Промышленные применения лазеров - Реди Дж.

Автор: Реди Дж.

Теги: электротехника промышленность лазеры вычислительная техника

Год: 1981

Похожие

Введение в физику лазеров

Принципы лазеров

Лазерная искра и распространение разрядов

Лазерная спектроскопия

Текст

INDUSTRIAL APPLICATIONS
OF LASERS
John F. Ready
Honeywell Corporate Research Center
Bloomington, Minnesota
ACADEMIC PRESS New York San Francisco London
A Subsidiary of Harcourt Brace Jovanovich, Publishers
1978
ПРОМЫШЛЕННЫЕ
ПРИМЕНЕНИЯ
ЛАЗЕРОВ
Перевод с английского
канд. техн. наук. В. А. АФАНАСЬЕВА,
канд. физ.-мат. наук Е. А. ВЕРНОГО,
К. Б. ШЕРСТНЕВА
ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР»
Москва 1981
УД/< 621.373.826
Монография американского ученого, известного советскому
читателю по книге «Действие мощного лазерного излучения»
(М.: Мир, 1974), посвящена практическим применениям лазеров
во многих сферах производственной и научной деятельности:
в измерительной технике, химической промышленности, оптиче-
ских системах связи, вычислительной технике, приборостроении,
а также при обработке материалов.
Для специалистов, занимающихся лазерной технологией.
Редакция литературы по новой технике
2403000000
30407-160
р_--------------160-81, ч. 1.
041(01)81
Copyright © 1978, by Academic Press, Inc.
© Перевод на русский язык, Мир, 1981
ПРЕДИСЛОВИЕ
К РУССКОМУ ПЕРЕВОДУ
С момента создания первого лазера прошло немногим более
20 лет. За эти годы в Советском Союзе и за рубежом проведе-
ны обширные исследования в области квантовой электроники и
создано большое число различных лазеров и приборов на их
основе. Одновременно с разработкой конструкций лазеров ве-
лись поиски областей их применения, особенно для целей ла-
зерной технологии. Последнее десятилетие характеризуется
быстрым развитием прикладной квантовой электроники, демон-
страцией возможностей применения лазеров в информационных
системах, вычислительной технике, химии, машиностроении,
электронике, медицине и внедрением их в ряд отраслей промыш-
ленности и в научные исследования.
В данной книге читатель сможет найти сведения по основам
лазерной техники и ознакомиться с разнообразными примерами
практического использования лазеров. Автор книги стремился
дать читателю возможность на основе приведенных данных са-
мостоятельно решать вопросы, связанные с интересующими его
конкретными применениями. Ценность книги состоит также и в
том, что она написана четким и доступным для широкого круга
читателей языком, содержит обширную библиографию по каж-
дому разделу и богатый иллюстративный и графический мате-
риал, который способствует более четкому пониманию изучае-
мой проблемы. Можно быть уверенным, что внимательный чи-
татель найдет в книге много ценного и полезного для своей
практической работы с лазерами.
Однако быстрое развитие прикладной квантовой электро-
ники приводит к тому, что литература по лазерам, особенно по
их практическим применениям, быстро устаревает. Не избежа-
ла подобной участи и данная книга, подготовленная автором
в 1976—1977 гг. Многие таблицы параметров газовых, твердо-
тельных и полупроводниковых лазеров нуждаются в корректи-
ровке (особенно это касается выходных параметров). Сущест-
венное развитие за это время получило направление полупро-
водниковых лазеров, срок службы которых достигает десятков
тысяч часов в непрерывном и импульсном режимах. Осваивает-
ся новый диапазон — 1,3 мкм, весьма перспективный для воло-
конно-оптических систем связи с малым затуханием (несколько
децибеллов на 1 км) и малой дисперсией. За последние 2—3 го-
да в Советском Союзе широкое применение получило лазерное
технологическое оборудование (установки для сварки, резки,
6
Предисловие к русскому переводу
закаливания и т. д.), которое в ряде случаев используется в
типовых технологических процессах.
Особый интерес в последние годы вызывают у физиков и
инженеров возможности аппаратуры, в которой в качестве ак-
тивного элемента лазеров используется кристалл алюмоиттрие-
вого граната (АИГ). Интерес обусловлен прежде всего уни-
кальными свойствами этого кристалла, позволяющими осуще-
ствлять практически все возможные для лазеров режимы рабо-
ты. Этн лазеры могут при непрерывной и импульсной накачке
обеспечивать, например, в свободном режиме генерации десятки
и сотни ватт средней мощности, а в режиме модуляции доброт-
ности— десятки и сотни мегаватт в импульсе при длительностях
импульса, лежащих в наносекундном диапазоне.
Следует обратить внимание читателей на интенсивное разви-
тие в последние годы лазерной спектроскопии. В данной книге
эти вопросы также рассмотрены, но здесь хотелось бы особо от-
метить применение перестраиваемых лазеров, создание которых
позволило разработать ряд принципиально новых методов спект-
роскопии, в том числе атомно-флюоресцентный анализ, оптико-
акустическую спектроскопию, активную спектроскопию комби-
национного рассеяния и модификации этих методов.
Названные методы не исчерпывают все возможные примене-
ния лазеров в спектроскопии. Следует упомянуть, например,
о лазерном спектральном анализе—методе, основанном на ла-
зерном отборе проб вещества с поверхности материала и по-
следующем спектральном анализе продуктов сгорания вещества
либо непосредственно в лазерной плазме, либо в специально
возбуждаемом электрическом разряде.
Одним из важнейших применений перестраиваемых лазеров
является лазерное разделение изотопов и лазерная очистка ве-
щества.
Книга рассчитана на широкий круг читателей — производст-
венников, инженерно-технических работников, исследователей,
студентов старших курсов вузов, не имеющих специальной под-
готовки в области лазерной техники, но желающих работать над
решением различных производственных, технологических или
исследовательских задач методами и средствами этой новой
бурно развивающейся отрасли науки н техники.
Перевод выполнен В. А. Афанасьевым (гл. 1, 2), Е. А. Вер-
ным (гл. 3—7, 17—19), К. Б. Шерстневым (гл. 8—16 20—21).
Д-р техн, наук А. В. Невский
Моей жене Кларе и детям Джону,
Майку, Крису, Мэри, Бэтси и
Стиву за поддержку и участие
при написании данной книги
ПРЕДИСЛОВИЕ
Книга предназначена лицам, занимающимся конкретными
техническими задачами, лицам, которые хотят знать, каким
образом лазерная техника может оказать им помощь в решении
этих задач. В большинстве изданных ранее книг по лазерам
очень хорошо излагаются основы квантовой электроники, но
лишь относительно небольшое число книг посвящено тому, как
использовать лазеры в промышленности. В данной книге пред-
принята попытка более подробно рассмотреть последние во-
просы. Безусловно, в ней нельзя найти готовых решений стоя-
щих перед читателем задач, но в ней показано, как лазеры
используются в тех областях, где они уже нашли применение.
Можно надеяться, что такой подход будет стимулировать вооб-
ражение читателя, который сможет оценить потенциальные
возможности применения лазеров для решения стоящей перед
ним задачи.
По этой причине книга не содержит строгих математических
выкладок, а уравнения приводятся лишь в тех случаях, когда
они могут быть увязаны с конкретными результатами. Исклю-
чением является гл. 17, посвященная голографии. Автор счита-
ет, что в данном случае подробное математическое изложение
необходимо для понимания того, как образуется и использует-
ся голограмма.
В книге даны определения понятий, связанных с лазерами,
а также основные сведения, которые уже известны специа-
листам, давно занимающимся лазерной техникой, но сравни-
тельно редко приводятся в литературе.
Для полноты содержания в книгу включены главы об
основных особенностях лазеров. Эти главы посвящены харак-
теристикам лазеров, а также основным типам наиболее рас-
пространенных лазеров. Наряду с этим описывается вспомо-
гательное оборудование, которое обычно необходимо для прак-
тического применения лазеров. Рассмотрены также вопросы
безопасности при работе с лазерами.
Большая часть книги посвящена уже сложившимся обла-
стям применения лазеров. В промышленности достаточно
широко используются методы лазерной сварки и резки метал-
8 Предисловие
лов, скрайбирование керамики. Лазеры широко используются
для юстировочных работ, в геодезии и метрологии. Приведены
конкретные примеры, иллюстрирующие потенциальные возмож-
ности соответствующих методов.
Наряду с этим рассматриваются и новые области примене-
ния лазеров, которые находятся в настоящее время в стадии
экспериментального изучения. В их число входят такие приме-
нения, окончательное значение которых пока еще полностью не
определено, но которые могут принести большие выгоды. К ним
относятся, например, системы лазерной связи и оптические за-
поминающие устройства для ЭВМ. Еще более далеки от прак-
тической реализации открывающие огромные потенциальные
возможности методы лазерного разделения изотопов и осуществ-
ление лазерного термоядерного синтеза.
БЛАГОДАРНОСТИ
Я очень благодарен всем тем, кто оказал мне помощь в ра-
боте над данной книгой: отдельным лицам и организациям, ко-
торые разрешили воспроизвести опубликованные материалы,
моим коллегам из Научно-исследовательского центра фирмы
Honeywell Corporate Р. Берналу, Т. К. Ли, Ф. Шмиту, О. Туфте
и Д. Зуку за советы, поддержку, проявленный интерес, кон-
структивные критические замечания, а также за предоставлен-
ные фотографии.
Мне бы хотелось поблагодарить лиц, предоставивших фото-
графии для данной книги: Ф. Ароновица и Г. Моккера из фир-
мы Honeywell Systems, К- Бенаса из Научно-исследовательской
лаборатории фирмы United Technologies, С. Энгеля из фирмы
GTE Sylvania, Э. Де Руссе и Дж. Вебстера из фирмы Coherent
Radiation, Inc., Д. Феррье из фирмы Electroniask, Inc., Ф. Галь-
яно из фирмы Western Electric, Ф. Густафсона из фирмы Honey-
well Avionics Division, Д. Неймана из фирмы GCO, Inc.,
Т. Шримфа из Научно-исследовательской лаборатории ВМФ
США, Д. Старка из фирмы Spectra-Physics, Inc., М. Стикли из
Министерства энергетики США и М. йессика из фирмы Photon
Sources, Inc.
Особой благодарности заслуживают Д. Элрингер, перепеча-
тавшая рукопись книги, а также М. Колье и В. Сквайер, подго-
товившие штриховые рисунки. Я высоко ценю труд моих по-
мощников и очень признателен им.
ИСТОРИЧЕСКАЯ СПРАВКА
Развитие лазеров представляет собой одну из ярких страниц
истории научно-технического прогресса. В итоге был создан но-
вый тип устройств, потенциальные возможности применения ко-
торых чрезвычайно велики. История развития лазеров начина-
ется с 1917 г., когда Альберт Эйнштейн теоретически обосновал
процесс вынужденного излучения, на котором основывается ра-
бота лазеров. Вынужденным излучением обусловливается про-
цесс усиления света, в результате которого в лазере происходит
увеличение интенсивности до очень высокого уровня. Основные
закономерности процесса вынужденного излучения были теоре-
тически обоснованы также Эйнштейном.
Однако сама по себе формулировка закономерностей процес-
са вынужденного излучения не привела к немедленному созда-
нию лазера. В 30-х годах было выполнено большое число ис-
следований в области оптической спектроскопии. В этот период
было исследовано большинство атомных и молекулярных энер-
гетических уровней, которые впоследствии были использованы
в лазерах. К 1940 г. информация об энергетических уровнях и
технология создания оптических материалов были достаточны
для того, чтобы обеспечить разработку лазеров. Были разрабо-
таны также и основные теоретические предпосылки.
Во время второй мировой войны основные исследования про-
водились в сверхвысокочастотном участке спектра электромаг-
нитных колебаний, и именно в этой области был достигнут су-
щественный прогресс. Поэтому, очевидно, разработка лазеров
шла в какой-то мере окольным путем. В 1954 г. Ч. Таунс и его
сотрудники создали устройство, получившее название «мазер» *>.
Это устройство предназначалось для усиления СВЧ-сигналов на
основе процесса вынужденного излучения. В 50-х годах вопросы
разработки мазеров привлекли большое внимание ученых. Од-
нако впоследствии интерес к мазерам снизился, и в настоящее
время мазеры используются лишь в качестве приемников для
радиоастрономических исследований.
В 1958 г. Ч. Таунс и А. Шавлов высказали предположение,
что явление вынужденного излучения, которое к тому времени
уже нашло практическое применение в мазерах, может быть
О Известно, что в то же время и совершенно независимо от Ч. Таунса
сотрудники Физического института им. Лебедева АН СССР Н. Г. Басов
и А. М. Прохоров создали аналогичное устройство, получившее название
«молекулярный генератор». — Прим, перед.
Историческая справка 11
использовано также в инфракрасной и видимой областях спект-
ра. Это предположение побудило ученых вновь обратить вни-
мание на исследования в оптической области. Вначале устрой-
ство получило название «оптический мазер». Однако затем это
название было заменено более коротким словом «лазер» (la-
ser— сокращенная форма английского выражения Light Ampli-
fication by Stimulated Emission of Radiation).
После этого во многих лабораториях начались работы по
созданию лазеров. Первой практической реализацией идеи сле-
дует считать рубиновый лазер, созданный Т. Мейманом в сере-
дине 60-х годов. Этот лазер излучал импульсы коллимирован-
ного света с длиной волны 0,6943 мкм. Довольно примитивный
с точки зрения современных стандартов созданный лазер сразу
привлек к себе внимание научной общественности. Он обеспечи-
вал получение света с чрезвычайно высокой степенью монохро-
матичности. Мощность импульсного рубинового лазера была
очень высокой. Этот лазер впервые выступил в качестве источ-
ника когерентного излучения в видимой области спектра. После
создания первого лазера существенно расширился круг лабо-
раторий, которые вели работы в области лазерной техники.
Первым газовым лазером был лазер на смеси гелия и пеона.
Он появился в 1961 г. Его создание было крупным достижени-
ем. Вначале этот лазер работал в инфракрасной области на
длине волны 1,15 мкм и был первым лазером, работавшим в нет
прерывном режиме. В 1962 г. в гелий-неоновом лазере была осу-
ществлена генерация на переходе с длиной волны 0,6328 мкм,
и гелий-неоновый лазер стал первым непрерывным лазером в ви-
димой области спектра. Гелий-неоновые лазеры в видимой обла-
сти спектра продолжают совершенствоваться до настоящего
времени. Они, несомненно, представляют собой наиболее широ-
ко распространенный тип лазеров.
В 1962 г. был создан лазер другого типа — полупроводнико-
вый на основе небольшого кристалла арсенида галлия. Конст-
рукция таких лазеров принципиально отличается от конструк-
ций созданных ранее газовых и рубиновых лазеров.
Наиболее интенсивное развитие лазерной техники приходит-
ся на период 1962—1968 гг. В это время были созданы по су-
ществу все основные типы лазеров и выявлено большинство
областей их практического использования. Уже на самых на-
чальных этапах была доказана возможность применения лазе-
ров для плавления и испарения небольших количеств металла.
В этот период были выявлены возможности использования ла-
зеров в системах связи, воспроизводящих устройствах, интер-
ферометрических системах, для голографических целей, а также
во многих других областях практического применения. На этом
этапе на лазеры возлагались большие надежды.
12 Историческая справка
Однако до настоящего времени развитие лазерной техники
находится все-таки в зародышевом состоянии. Имеющиеся ма-
териалы обладают слишком плохим качеством, а сами лазеры
являются весьма хрупкими устройствами с низкой надежностью
и малым сроком службы. Несмотря на то что давно уже выяв-
лены основные области применения лазеров и оценены потен-
циальные преимущества их применения, уровень развития ла-
зерной техники не обеспечивает надежного выполнения постав-
ленных задач. В ряде случаев это привело к некоторому разо-
чарованию в отношении лазеров. В принципе весь период вплоть
до 1968 г. представляется лишь начальным этапом развития
лазерной техники, на котором были выявлены возможности
применения лазеров, но не удалось в полной мере осуществить
реализацию этих применений. На протяжении указанного пе-
риода были созданы все основные типы известных в настоящее
время лазеров.
Ситуация начала изменяться примерно к концу 60-х годов
(более точно, к 1968 г.). К этому времени улучшилась техно-
логия изготовления лазеров. К началу 70-х годов параметры
существующих типов лазеров улучшились настолько, что лазе-
ры стали значительно надежнее. В начале 70-х годов работники
промышленности получили в распоряжение надежные модели
лазеров и смогли использовать их в практических целях. По-
явилась возможность экономически оправданной реализации
многих применений из числа обсуждавшихся на раннем этапе
развития лазеров. К 1974 г. сумма продаж лазерной техники
возросла до 500 млн. долл, в год. Лазеры стали реальным ору-
дием производства на поточных линиях, осуществляющих рез-
ку и сварку материалов, а также пробивку в них отверстий. Они
используются для юстировки в строительстве, для измерения
расстояний в службе метрического контроля при обработке ма-
териалов, а также в ряде других областей.
Ряд выявленных ранее областей применения лазеров нахо-
дится еще в стадии исследования. В будущем можно ожидать
значительного расширения областей промышленного примене-
ния лазеров. Можно указать, например, на большие возможно-
сти, открывающиеся перед рентгеновскими лазерами, примене-
нием лазеров для осуществления термоядерного управляемого
синтеза, а также лазерными методами разделения изотопов.
Хотя в настоящее время перечисленные выше применения оста-
ются в значительной степени гипотетическими, их реализация
сулит большие выгоды.
Глава 1
ОСНОВНЫЕ понятия
В данной главе рассмотрены основные принципы действия лазеров и
определена терминология, используемая в научно-технической литературе по
лазерам. Материал изложен в форме, доступной для читателей, не специали-
зирующихся по лазерной технике.
1.1. ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
Энергия, излучаемая лазером, представляет собой электромагнитное из-
лучение 1>. Термином «электромагнитное излучение» обозначается непрерыв-
ный ряд, состоящий из различных типов излучения. В данном разделе описан
спектр электромагнитного излучения н показано, в каком отношении нахо-
дятся лазерное излучение и другие обычные типы излучения.
Электромагнитное излучение имеет волновую природу. Волны представля-
ют собой колебания электрического и магнитного полей. Они могут быть оха-
рактеризованы частотой, т. е. числом периодов колебаний электрического или
магнитного поля в 1 с. Расстояние между максимумами волн называют
длиной волны. Волна распространяется со скоростью с (скорость света), рав-
ной 3-1010 см/с. Физическая природа различных типов электромагнитного из-
лучения одна и та же. Скорость распространения и электромагнитная приро-
да излучения в любой части спектра одни и те же. Единственным отличием
является частота. Излучение в различных участках спектра характеризуется
разными диапазонами частот колебаний волн.
Между частотой / и длиной волны X существует взаимосвязь, определяе-
мая для всех типов электромагнитного излучения соотношением
Kf=c,
(1.1)
из которого следует, что длина волны уменьшается при возрастании частоты.
На рис. 1.1 приведен электромагнитный спектр с несколькими хорошо
известными участками, обозначенными по шкале частот и по шкале длин
волн. На низкочастотном (длинноволновом) конце находятся радиоволны. По
мере возрастания частоты (уменьшения длины волны) мы проходим через
микроволновую область (область сверхвысоких частот), инфракрасный, ви-
димый, ультрафиолетовый, рентгеновский участки и область гамма-излучения.
Частота при этом изменяется более чем в 101е раз. Границы между различ-
ными участками спектра не являются резкими и отчетливыми; они определе-
ны условно в соответствии с разными способами взаимодействия разных ти-
пов излучения с материей. Следует подчеркнуть, что все эти типы излучений
имеют одинаковую природу, ио разную частоту волнового движения. *
*> Под «излучением» мы будем подразумевать излучательную энергию,
а не ионизирующее излучение.
14 Глава 1
Длина Волны
0,1 нм 1нм Юнм ЮОнм 1мкм Юмкм ЮОмкм 0,1см 1см 10см 1м Юм 100м 1км 10 км 100 км
----1-------1------1-1-L-^l--1---1 | _l------1-----1-1-1---1---1---1------
Гамма----------------------------------------------------------------------к! ИК~ ' CBV~-PoSuo'
излучение й! излучение ^излучение Волны
------1—*—1-Г-*-|------Н—1---1---1—*—1---1----1---1-----]-!---1---1--------
10,s 10,s 10п 10,е ю'Ч 5 * 10* 10'3 Ю,г 10" 10ю 10s 10е IO7 10s 10s 10*
Частота, Гц
Рис. 1.1. Основные участки электромагнитного спектра.
Помимо волновых характеристик электромагнитное излучение обладает
свойствами, присущими частицам. В некоторых случаях свет действует так,
как будто он состоит из подобных частицам дискретных квантов энергии, на-
зываемых фотонами. Каждый фотон несет дискретное количество энергии,
определяемое соотношением
E—hf—hc/k, - (1.2)
где h — постоянная Планка, равная 6,6-10-27 эрг-с. Из этого соотношения
видно, что энергия фотона связана с длиной волны и увеличивается по мере
ее уменьшения.
Во многих случаях взаимодействия света с материей квантовая природа
света проявляется сильнее, чем волновая. Свет может взаимодействовать с ве-
ществом только тогда, когда энергия фотона имеет соответствующую величи-
ну. При таких взаимодействиях волновые свойства света оказываются второ-
степенными. Довольно трудно согласовать концепции волнового и квантового
представлений о природе света. В одних экспериментах, например с дифрак-
цией и интерференцией, преобладает волновая природа, а в других, таких,
как поглощение света атомными или молекулярными системами, — квантовая
природа света. Таким образом, свет может быть поглощен молекулой только
в том случае, если расстояние между уровнями энергии равно энергии фотона.
Классическим примером проявления квантовой природы света является
фотоэлектрический эффект, при котором с поверхности твердого тела при
поглощении света эмитируются электроны. Для каждой поверхности сущест-
вует минимальное значение энергии, требуемое для испускания электрона. Эта
величина 0, называемая работой выхода поверхности, зависит от материала.
Если энергия фотона немного превышает работу выхода, т. е. если длина
волны меньше hc/0, то электроны могут быть легко обнаружены. Если же
длина волны чуть больше этой величины, фотоэлектронную эмиссию обнару-
жить нельзя даже при высокой интенсивности света.
Наличие у излучения волновых и квантовых свойств трактуется как дуа-
лизм природы излучения. Умозрительно эту двойственную природу объяснить
трудно. Здесь мы просто укажем, что при одних взаимодействиях свет ведет
себя как волны, а при других — как частицы.
Лазерное излучение представляет собой свет в ближней ультрафиолето-
вой, видимой и инфракрасной областях спектра, т. е. излучение с длинами
волн в диапазоне 10~5—10~2 см *> и с частотами 1013—1015 Гц.
Ч Длина волны света обычно выражается в микрометрах (мкм) и нано-
метрах (нм). Иногда длина волны света измеряется в ангстремах
(А): 1 А=10-8 см. Длина волны зеленого света может быть записана в виде
5,5- 10-5 см = 0,55 мкм = 550 нм=5500 А.
Основные понятия 15
Ультра-
фиолет
। ИН-излучение
0,2 0,3 Оу 0.5 0,6 08 1,0 2 3 4 5 6 8 10
Длина Волны, мнм
Линии излучения лазеров
Рис. 1.2. Длины волн излучения
наиболее распространенных лазеров.
Полный диапазон длин волн, перекрываемый лазерами, простирается от
~0,1 до 1 000 мкм, однако на краях этого диапазона работают пока только
экспериментальные лабораторные установки. Пригодные для практических
применений лазеры работают в диапазоне 0,3—10 мкм (рис. 1.2). На рис. 1.2
обозначены длины волн ряда наиболее распространенных лазеров. Длина вол-
ны каждого лазера обозначена тонкой вертикальной линией; разброс длин
волн для определенного лазера составляет ничтожную часть диапазона длин
волн, показанного иа рисунке.
Для создания лазеров можно использовать различные вещества, каждое
из которых имеет собственную четко выраженную рабочую длину волны. На
рнс. 1.2 приведены некоторые из этих веществ и их рабочие длины волн.
В число лазеров, применяемых на практике (рис. 1.2), входят следующие:
лазер на СОг, работающий в дальней инфракрасной области на длине
волны 10,6 мкм;
лазер на стекле с неодимом, работающий в ближней инфракрасной обла-
сти на длине волны 1,06 мкм;
лазер на арсениде галлня, работающий в ближней инфракрасной области
в диапазоне длин волн 0,85—0,9 мкм;
гелий-неоновый лазер, испускающий излучение красно-оранжевого цвета
с длиной волны 0,6328 мкм;
аргоновый лазер, работающий на нескольких длинах волн в голубой
и зеленой областях спектра;
азотный (ультрафиолетовый) лазер, работающий на длине волны 0,3371 мкм.
Данное перечисление не представляет собой списка важнейших лазеров, од-
нако оно пригодится нам в дальнейшем.
1.2. ОСНОВНЫЕ ЗАКОНЫ ОПТИКИ
В данном разделе кратко описаны наиболее важные оптические явления,
с которыми обычно имеют дело при использовании лазеров: поляризация,
дифракция и интерференция световых пучков. Все они обусловлены волновой
16 Глава 1
рисп^
Рис. 1.3. Мгновенное распределение электрического (£) и магнитного (Н)
нолей в линейно-поляризованном пучке света с длиной волны X.
природой света. Будем считать, что такие явления и понятия, как отраже-
ние, преломление н коэффициент преломления, читателю хорошо известны.
С ними можно ознакомиться в любой книге по геометрической оптике.
На рис. 1.3 приведено мгновенное распределение волновых полей в пуч-
ке линейно-поляризованного света. Электромагнитная волна характеризуется
электрическим н магнитным полями, перпендикулярными друг другу и на-
правлению распространения. Картина, изображенная на рис. 1.3, перемеша-
ется в направлении распространения со скоростью света с. В каждой точке
светового пучка вектор электрического поля Е колеблется вдоль одной ливни
в плоскости, перпендикулярной направлению распространения. Отметим, что
линейная поляризация иногда называется также плоской поляризацией. Если
свет не поляризован, то вектор мгновенного электрического поля волны в лю-
бой фиксированной точке может хаотично принимать любую ориентацию в
плоскости, перпендикулярной направлению распространения.
При сложении двух пучков линейно-поляризованного света с взаимно пер-
пендикулярными плоскостями поляризации и при фиксированном сдвиге фзз
получается свет с эллиптической поляризацией (в этом случае конец вектора
электрического поля вращается по эллиптической траектории). Эллипс, по
которому перемещается конец вектора суммарного электрического поля, пе-
реходит в окружность, когда амплитуды обеих поляризационных составляю-
щих равны, а разность фаз составляет л/2 (или любое нечетное число, крат-
ное этой величине). Такая поляризация называется круговой; ее называют
правой в тех случаях, когда вращение конца вектора электрического поля
происходит по часовой стрелке, если смотреть навстречу направлению рас-
пространения, и левой, когда это вращение происходит против часовой
стрелки.
Лазерные лучи часто бывают линейно-поляризованными. Поляризацию
луча можно исследовать с помощью поляризатора. Существует много типов
поляризаторов, некоторые из них рассматриваются в гл. 7. Наибольшее рас-
пространение получила обыкновенная поляроидная пластинка. Поляризатор
имеет ориентированную ось, называемую осью пропускания. Он пропускает
свет в том случае, когда вектор электрического поля параллелен этой оси.
Если поляризатор вводится в пучок лпнейно-поляризованного света, то про-
пускание будет наибольшим при совмещении оси пропускания с направлени-
ем вектора электрического поля. При вращении поляризатора интенсивность
пропускаемого света будет пропорциональна квадрату косинуса угла между
осью пропускания и направлением поляризации. Если исходный пучок не
поляризован, то при вращении поляризатора интенсивность пропускаемого
света не изменяется; тем не менее свет, прошедший через поляризатор, будет
линейно поляризован, а его интенсивность будет вдвое меньше интенсивности
падающего света.
Следует обратить внимание на возможность использования поляризацион-
ных эффектов для снижения потерь при прохождении света из газовой среды
Основные понят tin 17
или вакуума в твердое прозрач-
ное вещество. Обычно часть све-
товой энергии отражается н теря-
ется на границе двух сред. Такие
потери могут стать основной проб-
лемой при конструировании мно-
гих оптических приборов. Их мож-
но снизить путем соответствующей
взаимной ориентации границы
раздела сред и плоскости поляри-
зации. На рис. 1.4 рассмотрен слу-
чай, когда свет падает на грани-
цу раздела между газовой и. твер-
дой прозрачными средами (напри-
мер, между воздухом и стеклом)
под углом 0 к нормали этой по-
верхности. Направление светового
луча и нормаль к поверхности
определяют плоскость Р (плос-
кость рисунка). Рассмотрим две
составляющие поляризации: s-со-
ставляющую, перпендикулярную
плоскости Р, и р-составляюшую,
лежащую в плоскости Р. На рис.
1.4,6 приведена зависимость ко-
эффициента отражения от угла
падения 6. При нормальном паде-
нии (0=0) потери на отражение
одинаковы для обеих составляю-
щих и равны 4%- Потери для s-
составляющей возрастают с уве-
личением угла 0 и достигают
100% при углах, близких к 90°
(скользящее падение). Для р-со-
ставляющей, однако, существует
минимум потерь на отражение,
равный нулю при угле падения 0,
называемом углом Брюстера. Для
этого угла справедливо соотно-
шение
tg0B=«, (1.3)
Рис. 1.4. Отражение поляризованного
света от границы «воздух—стекло» при
коэффициенте преломления стекла
п=1,5.
а — ход лучей и ориентация векторов элек-
трического поля для поляризационных состав-
ляющих; б — зависимость коэффициента отра-
жения от угла падения. Точка, в которой кри-
вая, относящаяся к p-составляющей поляри-
зации, касается оси абсцисс, соответствует
углу Брюстера.
где п — коэффициент преломления. Для обыкновенного стекла п«1,5 и 0в~
«56°. Таким образом, при определенной ориентации поляризации относитель-
но нормали к поверхности раздела сред можно достичь минимума потерь на
отражение при вхождении света в прозрачную твердую среду.
Другим важным явлением, связанным с поляризацией, является двойное
лучепреломление. В некоторых прозрачных кристаллических материалах ско-
рость световой волны зависит от ее поляризации. Такие кристаллы называ-
ются двоякопреломляющими или двулучепреломляющими. В двоякопреломля-
ющ’ем кристалле пучок неполяризованного света разделяется на две различ-
ные поляризационные составляющие с взаимно ортогональными плоскостями
поляризации, распространяющиеся в разных направлениях (рис. 1.5). Это
обусловлено тем, что скорости распространения обеих поляризационных со-
ставляющих неодинаковы. В результате из кристалла выйдут два различных
пучка, один из которых поляризован горизонтально, а другой — вертикально.
Двойное лучепреломление легко продемонстрировать, положив двоякопре-
ломляющий кристалл, например кальцит, иа лист с печатным текстом. Сквозь
18 Глава 1
Рис. 1.5. Прохождение неполяризованного света через двоякопреломляющий
кристалл.
кристалл будут видны два разных изображения; каждое из них образуется
светом с тон пли иной поляризацией. Поместив над кристаллом поляризатор
и поворачивая его, можно легко обнаружить различие поляризаций этих двух
изображений.
В некоторых кристаллах, например в кристаллах дигидрофосфата калия
{KDP), двойное лучепреломление возникает при приложении к ним электри-
ческого напряжения. Это явление называется электрооптическим эффектом.
Способность двоякопреломляющих кристаллов разделять две взаимно
перпендикулярные составляющие поляризации в световом пучке и по-разному
пропускать их в различных направлениях находит множество применений в
приборах, используемых обычно совместно с лазерами. Зависимость двойного
лучепреломления в некоторых кристаллах от приложенного напряжения от-
крывает широкие возможности для управления лазерным излучением. Так, на
эффекте двойного лучепреломления, естественного или наведенного электри-
ческим полем, основана работа поляризаторов, модуляторов, переключателей,
а также дефлекторов или сканирующих устройств. В гл. 7 дано более полное
описание применения двойного лучепреломления в таких приборах.
Другим важным для лазерной техники физическим эффектом является
дифракция, которая состоит в том, что световой луч огибает препятствия,
помещаемые на его пути, в результате чего свет попадает в область геомет-
рической тени. Для примера рассмотрим тень, даваемую прямолинейным
краем непрозрачного щита. В соответствии с принципами геометрической оп-
тики, если непрозрачный щит помещается между источником света и экра-
ном, его край дает на экране резкую тень. Свет не должен попадать на экран
в теневой зоне, а за ее пределами освещение экрана должно быть равномер-
ным. Тщательное обследование тени показывает, однако, что ее граничная
зона характеризуется чередующимися светлыми и темными полосами и что
небольшая часть светового потока отклоняется за кран геометрической тени.
Дифракционные эффекты известны давно, но особое значение они приобрели
для коллимированных лазерных пучков. В большинстве случаев при исполь-
зовании обычных источников света относительно большая расходимость све-
товых пучков приводит к размытию дифракционных полос. С коллимирован-
ным лазерным пучком наблюдать дифракцию гораздо легче. Это приводит
к двойственному следствию: с одной стороны, создает предпосылки для раз-
работки применений лазерного излучения, основанных на дифракции, а с дру-
гой стороны, приводит к необходимости ослаблять дифракционные эффекты
в тех случаях, когда они нежелательны.
Значение дифракции для лазерного излучения в наибольшей мере про-
является, по-видимому, при рассмотрении круглой апертуры. Важность этого
случая обусловлена тем. что выходная апертура лазера как раз представляет
собой ту преграду, на которой будет дифрагировать пучок. Практический
смысл этого явления подробно рассмотрен в гл. 2. Угловое распределение
света на выходе равномерно освещаемой круговой апертуры радиусом о
характеризуется функцией [/t(ka sin Q)/ka sin 0]2,где 6 — угол между нормалью
Основные понятия 19
к апертуре и линией наблюдения, k=2n/K, a Л(х) обозначает функцию Бес-
селя первого рода первого порядка. Графики функций [/i(x)/x]2 и [sinx/x]2
очень похожи. Они определяют затухающую последовательность чередую-
щихся светлых и темных колец. Интенсивность света максимальна в центре
дифракционной картины при 6=0, затем она спадает до пуля в первом тем-
ном кольце, где аргумент Ла sin 6 определяет первый пуль функции Л(х).
Последующие слабые колебания этой функции характеризуют следующие
светлые и темные кольца, окружающие центральную зону. Угловую расходи-
мость пучка можно определить как угол, соответствующий первому темному
кольцу. Первый нуль функции Бесселя достигается при х=1,22л=3,83. Эго
означает, что угол расходимости 6а определяется соотношением
0Л«1,221/2п. (1.4)
При уменьшении размеров апертуры дифракционная угловая расходимость
света возрастает.
Третьим представляющим для нас интерес эффектом является интерфе-
ренция, возникающая при пересечении двух или более цугов волн друг с дру-
гом. Электрическое поле в заданной точке определяется суперпозицией волн
из разных волновых цугов. Результирующее электрическое поле в любой
точке и в любой момент времени находится путем суммирования мгновенных
значений полей, создаваемых каждой волной в отдельности. Если где-то в ре-
зультате интерференции получается слабое пли нулевое электрическое поле,
то в этом месте будет отмечаться частичное или полное затемнение (волно-
вые цуги здесь гасят друг друга). Там же, где электрические поля, склады-
ваясь, дают относительно большую величину поля (волновые цугн усиливают
друг друга), будет отмечаться относительно высокая яркость. Таким обра-
зом, интерференционные эффекты так же, как и дифракционные, могут да-
вать светлые и темные полосы.
Для простоты рассмотрим ннтереференцию при отражении света от тонкой
клиновидной пленки (рис. 1.6). Луч света падает иа первую верхнюю поверх-
ность пленки. Часть света отражается от этой поверхности, а часть проходит
сквозь нее, отклоняясь в силу рефракции в сторону нормали к поверхности.
На второй поверхности часть света снова отразится, а часть выйдет из плен-
ки. В точках, где общая длина оптического пути в пленке равна нечетному
целому числу полуволн, векторы электрического поля волн, отраженных от
первой и второй поверхностей, будут в противофазе друг с другом и, скла-
дываясь, дадут нуль. Условие для этого записывается в виде
2nd=(2W-|-1)1/2, (1.5)
где d— физическая толщина пленки, п — коэффициент преломления пленки,
a Af=O, 1, 2, 3... (отметим, что оптическая толщина пленки равна nd).
В местах, где клин на четверть длины волны толще, обе отраженные волны
будут в фазе друг с другом. Здесь будет выполняться условие
2nd=A'l, (1.6)
т. е. разность длин оптических путей равна четному целому числу полуволн,
и электрические поля, складываясь, дадут максимальную интенсивность света.
Таким образом, наблюдаемая картина будет представлять собой систему свет-
лых п темных полос, чередующихся с периодом, равным расстоянию, на ко-
тором толщина пленки увеличивается на четверть длины волны.
Интерференционные полосы можно наблюдать и во многих других слу-
чаях. Этот эффект известен очень давно, однако появление лазера также
значительно упростило его наблюдение и позволило на этой основе решить
многие практические задачи.
20 Глава I
Рис. 1.6. Интерференционное усиление и ослабление волнового поля при от-
ражении света от участков тонкой клиновидной пленки разной толщины.
1.3. ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ
Понятие энергетического уровня имеет очень важное значение для объ-
яснения работы лазеров. Лазерный эффект наблюдается при переходах меж-
Рис. 1.7. Схема энергетических уровней
атома водорода (фрагмент).
Стрелками показаны переходы между уров-
нями.
ду определенными энергетическими
уровнями атомной или молеку-
лярной системы. Простейшими
наборами энергетических уровней
обладают изолированные атомы.
Атом водорода будет служить
здесь в качестве наиболее знако-
мого примера. С точки зрения про-
стой классической теории можно
было ожидать непрерывного мно-
жества допустимых электронных
орбит вокруг ядра. Однако из
квантовой механики следует, что
возможны только определенные
дискретные, квантованные орбиты.
На каждой такой орбите электрон
обладает определенной энергией.
Различные значения энергии, ко-
торые атом может иметь при по-
падании электрона на те или иные
квантованные орбиты, называются
энергетическими уровнями атома
водорода. Аналогично все другие
изолированные атомы имеют свои
собственные характерные наборы
энергетических уровней. Фраг-
мент схемы энергетических уров-
ней атома водорода *> показан на
рис. L7. Если речь идет о ка-
ких-либо материалах (твердых те-
лах, газах или жидкостях), то их
энергетические уровни уже не яв-
ляются уровнями отдельных ато-
*> В соответствии с выражением (L2) энергия обратно пропорциональна
длине волны. Следовательно, диаграммы энергетических уровней могут быть
построены в единицах обратных длин волн (называемых волновыми числами)
Основные понятия 21
мов или молекул. Любой атом или молекула в них взаимодействует с со-
седними атомами или молекулами, и вследствие этого энергетические
уровни атома пли молекулы изменяются. В газах, где плотность ве-
щества относительно невысокая, это взаимодействие несильное и энерге-
тические уровни похожи на энергетические уровни отдельного атома пли
молекулы. В плотных материалах, жидких или твердых, атомы расположены
близко друг к другу и нх взаимодействие становится сильным. Энергетиче-
ские уровни отдельных атомов расширяются и сливаются в почти непрерыв-
ную полосу, состоящую из большого числа близко расположенных энергети-
ческих уровней. Так образуются, например, хорошо знакомые валентная зона
и зона проводимости в полупроводнике. В этом отношении важным исклю-
чением для твердых тел является случай, когда энергетические уровни при-
надлежат незаполненной внутренней электронной оболочке, окруженной внеш-
ней электронной оболочкой, как, например, у переходных металлических
элементов, таких, как ванадий, хром, марганец, а также железо и редкозе-
мельные элементы — неодим, самарий, европий. Эти энергетические уровни
экранируются от соседних атомов внешними оболочками электрического за-
ряда; подобное взаимодействие не расширяет энергетических уровней в такой
мере, как в обычных твердых телах. Эти узкие энергетические уровни в не-
которых переходных металлах и редкоземельных элементах имеют важное
значение для работы лазеров.
Помимо электронных энергетических уровней молекулы, содержащие бо-
лее одного атома, могут иметь дополнительные колебательные и вращатель-
ные энергетические уровни. Примером может служить молекула двуокиси
углерода, состоящая из двух атомов кислорода и атома углерода, располо-
женного на одной линии между ними. Колебательные энергетические уровни,
например, соответствуют движению атомов кислорода относительно атома
углерода. Такне энергетические уровни важны для работы некоторых газо-
вых лазеров. Вращательные энергетические уровни соответствуют вращатель-
ному движению асимметричной молекулы. Обычно энергия электронного дви-
жения имеет наибольшую величину, промежуточные значения имеет колеба-
тельная энергия, а энергия вращательных движений имеет наименьшие зна-
чения.
1.4. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ
При взаимодействии излучения с веществом происходит переход атомар-
ной пли молекулярной системы с одного энергетического уровня на другой.
Разность энергий начального и конечного состояний должна быть компенси-
рована поглощением или испусканием излучения в соответствии со следую-
щим соотношением:
Щ=ЬсГк=Ег-Е1, (1.7)
где £2 и £i—значения энергии двух состояний (занумерованных так, что
£г>£1), a hf— энергия фотона.
Можно назвать три различных процесса взаимодействия излучения с ве-
ществом в соответствии с энергетическими уровнями, участвующими в этих
процессах: флюоресценция, поглощение и вынужденное излучение. Любой из
них отражает квантовую (корпускулярную) природу света.
При флюоресценции возбужденный атом, находящийся на верхнем энер-
гетическом уровне, спонтанно переходит на нижний уровень, испуская энер-
гию, соответствующую разности уровней, в виде фотона с определенной час-
тотой. отвечающей соотношению (1.7). Примером сказанного может служить
рнс. 1.7, на котором показаны длины волн, соответствующие нескольким пе-
реходам в атоме водорода.
При поглощении света фотон, обладающий энергией hf, взаимодействует
С атомом (или молекулой), находящимся на нижнем энергетическом уровне.
22 Глава 1
Флюоресценция
Поглощение
бынцжденнсе
излучение
Уро день энергии электрона
CSem
Энергетический переход
Рис. 1.8. Энергетические переходы, свойственные основным видам взаимо-
действия кванта излучения с веществом.
н переводит его на более высокий уровень. В результате световая энергия
переходит к атомной нлн молекулярной системе. Если частота j не удовле-
творяет соотношению (1.7) для какой-то комбинации энергетических уровней,
то поглощение отсутствует. Поскольку обычно для материалов существует
множество плотно расположенных разрешенных энергетических состояний, то
нужная комбинация уровней может существовать почти для любой волны н
материал будет поглощающим для данного излучения. Заметим, что погло-
щение света вешествамп к настоящему времени хорошо изучено.
Вынужденное излучение характеризуется тем, что возбужденный атом,
находящийся на верхнем энергетическом уровне, под действием приходящего
излучения с частотой f, удовллворяющей соотношению (1-7), излучает избы-
точную энергию и переходит на более низкий энергетический уровень. Этот
процесс гораздо менее известен, чем флюоресценция или поглощение, но
именно ои лежит в основе работы лазера. Впервые было высказано предпо-
ложение о возможности такого процесса Альбертом Эйнштейном, который
показал, что испускание света может быть инициировано приходящим фото-
ном, если какой-то электрон пребывает в соответствующем возбужденном
состоянии. Этот фотон должен иметь энергию, соответствующую энергетиче-
ской разности между начальным возбужденным состоянием и конечным со-
стоянием с меньшей энергией. В результате такого взаимодействия фотона
с атомной системой появляются два фотона. Оба фотона имеют одну и ту
же частоту и распространяются в одном и том же направлении. Энергия,
выведенная таким образом нз атомной системы, проявляется в виде допол-
нительного светового излучения с частотой f. Первоначальный свет также
присутствует в выходном световом потоке, так что фактически получается
усиление интенсивности падающего света. Отсюда, кстати, становится понят-
ным название прибора: laser—Light Amplification by Stimulated Emission of
Radiation (усиление света посредством вынужденного излучения).
Все три описанных выше процесса взаимодействия излучения с вещест-
вом схематически представлены на рнс. 1.8. Горизонтальные прямые линии
представляют собой энергетические уровни, волнистые стрелки означают фо-
тоны, а вертикальные прямые стрелки означают переходы электрона с одного
уровня на другой.
Итак, мы теперь знаем, что такое вынужденное излучение, основной
процесс, ответственный за работу лазера. Чтобы использовать этот процесс,
требуется подобрать подходящий материал с соответствующими энергетиче-
скими уровнями, разработать метод создания так называемой инверсии на-
селенностей уровней в этом материале н создать структуру, называемую ре-
зонатором. В последующих разделах мы рассмотрим каждое из этих тре-
бований.
Основные понятия 23
1.5. ЛАЗЕРНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
Для создания лазера нужен ма-
териал с определенными свойствами.
Такой материал часто называют ла-
зерным веществом. Он должен иметь
подходящие для взаимодействия с
излучением энергетические уровни.
Лазерный эффект имеет место на
тех длинах волн, на которых дан-
ный материал способен испускать
флюоресцентное излучение, т. е. на ча-
стотах, удовлетворяющих уравнению
(1.7) для некоторой пары энергетиче-
ских уровней. К материалам, у кото-
рых обнаружены подходящие наборы
энергетических уровней, относятся
рубин (кристалл окнсн алюминия, ле-
гированный небольшим количеством
хрома), стекло, легированное неболь-
шим количеством редкоземельного
элемента неодима, разновидность гра-
ната (алюмо-нттриевый гранат —
АИГ), легированного неодимом (Nd:
АИГ), углекислый газ, неон, ионизи-
рованный аргон, а также полупровод-
никовый кристалл арсенида галлия.
Потенциально пригодные для соз-
дания лазеров материалы изучаются
спектроскопическими методами с це-
лью определения энергетических уров-
ней. Характерные примеры энергети-
ческих уровней приведены на рис. 1.9
(кристалл) и рнс. 1.10 (газовая
смесь). На рис. 1.9 приведены важ-
нейшие энергетические уровни руби-
на с лазерным переходом на длине
волны 0,6943 мкм, а на рис. 1.10 —
энергетические уровни неона с тремя
известными лазерными переходами.
Эти уровни помечены их спектроско-
пическими символами (например, :,S2)
и значениями их энергии ’> относительно самого нижнего энергетического
уровня, принимаемого за нуль отсчета.
На рис. 1.9 и 1.10 приведена также дополнительная информация относи-
тельно создания инверсии населенностей. К этому мы еще вернемся ниже.
С точки зрения спектроскопической оптики для лазера желателен материал
с высокой флюоресценцией и узкими спектральными линиями флюоресцен-
ции. Здесь мы не будем обсуждать, почему перечисленные выше материалы
пригодны для создания лазеров, а другие материалы с аналогичными свой-
ствами для этого непригодны.
Поясним некоторые термины, широко применяемые в литературе по лазе-
рам. Флюоресцентная линия, используемая для работы лазера, имеет конеч-
ную спектральную ширину. Распределение частот в флюоресцентной линии
определяет так называемую форму флюоресцентной линии. Обычно встреча-
ются две формы линий: лоренцева и гауссова. Лоренцева функция распре-
Рис. 1.9. Схема энергетических уров-
ней рубина.
Символами, принятыми в спектроскопии,
обозначены уровни, между которыми про-
исходят переходы при поглощении зелено-
го света (0,52—0,58 мкм) и излучении крас-
ного света (0,6943 мкм).
*> Энергия выражена в электронвольтах.
24 Глава 1
20
19
г 18
Неи*
Гелий
метоста -
Вильнь'й (13912 мкм)
Ш5,-Л(20,30эВ) ЗР*
(0.6328 мм/)
Лазер (1J523 мкм)—AS
2' Рл » — -
(18.70ЭВ) =
'S------------
(70.01 эВ)
з $ ме тоста-
Вилоный
(19,82 эВ)
Соударения
с электронами
’s
-—(16,70 эВ)
:в
Диффузия
О
-----i----i_____।------1
Основною состояния
Гис. 1.10. Энергетические уровни и переходы между ними, определяющие
работу гелий-неонового лазера.
деления, обусловленная конечным флюоресцентным временем жизни излуча-
ющего атома, имеет вид
[(/-^)2+(ДП21-‘,
где f — частота, f0 — центральная частота линии, а А/ — полуширина линии.
Гауссова функция распределения, обусловленная доплеровским сдвигом за
счет движения молекул в газе, имеет внд
ехр{—(In 2)[(f—f0)/Af]2}.
Эти функции распределения определяют интенсивность флюоресцентной ли-
нии в зависимости от частоты.
Существует и другое различие между флюоресцентными линиями: они
бывают однородными и неоднородными. В однородной линии каждый атом
может излучать в пределах всей ширины линии; в неоднородной линии каж-
дый отдельный атом может излучать только в узком участке линии. Таким
образом, вклад в лазерный эффект на какой-то фиксированной частоте в пре-
делах границ флюоресцентной линии в материале с однородной линией мо-
жет дать каждый атом, а в материале с неоднородной линией — лишь не-
большая часть атомов. Когда эта часть атомов оказывается использованной,
говорят, что «в линии прогорела дырка», а выходная мощность ограничива-
ется данной долей атомов, пригодной для работы лазера. Поэтому предпоч-
тительнее бывают однородные лннин. Заметим, что лоренцевы линии всегда
однородные, а гауссовы липин — неоднородные. Характерные лазерные флюо-
ресцентные линии у газов неоднородные, у рубина при комнатной темпера-
туре однородные, а у рубина при низкой температуре неоднородные.
Основные понятия 25
1.6. ИНВЕРСИЯ НАСЕЛЕННОСТЕЙ
При распространении света с интенсивностью I(z) и частотой / в направ-
лении z в среде с плотностью атомов Ni и Л'2, которые находятся на двух
энергетических уровнях, удовлетворяющих уравнению (1.7), происходит по-
глощение света в соответствии с выражением
/(z)=Z(0)e-«z, (1.8)
где а — коэффициент поглощения, определяемый для гауссовой формы линии
соотношением
«=-(с2/4л/2т)[(1п 2)/nJ,|2(Ai/A)), (1.9)
в котором т — флюоресцентное время жизни материала. Отметим, что здесь
с — скорость света в материале, а не в вакууме. Несколько иное выражение
соответствует лоренцевой форме флюоресцентной линии, однако и оно кон-
статпэхет пропорциональность « величине ЛЗ/Af. Процесс усиления света при
вынужденном излучении описывается выражением
Z(z)=Z(0)e+«z,
где g — коэффициент усиления, равный
£=(с2/4л)2т)[(1п 2)/л],/2(Л2/Д/) (1.10)
для гауссовой формы линии. Отметим подобие выражений для а и g. Это
означает, что поглощение и вынужденное излучение являются взаимно-обрат-
ными процессами. В результате прохождения света через материал получаем
Z(z)=/(0)exp [(с2/4лрт)[(1п 2)/n]*/2(l/Af) (<V2-M.)z]. (1.11)
Если ,V2>Ai, интенсивность будет нарастать по мере прохождения света че-
рез вещество; если N<>Nz, она будет снижаться. Следовательно, для работы
лазера необходимо, чтобы выполнялось условие Л'>>А'», которое называется
«инверсией населенностей». Таким образом, инверсия населенностей — это
просто такое состояние, когда большая часть электронов находится на верх-
них энергетических уровнях, с которых начинается флюоресцентный переход,
а меньшая часть электронов находится на нижних уровнях, на которых он
завершается. Согласно выражению (1.11), без инверсии населенностей будет
происходить поглощение на частоте [, а при наличии инверсии населенностей
свет будет усиливаться за счет вынужденного излучения.
Инверсия населенностей является необычным состоянием. Если некоторое
вещество находится в тепловом равновесии при температуре Т, то
А2/А1=ехр[-(£2-£1)/АГ], (1.12)
где k — постоянная Больцмана, равная 1,38-10-16 эрг/град. Из этого равен-
ства следует, что Nz<Ni. Для получения лазерного эффекта необходимо на-
рушить каким-то образом тепловое равновесие, чтобы создать ниверсию насе-
ленностей.
Рассмотрим теперь так называемое пороговое условие, определяющее ми-
нимальную инверсию населенностей, необходимую для определенной системы.
Работа лазера связана с неизбежными потерями; один из видов этих по-
терь — выход излучения через два торцевых зеркала с коэффициентами отра-
жения Ri п R?. (Мы предполагаем здесь наличие двух зеркал на концах
лазера.) Другой вид потерь обусловлен несовершенствами системы, такими,
например, как неоднородности в рубиновом кристалле. Эти потери можно
охарактеризовать коэффициентом потерь (3, так что снижение интенсивности
на расстоянии z будет определяться множителем е-₽г.
28 Г лава 1
Рис. 1.13. Схема включения лампы-вспышки.
са, длительность импульса, а также размеры лампы могут изменяться в ши-
роких пределах.
Когда через лампу проходит разрядный электрический ток, в ней форми-
руется высокотемпературная плазма, излучающая электромагнитную энергию
в широком диапазоне длин волн. Это излучение обычно имеет сложный
спектр, включающий как линейчатые, так и непрерывные компоненты. Суще-
ствует возможность в разумных пределах согласовать определенную часть
этого спектра со спектром поглощения используемого лазерного материала
путем подбора состава газа и оптимизации рабочих параметров. Разряд ини-
циируется в лампе-вспышке путем возбуждения искрового пробоя между ее
электродами. Это достигается подачей на лампу высоковольтного запускаю-
щего импульса. На рис. 1.13 приведена типичная схема питания лампы-
вспышки, которая содержит высоковольтный пусковой источник, подключае-
мый к лампе. После запуска лампы основная накопительная емкость С мо-
жет разрядиться через ионизированный газ. Последовательная индуктивность
включается для формирования импульса тока через лампу, а также для пред-
отвращения звона пли обратного тока, укорачивающего срок службы лампы.
Время жизни ламп-вспышек более подробно рассмотрено в гл. 5.
Метод создания инверсии на-
селенностей путем прямого элект-
ронного возбуждения схематиче-
ски показан на рис. 1.14. Электро-
ны, обладающие большой энерги-
ей, инжектируются в материал и,
сталкиваясь с находящимися з ос-
новном состоянии атомами, пере-
водят нх на возбужденный энер-
гетический уровень 4. Затем мо-
жет последовать безызлучатель-
ный переход на уровень 3. Инвер-
сия населенностей создается меж-
ду уровнями 3 и 2. (Уровень 2
первоначально считается пустым.)
Типичным примером такого
возбуждения может служить элек-
трический разряд в газе. Условия
здесь подобны условиям в неоно-
вой рекламной трубке. Ток проте-
4
3
Соударения
селектронами
1
1 безызлучотель
\ный переход
Лазерное
излучение
[дезызлучатем-
^не/й переход
Рис. 1.14. Прямое электронное возбуж-
дение и генерация в четырехуровневой
лазерной системе.
Основные понятия 29
кает между электродами в газе. Электроны испускаются катодом н летят
в газовой среде под воздействием приложенного электрического поля; при
этом они сталкиваются с атомами или молекулами газа. В этих условиях ки-
нетическая энергия электрона преобразуется в энергию возбуждения атомов
или молекул. Для достижения инверсии населенностей верхний уровень 3
должен быть заселен в результате столкновений больше, чем уровень 2. Для
этого требуется определенное подходящее соотношение между спектром
скоростей электронов, поперечными сечениями для передачи энергии на раз-
личные уровни и скоростями высвечивания этих уровней. Подбор подхо-
дящей комбинации перечисленных факторов, удовлетворяющей соотношению
(1.14), может оказаться затруднительным; из-за этого, вероятно, чаще ис-
пользуется другой метод — метод резонансного переноса энергии, описывае-
мый ниже.
Метод резонансного переноса энергии применяется в газах. Для его реа-
лизации требуются два газа, в которых верхние энергетические уровни при-
близительно одинаковы, например Не н Ne (рнс. 1.10) или СО2 и N2. Элек-
троны возбуждают один из газов в процессе столкновений. Молекулы воз-
бужденного газа, сталкиваясь с молекулами второго газа, передают ему энер-
гию возбуждения. Молекулы второго газа, таким образом, оказываются на
верхнем уровне при пустых нижних уровнях, что и приводит к желаемой
инверсии населенностей. В частности, в гелий-неоновом лазере электронами
возбуждаются атомы гелия. Энергия возбуждения передается атомами неоиа,
и лазерный эффект возникает на энергетических уровнях неона. В СО2—N2-
лазере (обычно называемом просто С02-лазером) возбуждается азот, и он
передает энергию возбуждения углекислому газу, в котором возникает ла-
зерный эффект.
Следует отметить, что для осуществления инверсии населенностей тре-
буется значительная энергия. Эта энергия вводится в активный материал тем
или иным способом для перевода атомов на верхние энергетические уровни.
Выходная энергия лазера всегда намного меньше затраченной. Известно, что
в этом отношении лазеры весьма неэффективны. Значения коэффициента по-
лезного действия, равные нескольким десятым долям процента, для них счи-
таются вполне обычными.
1.7. РЕЗОНАТОР
Одним из условий, обеспечивающих работу лазера, является создание
определенной геометрической структуры, называемой резонатором. Сначала
мы будем считать, что резонатор состоит из двух параллельных зеркал, а за-
тем рассмотрим некоторые другие возможности.
Резонатор необходим для того, чтобы свет многократно проходил через
активную среду и за счет этого удлинялся бы его путь в ней. На рнс. 1.15
схематически показана структура лазера, возбуждаемого лампой-вспышкой.
В схеме предполагается оптическая накачка и наличие стержня из твердо-
тельного кристаллического лазерного вещества. Для конкретности рассмотрим
рубиновый лазер. В этом случае зеркалами являются отражающие покрытия,
нанесенные на плоские параллельные торцы стержня. Конечно, возможны и
многие другие варианты структуры н конструкции лазера.
На рнс. 1.15 представлены все основные элементы лазера — активный
элемент, средства для создания инверсии населенности (лампа-вспышка) и
резонатор (зеркала на торцах стержня). Для обеспечения резонанса необхо-
димо, чтобы между зеркалами укладывалось целое число полуволн:
fl(X/2)=d, (1.15)
где d — расстояние между зеркалами, a q — целое число, много большее еди-
ницы. Обычно существует множество значений длин волн Z, удовлетворяю-
26 Глава 1
3
4
Световая
наначка
2-
; безьмучатль-
мт певехоО
i. 1 '
Световая
пеночка
3-
।,
I оезызлучатель -
\иый переход
-J—.........
Лазерное
излучение
Лазерное
излученье
Трехуровневая
система
Четырехуровневая
система
т~-----
1 везнзлучстел: -
цшй -переход
2
Рис. 1.11. Возбуждение и излучение лазера в материалах с трехуровневой
и четырехуровиевой системами.
Воспользовавшись равенством (1.11), можно определить коэффициент из-
менения интенсивности света в результате его прохождения в прямом и
обратном направлении через активную среду между двумя зеркалами, раз-
несенными на расстояние L:
Я,Я2ехр(-2₽£)ехр [2L(c2/M2T)[(ln 2)/л]'/2(М>-1У,)/ДЛ- (1-13)
Для обеспечения усиления интенсивности света необходимо, чтобы этот коэф-
фициент был больше 1. Прологарифмировав выражение (1.13), получаем
Ni-Nl>(^f^f/Lc2')(n/ln2),/2( pi- -Lin RtRz) . (1.14)
Данное выражение определяет пороговое условие, т. е. минимальную инвер-
сию населенностей, необходимую для достижения лазерного эффекта на га-
уссовой лиини в среде с заданными свойствами. Для лоренцевой линии это
выражение изменится несущественно. Нетрудно заметить, что для достиже-
ния требуемой инверсии населенностей желательно иметь малую величину
Af, т. е. узкую спектральную линию. Выражение (1.14) дает порог, при кото-
ром лазер начинает работать. Чтобы создать минимальную инверсию насе-
ленностей Лг2—TVi, определяемую этим выражением, необходимо предприни-
мать специальные меры.
Можно показать, что создание инверсии населенностей в системе, содер-
жащей только два уровня, путем оптической накачки невозможно. Поэтому
используют систему с тремя или четырьмя уровнями. (На самом деле число
энергетических уровней в любом лазерном веществе намного больше четырех,
однако лишь три или четыре из них будут непосредственно вовлечены в ра-
боту лазера.) Лазерные вещества подразделяются на материалы с трехуров-
невыми и четырехуровневыми системами. Различие между ними состоит в
следующем: в материале с трехуровневой системой конечный уровень флюо-
ресценции является самым нижним уровнем (т. е. уровнем с наименьшей
энергией), а в материале с четырехуровневой системой конечный уровень
флюоресценции лежит выше самого нижнего уровня (рис. 1.1]). Рассмотрим
материал с трехуровневой системой. Инверсия населенностей достигается пу-
тем накачки с помощью вспомогательного светового источника. Для этого
Основные понятия 27
используется свет с частотой f3==(£3—Et)lh, который при поглощении пере-
водит атомы с уровня 1 на уровень 3. Затем безызлучательный переход
(очень быстрый), связанный с тепловыми колебаниями решетки, переведет
атомы на уровень 2. После этого происходит вынужденный переход между
уровнями 2 и 1, дающий излучение на частоте f2—(E2—Ei}lh. Если накачка
на частоте h достаточно интенсивна (т. е. если частота перехода с уровня 1
на уровень 3 велика), то может оказаться выполненным условие
Таким образом, достигается инверсия населенностей. Недостатком трехуров-
невой системы является то, что состояние 1 является самым нижним, так что
большая часть атомов должна быть переведена пз него в состояние 2, а это
требует более интенсивной накачки. В четырехуровневой системе данное
осложнение отсутствует. Безызлучательные переходы с уровня 4 на уровень 3
и с уровня 2 на уровень / очень быстрые. Поэтому уровень 2 остается не-
заполненным; следовательно, чтобы создать инверсию населенностей, доста-
точно получить лишь небольшое количество атомов на уровне 3. Материалы
с четырехуровневымн системами более предпочтительны именно потому, что
они обеспечивают более низкие пороги. Большинство применяемых лазерных
веществ располагает четырехуровневымн системами. Рубин с трехуровневой
системой представляет собой в этом смысле редкое исключение. На диаграм-
мах, приведенных на рис. 1.11, следует обратить внимание на то, что накач-
ка, производимая с целью создания инверсии населенностей, всегда приводит
к переходу атомов на один и тот же энергетический уровень, т. е. в верхнее
состояние флюоресцентного перехода. При повышении интенсивности накачки
все большее и большее число атомов переходит в это состояние, однако по-
следующие более высокие энергетические уровни не заполняются.
На практике инверсия населенностей достигается тремя способами: опти-
ческой накачкой, электронным возбуждением и резонансным переносом энергии.
Оптическая накачка основана на переводе электронов на более высокие
энергетические уровни при поглощении света, даваемого вспомогательным
источником. Это уже обсуждалось выше (рнс. 1.11). Оптическая накачка при-
меняется, например, в рубиновом лазере (рнс. 1.9). Для этого используется
свет в зеленой области спектра (0,52—0,58 мкм), который при поглощении
переводит атомы хрома на высший уровень трехуровневой системы. Затем
следует безызлучательный переход на верхний уровень флюоресцентного вы-
свечивания с длиной волны 0,6943 мкм. При интенсивной накачке инжнее
состояние будет обедняться, возникнет инверсия населенностей н создадутся
условия для лазерного эффекта.
В качестве вспомогательного источника света для иакачки чаще всего.
по-вндпмому, применяется лампа-вспышка, подобная той, что используется
в фотографии. Лампы-вспышки, применяемые обычно в лазерах, представля-
ют собой стеклянные или кварцевые
женном давлении •>_ Для этих целей
используется ксенон, хотя в некото-
рых случаях более высокая пиковая
яркость вспышки может быть достиг-
нута при использовании инертных га-
зов с меньшим атомным весом, таких,
как криптон или гелий. Этим лампам
с внутренними электродами можно
придать разнообразные формы. На
рис. 1.12 показана типичная линейная
лампа. Обычными являются также
спиралевидные н U-образные лампы.
Диапазон рабочих характеристик и
свойств этих ламп очень широкий. Энергия входного электрического импуль-
трубки, заполненные газом при пони-
Металлический
контакт
Стеклянная
трубка
Электрод
Рис. 1.12. Схема линейной лампы-
вспышки.
'•> Более точно, при давлении, близком к атмосферному или ниже. —
Прим, перев.
30 Глава 1
Источник питания с накопительной
емкостью
покрытие отражающее
покрытие
Рис. 1.15. Структура твердотельного лазера с оптической накачкой.
щнх этому уравнению; их называют продольными модами резонатора. Эти
моды равномерно располагаются на шкале длин волн с шагом л.2/2<1. Лазер-
ный эффект возникает лишь на тех модах, которые лежат в пределах лицин
флюоресценции лазерного вещества. На рис. 1.16 изображен контур линии
флюоресценции и отмечено положение мод резонатора.
Продольные моды аналогичны резонансным модам СВЧ-резонатора, за
исключением того, что в области СВЧ длины волн сопоставимы с геометри-
ческими размерами резонатора. Для излучения СВЧ q в уравнении (1.15)
составляло бы 1; для видимого и инфракрасного света геометрические раз-
меры резонатора во много раз превышают длину волны.
Форма спектральной линии излучения лазера может быть определена
расчетным путем. Обычно в выходном излучении лазера присутствует не-
сколько мод, слабо различающихся по частоте (рис. 1.16). Таким образом,
частотный спектр состоит из нескольких дискретных разнесенных частотных
составляющих, каждая из которых обусловлена своей продольной модой.
Отметим, что разность частот для продольных мод очень мала по сравнению
с рабочей частотой лазера, так что излучение лазера можно считать почти
монохроматическим.
Говоря о модах резонатора, следовало бы также остановиться на про-
странственных нли поперечных модах. Об этом речь пойдет в следующей
главе, где будут описаны пространственные характеристики лазерного пучка.
Теперь рассмотрим нарастание поля излучения между зеркалами в ре-
зонаторе. Свет многократно проходит между7 зеркалами, усиливаясь прн этом
в активной среде за счет вынужденного излучения. Процесс нарастания его
интенсивности схематически показан на рис. 1.17. Торцы лазерного стержня
являются плоскими взаимно параллельными зеркалами, благодаря чему свет
многократно проходит вдоль осн стержня. Возбужденные электроны в стерж-
не будут испускать флюоресцентное излучение. Часть флюоресцентного излу-
чения пойдет под разными углами к осн стержня, выйдет из него и будет
потеряна. Часть же окажется направленной вдоль осп стержня и будет уси-
лена за счет вынужденного излучения при прохождении сквозь стержень.
Основные понятия 31
резонатора
Рис. 1.16. Продольные моды оптического резонатора в пределах спектра
флюоресцентной линии (X — длина волны, d — длина резонатора).
Частично этот свет выйдет из стержня через торцевое полупрозрачное зер-
кало и будет таким образом представлять собой полезное выходное излуче-
ние лазера. Отразившаяся от зеркала часть света снова пройдет вдоль оси
стержня и приведет к увеличению интенсивности света. Свет многократно
пройдет сквозь стержень. Результатом этого процесса оказывается регенера-
тивный всплеск, при котором энергия, накопленная на верхних электронных
энергетических уровнях, быстро преобразуется в интенсивный очень хорошо
коллимированный пучок светового излучения. Нарастание интенсивности света
и выход его наружу через полупрозрачное зеркало являются, безусловно, не-
прерывным процессом, а не последовательностью отдельных событий, обу-
словленной «проскакиванием» света между зеркалами, как это может пока-
заться из приведенного упрощенного описания.
До сих пор .мы полагали, что резонатор образуется плоскими параллель-
ными зеркалами. Поскольку такие зеркала требуют точной угловой юсти-
ровки, то обычно используются сферические зеркала, для которых угловая
юстировка менее критична. Моды резонаторов с неплоскими зеркалами под-
робно изучены. Можно достичь устойчивой работы лазера при множестве
сочетаний радиусов кривизны зеркал R\ и Rz и расстояния d между ними.
Зеркальные структуры можно оценивать по двум критериям: стабильно-
сти н заполнению светом активной среды. Стабильность означает, что све-
товые лучи, проходя в прямом и обратном направлении между зеркалами,
образуют входящий угол. Хорошее заполнение активной среды означает, что
пространственная фигура, образуемая этими световыми лучами, заполняет
весь объем активной среды, помещенной между зеркалами.
Плоскопараллельные зеркала обеспечивают хорошее заполнение, посколь-
ку в этом случае световые лучи могут пронизывать весь объем резонатора.
При соответствующей юстировке световые лучн образуют входящий угол,
однако даже при малейшей разъюстировке зеркал световые лучи могут вый-
ти за их пределы после нескольких отражений. Таким образом, плоскопарал-
лельные зеркала работают на пределе стабильности. Некоторые комбинации
сферических зеркал обладают хорошей стабильностью, т. е. при небольшой
их разъюстировке все же сохраняется входящий угол, однако не все сфери-
ческие зеркала обеспечивают эффективное заполнение объема резонатора.
Примером является случай конфокальных зеркал, когда Ri=R'.a=cl. Фокус
каждого зеркала находится в центре резонатора, так что световые лучи бу-
32 Глава 1
о возбужденный атом »недсзбужденный'стом
а
Рис. 1.17. Схема возбуждения и вынужденного излучения в лазерном
стержне.
а — начальное невозбужденное состояние стержня; б — возбуждение световой накач-
кой; в — флюоресценция и начало‘вынужденного излучения; г — нарастание вынуж-
денного излучения преимущественно вдоль оси стержня; д — непрерывное усиление све-
та за счет вынужденного излучения и выход излучения из торца стержня.
_ Плосность-сфера
Rt = d, R2= °°
Сферические зеркала
- Rt= Rz-d/2
_ Конфокальные зеркала
Rf Rz- d
—Длиннофокусные зеркала
~ Rt»d, R2»d
Рис. 1.18. Некоторые возможные комбина-
ции зеркал с разными радиусами кривизны
Rt и Ri при длине резонатора d.
Плоскопараллельные
зеркала
Rr R? -
Нестабильный резонатор
~ Rt <d/2, R2 <.d/Z
дут проходить через узкий пе-
решеек на полпути между зер-
калами, и весь материал вне
образуемой ими двухконусиой
пространственной фигуры оста-
нется неиспользованным. Таким
образом, следует отметить, что
конфокальная конфигурация
дает малое заполнение.
Ряд возможных зеркаль-
ных конфигураций приведен
на рис. 1.18.
На практике часто исполь-
зуются зеркала с большими
радиусами кривизны (RC3>d,
Ri3»d), поскольку они образу-
ют резонаторы с хорошей ста-
бильностью и приемлемым за-
полнением активной среды.
Плоскопараллельные зеркала
обеспечивают хорошее исполь-
зование активной среды, одна-
ко они обладают очень низкой
стабильностью. Комбинация из
сферического и плоского зеркал
(Ri—d, Ri—eo) обеспечивает
Основные понятия 33
хорошую стабильность, однако излучение в ней плохо заполняет активную
среду. Сферические (Ri=i?2=d/2) и конфокальные (T?i=/?2=d) зеркала обла-
дают низкой стабильностью и не заполняют активной среды. На рис. 1-18
показан также пример нестабильной конфигурации (одной из многих).
Компромисс между стабильностью н заполнением активной среды обычно
достигается в длиннофокусной конфигурации, в которой R^>d и RR5>cl. Эта
конфигурация чаще всего применяется в современных промышленных лазерах.
В некоторых условиях в лазерах эффективно используются и нестабиль-
ные резонаторы. Такие резонаторы более всего пригодны для лазеров с чис
лом Френеля, много большим 1. Число Френеля вычисляется по формуле
NF—a2!dK (1.16)
где а — радиус активного стержня, d — расстояние между зеркалами, а X —
длина волны. Для тонких длинных лазеров число Френеля может быть по-
рядка 1, и для них окажется полезной длиннофокусная конфигурация, однако
если число Френеля велико по сравнению с 1, то пространственная лучевая
структура может усложниться и расходимость пучка будет велика. Об этом
подробнее говорится в гл. 2. В этом случае нестабильный резонатор может
дать лучшее пространственное распределение.
Лазерный луч выходит нз такого резо-
натора не через выходное зеркало, а по
его краям. Типичная конфигурация неста-
бильного резонатора показана на рис. 1.19.
Оба зеркала имеют высокий коэффициент
отражения. Выходные потери такой систе-
мы довольно велики, так что для практи-
ческой реализации нестабильных резона-
торов необходимо обеспечить достаточно
высокий коэффициент усиления (обычно
более 50% на один проход). Нестабильные
резонаторы находят наибольшее примене- рис jjg Один из вариантов
ние в очень мощных газовых лазерах. На структуры нестабильного ре-
рнс. 1.19 показан также типичный способ зонатора
вывода пучка наружу. Чаще всего неста-
бильные резонаторы применяются в СО^-лазерах. Они пригодны также для
использования в мощных СОг-лазерах и дают хорошо коллимированные вы-
ходные пучки с более хорошими свойствами, чем у пучков, которые можно
было бы получить со стабильными резонаторами.
Отражающие поверхности, обычно используемые в лазерах, представля-
ют собой напыленные многослойные покрытия из диэлектрических материа-
лов. Технология изготовления зеркал, используемых в лазерах, описана
в гл. 7.
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 1.1.
Andrews С. L., Optics of the Electromagnetic Spectrum, Prentice-Hall, Engle-
wood Cliffs, New Jersey, 1960, Chapter 1.
Born M., Wolf E., Principles of Optics, 5th ed., Pergamon, Oxford, 1975,
Chapter 1.
Condon E. U., Electromagnetic Waves, in Handbook of Physics (Condon E. U.,
Odishaw H., eds.), McGraw-Hill, New York, 1967.
Garbuny M., Optical Physics, Academic Press, New York, 1965, Chapter 1.
Hackforth H. L., Infrared Radiation, McGraw-Hill, New York, 1960, Chapter 1.
Sears, F. W., Optics, 3rd ed., Addison-Wesley, Reading, Massachusetts, 1949,
Chapter 1.
2 Дж. Реди
Глава 2
СВОЙСТВА ЛАЗЕРНОГО
ИЗЛУЧЕНИЯ
Интерес к лазерам обусловлен особыми свойствами лазерного излучения,
во многом отличными от свойств света, даваемого обычными источниками.
В настоящей главе мы рассмотрим такие свойства, как монохроматичность,
обусловленную узостью спектральной линии, направленность, обусловленную
хорошей коллимацией пучка, пространственные характеристики лазерных
пучков, а также когерентность, временные характеристики, яркость или энер-
гетическую яркость, характеристики фокусировки и наивысшие достижимые
уровни мощности лазерного излучения. Не все эти свойства, однако, явля-
ются независимыми; например, характеристики фокусировки обусловлены
коллимацией и когерентностью пучка; тем не менее их удобнее рассматри-
вать по отдельности. Перечисленные свойства, которые сильно отличаются
от свойств излучения обычных источников, обусловили использование ла-
зеров в описываемых ниже практических применениях.
2.1. ШИРИНА ЛИНИИ
Лазерное излучение чрезвычайно монохроматпчно, т. е. имеет очень
узкую спектральную линию. Ширина спектральной липни не равна нулю,
однако она обычно намного меньше, чем у обычных источников излучения.
Узкая спектральная линия является одним из наиболее важных отличитель-
ных свойств лазеров. Первоначальные расчеты [1] показали, что ширина ли-
нии могла бы составлять малые доли герца. Конечно, большинство исполь-
зуемых лазеров на практике имеет гораздо более широкие спектральные
линии.
Говоря о ширине линии, мы должны отличать ширину одной моды ре-
зонатора от ширины всего участка спектра, перекрываемого лазером. Мно-
гие лазеры работают сразу на нескольких продольных модах, так что общая
ширина линии излучения будет приближаться к ширине линии флюоресцен-
ции используемого лазерного вещества (рис. 2.1). На рис. 2.1, а показаны
равномерно разнесенные моды резонатора. Частотный интервал между ними
равен cfed, где d — расстояние между двумя зеркалами. Это эквивалентно
разнесению длин волн на интервал Z2/2d. На рис. 2.1, б приведена кривая
усиления н отмечен уровень потерь в резонаторе. Кривая имеет такую же
форму, что и линия флюоресценции. В пределах достаточно малого диапа-
зона длин волн потери не зависят от длины волны. Все моды, для которых
усиление больше потерь, могут присутствовать в выходном излучении; таким
образом, спектральный состав выходного излучения может иметь вид, пока-
занный на рнс. 2.1, в.
В табл. 2.1 приведены типичные числовые значения некоторых парамет-
ров, характеризующих спектр излучения наиболее распространенных лазе-
ров. Ширина линии флюоресценции существенно разная для разных лазер-
ных веществ. В таблице также приведены типичные длины резонаторов для
Свойства лазерного излучении 37
каждого типа лазеров н ука-
зано возможное количество
продольных мод, которое опре-
деляется как частное от деле-
ния ширины флюоресцентной
линии на величину c/2d —
интервал между продольными
модами. Для большинства слу-
чаев эта оценка будет завышен-
ной, поскольку по краям линии
флюоресценции усиление недо-
статочно велико для обеспече-
ния лазерного эффекта. В ти-
пичном промышленном гелий-
неоновом лазере наблюдается
всего три или четыре моды вме-
сто десяти, предсказываемых
расчетом. Особый интерес пред-
ставляют СОг-лазеры, посколь-
ку при низком давлении их ши-
рина линии флюоресценции ма-
ла— порядка 60 МГц. Таким
образом, СО2-лазер при низком
давлении будет, как правило,
работать только на одной про-
дольной моде. Прн повышении
давления приблизительно до
6
Рис. 2.1. Спектральный состав лазерного
излучения.
а — моды резонатора <с — скорость света, d —
расстояние между зеркалами); б — кривая усиле-
ния для флюоресцентного излучения и уровень
потерь в резонаторе, практически не зависящий
от частоты; в — результирующий спектр излуче-
ния. включающий все моды, для которых усиле-
ние оказывается Польше потерь.
атмосферного линия флюорес-
ценции расширяется. СО2-лазеры с атмосферным давлением могут работать
иа нескольких модах. Стекло с неодимом имеет очень широкую линию
Таблица 2.1
Параметры спектра излучения распространенных лазеров
Лазерное вещество riffi S Ширина флюорес- центной линии. МГц Типичная длина резо- натора, см Число мод, укла- дывающихся внут- ри флюоресцент- ной линии. Af/(c/2d)
Не—Ne 0,6328 1700 100 ~10
Аргон 0,4880, 0,5145 3500 100 ~20
СО2 (при низком давлении) 10,6 60 100
СО2 (при атмо- сферном давле- нии) 10,6 3000 100 ~20
Рубин (при ком- натной темпера- туре) 0,6943 3-105 10 ~200
Рубин (77 К) 0,6934 104 10 ~6
Стекло с неоди- мом 1,06 6-Ю6 10 ~4000
34 Глава 1
К разд. 1.2.
Born М., Wolf Е., Principles of Optics, 5th ed., Pergamon, Oxford, 1975.
Jenkins F. A., White H. E., Fundamentals of Optics, McGraw-Hill, New-York,
1957.
Klein M. V., Optics, Wiley, New York, 1970.
Sears F. W., Optics, 3rd ed., Addison-Wesley, Reading, Massachusetts, 1949.
Sommerfeld A., Optics, Academic Press, New York, 1964.
К разд. 1.3.
Chang W. S. C., Principles of Quantum Electronics, Addison-Wesley, Reading,
Massachusetts, 1969, Chapter 2.
Crosswhite H. M. (ed.), Atomic and Molecular Physics, in American Institute
of Physics Handbook, 3rd ed. (Gray D. E., ed.), McGraw-Hill, New York,
1972.
Eisberg R. M., Fundamentals of Modern Physics, Wiley, New York, 1961, Chap-
ters 10, 12, and 13.
Garbuny M., Optical Physics, Academic Press, New York, 1965, Chapter 3.
Lengyel B. A., Introduction to Laser Physics, Wiley, New York, 1966, Chap-
ter 1.
Leverenz H. W., Luminescence of Solids, Wiley, New York, 1950, Chapter 1.
Moore С. E., Atomic Energy Levels, Circular of the Nat. Bur. of Std. 467, U. S.
Government Printing Office, Washington, D. C., 1949.
К разд. 1.4.
Garbuny M., Optical Physics, Academic Press, New York, 1965, Chapter 3.
Lengyel B. A., Introduction to Laser Physics, Wiley, New York, 1966, Chap-
ter 1.
Maitland A., Dunn M. H., Laser Physics, North Holland Publ., Amsterdam,
1969, Chapters 1 and 3.
Park D„ Introduction to the Quantum Theory, McGraw-Hill, New York, 1964,
Chapter 10.
Schawlow A. L., Townes С. H., Infrared and Optical Masers, Phys. Rev., 112,
1940 (1958).
Singer J. R., Masers, Wiley, New York, 1959, Chapter 2.
Schawlow A. L., Optical Masers, Sci. Am, p. 2 (June 1961).
Yariv A., Gordon J. P., The Laser, Proc. IEEE, 51, 4 (1963).
Yariv A., Quantum Electronics, 2nd ed., Wiley, New York, 1975, Chapter 8.
К разд. 1 5.
Bennett W. R., Gaseous Optical Masers, Appt. Opt., Suppl. Opt. Masers, p. 24
(1962).
Birnbaum G., Optical Masers, Academic Press, New York, 1964, Chapter 3.
Bloom A. L., Gas Lasers, Wiley, New York, 1968, Chapter 2.
Chang W. S. C., Principles of Quantum Electronics, Addison-Wesley, Reading,
Massachusetts, 1969. Chapter 7.
Javan A.. Bennett W. R., Herriott D. R., Population Inversion and Continuous
Optical .Maser Oscillation in a Gas Discharge Containing a He-Ne Mixture,
Phys. Rev. Lett., 6, 106 (1961).
Kiss Z. J., Pressley R. J., Crystalline Solid Lasers, Appl. Opt., 5, 1474
(1966).
Maiman T. H. et al., Stimulated Optical Emission in Fluorescent Solids. II.
Spectroscopy and Stimulated Emission in Ruby, Phys. Rev., 123, 1151
(1961).
Maitland A., Dunn M. H., Laser Physics, North Holland Publ., Amsterdam,
1969, Chapter 1.
Pressley R. J. (ed.). Handbook of Lasers, Chemical Rubber Co., Cleveland,
Ohio, 1971.
Основные понятия 35
White A. D., Rigden J. D , Continuous Gas Maser Operation in the Visible,
Proc. IRE, 50, 1967 (1962).
К разд. 1.6.
Rennett W. R., Gaseous Optical Masers, Appt. Opt., Suppl. Opt. Masers, p. 24
(1962).
Birnbaum G., Optical Masers, Academic Press, New York, 1964, Chapter 2.
Maiman T. H., Stimulated Optical Emission in Solids. 1. Theoretical Conside-
rations. Phys. Rev., 123, 1145 (1961).
Mackiewicz J. P., Emmett J. L., Design of Flashlamp Driving Circuits, IEEE I.
Quantum Electron, QE-2, 707 (1966).
Oliver J. R., Barnes F. S., Rare Gas Flashlamps: The State of the Art and
Unsolved Problems, Proc. IEEE, 59, 638 (1971).
Schawlow A. L., Optical Masers, Sci. Am., p. 2 (June 1961).
Schawlow A. L„ Advances in Optical Masers, Sci. Am., p. 34 (July, 1963).
Smith W. V., Sorokin P. P„ The Laser, McGraw-Hill, New York, 1966, Chap-
ter 3.
Yariv A., Energy and Power Considerations in Injection and Optically Pumped
Lasers, Proc. IEEE, 51, 1723 (1963).
Yariv A., Quantum Electronics, 2nd ed., Wiley, New York, 1975, Chapter 9.
К разд. 1.7
Bennett W. R., Hole Burning Effects in a HeNe Optical Maser, Phys. Rev.,
126, 580 (1962).
Birnbaum G., Optical Masers, Academic Press, New York, 1964, Chapter 6.
Boyd G. D., Gordon J. P., Confocal Multimode Resonator for Millimeter thro-
ugh Optical Wavelength Masers, Bell Syst. Tech. I., 40, 489 (1961).
Fox A. G., Li T., Resonant Modes in an Optical Maser, Proc, IRE, 48, 1904
(1960).
Fox A. G., Li T„ Resonant Modes in a Maser Interferometer, Bell. Syst. Tech.,
I., 40, 453 (1961).
Kogelnik H., Li T., Laser Beams and Resonators, Appl. Opt., 5, 1550 (1966).
Maitland A., Dunn M. H., Laser Physics, North Holland Publ., Amsterdam,
1969, Chapters 1, 4, 5, and 6.
McMurtry B. J., Investigation of Ruby Optical Maser Charateristics Using
Microwave Phototubes, Appt. Opt., 2, 767 (1963).
Siegman A. E„ Unstable Optical Resonators for Laser Applications Proc. IEEE,
53, 277 (1965).
Siegman A. E., Unstable Optical Resonators, Appl. Opt., 13, 353 (1974).
Toraldo di Francia G., Optical Resonators, in Quantum Optics (Kay S. M.,
Maitland A., eds.), Academic Press, New York, 1970.
Yariv A., Quantum Electronics, 2nd ed., Wiley, New York, 1975, Chapter 7.
2*
.40 Глава 2
Существуют промышленные одномодовые гелнй-неоновые лазеры, имею-
щие температурную стабилизацию и описанный выше сервоконтроль по
провалу Лэмба. Прямые измерения ширины лннин таких лазеров невозмож-
ны. Нижний предел в промышленных моделях составляет 2 кГц; он обу-
словлен дрожанием сервосистемы относительно провала Лэмба. Температур-
ные и вибрационные нестабильности могут увеличить этот предел до 1 МГц.
Таким образом, реалистическая оценка частотной стабильности, сравнитель-
но легко достижимой в лазере, составляет 10-9.
2.2. УГОЛ РАСХОДИМОСТИ ПУЧКА
Одной из важных характеристик лазерного излучения является острая
направленность (коллимация) пучка. Важность коллимации состоит в том,
что энергия, переносимая лазерным пучком, может быть легко собрана и
сфокусирована на малой площади. Для обычных световых источников, из-
лучающих в пространственном угле 4п, эффективный сбор энергии почти
невозможен. Малая величина угла расходимости излучения лазера означает,
что энергию можно эффективно собрать даже на чрезвычайно больших рас-
стояниях от излучателя.
Ограничение на угол расходимости лазерного пучка накладывается ди-
фракцией. Это ограничение является принципиальным, а ие техническим и
преодолеть его невозможно путем совершенствования оптики. Дифракция
определяет нижний предел для расходимости пучка, приближенно даваемый
выражением
0=AX/d,
(2-1)
где Л — длина световой волны, d — диаметр выходной апертуры, а К—чис-
ловой коэффициент порядка единицы. Для однородных пучков /С=1,22. Для
гауссовых пучков (разд. 2.2) К—21я, однако эта величина относится только
к гауссовым пучкам бесконечной протяженности. На практике гауссовы пуч-
ки всегда ограничены по диаметру, т. е. периферийные зоны пучков отсече-
ны; это в некоторой мере изменяет дифракционный предел.
Лазерные пучки, расходимость которых равна минимальной величине,
даваемой выражением (2.1), пли близка к ней, называются дифракционно
ограниченными. Такие пучки являются наилучшим возможным примером
коллимации лазерного излучения.
Перетяэюка пучка
В качестве ограничиваю-
щей апертуры можно взять пе-
ретяжку пучка внутри лазера.
Понятие перетяжки пучка по-
ясняется рнс. 2.4. В лазерном
резонаторе распределение поля
поперечной моды концентриру-
ется в центре так называемого
эквивалентного конфокально-
Рис. 2.4. Определение понятия перетяжки го резонатора, находящемся
сфокусированного лазерного пучка.
рядом с геометрическим цент-
ром резонатора. Перетяжка
пучка wfl определяется выра-
жением
где
№о=(Х6/2л)'/1,
(2.2)
b={2/(tfi+tf2-2A)][L(7?2-Z.) (₽,-£)
Ri и R? — радиусы кривизны зеркал, разнесенных на расстояние L. Для
многих практических случаев величина перетяжки пучка будет такого же
порядка, как н диаметр апертуры лазера. Диаметр резонатора выбирается
Свойства лазерного излучения 41
Рис. 2.5. Коллимация пучка с помощью двухлинзовщ о телескопа.
0! и 02 — начальная и результирующая расходимость пучка; Di и Da и F, н Г’г — диа-
метры и фокусные расстояния входной к выходной линз соответственно. Расстояние
между линзами равно сумме их фокусных расстояний.
таким образом, чтобы перетяжка почти полностью заполняла активную сре-
ду. Это в особенности характерно для газовых лазеров, резонаторы которых
спроектированы таким образом, что пучок почти полностью заполняет газо-
разрядную трубку.
В табл. 2.2 приведены типичные значения углов расходимости для ряда
наиболее распространенных лазеров. Отметим, что во многих случаях на-
блюдается разброс почти на порядок величины. Этот разброс обусловлен
конструкцией лазеров различных диаметров. В лазерах с мощным излуче-
нием таких, как лазер на СОг, рубиновый, лазер на стекле с неодимом,
угол расходимости пучка будет значительно больше дифракционного преде-
ла, даваемого равенством (2.1). При увеличении выходной мощности лазера
угол расходимости пучка также увеличивается.
Данные, приведенные в табл. 2.2, относятся к пучкам, выходящим непо-
средственно из лазера, без дальнейшей коллимации. Коллимация может быть
осуществлена путем пропускания пучка через обращенный телескоп, т. е.
введением света в окуляр телескопа (рис. 2.5). Расходимость лазерного
пучка будет прн этом обратно пропорциональна увеличению используемого
телескопа. Таким образом,
Qidi^Qjd!, (2.3)
где индекс i относится к начальному входному пучку, а индекс f — к пуч-
ку, выходящему из телескопа, и где d it 0—диаметр пучка и угол расхо-
димости соответственно. Это равенство предполагает, что лазерный пучок
должен целиком заполнять телескоп.
Таблица 2.2
Значения угла расходимости наиболее распространенных лазеров
Лазер Не—Ne Аг со- Рубин Стекло с неодимом Nd: НАГ Ga As
Угол расхо- димости, мрад 0,2—1 0,5—1 1—10 1—10 0,5—10 2—20 20—200
38 Глава 2
Рис. 2.2. Взаимное соотношение флюоресцентной линии и мод короткого ре-
зонатора, обеспечивающее работу лазера на одной продольной моде.
флюоресценции. В режиме синхронизации мод спектр излучения лазера иа
стекле с неодимом может быть близок по ширине к линии флюоресценции.
Итак, общая ширина спектра излучения для многих применяемых на
практике лазеров будет почти такой же, как н ширина линии флюоресцен-
ции используемого в них лазерного вещества (~109 Гц). Отметим, что это
значение все же много меньше рабочей частоты 1015 Гн. Поэтому, даже
если в излучении лазера присутствует одновременно много продольных мод,
то излучение все равно может считаться почти монохроматическим. Спект-
ральная ширина отдельных мод гораздо меньше. Для обеспечения лучшей
.монохроматичности иногда лазеры конструируют таким образом, чтобы они
работали только на одной продольной моде. Наиболее распространенный
метод реализации одномодового режима работы основан на использовании!!
коротких резонаторов, так чтобы интервал между модами (с/2сГ) был боль-
шим и усиление могло поддерживаться только для одной продольной моды.
Другие продольные моды будут находиться за пределами линии флюорес-
ценции (рис. 2.2). Данный метод наиболее часто применяется для гелий-
неоновых лазеров. Его недостаток заключается в том, что короткий резо-
натор ограничивает выходную мощность излучения.
Другой метод осуществления одномодовой генерации состоит в исполь-
зовании составных оконечных зеркал (рис. 2.3, а). При этом создаются два
резонатора разной длины Lt н Lz. Длина короткого резонатора выбирается
таким образом, чтобы только одна мода лежала в пределах линии флюорес-
ценции. Такой лазер должен работать на частоте, имеющий резонанс в обоих
резонаторах одновременно (рис. 2.3, б). Длины обоих резонаторов должны
быть тщательно подогнаны, чтобы обеспечивалось перекрытие обеих резо-
нансных мод. Это накладывает жесткие требования на размещение зеркал
и стабильность, однако такая система обеспечивает работу лазера на одной
продольной моде при высокой выходной мощности. Чаще всего она исполь-
зуется в твердотельных лазерах, например в рубиновом.
Даже при работе в одномодовом режиме лазер имеет конечную ширину
спектральной линии. Но поскольку ширина отдельной моды много меньше
межмодового расстояния, то спектральная линия излучения будет гораздо
уже, чем при работе в многомодовом режиме.
Дальнейшая стабилизация частоты достигается путем впброизоляцнн,
стабилизации температуры и сервоподстройки зеркал по величине выходной
мощности. Во многих практических случаях ширина моды оказывается менее
существенной по сравнению с изменениями частоты за счет изменений длины
резонатора, обусловленных вибрациями и уходами температуры. Основными
Свойства лазерного излучения 39
Кривая
Рис. 2.3 Трехзеркальный метод осуществления режима работы лазера иа
одной продольной моде.
а — взаимное расположение зеркал, образующее два связанных резонатора различной
длины Li и Ь2: б— кривая усиления в сопоставлении со спектрами продольных мод
длинного и короткого резонаторов. Лазер может работать только лишь на одной мо-
де. расположенной внутри кривой усиления и являющейся общей модой для обоих
резонаторов.
мерами по улучшению стабильности являются следующие: применение мате-
риалов с малыми коэффициентами теплового расширения, тщательный конт-
роль температуры, изоляция от механических и акустических возмущений,
а для газовых лазеров еще и стабилизация источников питания для под-
держания постоянства величины коэффициента преломления газа. При та-
ких мерах можно создать лазеры, имеющие в одномодовом режиме кратко-
временную ширину спектра порядка ~ 1 кГц. Улучшенная долговременная
стабильность достигается прн сервоподстройке выхода с использованием ста-
бильного опорного элемента. Выходная мощность лазера при работе на од-
ной продольной моде имеет локальный минимум, когда длина резонатора
выбрана таким образом, что лазерная частота лежит в центре спектральной
лнннн. Этот локальный минимум называется провалом Лэмба. Разнесение
зеркал варьируется с помощью пьезоэлектрических приводов, управляемых
по настройке на центр провала Лэмба. Более точный контроль возможен при
использовании насыщенного поглощения на линии молекулярного резонанса.
Пока это осуществлено только в экспериментальных приборах. Данный ме-
тод приводит к относительной частотной нестабильности порядка 10_)3 за 1 с.
В работе [2] описан стабильный газовый лазер, который был сконструи-
рован в винном погребе, обеспечившем очень хорошую внброцзоляцию. При
этом был достигнут кратковременный разброс частоты ~20 Гц. Такая ста-
бильность была достигнута только за счет чрезвычайно больших усилий по
обеспечению стабильности прибора. Дрейф частоты не превышал нескольких
десятков герц в 1 с на протяжении периодов длительностью несколько ми-
нут. Этот лазер остался экспериментальной моделью.
42 Глава 2
Рассмотрим числовой пример. Если диаметр газоразрядной трубки ге-
лий-неонового лазера, работающего в одиомодовом режиме, составляет 3 мм,
то в соответствии с выражением (2.1) угол расходимости выходного пучка
будет равен ~2-10'4 рад. Если этот пучок сколлимировать с помощью те-
лескопа с выходным диаметром 10 см, то угол расходимости уменьшится
до —6-1(г6 рад. Это означает, что на дистанции, равной расстоянию до
Луны, диаметр пучка увеличится до —2,4 км.
Выражение (2.1) можно использовать лишь для вычисления значений
углов расходимости для лазеров, работающих в одиомодовом режиме.
В многомодовом режиме или при наличии более сложных мод высших по-
рядков угол расходимости пучка будет больше.
Рассмотрим распространение лазерного пучка. Зависимость радиуса пуч-
ка w от расстояния Z определяется выражением
ш=що[1 + (7Х/лщо2)2]72, (2.4)
где Wo-—перетяжка пучка согласно приведенному выше определению. Из
этого выражения можно обнаружить различие между ближним полем (Z<
Слгг.'02/А) и дальним полем (Z^>nw02/M- В ближнем поле диаметр пучка
несущественно превышает перетяжку. В дальнем поле угол расходимости
будет определяться выражением (2.1).
2.3. ПРОСТРАНСТВЕННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
ЛАЗЕРНЫХ ПУЧКОВ
Существуют определенные типичные пространственные формы, которые
характеризуют поперечные сечения лазерных пучков. Газовые лазеры, в
частности, отличаются хорошо описываемой симметрией пучков. Пространст-
венные диаграммы излучения газоиых лазеров определяются поперечными
модами и представляются в виде символов ТЕМт„, где т и п — малые
целые числа. Символ ТЕМ состоит из начальных букв английских слов
transverse electromagnetic. Поперечные моды возникают из условий резонан-
са внутри лазерного резонатора и представляют собой определенные конфи-
гурации электромагнитного поля, задаваемые граничными условиями в резо-
наторе. В этом смысле поперечные моды сходны с известными резонансными
модами СВЧ-резоиаторов. Большая разность длин волн приводит к тому,
что в лазерном резонаторе умещается множество длин оптических волн,
в то время как в СВЧ-резонаторе — лишь несколько длин волн.
Поперечные моды могут быть представлены как в прямоугольных, так
и в цилиндрических координатах. Полное математическое описание мод тре-
бует использования ортогональных полино-
• Ай A А11А мов- ’^'Ля наших шлей мы опишем наиболее
A A A* A А"® А часто встречающиеся конфигурации.
др fg 2q яп Символ ТЕМт„ можно интерпретиро-
вать в прямоугольной системе координат
как обозначение числа нулей на простраи-
// 21 33 04
Рис. 2.6. Поперечные моды с
прямоугольной симметрией.
Цифрами обозначено число наблю-
даемых минимумов интенсивности
при сканировании поперечного се-
чения пучка по горизонтали и вер-
тикали соответствен но -
ственнои диаграмме по каждому из двух
ортогональных направлений в плоскости по-
перечного сечения пучка. На рис. 2.6 пока-
зано несколько примеров пространственного
распределения световой интенсивности в
виде прямоугольных диаграмм поперечных
мод. Мода ТЕМоо не имеет нулей ни по
вертикальному, ни по горизонтальному на-
правлению. У моды ТЕМ10 имеется один
нуль в горизонтальном направлении и от-
сутствуют нули по вертикали. Мода ТЕМ20
имеет два нуля в горизонтальном направ-
Свойства лазерного излучения 43
лении и ии одного в вертикальном. Мода ТЕМп имеет по одному нулю на
; диаграмме распределения интенсивности как по горизонтали, так и по вер-
тикали. Приведенные на рис. 2.6 диаграммы распределения интенсивности
\обычно наблюдаются для многих газовых лазеров, используемых на прак-
!ике. Во многих случах может наблюдаться суперпозиция сразу несколь-
их мод, в результате чего распределение интенсивности оказывается очень
ложным.
Обычно предпочтительно осуществлять работу на моде ТЕМ00. Эта по-
перечная мода была названа гауссовой модой; для нее зависимость
интенсивности I от радиуса г, проводимого из центра пучка, дается выра-
жением
/(г)=70 ехр(—2г2/г0г), (2.5)
где /о — интенсивность в центре пучка, а г0 — так называемый радиус гаус-
сового пучка, т. е. радиус, иа котором интенсивность снижается в 'е2 раз по
сравнению с интенсивностью в центре. Общая мощность Р определяется
выражением _
( с (2.6)
Очевидно, что простой пространственный профиль гауссовой моды ТЕМ0о
предпочтителен в силу его симметрии, а также потому, что для него угол
расходимости пучка меньше, чем для поперечных мод более высоких по-
рядков.
Другим представляющим интерес обстоятельством является то, что при
распространении гауссовы пучки всегда остаются гауссовыми. Пространст-
венная форма гауссова пучка будет оставаться неизменной и при прохож-
дении пучка через оптические системы. Моды более высокого порядка ие
сохраняют первоначального пространственного распределения, имеющего
место в ближнем поле, ии при распространении, ни при прохождении через
оптические системы.
Угол расходимости гауссового пучка 6 определяется выражением
е=(2/л)(Х/щ0). (2.7)
Если наблюдаемое расхождение пучка соответствует значениям, получаемым
по этой формуле, или немного их превосходит, то пучок называют дифрак-
ционно ограниченным. Только гауссовы пучки в полной мере отвечают этому
определению. Другие моды ТЕМ™ п
(т или п>0) имеют большие
углы расходимости и дальнем по-
ле. Обычно предпочитают пучки
с наименьшей угловой расходи-
мостью.
Для некоторых граничных
условий в резонаторе существуют
решения, допускающие осевую
симметрию распределения интен-
сивности в пучке. На практике га-
зовые лазеры чаще работают при
прямоугольной симметрии, чем при
осевой, даже если поперечное се-
чение лазерной трубки круглое.
Некоторые примеры цилиндриче-
ских ТЕМ-мод приведены на рис.
2.7. Заметим, что мода TEM0(J оди-
накова как при прямоугольной, так
и при осевой симметрии.
Мода, обозначенная символом
ТЕМ %1, представляет собой супер-
• О 0 © @
00 01* 10 11* 20
Рис. 2.7. Поперечные моды с осевой
симметрией.
Первая цифра означает число минимумов ин-
тенсивности вдоль радиуса поперечного сече-
ния, вторая цифра равняется половине числа
минимумов интенсивности в азимутальном на-
правлении. Моды, помеченные звездочками,
представляют собой суперпозицию двух мод,
повернутых одна относительно другой на 90°
вокруг центральной оси.
44 Глава 2
позицию двух одинаковых мод, повернутых на 90" относительно друг друга.
Таким образом, мода ТЕМ01, часто называемая тороидальной, образуется как
комбинация мод TEMoi и ТЕМ|0.
Иногда газовые лазеры могут работать на модах более высокого по-
рядка или на нескольких таких модах одновременно. Это нежелательно, так
как угол расходимости будет больше угла расходимости гауссовой моды.
Незначительные нарушения в лазере, например разъюстнровка зеркал нлч
попадание частиц пыли, могут привести к исчезновению симметрии и пере-
ходу на моды более высоких порядков. Многие разработчики газовых ла-
зеров сейчас стремятся предельно уменьшать диаметр газоразрядной трубки
с целью создания преимущественных условий работы на моде ТЕМоо. При
этом перетяжка моды ТЕМоо полностью умещается в газоразрядной трубке,
ио для мод более высоких порядков трубка оказывается слишком узкой.
Если лазер фактически работает на моде высокого порядка, его нередко
можно перевести на гауссову моду ТЕМСО путем введения внутрь резонато-
ра круглой диафрагмы. Последовательно вводя в резонатор все меньшие н
меньшие диафрагмы, можно добиться работы лазера только на моде ТЕМоо.
Как правило, это связано с потерей мощности, однако получаемое снижение
угла расходимости и упрощение пространственной диаграммы могут в неко-
торой степени компенсировать потери мощности.
Отметим, что слово «мода» имеет два смысловых значения. Простран-
ственные диаграммы, показанные на рис. 2.6 и 2.7, представляют поперечные
моды лазера. Моды резонатора, показанные па рис. 2.1, являются продоль-
ными или осевыми модами. Лазер может работать одновременно иа не-
скольких различных продольных и нескольких поперечных модах. Можно
также добиться работы лазера на одной поперечной и нескольких продоль-
ных модах или только на одной продольной п одной поперечной модах.
В гл. 1 мы рассматривали нестабильные резонаторы, используемые ино-
гда в мощных газовых лазерах. В длинном тонком лазере с малым числом
Френеля одна поперечная мода низшего порядка может обеспечить вывод
всей энергии из резонатора. Если же число Френеля много больше едини-
цы, то может существовать множество мод более высоких порядков. На
моде низшего порядка при этом будет выводиться только приблизительно
l/Nr часть достижимой мощности. При работе лазера иа многих модах вы-
соких порядков вывод энергии из активной среды будет достаточно полным,
Угол, мрад
Рис. 2.8. Относительное угловое рас-
пределение энергии в пучке излуче-
ния СОг-лазера с нестабильным ре-
зонатором [3].
но угол расходимости пучка будет
большим. Нестабильный резонатор
легче приспособить для эффективно-
го вывода энергии на моде низшего
порядка с малым углом расходимо-
сти пучка при больших числах Фре-
неля. В нестабильном резонаторе
мода низшего порядка расширяется
при многократных отражениях и
заполняет полностью апертуру по
крайней мере одного из лазерных
зеркал.
На рис. 2.8 показано угловое
распределение мощности излучения
СОг-лазера с нестабильным резонато-
ром [3]. На рисунке отображен про-
филь пучка в дальнем поле, свиде-
тельствующий о хорошей коллимации
пучка. Экспериментальные точки до-
вольно хорошо согласуются с тео-
рией, разработанной для нестабиль-
ных резонаторов.
Свойства лазерного излучения 45
Средняя
относитель-
ная плотность
энергии
2
Б,Б?
го
Рис. 2.9. Относительное распределение
плотности энергии в несфокусированном
пятие
лазера
До сих пор мы рассматривали излучение с простым модовым составом,
.наблюдаемым обычно в газовых лазерах (гелий-иеоиовый лазер, лазер на
|СО2). Во многих твердотельных лазерах (рубиновый лазер, лазер на алю-
кю-иттриевом гранате с неодимом и лазер на стекле с неодимом) наблюда-
ются более сложные пространственные распределения, не поддающиеся
Описанию в простых математиче-
ских выражениях. Эти сложные
распределения являются следст-
вием неизбежных дефектов в ла-
зерном стержне, например след-
ствием неоднородностей коэффици-
ента преломления, а также изме-
нений длины оптического пути и
двойного лучепреломления в ла-
зерном стержне при иагреве его
лампой накачки. Пример такой
сложной картины пространствен-
ного распределения, наблюдае-
мой при работе рубинового ла-
зера, показан на рис. 2.9. К со-
жалению, на практике во многих
мощных твердотельных лазерах
наблюдаются сложные простран-
ственные распределения, подоб-
ные показанному иа рис. 2.9.
Режим работы иа одной поперечной
тельных лазерах путем ограничения мощности и размещения диафрагм иа
пути пучка. При этом также очень важно было подобрать лазерные стерж-
ни с высокими оптическими свойствами и наименьшими неоднородностями
импульса излучения рубинового
с модулированной добротностью.
моде был достигнут иа твердо-
коэффициента преломления. Типичная величина апертуры, необходимая для
обеспечения работы рубинового лазера в одномодовом режиме, составляет
2 мм. В работе [4] положение диафрагмы диаметром- 2 мм подбиралось так,
чтобы использовать как можно большую часть объема активной среды и
получить за счет этого наибольшую выходную мощность. Были достигнуты
пиковые значения мощности 2 МВт при длительности импульсов 20 ис. Из-
меренный волновой фронт пучка оказался гауссовым. Работа рубинового
лазера и одномодовом режиме была также осуществлена путем использова-
ния сферических зеркал, однако отъюстировать такую систему гораздо
труднее.
Диаграмма излучения полупроводниковых лазеров представляет особый
интерес. Излучение из полупроводникового лазера выходит обычно вееро-
образным пучком, плоскость которого перпендикулярна плоскости перехода.
Такая диаграмма является результатом дифракции излучения на узкой щели,
которую представляет собой область перехода в полупроводнике. Более под-
робно об этом говорится в гл. 3.
2.4. ВРЕМЕННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВЫХОДНОГО
ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Существует несколько режимов генерирования лазерного излучения, ха-
рактеризуемых различными длительностями и последовательностями процес-
сов в рабочем цикле лазера. Эти последовательности определяют частотио-
временные свойства излучения. Понимание особенностей режимов имеет важ-
ное значение при выборе лазера для конкретного применения, требующего,
например, определенной длительности импульсов излучения и определенной
частоты их повторения.
48 Глава 2
2.4.2. РЕЖИМ МОДУЛЯЦИИ ДОБРОТНОСТИ РЕЗОНАТОРА
Для описания свойств оптического резонатора часто используется napa-J
мету? Q. называемый добротностью резонатора и характеризующий его спо
"собность накапливать излучательную энергию. Большие значения Q означа
ют, что энергия в резонаторе хранится долго; при малых значениях Q энер-
гия, вводимая в резонатор, быстро выходит из него. Например, если выход
ные зеркала резонатора обладают высокой отражательной способностьй,
добротность резонатора будет относительно велика; если же зеркала облада
ют низкой отражательной способностью, добротность будет невелика i:
энергия, введенная в резонатор, быстро выйдет из резонатора через зеркалй,
Рассмотрим такой режим работы импульсного лазера, при котором ий
начальных стадиях рабочего цикла (при возбуждении лазерного вещества)
добротность резонатора велика, а затем в определенный момент она вдруг
резко снижается. В этом случае за время, пока добротность высокая, про-
изойдет накопление большого количества энергии в резонаторе, а после рез-
кого уменьшения добротности накопленная энергия быстро выйдет через
‘зеркала. Поскольку излучение энергии произойдет за очень короткий интер-
вал времени, то выходная мощность лазера будет очень высокой. Данный
режим назван режимом модуляции добротности резонатора или просто ре-
жимом модуляции добротности.
Для изменения добротности оптических резонаторов создан ряд устройств,
называемых лазерными затворами. Выходное излучение лазеров, снабжен-
ных такими устройствами, иногда называют гигантскими импульсами. Ре-
жим модуляции добротности был экспериментально осуществлен для всех
типов лазеров, однако чаще всего он используется при работе мощных твер-
дотельных лазеров, таких, как рубиновый лазер, лазер на стекле с неодимом
или лазер на алюмо-иттриевом гранате с неодимом. Этот режим с успехом
применен также в ряде моделей лазеров на СО2, однако для других типов
газовых лазеров и для полупроводниковых лазеров он используется очень
редко.
Режим импульсной работы мощного твердотельного лазера, например
рубинового, при котором добротность оптического резонатора не изменяется
в течение рабочего цикла, а излучение выходит из резонатора сквозь зер-
кала естественным образом, называется режимом свободного генерирования
лазерного излучения или свободным режимом.
Добротность Q оптического резонатора, образуемого двумя зеркалами,
одно из которых имеет коэффициент отражения, равный единице, а другое
R, определяется соотношением
О=2Жо/(1-Я)с, (2.8)
где d — расстояние между зеркалами, со — угловая частота излучения, с —
скорость света. Отсюда видно, что при больших значениях R, близких к
единице, добротность Q резонатора будет высокой; если R существенно
меньше единицы, добротность будет низкой. Обычно модуляция добротно-
сти состоит в резком снижении эффективного коэффициента отражения вы-
ходного зеркала в момент, когда накачка переводит лазерное вещество на
самый верхний энергетический уровень.
Для практического осуществления режима модуляции добротности при-
меняется несколько типов лазерных затворов, например, вращающиеся зер-
кала, электрооптические элементы, пассивные затворы на просветляющихся
красителях, акустооптические затворы. Здесь мы рассмотрим лишь действие
вращающегося зеркала для того, чтобы проиллюстрировать основную идею
метода модуляции добротности; остальные типы лазерных затворов описаны
в гл. 7.
На рис. 2.12 показана схема резонатора, в котором в качестве идеально
отражающего (100%) зеркала использована вращающаяся призма с полным
внутренним отражением. (Ось вращения призмы лежит в плоскости рисунка.)
Свойства лазерного излучения 49
Лампа - вспышка
Выходное
излучение
частично
прозрачное
зеркало
Отражатели для
накачки
- Лазер-
\ный
стержень
Рис. 2.12. Схема резонатора с вращающейся призмой.
Вращающаяся
призма
Обычно для этого используется триппель-призма. Небольшие отклонения ее
оси от нормали к плоскости рисунка не влияют на работу резонатора, по-
скольку в пределах определенной угловой апертуры она отражает свет точ-
но в направлении падения. Поэтому юстировка резонатора, содержащего
такую призму, не будет нарушаться из-за вибраций или каких-либо иных
внешних воздействий. Если призма ие обращена своей рабочей апертурой
к выходному зеркалу, то резонатор расстроен и вынужденное излучение ие
может быть сконцентрировано в иаправлеиии, определяемом ориентацией
выходного зеркала; поэтому выход световой энергии будет незначителен.
Импульс света от лампы-вспышки так синхронизован с вращением призмы,,
что, пока происходит накачка лазерного стержня, призма повернута в сто-
рону от неподвижного выходного зеркала на достаточно большой угол. При
этом резонатор оказывается расстроенным и лазерное излучение отсутству-
ет. Инверсия населенностей в активном стержне может достичь больших,
значений, чем при нормальных пороговых условиях. Затем, когда при вра-
щении призмы ее фронтальная грань оказывается параллельной неподвиж-
ному зеркалу, на некоторое время образуется оптический резонатор и воз-
бужденный стержень излучает очень короткий импульс. Накопленная стерж-
нем энергия испускается лазером в виде мощного импульса, длительность
которого существенно меньше длительности импульса лазера, работающего-
в свободном режиме (без модуляции добротности).
При модуляции добротности можно достичь гораздо большей пиковой
мощности излучения, чем в свободном режиме, однако выводимая энергия
из резонатора меньше. Таким образом, в режиме модуляции добротности
энергия импульса меньше, чем в свободном режиме, но длительность им-
пульса при этом оказывается настолько малой, что в результате достигается
существенный выигрыш по пиковой мощности.
В табл. 2.3 приведены значения энергии, мощности и длительности им-
пульса излучения, характерные для рубинового лазера, работающего в сво-
бодном режиме и в режиме модуляции добротности. Приведенные данные
не являются предельными; они характеризуют уровни, легко достижимые
для лабораторных моделей и реализуемые в промышленных лазерах.
2.4.3. РЕЖИМ СИНХРОНИЗАЦИИ МОД
Лазерные импульсы, получаемые в режиме модуляции добротности ре-
зонатора, могут иметь подструктуру, обусловленную эффектом синхрони-
зации мод. Причина возникновения этого эффекта состоит в том, что, если
в лазерном импульсе имеется несколько продольных мод, интерференция-
50 Глава 2
Таблица 2.3,
Параметры излучения рубинового лазера в двух режимах работы
Режим Энергия импульса, Дж Длительность импульса, с Пиковая мощность. Вт
Свободный 10 500-Ю-6 2-Ю1
Модуляция добротности 1 50-10-® 2-Ю7
этих мод может привести к осцилляциям мощности. В результате внутри
огибающей импульса излучения можно обнаружить цуг коротких импульсов.
На рис. 2.13, а показана плавная огибающая лазерного импульса прн моду-
ляции добротности без синхронизации мод, а иа рис. 2.13, б—серия им-
пульсов, обусловленных явлением синхронизации мод. Если в лазерном из-
лучении присутствует только
одна мода, то импульс при
модуляции добротности ие мо-
жет иметь подструктуры, по-
казанной на рис. 2.13,6; одна-
ко получение осциллограммы,
приведенной иа рнс. 2.13, а.
еще не гарантирует отсутствия
такой подструктуры в действи-
тельности, поскольку фотоэлек-
тронные умножители и осцил-
лографы часто оказываются
слишком инерционными для
того, чтобы отслеживать столь
быстрые флуктуации.
Минимальная длительность
импульса излучения, достижи-
мая в режиме модуляции до-
бротности, составляет —10 ис.
Для получения более корот-
ких импульсов можно использо-
вать режим синхронизации мод.
В выходном излучении большинства обыкновенных импульсных лазеров
всегда присутствует несколько продольных мод с различающимися слегка
частотами. Обычно эти моды не связаны друг с другом по фазе, но при
определенных условиях в результате взаимодействия между собой они могут
оказаться взаимно синхронизованными. Это явление, получившее название
«синхронизация мод», может быть воспроизведено путем введения в резона-
тор переменных потерь (например, с помощью электрооптического модуля-
тора (гл. 7)) так, чтобы усиление резонатора модулировалось с частотой
=c/2d, равной частотному интервалу между соседними продольными модами.
Иногда синхронизация мод может возиикиуть самопроизвольно; это часто
происходит при использовании просветляющихся красителей для модуляции
добротности в рубиновых лазерах или в лазерах на стекле с неодимом.
Выходное излучение лазера, работающего в режиме синхронизации мод,
представляет собой серию очень коротких импульсов. Упрощенно их появ-
ление можно трактовать как следствие многократного прохождения очень
короткого светового импульса между зеркалами лазерного резонатора: каж-
дый раз, когда световой импульс отражается от полупрозрачного выходного
зеркала, возникает лазерный импульс. Длительность одного отдельного им-
Свойства лазерного излучении 51
йульса обычно составляет ~10 пс; она значительно меньше интервала вре-
мени между соседними импульсами, равного 2d/c — периоду однократного
Прохождения света между зеркалами резонатора.
Для получения единичного импульса такой длительности можно исполь-
зовать формирователь (например, электрооптический затвор), который от-
крывался бы в момент появления серии импульсов с синхронизованными
модами и оставался открытым в течение интервала времени, достаточного
для пропускания только одного импульса из серии. Этот импульс затем
можно усилить до требуемого уровня мощности с помощью лазерного уси-
лителя (например, такого же активного элемента, что и в лазере, но только
без зеркал). Таким путем были получены одиночные импульсы лазерного
излучения мощностью ~1012 Вт и длительностью, равной нескольким пико-
секундам; в настоящее время сверхмощные импульсы представляют интерес
для исследований в области термоядерного синтеза, однако в промышлен-
ной практике они используются очень редко.
Синхронизация мод достигается не во всех твердотельных лазерах, ра-
ботающих в режиме модуляции добротности. В некоторых лазерах она на-
блюдается не всегда: так в одном импульсе синхронизация мод имеет
место, а в следующем может отсутствовать. Условия достижения синхро-
низации мод в настоящее время хорошо известны; для этого, в частности,
необходимо правильно разместить оптический затвор внутри резонатора.
До сих пор мы рассматривали различные режимы импульсной работы
лазера. Твердотельные лазеры, например рубиновый или на стекле с неоди-
мом, обычно работают в импульсном режиме. Частота повторения импульса
в большинстве случаев невысокая—один импульс в 1 с и менее. У лазеров
с очень высокой пиковой мощностью излучения интервалы между отдель-
ными импульсами могут быть довольно большими. Лазер на алюмо-иттрие-
вом гранате с неодимом в режиме модуляции добротности может работать
при довольно высоких частотах повторения импульсов (вплоть до 1 кГц).
Газовые лазеры, например гелий-неоиовый или аргоновый, обычно ра-
ботают в непрерывном режиме, однако и они при определенных условиях
могут работать в импульсном режиме. Лазеры иа СО2 работают как в не-
прерывном, так и импульсном режимах. Обычно импульсный режим работы
газовых лазеров обеспечивается импульсным включением источника питания.
~ В табл. 2.4 представлены наиболее распространенные режимы работы
лазеров различных типов и приведены типичные значения длительности
импульсов и частоты их повторения.
2.5. КОГЕРЕНТНОСТЬ
Понятие когерентности обычно вызывает представление о регулярном
цуге волн, подобно тому цугу волн, который возникает при падении камня
иа спокойную водную поверхность. На самом деле это понятие гораздо
сложнее; чтобы его определить, необходимо воспользоваться математическим
аппаратом.. Опуская детали математических выкладок, мы здесь лишь кон-
статируем, что когерентность можно охарактеризовать так называемой
функцией взаимной когерентности У1,г(т). Значения у^Дт), которые явля-
ются комплексными величинами, определяют корреляцию между световыми
волнами в двух точках Pt и Р» в разные моменты времени t и l+т. Таким
образом, величина Yi,z(t) имеет как временную, так и пространственную со-
ставляющие. Ее абсолютное значение лежит в пределах 0—1. Нуль соответ-
ствует полной иекогерептиости, единица — полной когерентности излучения.
На практике оба эти предела достигаются лишь приближенно, т. е. всегда
имеет место частичная когерентность, и поэтому справедливо соотношение
I > 1Т1,г(т) | >0. Для отдельных поперечных мод излучения газовых лазеров
величина |у1,г(т)| может быть очень близка к единице, что означает почти
полную когерентность излучения.
Ъ2 Глава 2
Характеристики импульсов различных лазеров
Таблица 2.
Лазер Распространенный режим работы Типичная длительность Частота повторения, импульс в ! с
Рубиновый Свободный 1 мс Низкая
Модуляция до- бротности 50 ис
Стекло с неодимом Свободный 1 мс
Модуляция до- бротности 50 ис
Импульсный 10 пс »
НАГ: Nd Непрерывный — —
Модуляция до- бротности 500 пс До 10 000
Гелий-неоновый Непрерывный — —
Аргоновый » — —
Гелий-неоновый » — —
Азотный Импульсный 10 нс 100
СО2 Непрерывный — —
Импульсный (импульсная накачка) 100 мкс 100
Импульсный (TEA) 1 мкс 1—100
GaAs Непрерывный -— —
Импульсный 200 нс 10 000
Лазер на красите- Непрерывный — —
ЛЯХ Импульсный 10 нс 100
Функцию |у1,г(т)| легче всего найти путем наблюдения интерференци-
онной картины, образуемой в результате расщепления светового потока на
два пучка и последующего сложения этих пучков после того, как они прой-
дут оптические пути разной длины. Контрастность полос интерференционной
картины определяется соотношением
V — (/макс /мин)/ (/макс “р/мин) • (2.9)
где /макс — максимальная яркость светлой полосы, а /мпв — минимальная
яркость темной полосы. Если интенсивности интерферирующих пучков оди-
Свойства лазерного излучения 53
а ковы, то контрастность равна |yi,z(t) |. Таким образом, фотометрнрование
лучаемой интерференционной картины дает возможность непосредственно
определить степень когерентности излучения.
Когерентность излучения имеет важное значение в тех применениях ла*
зера, в которых исходный лазерный луч расщепляется на отдельные пучки
(рабочий и опорный) с последующим их сложением. К этим применениям
относятся, например, интерферометрическая лазерная дальнометрия. где ра-
бочий и опорный пучки проходят до смешения оптические пути разной
длины, а также голография, где длины путей рабочего и опорного пучков
оказываются примерно одинаковыми, но пространственные характеристики
пучков на этих путях изменяются по-разному.
Если когерентность излучения недостаточно высокая, то интерференци-
онная картина или голограмма будет размытой, некачественной. Простран-
ственная когерентность определяет ширину области поперечного сечения
пучка, которую можно использовать для создания голограммы. Можно при-
вести еще много примеров, из которых следует важное значение когерент-
ности излучения.
Функция У'1,2(т) содержит пространственную и временную составляющие.
Расщепив световой луч иа два пучка и затем, после того как эти пучки
пройдут пути разной длины, снова сложив их, мы будем иметь дело с вре-
менной когерентностью. Временная задержка фронтов т при этом равняется
bLjc, где t>L — оптическая разность хода, а с — скорость света. Таким обра-
зом определяется функция У1.1(т), т. е. выявляется когерентность световой
волны в одной и той же фиксированной точке волнового поля, ио в разные
моменты времени с интервалом т. Это дает корреляцию между одной свето-
вой волной, проходящей в некоторый момент времени определенную точку
пространства, и другой световой волной, проходящей эту же точку немного
позже.
Основное значение при анализе когерентности принадлежит понятию фа-
зы волны. Световая волна в точке, определяемой радиусом-вектором г, мо-
жет быть представлена выражением
£(г, tj=Eo(r, /)cos[и/+<р(г, /)], (2.10)
где £о(г, t) •—амплитуда, <р(г, t)—фаза, а — угловая частота. Амплитуда
£0(г, /) обычно является слабо изменяющейся величиной. Наибольшие из-
менения в лазерных пучках обычно претерпевает фаза волны. Если фаза
изменяется хаотически, то корреляция между световой волной в один мо-
мент времени и той же волной в более поздний момент будет слабой и зна-
чение lYi.i(t) | должно быть меньше единицы; если в фазе <р совсем отсут-
ствует корреляция, то значение |yi,i(t)| должно быть близко к пулю.
Отрезок времени А/, в течение которого значение хаотически изменяю-
щейся фазы остается постоянным, называется временем когерентности; это
время связано с шириной линии излучения лазера соотношением
AZ—l/Av. (2.11)
Если продолжительность измерения мала по сравнению со временем коге-
рентности, то измеренная величина |yi,i(t)| будет высокой. Такой же эф-
фект получится и в том случае, если разность хода пучков в описанном
выше эксперименте с расщеплением светового потока меньше величины сД/,
называемой иногда длиной когерентности. При более продолжительных из-
мерениях или при работе с большими разностями хода лучей значение ве-
личины А|Т1,«(т)| будет уменьшаться, приближаясь к нулю при очень про-
должительном (по сравнению со временем когерентности) измерении или
слишком большой (по сравнению с длиной когерентности) разности хода
лучков.
Наличие нескольких продольных мод в выходном излучении лазера при-
водит к уширению его спектральной линии и уменьшению длины когерент-
ности. Это в свою очередь снижает контрастность линий на интерференцп-
46 Глава 2
Рис. 2.10. Осциллограмма выходной мощности типичного гелий-неонового
лазера (Х=0,6328 мкм).
Многие типы лазеров могут работать непрерывно. К ним относится
большинство газовых лазеров, для которых непрерывная генерация является
наиболее распространенным режимом работы. Кроме того, в этом режиме
могут работать ИАГ-лазеры, лазеры на неодимовом стекле, арсепид-галлие-
вые полупроводниковые лазеры, а также некоторые типы лазеров на раство-
рах органических соединений. Был осуществлен непрерывный режим работы
и для рубиновых лазеров, но только на экспериментальных моделях.
Даже в непрерывном режиме работы типичных лазеров возможны
флуктуации выходной мощности. На рис. 2.10 показана зарегистрированная
с помощью фотоэлемента зависимость выходной мощности типичного гелий-
иеоиового лазера, работающего иа длине волны 0,6328 мкм. Нижняя дорож-
ка осциллограммы соответствует нулевому уровню для фотоэлемента, а верх-
няя — выходу фотоэлемента. Скорость развертки составляет 20 мкс на одно
деление. Флуктуации выходной мощности этого лазера могут достигать 10%
от средней величины. Среди флуктуаций появляются составляющие с часто-
той ~1 МГц. Флуктуации мощности непрерывных лазеров могут быть обу-
словлены самопроизвольными включениями и выключениями отдельных мод
или температурными эффектами. Выходная мощность аргонового лазера бы-
вает подвержена флуктуациям до тех пор, пока не будет обеспечена хоро-
шая температурная стабилизация.
При определенных условиях газовые лазеры могут работать и в им-
пульсном режиме. Например, для азотного лазера, генерирующего в ультра-
фиолетовой области на длине волны 0,3371 мкм, импульсная генерация яв-
ляется единственным возможным режимом работы. Лазеры на СО? в им-
пульсном режиме часто используются для получения высоких пиковых зна-
чений мощности.
Свойства лазерного излучения М
Рис. 2.11. Осциллограмма релаксационных осцилляций рубинового лазера [5].
Для твердотельных лазеров (например, рубиновых), которые обычно на-
качиваются лампами-вспышками, существует несколько режимов импульсной
работы, рассматриваемых ниже.
2.4.1. СВОБОДНЫЙ РЕЖИМ
В этом режиме особого контроля длительности импульса, помимо конт-
роля длительности импульса лампы-вспышки, не осуществляется. Типичные
значения длительностей импульсов лежат в диапазоне от 100 мкс до не-
скольких миллисекунд. Длительность импульса регулируется в основном пу-
тем изменения индуктивности и емкости источника питания, т. е. путем изме-
нения длительности импульса лампы-вспышки. Этот режим называют режи-
мом свободного генерирования лазерного излучения или просто свободным
режимом.
Во многих случаях при свободной генерации лазерные импульсы имеют
подструктуру. Она состоит из пичков, как правило, микросекундной длитель-
ности. Эти пички получили название «релаксационных осцилляций». Частота
и амплитуда релаксационных осцилляций обычно неравномерны. Релакса-
ционные осцилляции свойственны работе рубиновых лазеров в свободном
режиме. Пример режима релаксационных осцилляций для рубинового лазе-
ра показан на рис. 2.11 [5]. Верхняя осциллограмма соответствует огибаю-
щей импульса, длительность которого составляет несколько сотен микросе-
кунд (скорость развертки 200 мкс/деление). Высокочастотные релаксацион-
ные осцилляции накладываются на общую огибающую импульса. На ниж-
ней осциллограмме показана часть импульса в увеличенном временном мас-
штабе для иллюстрации характера отдельных всплесков микросекундной
длительности в пакете релаксационных осцилляций (скорость развертки
10 мкс/деление).
56 Глава 2
Данные о когерентности лазерного излучения
Таблица 2.5
Режим работы лазера Функция прост- ранственной коге- рентности | V(,2(0) | Время когерент- ности At Длина когерент- ности cAt
Непрерывный, на одной попереч- ной моде ~1 1/ширина линии ~10 см для А>1; несколь- ко метров для У=1 (N — чис- ло мод)
Непрерывный, иа нескольких по- перечных модах Зависит от вы- бранных точек 1/ширина линии ~10 см для А>1, несколь- ко метров для А=1
Импульсный, мно- гомодовый ~0,5 ^Длительность импульса с X длитель- ность импульса
Типичные значения длины когерентности
Лазер Длина когерентности, см
Гелий-неоиовый (многомодовый ре- жим) Гелий-неоновый (одномодовый ре- жим) Аргоновый (многомодовый режим) Nd: НАГ Стекло с неодимом GaAs 20 100 000 2 1 0,02 0,1
менной или незначительно увеличивается. Таким образом, для повышения
плотности мощности необходимо улучшать модовый состав и снижать угло-
вую расходимость пучка так же, как и увеличивать выходную мощность.
Усовершенствование лазерных систем, специально рассчитанных иа достиже-
ние высокой яркости, привело к созданию лазеров на стекле с неодимом
с дифракционным ограничением расходимости излучения, состоящих из од-
иомодового генератора и лазерного усилителя. В таких системах яркость до-
стигает 2-10” Вт/см2-ср. Более типичными являются следующие значения:
для Не—Ne-лазеров 10° Вт/(см2-ср), для рубиновых лазеров с модуляцией
добротности 10”—1012 Вт/(см2-ср). Для сравнения отметим, что яркость
Солнца составляет ~ 130 Вт/(см2-ср).
2.7. ФОКУСИРОВКА ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Для оценки значений плотности мощности, достижимых при работе
с лазерным излучением, необходимо определить размеры пятна, в которое
может быть сфокусирован пучок. Сфокусировать пучок в математическую
точку нельзя — всегда существует минимальный достижимый размер пятна,
определяемый дифракцией. Из-за несовершенства оптических систем очень
Свойства лазерного излучения 57
часто, конечно, не удается достичь дифракционного предела остроты фоку-
сировки, и поэтому реальные размеры фокального пятна могут превышать
результаты оценок, сделанных на основе изложенного ниже теоретического
рассмотрения. Однако для любой оптической системы существует конечный
предел остроты фокусировки, который называется дифракционным и кото-
рый определяет минимальную площадь фокального пятна и, следовательно,
максимальную достижимую облученность.
При рассмотрении вопросов фокусировки лазерного излучения особое
внимание уделим гауссовым пучкам. Важная особенность этих пучков со-
стоит в том, что при распространении пучка остается неизменным относи-
тельное распределение интенсивности по сечеиию, т. е. это распределение
подчиняется закону Гаусса как в ближнем, так и в дальнем поле. Кроме
того, в гауссовых пучках фаза излучения одинакова во всех точках попе-
речного сечения, поэтому их называют однофазными. Гауссов пучок можно
сфокусировать в пятно минимальных размеров с диаметром порядка длины
волны. Это свойство когерентных однофазных гауссовых пучков очень по-
лезно, и этим свойством отличаются лазерные пучки от пучков некогерецт-
ного света, которые принципиально нельзя сфокусировать в пятна таких
малых размеров.
Если начальная расходимость пучка определяется дифракционными эф-
фектами, возникающими иа выходной апертуре лазера, и если расстояние
от лазера до линзы достаточно мало для того, чтобы не произошло сущест-
венного расширения пучка, то радиус фокального пятна можно описать вы-
ражением
г«=Ге, (2.13)
где 6 — угол расходимости пучка, a F — фокусное расстояние безаберраци-
онной линзы. Это соотношение широко используется для простейших оценок
минимальных достижимых размеров пятиа при фокусировке лазерного луча,
если известны значения величии 6 и Г.
Поскольку дифракционный угол расходимости пучка приближенно опре-
деляется соотношением 0=Х./£>, где D — диаметр ограничивающей апертуры,
то, допустив, что фокусируемый пучок полностью заполняет апертуру линзы,
можно написать
r.=Fl/D=M\. (2.14)
где символ Fo обозначает F-число линзы. Даже для наиболее светосиль-
ных линз и объективов величина Fo ие бывает существенно меньше едини-
цы, поэтому из выражения (2.14) следует, что минимальная достижимая
величина ге может быть такого же порядка, что и К. Это служит основой
утверждения о возможности фокусировки лазерного пучка в пятно диамет-
ром порядка длины волны.
Рассмотрим одни характерный пример, показывающий важность фоку-
сирующих свойств лазерного излучения. Пусть гауссов пучок излучения га-
зового лазера мощностью 10 мВт при расходимости 10-4 рад фокусируется
линзой с относительным отверстием 1 : F0. Тогда, согласно изложенному
выше, площадь получаемого пятна должна составлять ~10~8 см2, а плот-
ность мощности вблизи центра пятна ~ 10е Вт/см2. При такой высокой
плотности мощности могут возникнуть эффекты искрового пробоя даже при
умеренных значениях полной мощности пучка.
Для сравнения подсчитаем, какую полную мощность I должна бы иметь
обыкновенная лампа накаливания, излучающая в полном телесном угле 4л,
чтобы путем фокусировки излучения линзой можно было создать плотность
мощности 10е Вт/см2. Можно показать, что плотность мощности, которую
в состоянии создать на экране линза с фокусным расстоянием F при фоку-
сировке излучения от такого источника, равна ^IjriF2 независимо от диамет-
ра линзы и удаленности ее от источника. Увеличение диаметра линзы при-
водило бы к улучшению сбора световой энергии, одиако при этом увели-
54 Глава 2
Рис. 2.14. Зависимость яркости линий от разности хода рабочего и опорного
пучков для лазеров, работающих иа 1. 2, 3, 4 и 5 продольных модах.
оиных или голографических картинах (рис. 2.14). Кривые на рис. 2.14 по-
строены расчетным путем иа основе взятого из работы [6] соотношения
B=\sm(Nn\Ll2D)IN sin(nAA/2D) |, (2.12)
где В — яркость, Л' —число продольных мод в лазерном излучении, Д/,—
разность хода пучков, D — длина лазерного резонатора (в расчетах было
принято £>=1 м).
Рис. 2.14 подтверждает известный практический вывод о том, что при
использовании лазеров, работающих в многомодовом режиме, допустимая
разность хода опорного и рабочего пучков имеет ограниченное значение. Та-
ким образом, глубина объемного изображения в голографии и предельные
дистанции, на которых осуществимы измерения в интерферометрии, — ве-
личины ограниченные. В одномодовом режиме работы лазера эти ограниче-
ния отсутствуют.
Представление о пространственной когерентности возникает при рас-
смотрении функции ут.2(0), соответствующей случаю взаимодействия свето-
вых волн, исходящих из разных точек поперечного сечения пучка и имею-
щих нулевую разность хода. Пространственная когерентность сильно зависит
от модовой структуры лазерного излучения. Если в лазерном пучке присут-
ствует только одна-едннственная поперечная мода, что характерно для высо-
костабнльных газовых лазеров, то абсолютное значение функции взаимной
когерентности |у1.г(0)| оказывается очень близким к единице. Это означает,
что световой пучок имеет высокучо пространственную когерентность по всему'
поперечному сечению. При наличии в пучке нескольких поперечных мод
функция |у[,г(0)| может принимать любое значение от нуля до единицы в
зависимости от выбора точек в поперечном сечении пучка. Много работ
посвящено экспериментальным исследованиям когерентности излучения раз-
личных лазеров. Для непрерывных газовых лазеров время когерентности
примерно равно обратной величине спектральной ширины линии, а абсолют-
ное значение функции пространственной когерентности близко к единице
при работе лазера на одной поперечной моде. В частности, было установле-
но, что гелий-неоновые лазеры имеют очень высокую когерентность излуче-
ния. Так. например, время когерентности типового Не—Ne-лазера длиной
1 м, работающего иа нескольких продольных модах, может составлять
~4-10“10 с, что соответствует длине когерентности c\t~ 12 см.
Свойства лазерного излучения 55
ц-------------------------------------------------------------1-----------
Длина когерентности относительно мала, потому что в излучении имеет-
ся несколько мод, которые расширяют спектральную линию. Если же гелий-
неоновый лазер работает только иа одной продольной моде, то длина коге-
рентности сА/ может быть существенно больше и достигать в отдельных
случаях несколько метров.
В работе [7] было получено значение (71.2(0) | = 0,9985; при этом ис-
пользовался гелий-неоновый лазер, работавший в непрерывном режиме ла
моде ТЕМоо. На моде ТЕМ01 величина (71,2(0) | составляла -—0,98; сниже-
ние когерентности, вероятно, обусловлено примесью мод более высокого по-
рядка. При наличии нескольких поперечных мод измеряемая величина
Yi,z(0) для интерференционной картины, которая возникает при наличии
двух точечных отверстий в экране, перекрывающем пучок, зависит от поло-
жения этих отверстий на поперечном сечении пучка.
Для импульсных лазеров ситуация оказывается более сложной. В одном
из экспериментов [8] была показана пространственная когерентность им-
пульсного рубинового лазера в пределах —0,005 см. Лазер работал в таком
режиме, что только лишь очень узкие («нитевидные») области рубинового
стержня принимали участие в генерации выходного излучения. Полученный
экспериментальный результат соответствовал пространственной когерентно-
сти в пределах одной из этих «нитевидных» областей стержня. При иссле-
довании пространственной когерентности излучения рубинового лазера с мо-
дуляцией добротности {9] были зарегистрированы значения модуля функции
когерентности (71,2(0) | в пределах 0,2—0,6. Точное значение этой величи-
ны определялось типом используемого резонатора. Более высокие значения
когерентности были получены с резонаторами, обеспечивающими работу иа
меньшем числе поперечных мод.
Временная когерентность импульсных лазеров может ограничиваться
длительностью импульса или уходами частоты излучения в период генера-
ции. В одном из экспериментов с импульсным рубиновым лазером [10] каж-
дая из двух щелей освещалась расщепленным лазерным пучком при регу-
лируемой разности хода между пучками. При этом контрастность интерфе-
ренционных полос начинала снижаться при значениях разности хода свыше
2500 см п полностью исчезала при разности хода ~3000 см Это соответ-
ствует времени когерентности —0,1 мкс; длительность импульса составляет
0,56 мкс.
Итак, излучение непрерывных лазеров, работающих на одной продоль-
ной н одной поперечной модах, может быть почти идеально когерентным.
Когерентность может ухудшаться при возникновении многомодового режи-
ма или нестабильностей, присущих импульсному режиму. В табл. 2.5 пред-
ставлены некоторые из приведенных выше данных о когерентности излу-
чения.
2.6. ЯРКОСТЬ
Под яркостью источника подразумевается мощность излучения, испус-
каемого с единичной площади в единичном телесном угле. Телесный угол
определяется конусом, внутри которого распространяется излучение. По-
скольку лазеры генерируют излучение высокой мощности, сколлпмпрованное
в очень узкие пучки, то, следовательно, они представляют собой источники
с очень высокой яркостью. (В радиометрических работах это свойство ис-
точника называется энергетической яркостью. Термин «яркость» чаще ис-
пользуется в работах по лазерам.)
Согласно одной из фундаментальных теорем оптики, яркость источника
нельзя повысить с помощью оптической системы. Высокая яркость источни-
ка нужна для того, чтобы создать высокую облученность объекта Яркость
лазера может ограничиваться присутствием добавочных ТЕМп,п-мод. Часто
шри увеличении мощности возрастает число мод и яркость остается иеиз-
58 Глава 2
чивалась бы и площадь изображения, поскольку возрастал бы эффективный
угол расходимости фокусируемого пучка. Наименьшее фокусное расстояние
лиизы, при котором имело бы смысл работать при разумных размерах лин-
зы, составляет ~ 1 см. Более короткофокусные линзы имеют очень большие
относительные отверстия, но они обычно обладают и большей сферической
аберрацией. Оценки, произведенные с учетом изложенных соображений, по-
казывают, что для получения плотности мощности 106 Вт/'см2 с помощью
обычного источника света необходимо, чтобы мощность его излучения со-
ставляла ~ 1 МВт. Таким образом, с помощью лазера средней мощности
можно создать такую высокую плотность мощности, которую можно достичь
с помощью обычных источников, если их мощность чрезвычайно большая.
Рассмотренные выше предельно малые размеры сфокусированного пят-
на, обусловленные дифракционными органичениями, определяются фунда-
ментальными законами оптики. Оии могут быть достигнуты лишь при ис-
пользовании высококачественных безаберрационных линз и при работе с пуч-
ками, имеющими идеальные пространственные характеристики. При более
сложных пространственных характеристиках реальных пучков илн при более
сложном модовом составе излучения, а также при наличии аберраций у линз
эти предельно малые размеры сфокусированного пятна остаются недостижи-
мыми. Типичный минимальный размер пятна, получаемого при фокусировке
излучения обыкновенного рубинового лазера с помощью простой линзы,
составляет —300 мкм. Пятна меньших размеров могут быть получены при
диафрагмировании фокусируемого пучка, позволяющем снизить эффективную
расходимость последнего. Таким способом практически достигнуты размеры
пятна порядка иесколькнх микрометров, одиако при этом существенно сни-
жается мощность и в результате яркость пятиа ие повышается.
Хотя мощные твердотельные лазеры имеют большую (по сравнению с га-
зовыми лазерами) расходимость пучка, с их помощью легко достичь очень
высокой поверхностной плотности светового потока благодаря большой пико-
вой мощности излучения. Так, например, при использовании простой лиизы
можно сфокусировать излучение рубинового лазера в пятно площадью
10~3 см2.
Фокусировка излучения газовых лазеров, имеющего обычно более рав-
номерное пространственное распределение, дает лучшие результаты. Види-
мое излучение маломощных газовых лазеров, работающих в одномодовом
режиме, легко сфокусировать в пятно диаметром 1—2 мкм (почти дифрак-
ционный предел). Конечно, глубина фокусировки при этом будет соответ-
ственно мала. Типичные значения минимальных размеров фокального пятна
для мощных СО2-лазеров, работающих в многомодовом режиме, могут ле-
жать в пределах до 100 мкм.
Для эффективного использования лазеров очень часто требуется острая
фокусировка пучка. Это характерно для случаев, когда нужно сузить до
минимума область разогрева, например при лазерной сварке или при лазер-
ном сверлении. В соответствии с уравнением (2.13) для достижения наи-
меньших размеров фокального пятиа необходимо использовать короткофо-
кусные линзы, однако в реальных производственных условиях оии могут
оказаться непригодными из-за ограниченной глубины резкости. Последняя
должна быть достаточно большой, для того чтобы исключить влияние виб-
раций или неточности размещения деталей по высоте относительно фокуси-
рующей линзы. Глубина резкости приближенно определяется соотношением
Z=XF2/a2«r„2/X, (2.15)
где 1 — длина излучения волны, а — радиус линзы, F — фокусное расстоя-
ние. Отсюда видно, что глубина резкости возрастает пропорционально квад-
рату радиуса пятна. Следовательно, надо так конструировать оптическую
систему, чтобы в ией обеспечивался разумный компромисс между требуемой
глубиной резкости и малыми размерами пятна.
Свойства лазерного излучения 59
Рис. 2.15. Расчетные зависимости диаметра фокального пятиа от величины
относительного отверстия линзы.
В связи с проблемой фокусировки лазерного излучения необходимо так-
же рассмотреть и линзовые аберрации, ухудшающие свойства оптической
системы. Для монохроматического коллимированного лазерного луча, прохо-
дящего вдоль оси линзы, многие из видов аберраций, известных в элемен-
тарной оптике, не имеют значения. Наиболее существенной для него оказы-
вается сферическая аберрация. При сферической аберрации лучн, исходящие
из точечного источника и попадающие на линзу иа разных расстояниях от
ее оси, не собираются линзой в одну общую точку, и в результате этого
изображение расплывается в круг с неясными очертаниями. Сферическая
аберрация возрастает по мере уменьшения фокусного расстояния линзы. Это
определяет иижиий предел приемлемых значений фокусного расстояния
линзы.
Сферическую аберрацию можно уменьшить двумя путями: используя
асферические лиизы со специально подобранными формами поверхностей или
оптимизируя формы сферических линз. Асферические линзы стоят дорого и
дают не больше преимуществ по сравнению с оптимизированными сфериче-
скими линзами, поэтому ниже мы рассмотрим лишь выбор оптимальных
форм сферических линз.
Из всех практически применимых типов лииз наименьшими сферически-
ми аберрациями обладают плоско-выпуклые линзы, обращенные выпуклой
Поверхностью навстречу пучку. Для фокусировки излучения СОа-лазеров
часто используются германиевые линзы с коэффициентом преломления 4.
В этих случаях наименьшими сферическими аберрациями обладают менис-
ковые (выпукло-вогнутые) линзы, обращенные выпуклой поверхностью на-
встречу пучку.
На рис. 2.15 приведены расчетные зависимости диаметра фокального
пятна от величины относительного отверстия линзы для случаев, когда диа-
метр определяется либо только сферической аберрацией, либо только ди-
фракционными эффектами. В расчетах диаметр оптимизированной по форме
одноэлементной линзы был принят равным 2,54 см, коэффициент преломле-
ния 1,5, а длина волны 1 мкм. При больших относительных отверстиях
преобладает влияние сферической аберрации и дифракционный предел ока-
зывается недостижимым. Вопреки соотношению (2.14) размеры пятиа уве-
личиваются при увеличении относительного отверстия. Конечно, с помощью
60 Г лава 2
короткофокусных многокомпонентных объектов с воздушными зазорами меж-
ду линзами можно существенно улучшить резкость фокусировки и при опре-
деленных условиях достичь размеров пятна порядка одной длины волны,
однако в большинстве случаев промышленных применений лазеров прихо-
дится отказываться от достижения этого предела.
Итак, для фокусировки лазерного излучения сначала нужно выбрать
такую короткофокусную линзу, требуемая глубина резкости которой согла-
совывалась бы с допускаемыми аберрациями; затем необходимо подобрать
такую форму линзы, которая при найденном фокусном расстоянии будет
иметь минимальную сферическую аберрацию.
Важное практическое значение имеет также измерение размеров фокаль-
ного пятна. Очевидно, что это можно было бы сделать путем экспонирова-
ния фотопленки, помещаемой в фокальной плоскости линзы, с последую-
щим денситометрированием полученного фотоизображения пятна. Однако
при этом возникает ряд проблем и вопросов, без решения которых нельзя
добиться достаточно высокой точности измерений. В частности, необходимо
знать чувствительность фотопленки и условия ее проявления. Кроме того,
при сильной засветке пленка в центральной зоне пятна насыщается и в ре-
зультате получается плоский профиль распределения почернения фотоизоб-
ражения пятна, дающий искаженное представление о распределении плот-
ности энергии в пятне. Поэтому оценки размеров пятна могут оказаться за-
вышенными.
Для определения размеров фокального пятна оказался полезным метод,
основанный на сканировании этого пятна острым краем непрозрачной за-
слонки, например бритвы, закрепляемой иа механизме перемещения с ми-
кронной подачей. С помощью фотоприемника, размещаемого позади фокаль-
ной плоскости линзы, измеряется мощность части пучка, прошедшей мимо
края заслонки. Благодаря этому может быть получен график распределения
плотности мощности в сфокусированном пучке; используя этот график, мож-
но с высокой точностью определить диаметр фокального пятна {11].
В частности, для гауссова пучка получаем
A=(Po/2)[l-erf(2^/ro)], (2.16)
где Pt — мощность прошедшей части пучка, измеряемой фотодетектором,
Ро — полная мощность пучка, г0 — радиус гауссова пучка, X — определяемая
с помощью микрометра координата края заслонки, перемещаемой вдоль
оси х. Символом erl обозначена функция ошибок. Ее значения приведены
в соответствующих таблицах. По результатам измерения общей падающей
мощности и мощности, прошедшей мимо края заслонки в зависимости от его-
положения, можно определить радиус гауссова пучка вблизи фокальной
плоскости.
Очевидно, что изложенный метод легко распространить и на пучки
с иным распределением плотности мощности по сечению, отличающимся от
гауссова. Он был успешно применен для определения плотности мощности
сфокусированного лазерного излучения, которое создается в лазерных уста-
новках, используемых в сфере промышленного производства.
Для многих случаев промышленных технологических применений лазе-
роп размеры сфокусированного светового пятна лежат в пределах 0.001 —
0,01 см; изложенный метод измерений с помощью заслонки, перемещаемой
микрометрическим механизмом, обеспечивает необходимое для таких изме-
рений разрешение.
' 2.8. МОЩНОСТЬ
Наиболее важным свойством лазера является его способность испускать
излучение чрезвычайно большой мощности. В этом смысле иа первом месте
стоят импульсные лазеры (рубиновый лазер или лазер иа стекле с неоди-
Свойства лазерного излучения 6 Г
мом), но они дают излучение только в виде коротких импульсов. Говоря
о наивысшей достижимой мощности излучения, следует различать лабора-
торные и промышленные лазеры Экспериментальные лазерные установки
могут давать более мощное излучение. Об уровнях мощности излучения ла-
зеров различных типов речь пойдет в гл. 4. Здесь мы лишь приведем верх-
ние достижимые пределы мощности. Мощность излучения большинства
применяемых лазеров лежит гораздо ниже этих пределов. Из непрерывных
лазеров наибольшей выходной мощностью обладают СОг-лазеры. Большие
экспериментальные установки этого типа давали излучение мощностью
'—100 кВт. Мощность излучения промышленных непрерывных СОг-лазеров
в настоящее время может достигать 10 кВт.
Для импульсных твердотельных лазеров достижимые уровни мощности
излучения чрезвычайно высоки. Средн промышленных лазеров на стекле
с неодимом, работающих в режиме модуляции добротности, есть лазеры, пи-
ковые значения мощности излучения в импульсе которых достигают 10” Вт
(при наносекундноп длительности импульса). Пиковая мощность излучения
экспериментальных твердотельных лазеров, предназначенных для проведения
работ по лазерному стимулированию термоядерного синтеза, достигала
~1013 Вт.
ЛИТЕРАТУРА
1. Schawlow A. L., Townes С. Н., Phys. Rev., 112, 1940 (1958).
2. Jaseja Т. S., Javan A., Townes С. H., Phys. Rev. Lett., 10, 165 (1963).
3. Davit J., Charles C., Appt Phys. Lett., 22, 248 (1973).
4. Bjorkhoim J. E., Stolen R. H., J. Appt. Phys., 39, 4043 (1968).
5. Ready J. F., Effects of High Power Laser Radiation, Academic Press,
New York, 1971.
6. Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical Holography, Eq. 7.17,
Academic Press, New York, 1971.
7. Chen D.. Ready J. F., Bull. Am. Phys. Soc., 11, 454 (1966).
8. Nelson D. F„ Collins R. J., J. Appl. Phys., 32, 739 (1961).
9. Magyar G.. Opto-Electron., 2, 68 (1970).
10. Berkley D. A.. Wolga G. J., Phys. Rev. Lett., 9, 479 (1962).
11. Laser Focus, p. 61 (June 1973).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 2.1.
Bloom A. L., Gas Lasers, Wiley, New York, 1968, Chapters 3 and 4.
Boyd G. D., Kogelnik H_, Generalized Confocal Resonator Theory, Bell Syst.
Tech. L. 41, 1347 (1962).
Duncan R. C., Kiss Z. J., Wittke J. P., Direct Observation of Longitudinal
Modes in the Output of Optical Masers, I. Appl. Phys., 33, 2568 (1962).
Freed C., Design and Short-Term Stability of Single-Frequency CO2 Lasers,
IEEE J. Quantum Electron., QE-4, 404 (1968).
Harris S. E-, Stabilization and Modulation of Laser Oscillators by Interna!
Time-Varying Perturbation, Appl. Opt., 5, 1639 (1966).
Hercher M., Single Mode Operation of a Q-Sw'itched Ruby Laser, Appl. Phys.
Lett., 7, 39 (1965).
Kogelnik H„ Patel С. K. N., Mode Suppression and Single Frequency Opera-
tion in Gaseous Optical Masers, Proc. IRE, 50, 2365 (1962).
McMurtry B. J., Investigation of Ruby Optical Maser Characteristic Using
Microwave Phototubes, Appl. Opt., 2, 767 (1963).
Moss G. E., High-Power Single-Mode HeNe Laser, Appl. Opt., 10, 2565 (1971).
Miclenz K. D. et al., Reproducibility of Helium-Neon Laser Wavelength at
В2 Г лава 2
633 nm, Appl. Opt., 7, 289 (1968).
Polanyi T. G., Tobias I., The Frequency Stabilization of Gas Lasers, in La-
sers, Л. Series of Advances, Vol. 2 ( Levine A. K., ed), Dekker, New York,
1968.
Smith P. W., Stabilized, Single-Frequency Output from a Long Laser Cavi-
ty, IEEE J. Quantum Electron., QE-1, 343 (1965).
К разд. 2.2 ,
Adams M. J., Landsberg P. T., in Gallium Arsenide Lasers (Gooch С. H., ed.),
Wiley (Interscience), iNew York, 1969.
Collins R. J. et al., Coherence, Narrowing, Directionality and Relaxation
Oscillations in the Light Emission from Ruby, Phys. Rev. Lett., 5, 303
(1960).
Herriott D. R., Optical Properties of a Continuous Helium-Neon Optical Ma-
ser, /. Opt. Soc. Am., 52, 31 (1962).
Laser Focus 1976 Buyers’ Guide Advanced Technology Publ., Newton Mas-
sachusetts, 1976.
Sinclair D. C., Bell W. E., Gas Laser Technology, Holt, New York, 1969.
Waynant R. W. et. al., Beam Divergence Measurement for Q-switched Ruby
Lasers, Appl. Opt., 4, 1648 (1965).
К разд. 2.3.
Arnaud J. A. et al., Technique for Fast Measurement of Gaussian Laser Beam
Parameters, Appl. Opt., 10, 2775 (1971).
Bloom A. L., Gas Lasers, Wiley, New York, 1968, Chapter 3.
Bloom A. L., Far-Field Pattern of Gas Lasers Operating in the Lowest Order
Gaussian Transverse Mode, Appl., Opt., 8, 716 (1969).
Boyd G. D., Kogelnik H., Generalized Confocal Resonator Theory, Bell Syst.
Tech. ]., 41, 1347 (1962).
Carr J. F., Charschan S. S., Obtaining Near Gaussian Intensity Distributions
from Multimode Pulsed Ruby Lasers, Appl. Opt., 10, 684 (1971).
Dayhoff E. S., Kessler B., High-Speed Sequence Photography of a Ruby La-
ser, Appl. Opt., 1, 339 (1962).
Evtuhov V., Neeland J. K., Observations Relating to the Transverse and Lon-
gitudinal Modes oi a Ruby Laser, Appl. Opt., 1, 517 (1962).
Freiberg R. J., Halsted A. S., Properties of Low Order Transverse Modes in
Argon Ion Lasers, Appl. Opt., 8, 355 (1969).
George T. V., Slama L. S., Yokoyama M., Intensity Distribution of Ruby La-
ser Beams, Appl. Opt., 2, 1198 (1963).
Holmes D. H., Avizonis P. V., Wrolstad К. H., On-Axis Irradiance of a Focu-
sed, Apertured Gaussian Beam, Appl. Opt, 9, 2179 (1970).
Kogelnik H., Rigrod W. W., Visual Display of Isolated Optical Resonator Mo-
des, Proc. IRE, 50, 220 (1962).
Kogelnik H., Li T., Laser Beams and Resonators, Appl. Opt., 5, 220 (1966).
Kruger J. S., Laser Modes — Some Basic Concepts, Electro-Opt. Systems De-
sign, p. 11 (September 1972).
Pressley R. J. (ed.), Handbook of Lasers, Chemical Rubber Co., Cleveland,
Ohio, 1971, Chapter 14.
Siegman A. E., Unstable Optical Resonators, Appl. Opt., 13, 353 (1974).
"Watson W. R., Polanyi T. G., Radiation Patterns of Confocal HeNe Laser, J.
Appl. Phys., 34, 708 (1963).
Waynant R. W. et al., Beam Divergence Measurement for Q-Switched Ruby
Lasers, Appl. Opt., 4, 1648 (1965).
Weichel H., Pedrotti L. S., A Summary of Useful Laser Equations — An LIA
Report, Electro-Opt. Systems Design, p. 22 (July 1976).
Yariv A., Quantum Electronics, Wiley, New York, 1975, Chapter 7.
Свойства лазерного излучения 63
К разд. 2.4.
Alfano R. R., Shapiro S. L., Ultrashort Phenomena, Phys. Today, p. 30 (July
1975).
Collins R. J. et al., Coherence, Narrowing, Directionality and Relaxation Oscil-
lations in the Light Emission from Ruby, Phys. Rev. Lett., 5, 303 (I960).
Cunningham R. C., A Guide to Mode Locking Electro-Opt. Systems Design,
p. 4A (April 1975).
DeMaria A. J.. Stetser D. A., Heynau H„ Self Mode-Locking of Lasers with
Saturable Absorber, Appl. Phys. Lett., 8, 174 (1966).
DeMaria A. J. et al., Picosecond Laser Pulses, Proc. IEEE, 57, 2 (1969).
DeMaria A. J., Glenn W. H., Mack M. E., Ultrafast Laser Pulses, Phys. To-
day, p. 19 (July 1971).
DeMaria A. J., Review of High-Power CO2 Lasers, Proc. IEEE, 61, 731 (1973).
Duguay M. A., Shapiro S. L., Rentzepis P. M., Spontaneous Appearance of
Picosecond Pulses in Ruby and Nd:Glass Lasers, Phys. Rev. Lett., 19, 1014
(1967).
Duguay M. A., Hansen J. W., Shapiro S. L., Study of the Nd:Glass Laser Ra-
diation, IEEE J. Quantum Electron., QE-6, 725 (1970).
Duguay M. A., Mattick A. T., Ultrahigh Speed Photography of Picosecond
Light Pulses and Echoes, Appl. Opt., 10, 2162 (1971).
Duguay M. A., Light Photographed in Flight, Am. Sci., 59, 550 (1971).
Duley W. W., COj Lasers, Effects and Applications, Academic Press, New
York, 1976, Chapter 2.
Evtuhov V., iNeeland J. K-, Observations Relating to the Transverse and Lon-
gitudinal Modes of a Ruby Laser, Appl. Opt., 1, 517 (1962).
Girard A., Beaulieu A. J., A TEA CO2 Laser with Output Pulse Length Adjus-
table from 50 ns to Over 50 ps, IEEE J. Quantum Electron. QE-10, 52!
(1974).
Kachen G-, Steinmetz L., Kysilka J., Selection and Amplification of a Single
Mode-Locked Optical Pulse, Appl. Phys. Lett., 13, 229 (1968).
McClung F. J., Hellwarth R. W„ Characteristics of Giant Optical Pulsations
from Ruby, Proc. IEEE, 51, 46 (1963).
Ready J. F., Effects of High-Power Laser Radiation, Academic Press, New-
York, 1971, Chapter 1.
Smith P. W., Mode-Locking of Lasers, Proc. IEEE, 58, 1342 (1970).
Treacy E. B., Measurement and Interpretation of Dynamic Spectrograms of
Picosecond Light Pulses, I. Appl. Phys., 42, 3848 (1971).
Yariv A., Quantum Electronics, Wiley, New York, 1975, Chapter 11.
К разд. 2.5.
Barnes N. P., Crabbe I. A., Coherence Length of a Q-Switched Nd:YAG Laser,
J. Appl. Phys., 46, 4093 (1975).
Berkley D. A., Wolga G. J., Coherence Studies of Emission from a Pulsed
Laser, Phys. Rev. Lett., 9, 479 (1962).
Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical Holography, Academic
Press, New York, 1971, Chapters 1 and 7.
Lipsett M. S., Mandel L., Coherence Time Measurements of Light from Ruby
Optical Masers, Nature (London), 199, 553 (1963).
Magyar G_, Some Measurements of the Spatial Coherence of a Giant Pulse
Laser, Opto-Electronics, 2, 68 (1970).
Morley D. C. W. et al., Spatial Coherence and Mode Structure in the HeNe
Laser, Brit. J. Appl. Phys., 18, 1419 (1967).
Nelson D. F., Collins R. J., Spatial Coherence in the Output of an Optical
Maser, /. Appl. Phys., 32, 739 (1961).
К разд. 2.6.
Hagen W. F., Diffraction-Limited High-Radiance Nd-Glass Laser System, Л
Appl. Phys., 40, 511 (1969).
<64 Глава 2
Hanna D. C., Increasing Laser Brightness by Transverse Mode Selection-1,
Opt. Laser Technol., p. 122 (August 1970).
Magyar G., Simple Giant Pulse Ruby Laser of High Spectral Brightness, Rev.
Sci. Instrum., 38, 517 (1967).
К разд. 2.7.
Bloom A. L., Gas Lasers, Wiley, New York, 1968, Chapter 4.
Bloom A. L., Innes D. J., Design of Optical Systems for Use with laser Be-
ams, Spectra-Physics Laser Tech. Bull. No. 5, Spectra-Physics, Inc., Moun-
tain View, California, 1966.
Dickson L. R., Cecchi D. R., Determining Depth of Focus — Precisely, Electro-
Opt. Systems Design, p. 20 (November 1970).
Pitlak R. T., Laser, Spot Size for Single Element Lens, Electro-Opt. Systems
Design, p. 30 (September, 1975).
Ready J. F., Effect of High-Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971, Chapters 1 and 8.
К разд. 2.8.
Ghristiansen W. H., Hertzberg A., Gasdynamic Lasers and Photon Machines,
Proc. IEEE, 61, 1060 (1973).
DeMaria A. J., Review of High Power CO2 Lasers, Proc. IEEE, 61, 731 (1973).
Duley W. W., CO2 Lasers, Effects and Applications, Academic Press, New
York, 1976, Chapter 2.
Krupke W. F., George E. V., Lasers for Thermonuclear Fusion and Their Pro-
perties, in Industrial Applications of High Power Laser Technology (Rea-
dy J. F., ed.), Soc. of Photo-Opt. Instrumentation Eng., Palos Verdes Esta-
tes, California (1976).
Laser Focus 1976 Buyers’ Guide, Advanced Technology Publ., Newton, Massa-
chusetts, 1976.
Pressley R. J. (ed.), Handbook of Lasers, Chemical Rubber Co., Cleveland,
Ohio, 1971, Chapter 6, 7, and 11.
Simmons W. W. et al., JEEE J. Quantum Electron., QE-U, 31 (1975).
Глава 3
ЛАЗЕРЫ ДЛЯ ПРАКТИЧЕСКИХ ЦЕЛЕЙ
В этой главе описаны хорошо разработанные типы лазеров
и те лазеры, которые достигли промышленной стадии. Под про-
мышленными лазерами мы понимаем лазеры, которые свободно
продаются различными поставщиками. Свойства лазеров, рас-
смотренных в данной главе, не являются оптимальными по срав-
нению со свойствами, полученными в лабораторных эксперимен-
тах. В первую очередь нас будут интересовать те лазеры, кото-
рые относительно легко можно приобрести у различных постав-
щиков.
Мы рассмотрим также свойства нескольких лазерных ве-
ществ. Из огромного множества различных веществ только в
сравнительно небольшом числе в лабораториях наблюдался ла-
зерный эффект. Поэтому возникает вопрос: почему именно
в этих веществах возможен лазерный эффект? Ответ может
быть получен при подробном изучении скоростных констант пе-
реходов между возбужденными состояниями атомов и молекул,
образующимися при действии оптической или электрической
накачки. Из исследования хорошего лазерного вещества следу-
ет, что его скоростные константы обеспечивают предпочтитель-
ное заселение верхнего лазерного уровня и не способствуют
расселению этого уровня при конкурирующих процессах. Этим
объясняется высокая эффективность работы данных лазеров.
Подобные объяснения были получены после того, как была про-
демонстрирована хорошая работа лазера. Попытки предсказа-
ния лазерных свойств у тех или иных веществ были менее
успешными. Многие вещества были предложены на основе ис-
следования возбужденных электронных состояний и переходов
между возбужденными электронными уровнями. В отдельных
случаях, несмотря на благоприятные предсказания, вещества не
обнаруживали хороших лазерных свойств. Поэтому в этой гла-
ве рассмотрены только материалы с высокой лазерной эф-
фективностью и те, которые наиболее полно исследованы,
без подробных объяснений причин их успешного исполь-
зования.
3 Дж. Реди
66 Глава 3
Вполне возможно, что дальнейшие исследования в области
лазеров могут внести поправки в существующий перечень ла-
зерных веществ. Новые разработки лазеров позволяют надеять-
ся на создание новых типов лазеров, излучающих на различных
длинах волн. В будущем они могут вытеснить некоторые из ши-
роко применяемых в настоящее время лазеров. В гл. 4 рассмот-
рены некоторые перспективы развития лазеров.
3.1. ГАЗОВЫЕ ЛАЗЕРЫ
Лазеры, в которых в качестве лазерной активной среды ис-
пользуются газообразные вещества, стали обычными. Можно
назвать много причин использования газообразных веществ
в лазере. Всидёрвых, в отличие от диэлектрических кристаллов
и полупроводников объем вещества в данном случае может
быть большим. Во-вторых, исключена возможность разрушения
вещества лазерным излучением, как это наблюдается в высоко-
мощных рубиновых и стеклянных лазерах. В-третьих, вещество
является однородным, так что проблемы, связанные с оптиче-
ской неоднородностью и свойственные твердотельным лазерам,
отсутствуют. В-четвертых, легко обеспечить отвод тепла путем
удаления горячего газа из области взаимодействия, ш.кроме^
того, в. соответствующих типах газовых лазеров пдд^создании
потока газа может быть получена высокая мощность. Ниже мы
рассмотрим различные типы газовых лазеров, a-именно лазеры
на нейтральных атомах (типичный представитель — гелий-неоно-
вый лазер), лазеры на ионизованных атомах (типичный пред-
ставитель— лазер на ионизованном аргоне) и молекулярные
лазеры (типичный представитель — лазер на углекислом газе).
3.1.1. ЛАЗЕРЫ НА НЕЙТРАЛЬНЫХ АТОМАХ
Лазерная активная среда, содержащая нейтральные атомы,
может возникнуть в положительном столбе тлеющего разряда
в смеси гелия и неона. Механизм возбуждения гелий-неонового
лазера был рассмотрен в гл. 1. В электрическом разряде при
плотности тока —100 мА/см2 происходит возбуждение атомов
гелия при соударениях с электронами. Эта энергия возбужде-
ния при соударениях атомов передается верхним лазерным уров-
ням атомов неона, что приводит к инверсии населенностей.
Первым атомным лазером был созданный в 1961 г. гелий-
неоновый лазер с излучением на линии 1,15 мкм. Гелий-неоно-
вый лазер остается наиболее типичным из всех атомарных ла-
зеров, хотя лазерный эффект был обнаружен и на многих дру-
гих атомарных газах. Среди них следует отметить лазеры на
инертных газах — неоне, аргоне, криптоне и ксеноне —с много-
Лазеры для практических целей 67
численными длинами волн, расположенными в видимой и ближ-
ней инфракрасной областях спектра.
Гелий-неоновые лазеры. Гелий-неоновые лазеры являются
наиболее распространенными из всех типов лазеров. По оцен-
кам более 100000 гелий-неоновых лазеров уже было изготовле-
но и продано. Вполне вероятно, что число используемых гелий-
неоновых лазеров превышает число лазеров всех других типов,
взятых вместе. Гелий-неоновые лазеры являются компактными,
портативными, простыми в эксплуатации источниками непре-
рывного лазерного излучения в видимой области. Благодаря
этому они очень удобны для демонстрационных целей и обу-
чения.
Схема уровней энергии для гелий-неонового лазера уже при-
водилась в гл. 1. При прохождении электрического разряда че-
рез смесь газов происходит возбуждение гелия. Верхние лазер-
ные уровни неона возбуждаются при соударениях с возбужден-
ными атомами гелия. Наиболее обычными являются три лазер-
ных перехода с длинами волн 0,6328, 1,15 и 3,39 мкм. Первый
гелий-неоновый лазер излучал на волне 1,15 мкм. Однако вско-
ре был реализован лазер на волне 0,6328 мкм. Из-за желатель-
ности работы в видимом диапазоне в настоящее время боль-
шинство гелий-неоновых лазеров конструируется для работы на
этой длине волны. Таким образом, если излучение происходит
на волне 1,15 мкм, то этот переход способствует заселению
нижнего состояния для линии 0,6328 мкм. Подобно этому при
работе на линии 3,39 мкм используются возбужденные атомы,
которые могли бы вносить вклад в излучение на волне
0,6328 мкм. Поэтому во многих практических случаях необхо-
димо подавить генерирование на инфракрасных переходах. Из-
лучение на длине волны 1,15 мкм можно подавить, применяя
зеркала с относительно низким отражением на этой волне. Од-
нако для линии 3,39 мкм наблюдается чрезвычайно высокое
усиление. Эту линию очень трудно подавить даже при использо-
вании зеркал с низким коэффициентом отражения. Поэтому
в конструкцию многих гелий-неоновых лазеров включены маг-
ниты, которые создают неоднородное магнитное поле, меняю-
щееся в широких пределах в различных частях лазерной труб-
ки. Неоднородное магнитное поле уширяет линию перехода на
волне 3,39 мкм и уменьшает таким образом коэффициент уси-
ления для этого перехода. Степень уменьшения усиления для
линии с длиной волны 0,6328 мкм значительно меньше.
Помимо этого, вводя призму в резонатор гелий-неонового
лазера, можно обеспечить работу на других линиях видимого
диапазона. В этом случае лазерные переходы возникают с того
же верхнего уровня, что и линия 0,6328 мкм, но на другие ниж-
ние уровни. Дисперсия призмы приводит к тому, что излучения
3*
68 Глава 3
разных длин волн после прохождения призмы будут различать-
ся по направлениям распространения. Призма поворачивается
так, чтобы только для одной из этих длин волн обеспечивалось
нормальное падение на зеркало и соответственно отражение.
При этом преимущество получает только один из нескольких
возможных переходов. Один из наиболее важных переходов, ко-
торый был получен таким способом, соответствовал желтой
линии с длиной волны 0,6118 мкм.
Усиление активной среды гелий-неонового лазера на волне
0,6328 мкм сравнительно небольшое, поэтому в резонаторе ла-
зера допустимы очень небольшие потери. Таким образом, зер-
кала должны быть очень высокого качества с малыми потеря-
ми на рассеяние. Характерный коэффициент пропускания вы-
ходного зеркала составляет 1—2%- Если зеркала являются
внешними по отношению к газоразрядной трубке, то окна на
трубке должны быть под углом Брюстера.
Интересно рассмотреть зависи-
мость выходной мощности гелий-не-
Рис. 3.1. Зависимость выход-
ной мощности гелий-неонового
лазера от пропускания зерка-
ла [1].
онового лазера от пропускания зер-
кала (рис. 3.1) [1]. При отсутствии
пропускания мощность безусловно
равна нулю. При увеличении про-
пускания выходная мощность возра-
стает до максимального значения.
После прохождения максимума пол-
ные потери в резонаторе лазера,
включая потери на выход, становят-
ся слишком велики и выходная
мощность уменьшается. При коэф-
фициентах пропускания более 2,5%
полные потери превышают усиле-
ние, которое в гелий-неоновом лазе-
ре на волне 0,6328 мкм мало, так
что лазер перестает работать. Из-за
малого усиления в гелий-неоновой среде оптимальные потери
для вывода излучения малы (менее 1% на рис. 3.1.).
В гелий-неоновом лазере усиление обратно пропорциональ-
но диаметру газоразрядной трубки. Это, вероятно, происходит
из-за того, что нижний уровень лазерного перехода расселяется
при соударениях атомов неона со стенками трубки. Поэтому для
обеспечения инверсии населенностей и поддержания работы
лазера атомы неона должны легко достигать стенок трубки.
Для того чтобы скорость соударения атомов неона со стенками
была высока, диаметр трубки должен быть мал. Типичная ве-
личина диаметра — несколько миллиметров. Это ограничивает
выходную мощность гелий-неоновых лазеров, поскольку объем
Лазеры для практических целей 69
газа не может быть легко увеличен. Кроме того, это влияет на
угловую расходимость луча, так как стенки трубки ограничивают
апертуру. Таким образом, если использовать уравнение (2.1), то
можно найти, что типичная угловая расходимость луча гелий-
неонового лазера равна ~2-10~4 рад.
Большинство промышленных гелий-неоновых лазеров кон-
струируют так, чтобы они работали в одномодовом режиме. Это
достигается, по крайней мере частично, определенным выбором
отношения длины трубки к ее диаметру. Для мод высокого по-
рядка требуются более высокие значения диаметра, а они не-
возможны из-за узкой апертуры газоразрядной трубки.
Эффективные разработки были выполнены по конструиро-
ванию катодов для гелий-неоновых лазеров. Наиболее распро-
страненным катодом в настоящее время, по-видимому, является
холодный алюминиевый катод, который обеспечивает наиболь-
ший срок службы. По официальным данным фирм срок службы
коммерческих гелий-неоновых лазеров превышает 10000 ч.
Для нестабилпзированных по частоте коммерческих гелий-
неоновых лазеров уровень выходной мощности составляет от
нескольких десятых милливатта до 50 мВт. Стабильность уров-
ня излучения таких лазеров оценивается несколькими процен-
тами, т. е. выходная мощность изменяется на несколько про-
центов в течение коротких периодов времени. Типичные осцил-
лограммы амплитудного шума промышленного гелий-неонового
лазера приведены на рис. 2.10.
Давление в гелий-неоновой лазерной трубке зависит от диа-
метра трубки и в общем случае составляет несколько тор. Ха-
рактерный состав газовой смеси — 90% гелия и 10% неона.
В ранних работах по гелий-неоновым лазерам были выполнены
многочисленные исследования зависимости усиления в лазере
от состава газовой смеси, давления газа, диаметра трубки и
разрядного тока. Промышленные лазеры конструируются таким
образом, чтобы было обеспечено оптимальное усиление для
данной совокупности условий.
На рис. 3.2 показано внутреннее устройство типичного не-
большого промышленного гелий-неонового лазера. На рис. 3.2, а
приведен фотоснимок лазера (без внешнего корпуса) мощно-
стью 0,5 мВт (работает в одномодовом режиме). Видимая сбо-
ку трубка имеет длину —28 см и снабжена плотно приклеенны-
ми зеркалами с каждого конца. Большой баллон сзади трубки
представляет собой балластный объем, содержащий газовую
смесь. На рис. 3.2, б приведена упрощенная схема, предназна-
ченная для механизированного производства и быстрого изго-
товления. Штампованные металлические торцовые пластины
используются одновременно и для подвода тока, и как посадоч-
ные места для зеркал. В первых конструкциях обычно выпол-
70 Глава 3
Анодная концевая
пластина с посадоч-
ным местом для зеркала
Зеркало Катод
пластина с посадоч-
ным местом для зеркала
Рис. 3.2. Гелий-неоновый лазер. (С разрешения фирмы Spectra-Physics, Inc.)
а — промышленный гелий-неоновый лазер мощностью 0,5 мВт со снятым кожухом; б —
схема устройства гелий-неонового лазера, сконструированного для массового произ-
водства.
оболочка
нялись стеклодувные работы для изготовления сложной фор-
мы с отростком для отпаивания и многими выступами.
При максимальной выходной мощности полное давление Р
наполняющего лазерную трубку газа определяется следующим
уравнением:
PD^ 3,2, (3.1)
где Р — давление (тор), D — диаметр трубки (мм). Это эмпи-
рическое уравнение обычно позволяет определить полное дав-
ление, соответствующее максимальной выходной мощности.
Лазеры для практических целей 71
Важное значение имеют вольт-амперные характеристики ге-
лий-неоновой лазерной трубки. Имеется область, в которой на-
пряжение может быть высоким, а разрядный ток очень малым.
Для создания разряда в трубке сначала необходимо подвести
к ней достаточно высокое напряжение, чтобы вызвать пробой
разрядного промежутка. Для типичного небольшого гелий-нео-
нового лазера напряжение пробоя составляет ~3400 В. После
пробоя к трубке прикладывается напряжение и в ней образует-
ся плазма. В результате ток сильно возрастает. Таким образом,
для начала работы гелий-неонового лазера необходим иници-
ирующий высоковольтный импульс, который мгновенно повы-
шает напряжение на трубке до величины, превышающей на-
пряжение пробоя. После пробоя напряжение, требуемое для
поддержания разряда с силой тока порядка нескольких милли-
ампер, значительно ниже. Характерное рабочее напряжение
может составлять 1350 В. В данной области газоразрядная
трубка имеет отрицательное сопротивление. Это означает, что
при возрастании тока через трубку напряжение на трубке па-
дает. Для ограничения разрядного тока до безопасных значений
последовательно с газоразрядной трубкой включается балласт-
ное сопротивление.
Зависимость выходной
мощности от разрядного
тока приведена на рис. 3.3
для двух различных га-
зовых смесей [2]. При
малых токах газовый раз-
ряд неустойчив; плазма
мерцает, выходная мощ-
ность равна нулю. Для
токов более нескольких
миллиампер возникает
устойчивая плазма, и вы-
ходная мощность лазера
растет с увеличением то-
ка. При еще более высо-
ких токах происходит на-
сыщение выходной мощ-
ности, а затем и спад. Это
происходит, вероятно, в
результате нагрева газа и
уменьшения эффективности возбуждения при повышенном токе.
Кроме того, работа при чрезмерно высоком токе может приве-
сти к сокращению времени жизни трубки. Таким образом, необ-
ходимо введение балластного сопротивления для поддержания
в заданных пределах тока через трубку.
Разрядный ток, мА
Рис. 3.3. Выходная мощность гелий-неоно-
вого лазера в зависимости от разрядного
тока (2].
Кривая А относится к газовой смеси 0,5 тор Не’
и 01 тор Ne; кривая В — к смеси 0,5 тор Не и
0,1 тор Ne.
72 Глава 3
I--------1 Частота
500 МГц
Рис. 3.4. Частотный спектр из-
лучения типичного гелий-нео-
нового лазера, полученный с
помощью интерферометра вы-
сокой разрешающей силы.
Излучение гелий-неонового лазера на волне 0,6328 мкм пред-
ставляет собой красно-оранжевый луч с малым углом расходи-
мости. Одна из наиболее характерных особенностей этого лу-
ча — вид пятна при падении света на диффузно отражающую
поверхность, например на окрашенную стену или на кусок
белой бумаги. Пятно от луча имеет гранулированный испещ-
ренный вид. Это возникает из-за когерентности луча света. При
взаимодействии лучей, отраженных от различных участков по-
верхности, возникает хаотическая интерференционная картина.
На такой диффузно отражающей поверхности существуют не-
большие выступы и впадины с расстояниями между ними по-
рядка одной или нескольких длин волн света. Свет, рассеянный
от такой поверхности, может привести к возникновению интер-
ференции пространственно когерентного света с усилением яр-
кости. Наблюдатель увидит яркое пятно в пестрой картине.
В другой точке интерференция между всеми компонентами при-
ведет к ослаблению яркости, и наблюдатель будет видеть тем-
ное пятно в пестрой картине.
В первых непрерывных лазерах видимого диапазона такая
зернистая картина воспринималась как неожиданность. Прак-
тическое значение этого явления состоит в том, что нерегуляр-
ная освещенность ограничивает применение видимого лазерно-
го света в задачах, связанных с освещением поверхностей. Пят-
нистая картина создает также проблемы в голографических
применениях.
Зернистая картина является следствием явлений дифракции
и интерференции, которые связаны с любым электромагнитным
излучением. Зернистость в принципе может быть получена при
использовании подходящих оптических источников. Однако толь-
ко для лазера, обладающего высокой степенью пространствен-
ной и временной когерентности, зернистая картина становится
обычным явлением.
В излучении типичного гелий-неонового лазера без стабили-
зации частоты могут присутствовать четыре или пять продоль-
ных мод. На рис. 3.4 показан частот-
ный спектр типичного гелий-неоно-
вого лазера, полученный с помощью
интерферометра с высоким разреше-
нием. В данном случае присутству-
ют четыре продольные моды. Для
трубки длиной 100 см расстояние
между продольными модами
составляет 1,5-108 Гц. Длина коге-
рентности лазера с четырьмя мода-
ми в соответствии с уравнением
(2.11) будет равна только 66 см.
Лазеры для практических целей 73
Отметим, что ширина линии флюоресценции по уровню поло-
вины максимума для лазерного перехода на волне 0,6328 мкм
равна ~ 1,7-109 Гц.
Выпускаются также промышленные гелий-неоновые лазеры
со стабилизацией частоты. В этих лазерах имеется термостат и
используется управление по обратной связи для удержания час-
тоты лазерного перехода в центре лэмбовского провала (гл. 2).
Стабильность таких лазеров примерно 2-10-7. Измерения, про-
веденные в Национальном бюро стандартов для такого про-
мышленного гелий-неонового лазера со стабилизацией час-
тоты, дали значение длины волны в вакууме 0,632991418±
±0,00000003 мкм. Это соответствует длине когерентности более
1000 см.
3.1.2. ЛАЗЕРЫ НА ИОНИЗИРОВАННЫХ ГАЗАХ
Активную среду ионных лазеров в общем случае образует
плазма тлеющего разряда с высокой плотностью тока. В наи-
более обычных типах ионных лазеров для практических целей
используются ионы инертных газов, чаще всего аргона. Упро-
щенная схема уровней энергии для лазера на ионах аргона при-
ведена на рис. 3.5 с указанием некоторых наиболее важных
лазерных переходов. Полная схема уровней энергии сложна и
включает еще многие другие уровни и другие лазерные перехо-
ды, не показанные на рисунке. Наиболее интенсивные переходы
имеют длины волн 0,4880 и 0,5145 мкм. Эти уровни являются
уровнями иона аргона, так что для работы аргонного лазера
атомы должны быть предварительно однократно ионизованы.
Основным состоянием в этой схеме является основное состоя-
ние иона аргона, которое расположено выше основного состоя-
ния нейтрального атома аргона почти на 16 эВ. Кроме того,
верхние лазерные уровни лежат примерно на 20 эВ выше основ-
ного ионного состояния. Отсюда следует, что нейтральному
атому аргона должно быть передано значительное количество
энергии для того, чтобы перевести его на верхний лазерный
уровень иона аргона.
В отличие от гелий-неонового лазера аргоновый лазер име-
ет более высокое усиление и может быть получена существенно
большая выходная мощность. Выходная мощность возрастает
с плотностью тока непропорционально, поэтому для работы ар-
гонового лазера желательны узкая трубка и большой ток. В ар-
гоновых лазерах могут использоваться плотности тока более
100 А/см2. Высокая плотность тока вызывает разогрев и су-
щественно влияет на конструкцию аргонового лазера.
По сообщениям максимальная выходная мощность аргоно-
вого лазера достигает 150 Вт, но для промышленных образцов
74 Глава 3
Рис. 3.5. Схема уровней энергии однократно ионизованного аргона, относя-
щихся к работе аргонового ионного лазера.
Приведены спектроскопические обозначения уровней энергии. Лазерные длины волн
указаны в микрометрах.
наиболее характерные значения мощности составляют 2—10 Вт.
Полная выходная мощность аргонового лазера обычно являет-
ся суммарным излучением на всех различных длинах волн. Из-
лучение на одной длине волны может быть получено при ис-
пользовании призмы в резонаторе лазера. Вследствие дисперсии
призмы луч лишь одной длины волны будет падать по нормали
к зеркалу, так что лазер может работать только на одной из
всех возможных длин волн. Однако при этом уменьшается вы-
ходная мощность. В табл. 3.1 приведены характерные значения
выходной мощности для различных длин волн обычного про-
мышленного лазера. Такой лазер классифицируется как 4-ватт-
ный лазер, поскольку он может излучать 4 Вт при работе без
призмы, когда может одновременно присутствовать излучение
Лазеры для практических целей 75
всех длин волн. Выделение одной заданной линии осуществля-
ется поворотом призмы.
В непрерывных аргоновых лазерах часто используется маг-
нитное поле. Поле является продольным, т. е. магнитное поле
параллельно оси лазера. Основной эффект магнитного поля за-
Таблица 3.1
Характерные значения выходной мощности
Аргоновый лазер
мощностью 4 Вт
Криптоновый лазер
мощностью 750 мВт
Длина волны,
мкм
0,5145
0,5017
0,4965
0,4880
0,4765
0,4727
0,4658
0,4579
0,3511; 0,3638
Мощность, мВт
1400
200
300
1300
500
100
50
150
100
(специальные
зеркала)
Длина волны,
мкм
0,6471
0,5682
0,5309
0,5208
0,4825
0,4762
0,3507; 0,3564
Мощность, мВт
300
130
100
100
50
70
200
(специальные
зеркала)
ключается в увеличении концентрации электронов в плазме. Это
связано с тем, что электроны вынуждены двигаться по спира-
лям вокруг магнитных силовых линий, в результате чего потери
электронов на стенках уменьшаются.
Максимальный ток аргонового лазера ограничен физическим
износом и эрозией внутренних поверхностей. Обычная конструк-
ция аргонового лазера представляет собой набор электрически
изолированных, радиационно-охлаждаемых сегментов, разме-
щенных внутри кварцевой вакуумной колбы, в которой осу-
ществляется разряд. Сегменты с узкими отверстиями изготовля-
ются из материалов с минимальной эрозией. Из-за большой
плотности тока в газоразрядной трубке аргонового лазера долж-
ны использоваться высокотемпературные материалы для изго-
товления ограничивающих разряд каналов. Описаны самые раз-
нообразные конструкции аргоновых лазеров. Обычно использу-
ются такие материалы, как графит, кварц или керамика из оки-
си бериллия. Окись бериллия, по-видимому, особенно хорошо
противостоит распылению в электрическом разряде. Ее наибо-
лее важное преимущество — высокая теплопроводность.
76 Глава 3
Аргоновые лазеры могут излучать в ультрафиолете на дли-
нах волн 0,3511 и 0,3638 мкм. Благодаря этому аргоновые ла-
зеры являются одними из немногих коммерчески доступных
источников ультрафиолетового лазерного излучения. Некоторые
промышленные газовые лазеры снабжены системой перенапол-
нения с целью компенсации уменьшения давления газа в трубке
с течением времени. Подпитку газом можно осуществлять с по-
мощью выключателя, открывающего клапан к резервуару с ар-
гоном. Трубка может быть дополнена до требуемого оптималь-
ного давления. Эта возможность увеличивает срок службы про-
мышленных аргоновых лазеров.
Конструкции и характеристики криптоновых лазеров анало-
гичны конструкциям и характеристикам аргоновых лазеров.
В табл. 3.1 приведены длины волн существующих криптоновых
лазеров. При работе на одной линии получены немного мень-
шие значения выходной мощности, чем для аргонового лазера.
Уровень технологической разработки и срок службы криптоно-
вых лазеров, по-видимому, несколько ниже того же уровня для
аналогичных аргоновых лазеров. Основная причина использо-
вания криптоновых лазеров заключается в получении других
длин волн, в частности линий в красном и желтом участках
видимого спектра на уровне мощности —100 мВт. Лазеры на
газовых смесях, содержащих как аргон, так и криптон, обеспе-
чивают более широкий выбор длин волн.
Гелий-кадмиевый лазер также является ионным лазером,
поскольку его работа основана на использовании ионизованных
состояний газообразного кадмия. Однако по многим своим ха-
рактеристикам гелий-кадмиевый лазер более похож на гелий-
неоновый лазер на нейтральных атомах.
Гелий-кадмиевый лазер является представителем лазеров на
парах металлов, различные виды которых были исследованы в
лабораториях. Гелий-кадмиевый лазер из всех лазеров на парах
металлов наиболее разработан и достиг уровня коммерческих
лазеров.
В гелий-кадмиевом лазере лазерный переход происходит
между уровнями энергии иона кадмия. Кадмий присутствует
в виде пара, создаваемого вспомогательным нагревателем. Воз-
буждение верхних уровней энергии кадмия происходит в про-
цессе, очень сходном с процессом возбуждения уровней неона
в гелий-неоновом лазере. В электрическом разряде атомы гелия
возбуждаются при соударениях с электронами. Возбужденные
атомы гелия затем сталкиваются с атомами кадмия в основном
состоянии. В результате соударений возникают возбужденные
состояния ионов кадмия. В обычном разряде в смеси гелия и
кадмия условия в общем благоприятны для создания инверсии
населенностей для двух различных лазерных линий. Длины волн
Лазеры для практических целей 77
этих линий равны 0,4416 и 0,3250 мкм. Линия 0,3250 мкм,
в частности, интересна тем, что является наиболее коротковол-
новой ультрафиолетовой лазерной линией, которая может быть
легко получена.
На практике при конструировании гелий-кадмиевых лазеров
приходится решать много проблем. Наиболее существенной, по-
видимому, является проблема поддержания однородного рас-
пределения паров металлического кадмия в электрическом раз-
ряде. Для того чтобы гелий-кадмиевый лазер работал, необхо-
димо создать достаточно высокое давление паров металличе-
ского кадмия *>, обеспечить надежный контроль концентрации
паров в разряде, предотвратить химические реакции между па-
рами металла и стенками лазерной трубки и, наконец, предот-
вратить осаждение пленки металлического кадмия на окна и
зеркала. В данном типе разряда используется эффект катафо-
реза. Пары металлического кадмия в электрическом разряде
перемещаются в сторону катода. Это создает трудности поддер-
жания однородности давления кадмия. С целью уменьшения
переноса кадмия катафорезом в некоторых конструкциях гелий-
кадмиевых лазеров предусмотрен обводной канал для возврата
кадмия в анодную область. Защита окон и зеркал в трубке
осуществляется участком с холодными стенками, отделяющим
разрядную область от окна. Кадмий конденсируется на холод-
ных стенках до того, как он достигнет окна. Однако это в свою
очередь приводит к исчерпанию запасов кадмия, используемого
в лазере.
В результате усилий изобретателей, разработчиков и кон-
структоров были созданы простые, надежные и компактные
гелий-кадмиевые лазеры со сроком службы, превышающим
1000 ч. На длине волны 0,4416 мкм выходная мощность в не-
прерывном режиме составляет —50 мВт. Для получения макси-
мального излучения в ультрафиолетовом диапазоне зеркала
должны быть заменены зеркалами с оптимальным коэффици-
ентом отражения в этом участке спектра. На волне 0,3250 мкм
получено непрерывное излучение мощностью до 15 мВт.
Выходные параметры гелий-кадмиевого лазера, в том числе
и достигнутый уровень мощности, почти такие же, как и у ге-
лий-неоновых лазеров. Вполне очевидно, что гелий-неоновые
лазеры будут применяться в самых разнообразных областях
науки и техники, за исключением тех, где требуется только си-
нее или ультрафиолетовое излучение.
Упомянем здесь еще об одном ионном лазере—лазере на
ионизованном ксеноне, который излучает в синем и зеленом
*) Оптимальное давление паров кадмия 2-10~3 тор, давление гелия 3—
-4 тор. (Справочник по лазерам. Под ред. А. М. Прохорова.—М.: Сов. радио,
1978, т. 1, с. 89.) —Прим, перев.
78 Глава 3
участках спектра. При обычной работе с накачкой импульсами
тока высокой плотности этот лазер излучает несколько линий
в диапазоне 0,4955—0,5395 мкм. Хотя энергия импульса лазер-
ного излучения невелика, пиковая мощность может быть до-
статочно высокой для испарения тонких пленок.
3.1.3. МОЛЕКУЛЯРНЫЕ ЛАЗЕРЫ
До сих пор мы рассматривали такие лазеры, энергетические
уровни которых связаны с электронными переходами. Эти уров-
ни соответствуют переходам электронов из одного электронно-
го энергетического состояния в другое. Но существуют еще и
другие уровни энергии, которые не связаны с изменением элек-
тронного состояния. К ним относятся колебательные и враща-
тельные уровни энергии молекул. Многоатомная молекула мо-
жет иметь несколько внутренних степеней свободы, которые
соответствуют колебанию и вращению молекулы. В соответст-
вии с законами квантовой механики значения энергии, связан-
ной с колебаниями и вращениями многоатомных молекул, кван-
туются, поэтому существует спектр энергетических уровней,
соответствующий этим колебаниям и вращениям. Если между
двумя такими колебательными или вращательными уровнями
возникает инверсия населенностей, то между ними может про-
исходить лазерный переход. В общем случае энергия, связанная
с электронными переходами, больше, чем энергия, связанная
с колебательными переходами, а последняя в свою очередь
больше энергии, связанной с вращательными переходами. Таким
образом, молекулярные лазеры должны излучать в инфракрас-
ной области спектра. Следует подчеркнуть, что переходы про-
исходят между колебательными подуровнями основного элек-
тронного состояния.
Лазеры на углекислом газе. В наиболее важном молекуляр-
ном лазере в качестве активной среды используется углекислый
газ СОг. Молекула углекислого газа является линейной. Три
атома расположены на прямой линии с атомом углерода в се-
редине. Существуют три различных типа колебаний, которые
могут происходить в этой молекуле (3.6, а). В первом типе ко-
лебаний атом углерода неподвижен, а атомы кислорода колеб-
лются относительно их равновесного положения (показано стрел-
ками). В любой момент времени атомы кислорода перемеша-
ются в противоположных направлениях вдоль линии симметрии.
Во втором типе колебаний, называемом деформационным, все
атомы перемещаются в плоскости, перпендикулярной линии
симметрии. Атом углерода колеблется в одном направлении,
тогда как два атома кислорода перемещаются в противополож-
ном направлении. Третий тип колебаний — антисимметричные
Лазеры для практических целей 79
колебания, при которых
вес атомы перемещаются
вдоль линии симметрии.
В любой данный момент
времени атом углерода
движется в направлении,
противоположном движе-
нию двух атомов кисло-
рода.
Стрелки указывают
одновременные смещения
атомов от их равновесных
положений, которые от-
мечены окружностями.
Движение является обыч-
ным гармоническим дви-
жением, при котором все
атомы находятся в фазе
и колеблются относитель-
но их равновесных поло-
жений.
С этими колебатель-
ными модами, разумеет-
ся, связаны значения
энергии, которые кванту-
ются в соответствии с
правилами квантовой ме-
ханики. В основном коле-
бательном состоянии ко-
лебательные движения
отсутствуют. Возбужден-
ные состояния соответст-
вуют возбуждению одно-
го или более кванта ко-
Кислород Углерод Кислород
Перенос энергии
' при соударениях
OJ-

.Многочисленные вра-
(щательные подуровни
'колебательного уровня
(00е 1)
Лазерные переходы
—10,6 мкм
— 9,6 мкм
I (10е О)
(02° О) (Ударная релак-
сация и радиа-
ционный распад
0,2
(01'0)
40
. (00°0)
Уровни N? Уровни С02
5
Рис. 3.6. Схема возможных колебаний мо-
лекулы углекислого газа (а) и уровни
энергии относящиеся к работе лазера на
СО2—N2 (б).
лебательной энергии. В одно и то же время молекула может
колебаться более чем в одной моде и может иметь более одного
кванта колебательной энергии в каждой моде. В упрощенной
записи колебательные состояния обозначаются как (ijlk), где
I, j, k — индексы, обозначающие кванты колебательной энергии
в каждой из трех мод. Индекс i соответствует симметричному
колебанию, j — деформационному колебанию и k — антисиммет-
ричному колебанию. Верхний индекс I для квантового числа
деформационного колебания обозначает дополнительное кван-
товое число, которое возникает из-за того, что деформационное
колебание может происходить в одном из двух перпендикуляр-
ных направлений.
80 Глава 3
Таким образом состояние (10°0) представляет состояние
с одним квантом энергии симметричного колебания при отсут-
ствии квантов в других двух состояниях. Кроме того, каждое
колебательное состояние расщеплено на отдельные вращатель-
ные состояния. Вращательная структура мала по сравнению
с колебательной структурой. На рис. 3.6, б приведена упрощен-
ная схема уровней энергии, на которой показаны колебательные
уровни энергии, имеющие наибольшее значение для СОг-лазера.
Отметим еще раз, что все эти подуровни относятся к основно-
му электронному состоянию молекулы СОг. Кроме того, враще-
ние молекулы СО2 расщепляет каждый из этих уровней на не-
сколько подуровней.
Уровень (00°1) расположен только на 18 см-1 выше первого
возбужденного колебательного уровня молекулы азота, которая
может быть возбуждена в электрическом разряде при соударе-
ниях с электронами, имеющими энергию ~2 эВ. Колебательная
энергия молекулы азота передается при соударениях молекуле
СО2 и переводит ее в состояние (0О°1). Таким путем возникает
инверсия населенностей между состоянием (00°1) и состояния-
ми (10°0) и (02°0). Это соответствует лазерному излучению на
волнах 10,6 и 9,6 мкм. Усиление для перехода на волне 10,6 мкм
больше, чем усиление для перехода на волне 9,6 мкм, поэтому
первый переход будет преобладать. Так как оба лазерных пере-
хода обладают общим верхним состоянием, то работа на волне
10,6 мкм будет препятствовать работе на волне 9,6 мкм. Поэто-
му лазер обычно работает на волне 10,6 мкм, если только не
используется какой-либо механизм селекции, например дифрак-
ционная решетка. Нижние лазерные уровни релаксируют при
соударениях и за счет излучательных переходов. Это в конеч-
Рис. 3.7. Вращательная структура колеба-
тельных уровней молекулы СОг.
ном итоге возвращает мо-
лекулу СО2 в основное
колебательное состояние
(00°0).
Связь колебательного
и вращательного движе-
ний в молекуле СОг при-
водит к явно выраженной
дополнительной подструк-
туре. Переходы могут
происходить между ком-
понентами уровней, для
которых изменение вра-
щательного квантового
числа J составляет А/=
= ±1. Таким образом,
лазерный переход будет
Лазеры для практических целей 81
Квантовое число J нижнего Вращательного уровня
40 30 20 10 4 4 10 20 30 40
Hl. . I I I | I | !' I I | . -! , I I . | I , , | , I Т
К-ветвь (AJ=-1) Р-Ветвь
Рис. 3.8. Распределение усиления в СОг в зависимости от длины волиы и
квантового числа / нижнего вращательного уровня [3].
представлять совокупность отдельных вращательных пере-
ходов.
Линии обозначаются символами Р или R в соответствии
с изменением / на + 1 или на —1. После них ставится враща-
тельное квантовое число нижнего вращательного уровня. Таким
образом, запись Р(22) означает линию, для которой верхнее
состояние 7=21, а нижнее состояние J=22. На рис. 3.7 показа-
ны некоторые детали вращательной структуры.
На рис. 3.8 приведено распределение усиления для линии
перехода 10,6 мкм в зависимости от вращательного квантового
числа нижнего уровня [3]. Отчетливо видно разделение Р- и
/?-ветвей и многолинейчатая структура излучения.
Обычно излучение СОг-лазера содержит только несколько
этих линий, появляющихся одновременно. Настройка на одну
линию возможна при использовании поворачивающейся дифрак-
ционной решетки вместо полностью отражающего зеркала. При
этом возможна работа с излучением на одной выбранной ли-
нии, мощность которой будет ниже по сравнению с обычным
многолинейчатым излучением.
Как видно из рис. 3.6, б, инверсия населенностей в СОг-
лазере возникает при соударениях с молекулами азота. В пер-
вых экспериментах была показана возможность получения
лазерного эффекта на волне 10,6 мкм в чистом СОг, но выход-
82 Глава 3
ная мощность при этом была мала. Высокая мощность была
получена при добавлении азота. Из рис. 3.6 также видно близ-
кое совпадение энергии уровней молекул N2 и СО2. Молекулы
азота возбуждаются в газовом разряде при соударениях с элек-
тронами. При соударениях с молекулами СО2 они передают им
свою энергию. Благодаря этому возникает инверсия населен-
ностей между состояниями (00°1) и (10°0),которые первоначаль-
но не были заселены. Лазерное излучение происходит на волне
10,6 мкм. Добавление гелия в газовой смеси еще более повы-
шает выходную мощность. Гелий способствует расселению ниж-
него лазерного уровня при соударениях, а также ускоряет от-
вод тепла из газовой смеси благодаря высокой подвижности
атомов. Лазеры на СО2 для практических целей в действитель-
ности работают на смеси СО2, N2 и Не, хотя их обычно назы-
вают просто СО2-лазеры. Необходимо охлаждение газовой сме-
си. Если температура стенок и газовой смеси повышается, то
выходная мощность падает.
Отметим, что СО2-лазеры обычно имеют проточную газовую
систему. Газ протекает через лазер и выбрасывается. В отпаян-
ном СО2-лазере воздействие электрического разряда на газы
вызывает распад и образование вредных продуктов, вероятнее
всего СО. Наиболее просто это устраняется непрерывным вы-
бросом газа. Для применений, в которых это не осуществимо,
как, например, при использовании СО2-лазеров в системах связи
на спутниках, были сконструированы отпаянные СО2-лазеры
с большим сроком службы (тысячи часов). В таких лазерах
используются электроды из материалов, которые поглощают
вредные продукты распада. Для многих промышленных приме-
нений, когда масса устройства газоснабжения и стоимость газа
не являются решающими факторами, используется проточная
система. Быстрый поток газа обеспечивает конвективное охлаж-
дение и дает возможность получения высокой выходной мощ-
ности с относительно малых объемов газа.
В первых исследованиях по СО2-лазерам были определены
рабочие параметры СО2-лазеров, накачиваемых электрическим
разрядом вдоль длины достаточно протяженной газоразрядной
трубки. Оптимальные парциальные давления газов в СО2-ла-
зере составляли —0,5 тор СО2, —6 тор Не и —1,5 тор N2. Вы-
ходная мощность была прямо пропорциональна длине лазерной
трубки и очень слабо зависела от диаметра. Диаметр газовой
трубки выбирался близким к минимальному, определяемому
дифракцией ТЕМ0о-моды на волне 10,6 мкм так, чтобы лазер
мог работать на ТЕМоо-моде. Таким образом, диаметр трубки
зависел как корень квадратный из ее длины.
СО2-лазер обладает также относительно высоким к. п. д.
Большинство лазеров имеет низкую эффективность преобразо-
Лазеры для практических целей 83
вания электрической энергии в оптическое излучение. Обычные
значения к. и. д. составляют от нескольких десятых долей до не-
скольких процентов. СО2-лазер способен работать с к. п. д. 20—
30%. Только лазер на GaAs имеет более высокий к. п. д. (до
40%).
При оптимальном резонаторе для проточного СО2-лазера
съём энергии составляет примерно 80 Вт с 1 м разрядной дли-
ны. Таким образом, вполне возможно получение непрерывного
излучения с мощностью, равной нескольким сотням ватт. Од-
нако для получения более высокой выходной мощности необхо-
димо создавать очень длинные лазеры с требуемой проточной
газовой системой, работающей при давлении несколько тор.
Этот подход привел к созданию лазеров, полная длина которых
достигала 180 м, с выходной мощностью в непрерывном режиме
до 8,8 кВт.
В последние годы были созданы другие типы СО2-лазеров,
которые выдавали высокую мощность при существенно меньших
размерах устройства. Новые разработки позволили получить
также другие необычные характеристики. Эти разработки каса-
ются быстропроточных лазеров, высоковольтных импульсных
лазеров с высоким давлением газа (ТЕА-лазеры), электроиони-
зационных, газодинамических и волновых лазеров.
Быстропроточные СО2-лазеры. При рассмотрении быстропро-
точных лазеров обратимся снова к схеме уровней энергии для
СО2-лазера (рис. 3.6). Из нее видно, что узким местом при ра-
боте лазера является нижний уровень, который должен рассе-
ляться при соударениях. В первых СО2-лазерах использовался
поток газа для удаления продуктов диссоциации, возникающих
в электрическом разряде. (Продукты диссоциации оказывают
вредное влияние на работу лазера.) Однако, если скорость по-
тока очень велика, молекулы, находящиеся на нижнем лазерном
уровне, будут вынесены и заменены молекулами, предваритель-
но возбужденными и находящимися на верхнем лазерном уров-
не. Таким путем будет ликвидировано узкое место и получена
более высокая мощность. Этот принцип служит основой так на-
зываемых проточных лазеров с очень быстрым потоком газа.
В первых моделях СО2-лазера поток газа был направлен по
длине газоразрядной трубки. Для обеспечения быстрого уноса
молекул в нижнем лазерном состоянии часто применялся поток
газа в направлении, перпендикулярном оси резонатора. Были
разработаны различные устройства, обеспечивающие быстрый
поперечный поток газовой смеси. В одном случае высокопроиз-
водительный вентилятор продувал возбуждаемый газ через
область разряда и оптический резонатор [4]. Газ охлаждался
в теплообменнике и возвращался к вентилятору. Характеристи-
ки этого газопроточного лазера приведены на рис. 3.9, где по-
84 Глава 3
Мощность электрического разряда.
кВт
6
Рис. 3.9. Зависимости выходной мощно-
сти быстропроточного СОг-лазера от
скорости потока газа (а) и мощности
электрического разряда (б) [4].
Состав газовой смеси Не: N2: СОг в торах
для кривой Л — 5:11:2, кривой В — 5:7:3, кри-
вой С — 5:5:2, кривой D — 5:7:2.
казана зависимость выход-
ной мощности от скорости
потока газа и мощности
электрического разряда.
Мощность очень быстро воз-
растает при увеличении ско-
рости потока газа, но затем
наступает насыщение вбли-
зи 100 м3/мин. Выходная
мощность достигает 1 кВт
при подводимой мощности
— 14 кВт. Все устройство
может иметь размеры пись-
менного стола, т. е. значи-
тельно меньше, чем первые
высокомощные СО2-лазеры.
На подобных быстропро-
точных лазерах получена в
непрерывном режиме мощ-
ность до 27 кВт при к. п. д.
преобразования —17% [5].
ТЕА-лазер на СО2. Дру-
гое важное направление раз-
работок связано с высоко-
вольтными импульсными
СО2-лазерами, накачивае-
мыми импульсами с напря-
жением порядка мегавольт
[6]. Один из методов возбуж-
дения такого лазера основан
на использовании емкостно-
го накопителя по схеме
Маркса. В нем происходит
заряд параллельно соединенных конденсаторов до напряжения,
не превышающего напряжение пробоя разрядного промежутка
в СО2-лазере. Затем с помощью искрового разрядника конден-
саторы переключаются на последовательное соединение, в ре-
зультате чего напряжение на разрядном промежутке лазера по-
вышается до очень высокого значения. Этот метод накачки СО2-
лазера позволяет получить импульсы лазерного излучения
с энергией в несколько джоулей при длительности порядка не-
скольких микросекунд. Некоторые модели таких лазеров стали
промышленными.
Было установлено, что СО2-лазеры лучше всего работают
при отношении напряженности электрического поля к давлению
10—50 В/(см-тор). Для разрядного промежутка длиной 1 м и
Лазеры для практических целей 85
давлением 800 тор это соответствует напряжению 8 -105—4-106 В.
Так как при таких высоких давлениях трудно обеспечить дли-
тельный стационарный разряд без перехода его в дуговой, СО2-
лазеры в этих условиях работают в импульсном режиме. Кроме
того, напряжения порядка мегавольт гораздо легче получить
в виде импульсов, используя импульсный трансформатор типа
накопителя Маркса.
С целью уменьшения трудностей, связанных с очень высо-
ким напряжением, используют поперечный разряд. В лазерах
с поперечным разрядом развитие разряда происходит быстрее,
чем в лазерах с продольным разрядом. В этом случае меж-
электродный промежуток уменьшен от метров, что характерно
для лазеров с продольным разрядом, до размеров порядка сан-
тиметров. Такая несложная и недорогая техника позволила
сравнительно легко создать мультимегаваттные импульсные га-
зовые лазеры. Лазеры, возбуждаемые поперечным разрядом
при атмосферном давлении (Transversely Excited Atmospheric
pressure), получили название ТЕА-лазеры.
Из зависимости энергии импульсного СО2-лазера от давле-
ния следует, что энергия возрастает пропорционально квадра-
ту давления. Это происходит потому, что и скорость расселения
нижнего лазерного уровня, и число молекул, вовлекаемых в ра-
боту лазера, возрастают с давлением. В результате получается
квадратичная зависимость выходной энергии от давления. Од-
нако при возрастании давления более вероятным становится
переход от тлеющего разряда к дуговому. Такой переход заме-
тен по внезапному возрастанию разрядного тока и появлению
яркой белой дуги в разряде. С возникновением дугового разря-
да прекращается генерирование лазера.
Основная особенность разработки СО2-лазера при атмо-
сферном давлении заключается в создании стабильного, не пе-
реходящего в дугу разряда при высоком давлении. В первых
моделях таких лазеров использовалось большое число резисто-
ров (примерно 100 на 1 м), которые ограничивали ток. В более
поздних устройствах используются предыонизация, электроды
специальной формы и техника быстрых импульсов, благодаря
чему лазерный импульс завершается до начала развития дуги.
Благодаря этим приемам ТЕА-лазер стал полезным, надежно
работающим прибором.
Существующие в настоящее время ТЕА-лазеры излучают
субмикросекундные импульсы с полной энергией от одного до
сотен джоулей. Для небольших значений энергии импульса час-
тота повторения достигает сотен импульсов в 1 с. На рис. 3.10
приведена осциллограмма типичного импульса ТЕА-лазера с пи-
ковой мощностью —10 мВт и длительностью порядка 100 нс. На
рис. 3.11 показан ТЕА-лазер в собранном виде.
88 Глава 3
Рис. 3.12. Схема газодинамического лазера.
распределение электронов по скоростям к наиболее эффектив-
ной накачке молекул.
Такой лазер иногда называют лазером с поддержанием иони-
зации («ionizer — sustainer» laser). В одном из таких устройств
электронный пучок с энергией 130 кэВ вводится в объем 40 л,
содержащий смесь CO2:Nz:He= 1:2:3 при давлении 1 атм. Ла-
зер излучает импульсы на основной моде с энергией до 1200 Дж
(пиковая мощность 50 МВт при длительности импульса 50 мкс)
и многомодовые импульсы с энергией до 2000 Дж.
Газодинамические лазеры. Другое важное направление раз-
работок относится к газодинамическим лазерам, в которых ин-
версия населенностей возникает не при электрическом разряде,
а при расширении через сопло. На рис. 3.12 приведена схема
типичного газодинамического лазера.
После нагрева и сжатия газ свободно расширяется через
сверхзвуковое сопло. Нагрев можно осуществить несколькими
способами, например, используя ударную трубу или дуговой
разряд. Ось оптического разонатора перпендикулярна направ-
лению потока. После прохода оптического резонатора газ отка-
чивается насосом. При прохождении области оптического резо-
натора температура и давление существенно падают вследствие
расширения. Конструкция сопла очень важна для создания тре-
буемых условий. Характерные относительные размеры сопла
указаны на рис. 3.12.
Механизм создания инверсии населенностей показан на
рис. 3.13 [7]. На рис. 3.13, а приведена зависимость доли полной
энергии, приходящейся на различные степени свободы, от рас-
стояния от сопла. До прохождения сопла большая часть энер-
Лазеры для практических целей 89
гии содержится в виде трансляционной и вращательной энер-
гии молекул. Доля колебательной энергии невелика. Уровни
энергии, представляющие интерес для работы лазера, заселяют-
ся обычным образом. При тепловом равновесии нижний уровень
заселен больше, чем верхний. Когда газ расширяется через соп-
ло, его энергия преобразуется главным образом в кинетическую
энергию потока. Если газ охлажден в условиях термодинамиче-
ского равновесия, то колебательные энергетические уровни по-
чти полностью опустошены. Однако временные константы этих
процессов таковы, что нижний уровень расселяется быстрее
верхнего уровня (рис. 3.13, б).
Величина энергии, остающейся замороженной на верхнем
лазерном уровне вследствие релаксации верхнего уровня, очень
невелика. Газ расширяется до такого состояния, когда столкно-
вения, которые могут приводить к релаксации молекул в верх-
нем состоянии, относительно редки. Таким образом, верхний уро-
вень остается частично заселенным, и инверсия населенностей
возникает на некотором расстоянии после прохождения сопла.
1рансляционная и вращательная энергия
кинетическая энергия потока

Яолевателмая энергия
1.0
0.8
0,6
Ofi
0,2
О
Равновесная колебательная энергия
Рис. 3.13. Механизм возникновения инверсии населенностей в газодинами-
ческом лазере [7].
а — зависимость доли полной энергии, приходящейся на различные степени свободы,
от расстояния от сопла; б — зависимость доли молекул С02 иа иижнем и верхнем
лазерных уровнях от расстояния в направлении потока нз сопла.
90 Глава 3
Необходимо помнить, что инверсия населенностей возникает не
при действии электрического разряда, а в процессе расширения.
Такие СО2-лазеры способны работать в непрерывном режи-
ме при уровне мощности до 100 кВт. По уровню мощности эти
лазеры превосходят другие лазеры непрерывного режима рабо-
ты. В работе [8] описан импульсный газодинамический лазер,
в котором использован резервуар с газом при давлении более
70 атм и температуре около 2000 К. Газ расширяется через две
ступени сопел. Вторая ступень содержит 100 сопел, каждое из
которых имеет высоту 10 см и щель 1 мм. В течение 4 мс полу-
чена мощность 450 кВт в многомодовом режиме.
Волноводные СО2-лазеры. Полые диэлектрические волново-
ды были использованы одновременно и для ограничения газо-
вого разряда, и для формирования лазерного излучения СО2-
лазеров. Для света, распространяющегося в полости с ди-
электрическими стенками, достаточно хорошо известны моды
распространения, характеризующиеся низкими потерями. Осо-
бенности работы СО2-лазеров состоят в том, что коэффициент
усиления возрастает при уменьшении диаметра газового разря-
да. Это позволяет создавать устройства с высоким усилением
при небольшой длине. Волноводный эффект дает возможность
использовать узкие газовые каналы без больших дифракцион-
ных потерь. В виде волноводов с диаметром порядка 1 мм были
созданы компактные одномодовые и непрерывные лазеры на
углекислом газе. В качестве конструкционного материала обыч-
но используется керамика из окиси бериллия. Для таких лазе-
ров возможна выходная мощность порядка 0,2 Вт на 1 см дли-
ны. Таким образом, в конструкции длиной всего лишь 10 см
может быть получена выходная мощность 2 Вт. Такие малые
прочные волноводные СО2-лазеры являются перспективными
источниками для многих применений. Частоту подобных лазе-
ров можно перестраивать в диапазоне 1,2 ГГц. Перестраивае-
мые в широкой полосе лазеры могут найти применения в си-
стемах связи, оптической локации, в системах обнаружения за-
грязнений и спектроскопии. Устройство может быть небольшим
и портативным, пригодным для работы в полевых условиях.
Волноводные СО2-лазеры являются единственными доступными
лазерными источниками непрерывного излучения с мощностью
в несколько ватт, оформленными в виде компактных устройств.
Некоторые особенности конструкции малых волноводных
СО2-лазеров показаны на рис. 3.14. Эти устройства, значительно
меньшие обычных СО2-лазеров с характерной длиной по мень-
шей мере 1 м, способны излучать в непрерывном режиме сотни
милливатт.
Основные результаты разработок СО2-лазеров. В предыду-
щих подразделах мы описали некоторые существенные резуль-
Лазеры для практических целей 91
тэты разработок СО2-лазеров. Описание было очень кратким
и лишь поверхностно охватывало многие возможные типы раз-
рабатываемых СО2-лазеров. Основной вывод состоит в том,
что СО2-лазеры могут быть реализованы в виде самых разно-
образных устройств с более высокой выходной мощностью, чем
традиционные газовые лазеры. Эти новые типы СО2-лазеров
пока еще не стали полностью промышленными, но отдельные
образцы могут поставляться изготовителями. Помимо всего эти
лазеры еще находятся в состоянии развития, так что можно
ожидать появления новых типов коммерческих СО2-лазеров.
Другие молекулярные лазеры. Помимо СО2-лазеров сущест-
вуют многие другие типы молекулярных лазеров. В табл. 3.2
приведены некоторые важные линии промышленных молекуляр-
ных лазеров. Отметим, что многие из них расположены сравни-
тельно далеко в инфракрасной области. Лазеры, приведенные
в табл. 3.2, не являются такими распространенными, как СО2-
лазеры. Однако в отдельных случаях они могут быть важными
источниками излучения. Отметим, что эти лазеры излучают очень
большие длины волн (337 мкм>’/з мм). Это замечательно в том
отношении, что лазерная техника позволяет перекрывать инфра-
красный, видимый и ультрафиолетовый диапазоны спектра.
86 Глава 3
Рис. 3.10. Осциллограмма импульса ТЕА-лазера на СО2 при развертке 200 нс
иа 1 деление.
Электроионизационные СО2-лазеры. При обычном разряде
в лазерах свободные электроны в плазме выполняют две раз-
личные функции. Они должны двигаться через область разряда
под действием приложенного электрического поля, создавая
при соударениях новые электрон-ионные пары, чтобы воспол-
нить потери электронов при рекомбинации и диффузии на стен-
ки. Если электрическое поле слишком мало, концентрация элек-
тронов падает и разряд гаснет. Те же самые электроны должны
возбуждать при соударениях молекулы газа, чтобы заселять
верхний лазерный уровень и создавать инверсию населенностей,
необходимую для работы лазера. Элекронная температура,
необходимая для этих двух процессов, обычно не одна и та
же. Лазер работает лучше всего при одном значении элек-
тронной температуры, а разряд может быть устойчивым при
другом значении. В новом методе эти две функции электронов
разделены. Созданный вне лазера пучок высокоэнергетических
электронов вводится в лазерную область для поддержания раз-
ряда.
Лазеры для практических целей 87
Новый метод создания однородного разряда в газовых лазе-
рах впервые был применен в 1971 г. В настоящее время этот
метод, реализованный в различных вариантах, используется во
многих устройствах.
В одном из таких разрядов для ионизации газа применяется
высокоэнергетический (100—200 кэВ) пучок электронов. При-
ложенное к газу поперечное поле ускоряет возникающие в ре-
зультате ионизации электроны, которые возбуждают молекулы
азота н углекислого газа.
Без электронного пучка разряд не поддерживается. Обеспе-
чение лазера внешним ионизующим агентом снимает необходи-
мость создания зарядов в разряде за счет электрического поля
или процессов переноса. В электрически возбуждаемом СО2-ла-
зере электрическое поле, создавая распределение электронов по
скоростям, оптимальное для накачки молекулы СО2 на верхний
лазерный уровень, не приводит к ионизации, необходимой для
поддержания разряда. В электроионизационном лазере отделе-
ние источника ионизации от процесса возбуждения снимает
проблемы самостоятельного поддержания разряда и возникно-
вения дуги. Регулируя электрическое поле, можно подогнать
Рис. 3.11. ТЕА-лазер на СОг.
Сплошной анод расположен горизонтально. Параллельный ему катод снабжен отвер-
стиями, через которые осуществляется предыонизация остриями, расположенными по-
зади катода. Оптический канал между анодом и катодом также горизонтален. На
переднем плане видны вентиляторы, обеспечивающие циркуляцию газовой смеси. На
Заднем плане виден контур формирования импульса.
92 Глава 3
Таблица 3.2
Молекулярные лазеры
Вещество n2 со n2o н2о HCN
Длина вол- ны, мкм 0,3371 5—6 10,5—11 28, 78, 118 311, 337
Азотный лазер, излучающий на волне 0,337 мкм, заслужи-
вает отдельного рассмотрения. Этот лазер работает только
в импульсном режиме. Его особое значение состоит в том, что
он является наиболее коротковолновым высокомощным коммер-
ческим лазером. Азотный лазер излучает импульсы длительно-
стью — 10 нс с пиковой мощностью до 100 кВт.
Лазер на СО излучает одновременно большое число длин
волн в диапазоне 5—6 мкм. Разработки этого лазера ведутся
довольно интенсивно. Возможны различные типы СО-лазеров,
в том числе непрерывные электроразрядные, импульсные элек-
троионизационные, ТЕА-лазеры и газодинамические лазеры. Ла-
зеры на СО с наиболее высокой выходной мощностью в непре-
рывном режиме требуют применения криогенных устройств, но
в последних разработках была показана возможность улучше-
ния работы этих лазеров в непрерывном режиме при комнатной
температуре. Лазеры на СО с быстрым потоком газа могут
иметь высокую мощность. Такие лазеры могут найти широкое
распространение в будущем. При сохранении многих желатель-
ных характеристик СОг-лазеров преимуществом СО-лазеров
является более короткая длина волны их излучения. Это дает
возможность использовать такие лазеры для резки и сварки ме-
таллов.
3.2. ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ ЛАЗЕРЫ
Твердотельный лазер имеет активную среду, содержащую
ионы примеси в некоторой твердотельной матрице. Лазерный
активный элемент обычно изготавливается в виде цилиндриче-
ского стержня с отполированными плоскими параллельными
торцами. В таких лазерах используется оптическая накачка.
Прототипом твердотельного лазера является рубиновый лазер —
первый работающий лазер. Термин «твердотельный» по отно-
шению к лазерам используется в смысле, несколько отличном
от обычного употребления. В лазерной технике он применяется
только для лазеров, активные элементы которых содержат при-
месные ионы в непроводящих матрицах.
В качестве примесных ионов широко используются либо
ионы переходных металлов (таких, как хром, марганец, ко-
Лазеры для практических целей 93
бальт и никель), либо ионы редкоземельных элементов, т. е.
элементов с атомными номерами от 58 до 71. Этн элементы
имеют внутреннюю незаполненную электронную оболочку; след-
ствием этого являются узкие линии флюоресценции. В соот-
ветствии с уравнением (1.9) узкая линия флюоресценции пред-
почтительна для работы лазера, поскольку она приводит к боль-
шему усилению и меньшему порогу генерирования лазера.
Матрицы, в которые внедрены примесные элементы, должны
быть твердыми, подобно драгоценным кристаллам, или же долж-
ны быть стеклами. Такие материалы легко изготовить в виде
цилиндрических стержней с полированными торцами. В лабора-
ториях на многих таких материалах было получено лазерное
излучение. В табл. 3.3 приведен очень небольшой список подоб-
ных материалов. Из всех этих материалов только немногие
широко используются в коммерческих лазерах; к ним относятся
рубин, стекло с неодимом и иттриево-алюминиевый гранат
(ИАГ) с неодимом. Последние материалы и их свойства мы
опишем более подробно.
В табл. 3.3 в первом столбце указан ион, присутствующий-
в виде примеси в твердотельной матрице, во втором столбце
приведена матрица, в третьем столбце даны типичные значения
концентрации примеси, в четвертом столбце указана длина вол-
ны, в пятом — рабочая температура, в шестом — порог генери-
рования лазера, выраженный в единицах электрической энергии
на входе импульсной лампы-вспышки. Поскольку этот порог за-
висит от множества факторов (таких, как, например, качество-
кристалла, концентрация иона, конструкция оптического резона-
тора, форма и спектр излучения лампы накачки), значения по-
рога для разных материалов трудно сравнивать между собой.
Большое разнообразие возможных матричных материалов пред-
ставлено, в частности, несколькими матрицами, в которых ис-
пользуется ион неодима. Влияние материала матрицы на длину
волны лазера вполне объяснимо. Также ясно влияние уменьше-
ния температуры на небольшое изменение длины волны лазер-
ного излучения и на снижение пороговой энергии накачки. Мно-
гие материалы, приведенные в этой таблице, могут быть исполь-
зованы только при очень низкой температуре. Введение некото-
рых дополнительных редкоземельных элементов, которые могут
поглощать энергию лампы накачки и передавать ее иону-акти-
ватору, может улучшить работу лазера. Это проиллюстрирова-
но на примере эрбия в решетке иттриево-алюминиевого грана-
та с добавкой иттербия.
Большинство лазеров, приведенных в табл. 3.3, существует
только в виде лабораторных макетов. Мы опишем только не-
которые лазеры, представляющие наибольший интерес для прак-
тических целей.
94 Глава 3
Таблица 3.3
Некоторые твердотельные лазеры
Ион Матрица Концент- рация, % Лазерная длина волны, мкм Темпера- тура, к Порог, Дж
из+ CaF2 — 2,613 300 120
Сг3+ AI2O3 0,05 0,6943 300 400
V2+ MgF2 — 1,1213 77 1070
Ni2+ MgF2 1,5 1,623 77 150
Sm2+ CaF2 0,01 0,7085 20 0,1
Dy2+ CaF2 0,03 2,36 77 1
Tm2+ CaF2 0,05 1,116 4,2 50
77 60 |
Nd3+ CaF2 —' ( 1,0457 300 300 )
( 1,0461
Nd3+ CaWO4 3,0 1,0584 300 0,5
Nd3+ CeF3 4—5 1,0639 300 16
Nd3+ LaF3 1,0 1,0407 300 17
Nd3+ PbMoO4 — 1,0586 295 60
Nd3+ YA1O3 3 1,0795 300 1,5
11,0612 77 0,21
Nd3+ Y3A15O12 3 (1,0642 300 1 J
•Nd3+ yvo4 2 1,0641 300 2
Nd3+ Ca5(PO4)3F 1,1 1,0629 300 4,4
Nd3+ Силикатное стекло 5,0 1,060 300 1
Ho3+ CaF2 .—. 2,092 77 260
Er3+ CaF2 0,1 1,617 77 1000
Er3+ Y3A15O12 — 1,6602 77 80
Er3+ Y3Al5O12+5%Yb3+ 1 1,6459 295 75
•8.2.1. РУБИНОВЫЕ ЛАЗЕРЫ
Рубин является материалом, на котором в 1960 г. впервые
•был создан лазер. Рубин — это сапфир (кристаллическая окись
алюминия), в котором небольшой процент алюминия замещен
хромом. Хром находится в кристаллической решетке сапфира
в виде трехвалентного иона. На рис. 3.15 [9] приведен спектр
поглощения рубина для двух различных направлений падаю-
щего света по отношению к оси с кристалла рубина. Рубин яв-
ляется анизотропным материалом и имеет различные оптиче-
ские свойства вдоль разных направлений в кристаллической
решетке. Рубин поглощает свет в зеленом и синем участках
Лазеры для практических целей 95
видимого спектра и излучает красную линию флюоресценции
с длиной волны 0,6943 мкм. При комнатной температуре шири-
на линии излучения составляет ~ 0,0004 мкм. Схема уровней
энергии рубина уже приводилась на рис. 1.9. Поглощение зеле-
ного света переводит электрон в ионе хрома на широкий верх-
ний уровень (обозначаемый в спектроскопии как 4Ё2), с кото-
рого он очень быстро релаксирует на верхний уровень флюоре-
сцентного перехода 2Е. Это состояние является относительно
долгоживущим с временем жизни 2,7 мс при комнатной темпе-
ратуре. Если излучение накачки достаточно интенсивно и длит-
ся меньше 3 мс, то большинство электронов может перейти
в состояние 2Е. Таким путем будет создана инверсия населен-
ностей между состоянием 2Е и основным состоянием 4А2, в ре-
зультате чего может возникнуть лазерное излучение. Так как
нижний лазерный уровень
является основным со-
стоянием, рубин представ-
ляет собой трехуровневую
лазерную систему и для
достижения инверсии на-
селенностей необходимо
возбудить более 50%
электронов. В противопо-
ложность веществам, ра-
ботающим по четырех-
уровневой схеме, в кото-
рой нижний лазерный
Рис. 3.15. Спектр поглощения рубина [9J.
II — плоскость поляризации параллельна оси с»
_L — плоскость поляризации перпендикулярна
оси с.
уровень не совпадает с
основным состоянием, ру-
бин требует очень мощ-
ной накачки.
Использование таких материалов, как рубин, в лазерах зави-
сит от их электронной структуры. Трехвалентный ион хрома
обладает структурой, имеющей электроны во внешней оболочке
при наличии незаполненной внутренней электронной оболочки.
Лазерный переход в ионе хрома является электронным перехо-
дом в незаполненной внутренней оболочке. Внешняя электрон-
ная оболочка частично экранирует электрическое поле соседних
ионов кристаллической решетки. Таким образом, спектроскопи-
ческая ширина линий флюоресценции может быть узкой по
сравнению с шириной линий в других материалах, в которых
возмущение электрическим полем соседних ионов уширяет
спектральные линии. Поэтому материалы, имеющие ионы с не-
заполненными внутренними оболочками в кристаллических ре-
шетках, являются потенциально хорошими лазерными материа-
лами из-за возможности получения узких линий. К ним отно-
98 Глава 3
делях лазеров обычно применяют линейные импульсные лампы,
располагая их почти вплотную к рубину. В такой конструкции
более эффективно используется энергия накачки и снижается
порог накачки, выраженной в единицах подводимой электри-
ческой энергии.
Рубиновые лазеры широко применялись в первые годы после
появления лазеров и в начале 60-х годов были, вероятно, наи-
более распространенными типами лазеров. С быстрым развити-
ем газовых лазеров в конце 60-х годов, и в частности СО2-ла-
зеров, рубиновые лазеры стали использоваться реже в про-
мышленных применениях.
Поляризация излучения рубинового лазера зависит от ори-
ентации кристаллических осей в лазерном стержне. В рубине
4
входная энергия, к Дик
3
г
ft
Z
too
Коэффициент отражения выходного
зеркала.
Рис. 3.17. Выходная энергия типичного
рубинового лазера в зависимости от
входной энергии (а) и коэффициента
отражения выходного зеркала (б).

имеется ось симметрии, на-
зываемая осью с. Если ру-
биновый стержень вырезать
так, чтобы ось с была пер-
пендикулярна оси стержня,
то излучение рубинового
лазера будет поляризовано
в направлении, перпендику-
лярном направлению оси с.
Если рубин вырезан в этом
направлении, то при враще-
нии рубинового стержня во-
круг своей оси легко заме-
тить появляющееся затем-
нение в рубине. Затемнение
в рубине появляется тогда,
когда он просматривается
вдоль направления оси с.
Если ось с ориентирована
вдоль оси лазерного стерж-
ня, то при вращении руби-
на не будет наблюдаться
затемнения. При такой ори-
ентации лазерное излучение
не будет поляризовано.
Выходные характеристи-
ки обычного рубинового ла-
зера приведены на рис.
3.17, а. Выходное излучение
отсутствует до тех пор, по-
ка энергия накачки не до-
стигнет некоторого мини-
мального значения, называ-
Лазеры для практических целей 99
емого пороговым. Пороговое значение для этого лазера при ис-
пользовании спиральной лампы накачки составляет — 1 кДж.
Типичные пороговые значения для рубиновых лазеров с линей-
ными лампами, тесно примыкающими к стержню, менее высо-
кие (порядка нескольких сотен джоулей).
Выше порога выходная энергия возрастает с увеличением
входной. Для оценки эффективности часто используется диффе-
ренциальный к. п. д., определяемый как отношение приращения
выходной энергии к приращению входной энергии при условии
превышения порога. Например, из зависимости, приведенной на
рис. 3.17, а, дифференциальный к . п. д. равен —0,5%, а пол-
ный к. п. д. при наибольшей выходной энергии составляет
-0,18%.
Для современных рубиновых лазеров характерные значения
к. п. д. составляют несколько десятых долей процента. Факто-
ром, ограничивающим выходную энергию лазера, является
энергия разряда импульсной лампы. Лампа без разрушения мо-
жет выдерживать только определенную энергию разряда. (Мак-
симально допустимые значения входной энергии импульсной
лампы приведены в гл. 5.) Охлаждение рубинового лазера ни-
же комнатной температуры может повысить его выходную энер-
гию. При типичных условиях работы охлаждение до 0°С может
повысить выходную энергию примерно на 50% по сравнению
с работой при 20°С. Работая при — 100°С, можно повысить вы-
ходную энергию примерно в 5 раз.
Зависимость выходной энергии от коэффициента отражения
зеркала приведена на рис. 3.17, б. Для рубина длиной —15 см
при комнатной температуре оптимальный коэффициент отраже-
ния составляет —65%. Это значение существенно меньше опти-
мального значения для гелий-неонового лазера из-за более вы-
сокого в рубине коэффициента усиления на единицу длины.
В более коротком рубине оптимальный коэффициент отражения
составляет —80%. Рубиновый лазер может работать даже без
выходного зеркала. Коэффициент отражения 8% на границе
раздела рубин — воздух может быть достаточен для работы ла-
зера.
Размеры рубиновых стержней определяются условиями вы-
ращивания кристалла. Рубиновые стержни высокого оптическо-
го качества длиной более 15 см получить трудно. Диаметр
стержня ограничивается условием обеспечения достаточно од-
нородной накачки всего объема рубина излучением лампы.
Если диаметр рубинового стержня слишком велик, то излуче-
ние лампы будет поглощаться внешними участками рубина,
а центральные области не будут накачиваться. Это устанавли-
вает практический предел диаметра рубиновых лазерных актив-
ных элементов (1,5—2,5 см).
4*
100 Глава 3
Характерные значения выходной энергии рубиновых лазеров
в режиме свободного генерирования чаще всего составляют
1—10 Дж в одном импульсе. Наиболее высокое значение, упо-
мянутое в технической литературе и составляющее 150 Дж, бы-
ло получено на 17-сантиметровом рубине, накачиваемом че-
тырьмя линейными импульсными лампами [11]. Для лазеров
с модуляцией добротности сообщалось о выходной мощности
более 109 Вт. Однако при уровнях мощности более нескольких
сотен мегаватт рубин может легко повреждаться интенсивным
оптическим излучением. Подробности этого процесса рассмот-
рены в гл. 5.
3.2.2. ЛАЗЕРЫ НА ГРАНАТЕ С НЕОДИМОМ
Среди различных лазерных матриц для иона неодима наибо-
лее широкое распространение получил иттриево-алюминиевып
гранат. Выбор материала матрицы зависит от многих факторов,
таких, как возможность изготовления лазерных элементов до-
статочно больших размеров при хорошем оптическом качестве,
твердость материала, его способность к полировке, воспроизво-
димость процесса изготовления материала, наличие полос по-
глощения, через которые осуществляется накачка с достаточно
высокой эффективностью, теплопроводность материала, время
жизни флюоресценции, квантовый выход флюоресценции и воз-
можность работы не при криогенных температурах. Все это
вместе взятое влияет на способность отдельной лазерной матри-
цы с примесью неодима излучать соответствующий импульс
энергии. Подходящими материалами являются те, которые поз-
воляют получать довольно мощные импульсы.
Иттрпево-алюминиевый гранат (часто называемый ИАГ)
имеет химический состав Y3Al50i2. ИАГ является твердым изо-
тропным кристаллом. Из него может быть выращен материал
высокого оптического качества, и его можно отполировать с хо-
рошей оптической доводкой. Хотя число других конкурирующих
кристаллических матриц достаточно велико (например, воль-
фрамат кальция или фторофосфат кальция), ИАГ, по-видимому,
является наилучшей кристаллической лазерной матрицей. Он
характеризуется низким порогом и высокой величиной усиле-
ния. Его твердость (8,5 по шкале Моса), несколько меньшая,
чем у сапфира, позволяет проводить полировку с высокими
оптическими характеристиками. Он обладает высокой тепло-
проводностью, в десять раз более высокой, чем у стекла. Это
одно из наиболее важных свойств. Спектр поглощения неодима
в ПАГ содержит много узких линий.
Схема уровней энергии иона неодима в ИАГ приведена на
рис. 3.18. Эта схема в основном характеризует ион неодима.
Лазеры для практических целей 101
При изменении материала матри-
цы могут быть небольшие сдвиги.
Приведены спектроскопические обо-
значения различных уровней. Для
накачки можно использовать боль-
шое число уровней, волновые числа
которых превышают 12 000 см-1.
Все эти уровни безызлучательно
релаксируют на уровень 4F3/2. Ла-
зерный переход происходит между
уровнем 4F3/2 и уровнем 41ц/2, рас-
положенным примерно на 2000 см-1
выше основного состояния. Таким
образом, эта схема является четы-
рехуровневой. Так как уровень 41ц/2
при умеренных температурах обыч-
но не заселен, то легко возникает
инверсия населенностей при неболь-
ших затратах энергии накачки. Од-
нако не только низкий порог опре-
деляет особый интерес к этой мат-
рице, поскольку имеются и другие
матрицы с примерно такими же низ-
кими порогами, но самое главное
Рис. 3.18. Энергетическая схе-
ма иона Nd3+.
заключается в высоком энергосъеме.
Выходные характеристики ИАГ: Nd-лазеров будут рассмот-
рены для трех режимов работы: непрерывного, частотно-им-
пульсного и частотно-импульсного с модуляцией добротности
при непрерывной накачке. В непрерывном режиме накачка ла-
зера осуществляется либо ксеноновыми лампами для уровней
мощности ~Г0 Вт, либо криптоновыми лампами для уровней
мощности ~ 100 Вт и более. Использование криптоновых ламп
существенно увеличивает расходы на эксплуатацию лазера.
Некоторые характеристики ИАГ: Nd-лазеров для частотно-
импульсного режима приведены в табл. 3.4 [12]. Из анализа
этих данных можно обнаружить, что для таких лазеров имеется
зависимость между средней мощностью, энергией импульса, дли-
тельностью импульса и частотой повторения импульсов.
Третий режим — работа с повторяющимся переключением
добротности при непрерывной накачке. Лампа накачки работает
непрерывно, а затвор, расположенный между лазерным актив-
ным элементом и зеркалом, открывается на короткие интер-
валы, обеспечивая появление импульсов с высокой частотой
повторения. Такой режим обычно создается акустооптически ми
переключателями добротности (гл. 7). Некоторые зависимости
между относительной средней мощностью, длительностью им-
96 Глава 3
сятся переходные и редкоземельные элементы. В обоих типах
ионов имеются незаполненные внутренние оболочки электронов,
окруженные внешними электронами. В результате этого линии
излучения оказываются узкими, что в соответствии с уравнени-
ем (1.14) снижает требования к получению инверсии населен-
ностей.
В рубине, используемом в лазерах, концентрация хрома от-
носительно невелика, —0,05%. Такая низкая концентрация обес-
печивает относительную изоляцию ионов хрома друг от друга.
При увеличении концентрации хрома в рубине взаимодействие
между ионами хрома, расположенными в смежных узлах решет-
ки, уширяет спектральные линии.
В первых экспериментах с рубиновым лазером длительность
импульса составляла ~1 мс. Этот импульс обнаруживал харак-
терную структуру, которая состояла из микросекундных им-
пульсов, называемых релаксационными колебаниями (рис. 2.11).
На рис. 2.11, а показана огибающая всего лазерного импульса,
содержащего большое число коротких импульсов. На рис. 2.11,6
показаны более подробно микросекундные релаксационные ко-
лебания. Релаксационные колебания возникают при непрерыв-
ной накачке лазера в течение времени излучения. В ходе на-
качки устанавливается инверсия населенностей; затем возника-
ет вынужденное излучение, которое освобождает энергию, за-
пасенную при инверсии населенностей. При этом излучается
один короткий импульс или всплеск энергии (пичок). Продол-
жающаяся накачка излучением лампы снова вызывает инвер-
сию населенностей, что приводит к излучению другого пичка.
При некоторых условиях пички релаксационных колебаний мо-
гут быть достаточно регулярными.
Режим модуляции добротности также является обычным для
рубиновых лазеров. В первых экспериментах была продемон-
стрирована модуляция добротности с помощью вращающегося
.зеркала. Из-за недостаточной скорости такой модуляции доб-
ротности в настоящее время в большинстве рубиновых лазеров
используется модуляция с помощью просветляющихся красите-
лей или электрооптических затворов.
Работа в одномодовом режиме может быть обеспечена за
счет уменьшения энергии излучения при диафрагмировании ла-
зера. Пространственная структура излучения рубинового лазера
часто сложна. На рис. 2.9 приведен пример пространственной
структуры излучения рубинового лазера с модуляцией доброт-
ности. Видно, что имеется множество ярких пятен, где плотность
мощности высока. Для обеспечения более однородного излуче-
ния необходимо выбрать рубин высокого оптического качества,
использовать электрооптический затвор (гл. 7) и ввести малую
апертуру так, чтобы использовался только небольшой объем ру-
Лазеры дли практических целей 97
Рис. 3.16. Внутреннее устройство рубинового лазера со спиральной импульс-
ной лампой. Рубин установлен вдоль оси спирали [17].
бина. Оптическая неоднородность в рубине может быть относи-
тельно большой, так что очень ражен тщательный отбор руби-
нового стержня высокого качества. Пассивные модуляторы
добротности (гл. 7) из-за нелинейной природы процесса про-
светления часто способствуют возникновению неоднородностей
в различных участках излучающей поверхности. С другой сто-
роны, электрооптические модуляторы добротности обычно созда-
ют однородное излучение по всей апертуре. Введение малой
апертуры снижает выходную мощность рубинового лазера, но
настолько улучшает модовую структуру, что становится воз-
можной работа в одномодовом режиме. Такие лазеры часто
применяются в высокоскоростной голографии.
При введении эталона Фабри — Перо в резонатор лазера
также возможна работа на одной продольной моде. Такой од-
номодовый лазер уже был описан в литературе [10].
Первоначально в рубиновых лазерах использовались спи-
ральные импульсные лампы (рис. 3.16). В более поздних мо-
4 Дж. Реди
102 Глава 3
Рис. 3.19. Зависимости между средней мощностью, длительностью импульса
и пиковой мощностью, являющихся функцией частоты повторения импуль-
сов, для лазера на гранате с неодимом с модулируемой добротностью. (Дан-
ные фирмы Quantronix, Inc.)
пульса, пиковой мощностью и частотой повторения импульсов
приведены на рис. 3.19. Такие лазеры могут работать с часто-
той повторения импульсов до 100 кГц, но при этом уровень
средней мощности снижается, а длительность импульса возра-
стает. При низкой частоте повторения импульсов пиковая мощ-
ность не зависит от частоты, так что средняя мощность возра-
стает с частотой повторения импульсов. При работе можно до-
Таблица 3.4
Характеристики лазеров иа иттриево-алюмиииевом гранате [12]
Непрерывный режим Импульсный режим, спи- ральная лампа Импульсный режим, пря- мые лампы
Средняя мощность, Вт 400 100 200
Энергия импульса, Дж — 60 20
Длительность импульса, мс — 1—10 0,5—10
Пиковая мощность (для импульса 5 мс), Вт 400 12 000 4000
Частота повторения импульсов, с-1 — 2 100
Срок службы лампы 600 ч 3-105 им- пульсов 106 им- пульсов
Лазеры для практических, целей 103
стигнуть уровня средней мощности более 90% от того, который
наблюдался бы в непрерывном режиме того же лазера. При
частоте более 2 кГц пиковая мощность падает с увеличением
частоты повторения, поэтому средняя мощность проходит через
максимум, а затем уменьшается.
В других промышленных гранатовых лазерах осуществляет-
ся удвоение частоты. Излучение ИАГ: Nd-лазера с удвоением
частоты имеет длину волны 0,53 мкм и расположено в зеленой
области видимого спектра. Методы удвоения частоты описаны
в гл. 7.
При коротких импульсах может быть получена пиковая
мощность ~ 100 мВт. Такие лазеры могут найти применение при
микрообработке различных материалов, когда желательно иметь
малые размеры фокального пятна.
3.2.3. ЛАЗЕРЫ НА СТЕКЛЕ С НЕОДИМОМ
В качестве материала лазерной матрицы стекло обладает не-
которыми полезными свойствами. Оно может быть изготовлено
в виде больших образцов с высокой оптической однородностью,
и ему можно придать самые разнообразные размеры и формы —
от волокон диаметром в несколько микрометров до стержней
длиной ~2 м. Теплопроводность стекла ниже, чем у большин-
ства кристаллических матриц. Поэтому при высокой средней
мощности или высокой частоте повторения лазер на стекле дол-
жен иметь малые размеры по крайней мере в одном направле-
нии, чтобы обеспечить быстрый отвод тепла. Второе существен-
ное отличие стекла от кристаллических лазерных матриц заклю-
чается в том, что линии излучения понов в стекле более широ-
кие. Это повышает порог генерирования лазеров на стекле,
поскольку в соответствии с уравнением (1.13) необходима более
высокая инверсия населенностей для достижения того же уси-
ления. С другой стороны, широкие линии в стекле приводят
к большему поглощению излучения накачки и способствуют
созданию большего запаса энергии. Благодаря широкой линии
излучения можно проводить перестройку мод в большей спект-
ральной области, чем в случае других материалов. Поэтому ла-
зеры на стекле обладают наилучшими характеристиками для
получения пикосекундных импульсов. Для систем, требующих
высокой выходной энергии, или высокой яркости, или высокой
пиковой мощности, стекло в общем случае предпочтительнее
кристаллических матриц. Наиболее высокие значения к. п. д.
были получены в твердотельных лазерах на стекле.
Другие отличия стеклянных и гранатовых лазеров с неоди-
мом вытекают из различий в теплопроводности, времени жизни
флюоресценции и возможности изготовления активных материа-
лов больших размеров. Большее время жизни флюоресценции
104 Глава 3
иона неодима в стекле и возможность введения более высоких
концентраций неодима обеспечивают более высокий запас
энергии на единицу объема. Кроме того, из стекла можно созда-
вать изделия значительно больших размеров, чем из граната.
Поэтому при создании больших лазерных систем выбор скорее
всего будет падать на стекло, позволяющее осуществлять наи-
более высокий энергосъем. С другой стороны, более высокая
теплопроводность граната обеспечивает лучшие возможности
получения высокой средней мощности. Это относится как к не-
прерывному режиму, так и к импульсному с высокой частотой
повторения. Поэтому при разработке лазерных систем обычно
используют оба эти материала.
Ион неодима можно вводить в самые разнообразные'стекла.
Однако стекло на щелочно-щелочноземельной основе обнаружи-
вает наилучшее сочетание относительно большого времени жиз-
ни флюоресценции, высокого квантового к. п. д. флюоресценции
и большого срока службы. Например, время жизни флюоре-
сценции составляет в рубидиево-бариевосиликатном стекле
900 мкс.
Для лазеров на стекле с неодимом можно рассмотреть три
режима: обычный импульсный режим с длительностью импуль-
са 1 —10 мс, режим модуляции добротности с длительностью
импульса в несколько десятков наносекунд и режим пикосе-
кундных импульсов. Длительность обычного лазерного импуль-
са можно варьировать путем изменения длительности импульса
оптической накачки. Время жизни флюоресценции в типичных
стеклах зависит от уровня добавок неодима. Обычно время
жизни флюоресценции начинает уменьшаться при увеличении
концентрации неодима более 2%. Поэтому оптимальная добав-
ка составляет ~2%. Для получения импульса длительностью
более 1 мс необходима накачка в течение всей длительности ла-
зерного излучения. В обычном лазере на стекле с неодимом
возникают такие же релаксационные колебания, как и в ла-
зере на рубине. Выходная энергия таких лазеров в многомодо-
вом режиме достигает 300 Дж.
Модуляция добротности осуществляется или электрооптиче-
скими элементами, или просветляющимися красителями (гл. 7).
Так как полуволновое напряжение электрооптического элемен-
та возрастает с увеличением длины волны и так как имеющиеся
красители для пассивных переключателей добротности не на-
столько эффективны, как в случае рубиновых лазеров, то по
сравнению с рубиновыми лазерами обычный режим модуляции
добротности применяется не так часто. Типичные значения дли-
тельности импульса составляют ~ 15 нс.
Если необходимо иметь очень короткие импульсы, можно
выделить один импульс нз цуга импульсов, полученных в режи-
Лазеры для практических целей 105
ме синхронизации мод. При пассивном затворе в резонаторе
стеклянного лазера возникает серия синхронизованных импуль-
сов. Когда уровень мощности достигает желаемого значения,
один из импульсов можно вывести из резонатора с помощью
электрооптического затвора. Из-за широкой полосы флюоре-
сценции иона неодима в стекле спектральная ширина, внутри
которой могут возникать импульсы синхронизованных мод, со-
ставляет ~ 10'2 Гц. Поэтому импульс в режиме синхронизации
мод может иметь длительность —1012 с. Короткий импульс за-
тем можно усилить, пропуская его через другой лазерный ак-
тивный элемент на стекле. В импульсах пикосекундной длитель-
ности уровень мощности в максимуме может превышать 10’2 Вт.
Такие системы разработаны пока лишь в лабораториях.
Так как изделия из стекла могут быть больших размеров
и произвольной формы, то на основе стеклянных лазеров ино-
гда создают системы, состоящие из задающего генератора и
усилителя мощности. Лазерный импульс создается в небольшом
лазере (называемом генератором), имеющем внешние зеркала.
Импульс затем пропускают через ступени усилителя с последо-
вательным наращиванием мощности. Усилители представляют
собой активные элементы из стекла с неодимом, оптически на-
качиваемые для получения инверсии населенностей. Они не
имеют концевых зеркал и поэтому сами не генерируют лазерный
импульс. Когда импульс от генератора проходит через усили-
тель, энергия, запасенная в виде инверсии населенностей, из-
влекается при проходе луча. Таким образом, энергия импульса
может быть существенно увеличена без увеличения длительно-
сти импульса. При последовательном увеличении размеров уси-
лительных элементов в каждой ступени плотность мощности
поддерживается достаточно низкой, поэтому стекло не разру-
шается (гл. 5). Такие системы являются в основном лабора-
торными моделями или же используются в программах иссле-
дований по термоядерному синтезу.
3.3. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ
Полупроводниковые лазеры по своей структуре сильно отли-
чаются от других лазеров. В полупроводниковом лазере исполь-
зуется небольшой слой полупроводникового материала. По раз-
мерам и виду он похож на транзистор. Следовательно, такой
лазер имеет много отличий от газовых и твердотельных лазеров.
Полупроводниковые лазеры впервые начали работать в 1962 г.
При конструировании таких лазеров применяется совсем дру-
гой подход. Свойства этих лазеров отличаются от свойств опи-
санных выше лазеров.
Наиболее часто в качестве полупроводникового материала
для лазеров используется арсенид галлия. Ниже мы опишем и
106 Глава 3
некоторые другие полупроводники, но необходимо отметить, что
наиболее распространенным полупроводниковым лазером и един-
ственными промышленными лазерами являются лазеры на арсе-
ниде галлия. Хотя кремниевые и германиевые полупроводники
наиболее известны, но кремний и германий еще пока не исполь-
зовались в качестве лазерных материалов.
Мы начнем с краткого обзора некоторых основных свойств
полупроводников. Электрическая проводимость полупроводни-
ков обусловлена относительно небольшим числом свободных
носителей заряда, которые способны двигаться в кристалле под
действием приложенного электрического поля. Если избыточ-
ными носителями являются электроны, то полупроводник назы-
вается полупроводником n-типа. Если проводимость возникает
при движении дырок (дырка — это отсутствующий электрон в
одной из пар связей электронов с атомами), то материал назы-
вается полупроводником p-типа. На поверхности раздела мате-
риалов р- и n-типа возникает р—n-переход. Такой переход обра-
зует диод, который широко используется в полупроводниковых
электронных устройствах. Р—n-переход является также обла-
стью, в которой возникает лазерное излучение в полупроводни-
ковом лазере.
Полупроводниковые светодиоды обычно применяются для
создания дисплеев. Такие светодиоды не являются лазерными
устройствами. В них используется тот же материал, что и в ла-
зере, т. е. р—n-переход в арсениде галлия. Однако они имеют
низкую яркость и не являются полупроводниковыми лазерами.
В твердотельных лазерах, таких, как лазер на рубине, ис-
пользуется изолированный примесный ион, внедренный в кри-
сталлическую решетку матрицы. Радиационный переход, при-
водящий к лазерному излучению, происходит между дис-
кретными уровнями энергии примесного иона. Решетка матрицы
служит в основном для обеспечения нахождения иона в фиксиро-
ванном положении. В противоположность этому в полупровод-
никовом лазере энергетические уровни, относящиеся к лазер-
ному переходу, определяются всей кристаллической решеткой.
Эти состояния не являются дискретными, а слиты в энергети-
ческие зоны, т. е. представляют собой группы энергетических
состояний, расположенные настолько тесно, что образуют как
бы континуум. Для полупроводникового лазера представляют
интерес две энергетические зоны: валентная и проводимости.
Валентная зона является наиболее высоким состоянием, запол-
ненным электронами. Зона проводимости лежит выше и отде-
лена областью энергии, называемой запрещенной зоной, в
которой нет никаких разрешенных электронных состояний. Воз-
буждение электронов происходит при поглощении энергии, не-
обходимой для их перехода из валентной зоны в зону прово-
Лазеры для практических целей 107
димости. При этом в валентной зоне остаются дырки. Анало-
гично электрон может перейти из зоны проводимости и слиться
(рекомбинировать) с дыркой в валентной зоне. При рекомби-
нации разность энергии испускается в виде излучения.
Диаграмма энергетической зоны р—«-перехода схематично
изображена на рис. 3.20. Эта диаграмма характерна для полу-
проводников с относительно
большим числом носителей за-
ряда. Такие носители заряда
могут быть получены при ле-
гировании примесями. Напри-
мер, если к арсениду галлия
добавить сурьму (пятивалент-
ный элемент), то появится
внешний электрон, не обра-
зующий связанной пары. Этот
электрон будет свободно пере-
мещаться и создавать прово-
димость n-типа. Подобным об-
разом трехвалентная примесь
приведет к проводимости р-ти-
па. В области перехода про-
исходит энергетический сдвиг
зон. Электронные состояния
заполняются до уровня Фер-
ми, обозначаемого Е?. Таким
образом, электроны будут на-
ходиться в зоне проводимости
материала «-типа, а дырки —
в верхней части валентной зо-
ны материала р-типа.
Когда к переходу прикла-
дывается прямое смещение, то
потенциальный барьер снижа-
ется (рис. 3.20,6). Образуется
частичное перекрытие областей,
зоне проводимости, а дырки — в валентной зоне. В узкой об-
ласти вблизи перехода, следовательно, возникает инверсия
населенностей, т. е. возникают заполненные электронные состо-
яния с энергиями, превышающими незаполненные электронные
состояния. В этой области возможна радиационная рекомбина-
ция при переходе электронов через запрещенную зону и слия-
нии их с дырками. Разность энергии выделяется в виде излу-
чения. Из-за инверсии населенностей возможно усиление за счет
вынужденного излучения. Таким образом, р—n-переход с пря-
мым смещением может быть лазерным активным веществом.
Зона проводимости
Р
Валентная зона
а
Зона проВодимоста.
Валентная зона
В
Рис. 3.20. Потенциальный барьер для
р—«-перехода в полупроводнике без
прямого смещения (а) и с прямым
смещением (б).
где электроны присутствуют в
ПО Глава 3
тока через переход выделяется тепло, а следовательно, повыша-
ется пороговый ток, очень важно обеспечить хорошее охлажде-
ние. Более того, для. минимизации тепловых эффектов лазеры,
на GaAs обычно работают в режиме коротких импульсов при!
высокой частоте повторения. Хотя лазеры могут работать и в|
непрерывном режиме, особенно при низких температурах, наи-<
более часто применяется импульсный режим.
Для питания инжекционных лазеров требуются импульсные
генераторы, обеспечивающие короткие импульсы с большой
амплитудой тока. Такие генераторы могут выдавать импульсы
тока до 200 А номинальной длительностью —100 нс и длительно-
стью переднего и заднего фронтов —50 нс. Короткие времена
подъема и спада тока необходимы для максимального сниже-
ния выделения тепла при прохождении тока ниже порогового.
С помощью перестраиваемого синхронного генератора можно
обеспечить изменение частоты повторения импульсов. Амплиту-
да импульса должна лишь немного превышать пороговое зна-
чение, так как максимальное обратное напряжение, которое мо-
жет выдерживать лазерный диод, мало.
Возможен также другой способ накачки — накачка электрон-
ным пучком. Если полупроводник бомбардируется пучком элек-
тронов высокой энергии, в зоне проводимости могут создаваться
электроны, что позволит получить инверсию населенностей.
В таких лазерах не нужен р—н-переход. Подобный способ на-
качки менее распространен, чем инжекционный, но с его по-
мощью можно осуществить некоторые заманчивые возможно-
сти. При сканировании электронным лучом можно изменять
участки высвечивания лазерного кристалла. Такие лазеры в ви-
де откачанных стеклянных трубок с электронной пушкой на
одном конце и мишенью из кристалла сульфида кадмия на дру-
гом уже стали промышленными. Мишень представляет собой
площадку размером —25 мм и толщиной —50 мкм. Когерент-
ное излучение происходит перпендикулярно плоскости мишени
из сульфида кадмия на участке, противоположном точке вхож-
дения электронного луча в мишень. Управление электронным
лучом осуществляется соответствующей отклоняющей схемой.
Таким путем возможно двухкоординатное позиционирование ла-
зерного источника на кристалле.
Ниже мы продолжим рассмотрение полупроводниковых ин-
жекционных лазеров. Заготовку для активного элемента полу-
проводникового лазера часто получают путем скалывания кон-
цов кристалла для того, чтобы иметь плоские параллельные
поверхности, необходимые для оптического резонатора. Арсенид
галлия легко раскалывается вдоль некоторых плоскостей кри-
сталлической решетки. Боковые поверхности матируют для
уменьшения паразитного отражения. Исходный материал, из
Лазеры, для практических целей 111
которого образуется лазер, представляет собой специально вы-
ращенный кристалл, содержащий переход между областями
7-типа и n-типа. На верхней и нижней поверхностях кристалла
имеются электрические контакты. От лазерного кристалла дол-
жен быть обеспечен теплоотвод. Лазерный кристалл часто мон-
"ируют на медном блоке.
Размеры активного элемента лазера на GaAs не превыша-
ет 1—2 мм. Переход, из которого выходит излучение, является
"онким слоем размером в несколько микрометров.
Зеркалами для обеспечения обратной связи и выхода излу-
чения обычно служат сколотые грани лазерного диода без по-
крытия. Коэффициент отражения на поверхности раздела между
арсенидом галлия и воздухом равен —36%. Если желателен
выход излучения только в одну сторону или же необходимы
зеркала с более высоким отражением для снижения порога ге-
нерирования лазера, коэффициент отражения можно увеличить,
покрывая торцы кристалла металлическими пленками.
Поговорим теперь о сроке службы инжекционного лазера на
арсениде галлия. Рассмотрим эффекты, приводящие к сниже-
нию выхода лазерного излучения. В настоящее время известны
два механизма деградации лазерного диода. Один из них при-
водит к мгновенному спаду выхода лазерного излучения. Мгно-
венное разрушение лазера может произойти в течение одного
импульса. Оно связано с повреждением выходных поверхно-
стей лазерного кристалла, вызываемым излучением самого ла-
зера. Для предотвращения такого повреждения пиковая выход-
ная мощность лазера должна быть ограничена. Для импульса
длительностью —100 нс выходная мощность должна быть огра-
ничена величиной, не превышающей 400 Вт на 1 см ширины пе-
рехода. Для более длинных импульсов пиковая мощность долж-
на быть еще меньше.
Существует также постепенное уменьшение мощности лазер-
ного излучения со временем. Этому способствует возрастание
порогового тока. Повреждение происходит при большой величи-
не тока, протекающего через переход. Данное явление, завися-
щее от многих факторов, осложняется тем, что срок службы
лазера — непостоянная величина. Первые модели полупровод-
никовых лазеров имели очень короткие сроки службы. Для уве-
личения срока службы лазера плотность тока через переход
должна быть ограничена. Значительное увеличение срока служ-
бы было получено при использовании гетероструктур. Такие
структуры могут обеспечить работу лазера при уменьшенных
значениях плотности тока, что увеличивает время работы лазе-
ра. Проблемы надежности устройств, которые были бедствием
для первых лазерных диодов на арсениде галлия, в значитель-
ной степени решены. Кроме использования гетероструктур, были
108 Глава 3
Рис. 3.21. Полупроводниковый лазер на р—«-переходе ширины d.
а —схема устройства: б — полупроводниковый лазерный диод на арсениде галлия-алю-
миния. Диод прямоугольной формы расположен в центре. Горизонтальная линия, пере-
секающая диод, является областью перехода. Диод смонтирован на мадном блоке, за-
нимающем нижнюю половину фотоснимка. К верхней части диода примыкает электри-
ческий контакт. Ширина диода 0,47 мм.
Толщина активной области очень мала (~1 мкм). Поэтому
свет, излучаемый в плоскости перехода, усиливается больше,
чем свет, распространяющийся перпендикулярно ей. Лазерный
активный элемент может иметь форму прямоугольного парал-
лелепипеда (рис. 3.21, а). Две противоположные стороны, пер-
пендикулярные переходу, специально грубо обработаны с целью
уменьшения отражения от граней. Другие две стороны сдела-
ны оптически плоскими и параллельными либо путем раскалы-
Лазеры для практических целей 109
|вания кристалла, либо путем полирования. Коэффициент отра-
жения от границы раздела воздух — полупроводник обычно до-
статочно велик, поэтому дополнительных зеркал не требуется.
Полированные торцы кристалла обеспечивают требуемую опти-
ческую обратную связь. Лазерное излучение поэтому происхо-
дит так, как показано на рис. 3.21, а. Подобная структура ис-
пользовалась в первых полупроводниковых лазерах. В более
поздних разработках, о которых мы поговорим ниже, эта про-
стая структура несколько видоизменена. Фотоснимок полупро-
водникового лазерного диода приведен на рис. 3.21, б.
При работе полупроводникового лазера чаще всего исполь-
зуется р—n-переход с прямым смещением. Электроны инжек-
тируются со стороны n-типа перехода и рекомбинируют в обла-
сти перехода. В результате этого возникает ток. Такие полу-
проводниковые лазеры обычно называют инжекционными лазе-
рами.
Для обеспечения работы лазера инверсия населенностей
должна быть достаточно большой, чтобы оптическое усиление
превышало оптические потери. Таким образом, плотность тока
через переход должна превышать некоторое минимальное значе-
ние. При прохождении тока должно создаваться достаточное
количество дырок и электронов так, чтобы излучение, генери-
руемое при их рекомбинации, превышало потерн. Потери свя-
заны с дифракционным выходом света из активной области,
пропусканием света на границе перехода и поглощением света
свободными носителями в области перехода. Поэтому сущест-
вует пороговое значение плотности тока, необходимое для рабо-
ты лазера.
Численное значение пороговой плотности тока Jt (в амперах
на квадратный сантиметр) можно найти из уравнения
/t=6,3- 104(пЖ)£2А£(сш+«а+7’/£), (3.2)
где п-—показатель преломления; d— толщина перехода; е —
вероятность преобразования электронно-дырочной пары в обла-
сти перехода в излучение; Е — энергия фотона, эВ; ДЕ — спект-
ральная ширина линии флюоресценции, эВ; ап и аА— потери на
единицу длины соответственно за счет дифракции и поглоще-
ния; Т — пропускание выходного торца диода; L — длина диода.
Так как потерн, обусловленные поглощением на свободных-
носителях, быстро возрастают с температурой, пороговый ток
в области 77—300К примерно пропорционален кубу температу-
ры. Поэтому инжекционные лазеры на GaAs часто работают
при температуре жидкого азота, хотя они могут работать и при
комнатной температуре при повышенной плотности тока. Выше
100 К пороговая плотность тока лазера быстро увеличивается
с температурой. Поскольку при прохождении электрического
114 Глава 3
4ZZZZZZ
Металлический
контакт
S10z
GaM p-rmma
Ala Ga(-x As p-muna
GaAs p-muna
А1Ж Gcif-x As n-muna
Подложка из GaAs
n-muna
Puc. 3.23. Схема полупроводникового лазера с гетеропереходом и полосковой
структурой.
потока оптического излучения не слишком велика. Это достиг-
нуто без ущерба для ограничения носителей, создаваемого уз-
ким слоем арсенида галлия p-типа. Все структуры на рис. 3.22
выращены на подложке GaAs n-типа. Для получения много-
слойной структуры часто используется жидкостная эпитаксия.
Пороговые значения плотности тока, необходимые для ра-
боты при 300 К, приведены в табл. 3.5, из которой ясно видно
улучшение параметров, вызванное усовершенствованием струк-
туры.
Таблица 3.5
Типичные пороговые значения плотности тока (А/см2)
для лазера на GaAs, работающего прн температуре 300 К
Г омопереход
Простой гетеропереход
Двойной гетеропереход
Двойной гетеропереход с расширенным оптиче-
ским волноводом
40 000
10 000
1 300
600
Еще один вариант структуры, называемой полосковой, при-
веден на рис. 3.23. Существует много вариантов полосковых
структур, но на рис. 3.23 показаны наиболее существенные осо-
бенности такой структуры. Полосковая структура применяется
в тех случаях, когда необходимо ограничить излучение в на-
правлении, перпендикулярном переходу. Изолятор из SiO2 огра-
ничивает электрическую накачку узкой полосой вниз по длине
диода. Это улучшает пространственную структуру лазерного
луча и уменьшает возможность разбиения пучка на несколько
нитей в широком угле излучения. Кроме того, сечение пучка
становится более близким к кругу, так как дифракционно огра-
ниченная угловая расходимость будет примерно одинаковой
.как в параллельном, так и в перпендикулярном направлении
Лазеры для практических целей 115
ho отношению к переходу. Ширина полосы может составлять
К13 мкм.
\ Лазеры на арсениде галлия отличаются по своим свойствам
о^г большинства других лазеров. Малые размеры перехода,
внутри которого возникает излучение, приводят к большей рас-
ходимости из-за дифракции. Угловая расходимость более высо-
кая, чем для узких лучей типичных газовых лазеров или лазе-
ров на кристаллах.
Спектральная ширина излучения лазеров на арсениде гал-
лия обычно составляет — 2—3 нм, т. е. более высокая, чем для
большинства других лазеров. Лазер на арсениде галлия имеет
меньшую когерентность излучения, чем другие лазеры. Тем не
менее он может рассматриваться как небольшой, яркий, поверх-
ностный источник излучения. Хотя лазеры на арсениде галлия
не обладают такой же направленностью и монохроматичностью
излучения, как остальные лазеры, многие другие их важные
свойства используются в некоторых практических применени-
ях. Их излучение легко может быть промодулировано с высокой
частотой путем модулирования тока, протекающего через пере-
ход. Они эффективны, малы, прочны и менее дороги, чем ла-
зеры других типов.
Лазеры на арсениде галлия излучают в близкой инфракрас-
ной области спектра. Точное значение длины волны зависит от
температуры, при которой работает лазер, и изменяется от
0,845 мкм при температуре жидкого азота до 0,905 мкм при
комнатной температуре. Выше комнатной температуры порог
генерирования лазера сильно возрастает и поэтому работать
с лазером на GaAs становится трудно. Однако лазеры на ар-
сениде галлия могут работать в диапазоне от температуры жид-
кого гелия до комнатной температуры.
Длина волны, на которой излучает лазер, в основном опре-
деляется рабочей температурой. Кроме этого, могут оказывать
влияние и другие факторы. К этим факторам относятся природа
и концентрация используемых в арсениде галлия легирующих
элементов, ток накачки и наличие магнитного поля. Таким обра-
зом, длина волны конкретного лазера может слегка изменяться
и, следовательно, может быть осуществлена небольшая пере-
стройка.
Как уже говорилось выше, работа лазера на арсениде гал-
лия зависит от порогового тока. На рис. 3.24 показан спектр
выходного излучения типичного лазера на GaAs с двойной гете-
роструктурой в зависимости от тока накачки в непрерывном
режиме при криогенной температуре [13]. При небольшой плот-
ности тока спектр спонтанного излучения широк (ширина поло-
сы составляет —100 нм). Если ток через переход увеличивает-
ся и если оптическое усиление превышает потери, то возникает
112 Глава 3
осуществлены меры для уменьшения кристаллографических де
фектов и снижения внутренних напряжений. В настоящее врем^
уже имеются коммерческие лазеры на арсениде галлия со сро-
ком службы больше 1000 ч. Экспериментальные устройства ра-
ботают многие тысячи часов без заметного ухудшения свойстф
Для понимания работы гетероструктуры вначале рассмотрим
простой р—/7-переход — гомопереход, образованный в одном ма-
териале. Первые полупроводниковые лазеры были лазерами
на гомопсреходах, образованных легированными областями
(рис. 3.22, а). Область р+ является наиболее высоколегирован- •
ной областью материала р-
тппа. Эта область имеет бо-
лее низкий показатель пре-
ломления, чем область р-ти-
па. Изменение степени ле-
гирования приводит к изме-
нению показателя прелом-
ления (рис. 3.22,а), что в
свою
ограничению
волны в области перехода,
так как волна распространя-
ется более медленно в обла-
сти более высокого показа-
теля преломления. Такой
волноводный эффект снижа-
ет дифракционные потери н,
следовательно, уменьшает
требуемую плотность тока.
Однако в области гомопере-
хода изменения показателя
преломления невелики н по-
этому относительно малы
ограничения на распростра-
нение волны. На рис. 3.22,6
показано, как можно уси-
лить волноводный эффект
созданием гетероперехода
на AlxGai-.TAs.
Индексом х обозначена
доля галлия в верхнем слое,
замещенная алюминием.
Эта структура обеспечивает
большее изменение показа-
теля преломления по срав-
нению с гомопереходом.
I*
w
д+ Ga As
р 6а As
Рис. 3.22. Структура и показатель пре-
ломления п различных типов переходов
в арсениде галлия в зависимости от ши-
рины перехода d.
а — гомопсреход: б — одинарный гетеропере-
ход: « — двойной гетеропереход с улучшенным
оптическим пол но иодом; й — двойной гетеро-
переход с расширенным оптическим волново-
дом ширины гс.
Р* AlxCa1-xAs
р AlyGgj.yAs
р GaAs_______
п AlyGa^u As
п AljGa^As
очередь приводит к
оптической
M
р GaAs
п GaAs
Д+ Al^Ga^As
р GaAs______ |</
п M.xGa^xAs
Лазеры для практических целей 113
Более высокое изменение показателя преломления приводит
1к лучшим характеристикам диэлектрического волновода, т. е.
< более сильному ограничению оптической волны. Гетерострук-
'ура уменьшает долю света, выходящего в р+-область, за счет
:качка показателя преломления в гетеропереходе. Это в свою
очередь снижает требования к плотности тока и поэтому при-
водит к увеличению срока службы. Данный тип структуры ино-
гда называют структурой с улучшенными волноводными свой-
ствами, поскольку она приводит к ограничению распростране-
ния оптической волны в узкой области перехода. Соединение
AlxGaj_.vAs используется из-за хорошего сочетания параметров
решетки арсенида галлия и арсенида алюминия. Кроме того,
потенциальный барьер в области перехода способствует огра-
ничению носителей заряда в небольшом объеме. Это также
снижает требование к плотности тока, необходимой для полу-
чения инверсии населенностей.
Дальнейшее улучшение было получено при создании второ-
го гетероперехода (рис. 3.22, в), что способствовало еще боль-
шему ограничению излучения, так как в области перехода
создается большее изменение показателя преломления. Скачок
показателя преломления в этом случае оказывается более вы-
соким по обе стороны перехода. Двойная гетероструктура, хотя
и снижает пороговую плотность тока, обладает двумя недостат-
ками. Оптическое излучение настолько хорошо ограничено, что
плотность потока оптического излучения велика. Это приводит
к увеличению вероятности быстрого разрушения лазера, проис-
ходящего при высоких значениях потока оптического излучения.
Кроме того, область излучения настолько узка, что угловая
расходимость излучения в направлении, перпендикулярном пе-
реходу, становится большой. Для устранения этих двух недо-
статков используется дальнейшее усовершенствование, пока-
занное на рис. 3.22, г. Этот тип структуры называется структу-
рой с расширенным оптическим волноводом. В ней использо-
ваны области из арсенида алюминия-галлия различного состава.
Структура с расширенным оптическим волноводом была разра-
ботана с пелью достижения компромисса между -структурами,
обеспечивающими высокую пиковую мощность при уменьшен-
ном пороговом токе. Основное свойство лазерного диода со
структурой расширенного оптического волновода состоит в том,
что область ограничения носителей меньше, чем волноводная
область, ограничивающая распространение оптического излуче-
ния и обладающая низкими оптическими потерями. Излучение
ограничивается двумя внешними гетеропереходами в области
шириной w. Типичные значения d могут лежать в пределах
0,2—1 мкм, а значения w составляют несколько микрометров.
Поскольку оптический волновод может быть шире, плотность
118 Глава 3
Спектр излучения относительно сложен и обычно содержит
несколько продольных мод оптического резонатора. На рис. 3.24
при плотности тока выше пороговой видно несколько мод. Рас-
стояние между продольными модами сравнительно большое из-
за малой длины оптического резонатора, но достаточно большая
ширина спектра спонтанного испускания лазера на GaAs допус-
кает присутствие нескольких мод. Расстояние между соседними
модами равно
Av=c/2L, (3.3)
где с — скорость света и L — длина резонатора. Расстояние в
длинах волн определяется выражением
AZ=Z2Av/c=Z2/2L, (3.4)
»
где X — длина волны излучения. Если L=0,2 см и Х=0,9Х
X10-4 см, то
АХ=0,81 -10 8/0,4 ~ 2 -10 8 см=0,2 нм.
Таким образом, при ширине спектра 2—3 нм одновременно
могут присутствовать 10—15 продольных мод.
Одно из наиболее важных свойств газовых лазеров — очень
малая расходимость испускаемого излучения. Этим свойством
не обладают полупроводниковые лазеры, потому что их излуче-
ние испускается через апертуру, ограниченную малой шириной
перехода. Дифракция на узкой полоске перехода приводит
к выходу излучения в более широком угле, чем для лазеров
других типов (рис. 3.25). Поэтому излучение лазера на арсе-
ниде галлия представляет собой луч эллиптического сечения
с половинным углом, равным нескольким градусам в направ-
лении, параллельном переходу, и более высокими угловыми
размерами в направлении, перпендикулярном переходу.
Полезно использовать структуру большого оптического резо-
натора, так как размеры области ограничения луча возрастают,
а угол расходимости луча, связанный с дифракцией, уменьша-
ется. Такое относительно большое расширение луча означает, что
яркость лазера на GaAs ниже, чем у других лазеров. Яркость
была определена выше как мощность, излучаемая с единицы
площади в единичном телесном угле. Типичное значение ярко-
сти лазера на GaAs составляет 107 Вт/см2-ср, что значительно
меньше типичного для рубинового лазера значения 1011 Вт/см2-ср.
Эта яркость все же существенно выше яркости обычных источ-
ников света и светодиодов.
Возможности применений лазеров на арсениде галлия опре-
деляются их свойствами. Поскольку угловая расходимость луча
и ширина спектральной линии у лазеров на арсениде галлия
больше, чем у других лазеров, лазеры на арсениде галлия нель-
зя использовать для юстировки и в интерферометрии.
Лазеры для практических целей 119
Рис. 3.25. Форма луча лазера на арсениде галлия с гетеропереходом и по-
лосковой структурой.
Однако малый размер, небольшой вес, низкая потребляемая
мощность и высокий к. п. д. таких лазеров дают возможность
применять их в тех областях, где источники электропитания
отсутствуют, например, в дальнометрпи и связи. Для этих при-
менений благоприятным является возможность высокочастотной
модуляции излучения лазера на арсениде галлия с помощью
источника питания.
Другие полупроводниковые лазеры. Кроме лазеров на арсе-
ниде галлия разработаны многие другие полупроводниковые
лазеры. Большинство этих лазеров находится пока в стадии
лабораторных разработок. В табл. 3.7 приведены некоторые по-
лупроводниковые лазерные материалы и указаны рабочие дли-
ны волн. Многие из этих материалов могут работать только при
криогенных температурах. При комнатной температуре могут
работать GaAs, ZnO и CdS. Более коротковолновые полупро-
водниковые лазеры обычно работают только с электронной на-
качкой, тогда как инфракрасные полупроводниковые лазеры мо-
гут работать как с инжекционной, так и с электронной накачкой.
Кроме этого, используются смешанные материалы, которые
позволяют работать на некоторой длине волны внутри опреде-
ленного диапазона. Например, может быть изготовлен матери-
ал на смеси арсенида индия и арсенида галлия. Он обознача-
ется как (InxGai_x)As, где х означает долю арсенида индия.
116 Глава 3
Рис. 3.24. Спектр излучения лазера на арсениде галлия с двойной гетеро-
'структурой при различных плотностях тока накачки в режиме непрерывной
работы при криогенных температурах [13].
вынужденное испускание. Плотность порогового тока будет за-
висеть от температуры, структуры устройства, потерь на погло-
щение в материале, коэффициента отражения поверхности дио-
да п легирования материала. Порог данного устройства состав-
лял —300 А/см2.
Пороговый ток, при котором возникает генерирование, силь-
но зависит от температуры. При температуре 77 К пороговый
ток для лазера на арсениде галлия составляет около одной де-
сятой значения при комнатной температуре. Поэтому' охлажде-
ние до криогенной температуры резко изменяет рабочие харак-
теристики лазера.
После превышения порога спектр испускания сужается
а интенсивность существенно возрастает. На рис. 3.24 приведег
спектр как до достижения порога, так и после его превышения
Ниже порога наблюдается только широкий спектр, характери-
зующий спонтанное испускание. Если ток слегка возрастает, тс
наиболее интенсивные узкие лазерные линии начинают преобла-
дать над непрерывным излучением. С ростом тока накачки воз-
растает и интенсивность.
Лазеры для практических целей 117
. Лазеры на арсениде галлия обычно работают в импульсном
режиме с относительно низким коэффициентом заполнения
~1°/о. Это происходит потому, что ток, протекающий через пе-
реход, нагревает диод, что в свою очередь ухудшает рабочие
характеристики. Поэтому импульсный режим используется ча-
ще, чем непрерывный. Однако лазеры на арсениде галлия могут
работать в непрерывном режиме как при температуре жидкого
азота, так и при комнатной температуре.
В табл. 3.6 приведены рабочие параметры типичных коммер-
ческих лазеров на GaAs при криогенной и комнатной темпера-
турах. Пиковая мощность лазера в действительности возраста-
ет при более высокой температуре, но коэффициент заполнения
и средняя снимаемая мощность при этом падают. Безусловно,
можно найти компромиссное соотношение между частотой по-
вторения импульсов и длительностью импульса, но при этом
нельзя превышать исходный коэффициент заполнения.
Таблица 3.6
Рабочие параметры лазеров на GaAs
Криогенная температура Комнатная температура
Длина волны, нм 8,450 9,050
Пороговый ток, А 0,7 7
Рабочий ток, А 4 25
Длительность импульса, ис 1000 200
Пиковая мощность, Вт 2,5 6
Коэффициент заполнения, % 2 0,1
К. п. д., % 40 4
Физический к. п. д., который здесь совпадает с электриче-
ским к. п. д. (т. е. отношение выходной мощности к мощности,
рассеянной в устройстве), может быть высоким при криоген-
ных температурах. Он может достигать 40%, что превышает
значения для лазеров других типов. Однако к. п. д. уменьшается
при комнатной температуре.
Ширина спектра спонтанного испускания значительно боль-
ше, чем для вынужденного излучения. Однако спектр вынуж-
денного излучения инжекционного лазера существенно шире,
чем спектр излучения стандартных газовых лазеров или лазеров
на кристаллах. Ширина спектра составляет 2—3 нм, тогда как
типичная ширина спектра излучения Не—Ne-лазера равна
-—0,001 нм.
120 Глава 3
При изменении х рабочая длина волны может непрерывно из-
меняться в диапазоне 0,84—3,1 мкм. Значение х=0 соответст-
вует лазеру на арсениде галлия, обычно работающему на волне
840 нм, а х=1 соответствует лазеру на арсениде индия, излу-
чающему на волне 3,1 мкм. Таким образом, рабочая длина вол-
ны может изменяться в широкой области при изменении соста-
ва. Конечно, если величина х задана и выбрана конкретная
длина волны, то лазер будет работать только на выбранной
волне. Для работы на разных длинах волн должны быть изго-
товлены различные лазеры с разным значением х. Таким спо-
собом могут быть изготовлены лазеры, перекрывающие весь
спектр от 0,32 до 30 мкм и более. На рис. 3.26 показаны участ-
ки спектра, перекрываемые некоторыми такими смешанными
полупроводниками. На этом рисунке использованы сокращен-
ные обозначения; например, (InGa)As означает смешанный
кристалл арсенида индия-галлия, который выше был обозначен
как (ItivGa,_.x) As.
Таблица 3.7
Полупроводниковые лазерные материалы
Материал Длина волны, мкм Тип накачки1
. ZnS 0,33 э
ZnO 0,37 э
ZnSe 0,46 э
CdS 0,49 э
ZnTe 0,53 э
CaSe 0,59 э
CdSe 0,675 э
CdTe 0,785 э
GaAs 0,84-0,95 и, э
InP 0,91 и
GaSb 1,55 и, э
InAs 3,1 и, э
Те 3,72 э
PbS 4,3 и, э
InSb 5,2 и, э
PbTe 6,5 и. э
PbSe 8,5 и, э
1 И — инжекционная накачка; Э — электронная накачка.
Лазеры для практических целей 121
(Pb Sn) Se ,_________<
(PbSnjTe •-------------*
Pb(S Se) i---->
In (As Sb) <----
(Ng Cd) Те ।-----------1
Gc(AsSb)'------
In (As P) ।--------1
(AlGo)As ►—.
Go(AsP)i----<
(InGo)As ।---------------<
Cd(Se S) —
(Zn Cd) S ।-!
------------1-----------1—-i—i I__J_г ill i
0,1-------------------------------------------------10_10_40
Boshm ,
Puc. 3.26. Участки длин волн, перекрываемые некоторыми полупроводнико-
выми лазерами смешанного состава.
Такие лазеры могут перестраиваться в небольшом участке
спектра при изменении тока через диод, температуры, магнит-
ного поля и гидростатического давления. Например, лазеры на
(PbSn)Te могут перестраиваться в диапазоне 22—25 мкм с по-
мощью сверхпроводящего магнита с полем до 10 кГс [14]. Ла-
зеры на (PbSe)i_x(SnTe)x могут перестраиваться в области
9—12 мкм при изменении температуры от 20 до 90 К, а внутри
этой области возможна перестройка на 1 мкм при изменении
тока диода [15]. Перестройка током происходит благодаря не-
большим изменениям рабочей температуры при изменении тока.
Перестройка током (со скачкообразным изменением длины вол-
ны, вызванным перескоками продольных мод короткого резона-
тора) была продемонстрирована в интервале ~0,07 мкм для
лазера на (PbSn)Te, работающего на волне 8,8 мкм [16].
3.4. ЛАЗЕРЫ НА ОРГАНИЧЕСКИХ КРАСИТЕЛЯХ
Лазеры на органических красителях представляют другой
тип лазеров, которые несколько отличаются по конструкции от
более известных газовых и твердотельных лазеров. Вещество
красителей состоит из относительно сложных органических мо-
лекул с молекулярным весом порядка нескольких сотен еди-
ниц. Это вещество растворяется в органических растворителях,
122 Глава 3
обычно в метиловом спирте. Поэтому активное вещество лазе-
ра на красителях является жидкостью. Лазеры на красителях
являются единственным типом хорошо разработанных жидкост-
ных лазеров.
Лазеры на красителях впервые были продемонстрированы
в середине 60-х годов. При разработке таких устройств прихо-
дилось решать многие проблемы. До тех пор пока в начале 70-х
годов не были применены некоторые инженерные усовершенст-
вования, лазеры на красителях не были устройствами, имею-
щими действительную практическую пользу. Наиболее важное
свойство лазеров на красителях—-возможность перестройки
частоты. Монохроматическое излучение имеющихся в настоя-
щее время лазеров на красителях можно перестраивать в ши-
рокой области от ближнего ультрафиолета до ближней инфра-
красной области. Лазеры на красителях наиболее пригодны
для тех применений, где требуется перестройка длины волны.
В тех случаях, когда желательна одна волна видимого лазер-
ного излучения и точное значение длины волны не существен-
но, эти лазеры, вероятно, не будут использоваться. Для таких
применений (например, юстировки) другие типы лазеров, как,
например Не—Ne-лазер, более удобны и экономны.
Красители, применяемые в лазерах, подобны многим извест-
ным красящим веществам, обычно используемым при производ-
стве тканей, пластмасс, мыл, косметики и т. п. Эти красители
часто содержат цепь углеродных атомов с чередующимися оди-
нарными и двойными связями. Рассмотрим кратко специфиче-
скую природу красящего вещества на примере одного из наибо-
лее важных красителей — родамина 6G. Родамин 6G содержит
несколько бензольных колец и имеет химическую формулу
C26H27N2O3CI. Его молекулярный вес равен —450. Родамин 6<j
растворим в метиловом спирте и воде. Его можно использовать
для окрашивания шелка или бумаги в ярко-розовый цвет. Ро-
дамин— типичный представитель красителей, применяемых в
лазерах. Используемые концентрации родамина относительно
малы. Способность небольшого количества красителя сущест-
венно изменять оптические свойства вещества является харак-
терной особенностью всех красителей.
Типичная схема уровней энергии красителя приведена на
рис. 3.27. Вначале все молекулы вещества находятся в нижней
части основного состояния So. После облучения красителя све-
том с длиной волны, соответствующей разности энергий состоя-
ний So и Si, часть молекул из основного состояния переходит
в состояние Sb Эти состояния известны как широкие полосы,
содержащие множество колебательных и вращательных уров-
ней, образующих непрерывную полосу. После перехода в со-
стояние Sj молекула красителя за очень короткое время пере-
Лазеры для практических целей 123
Рис. 3.27. Схема уровней энергии, связанных с работой лазера на красителе.
8о — основное синглетное состояние; Si — первое возбужденное синглетное состояние;
3'1 и Тг — два наиболее низких триплетных состояния.
ходит в наиболее низко лежащие уровни состояния Si. Переход
совершается безызлучательно с выделением тепла. Верхние
уровни состояния So обычно не заселены. В результате этого
возникает инверсия населенностей между Si и верхними уровня-
ми So. Эти состояния радиационно связаны, т. е. переход с Si на
So сопровождается излучением света флюоресценции. При нали-
чии инверсии населенностей возможны усиление за счет вынуж-
денного излучения и, следовательно, работа лазера. Поскольку
лазерный переход происходит между нижними Si и верхними So
уровнями состояния, лазерное излучение имеет большую длину
волны, чем излучение накачки. Отметим, что флюоресценция
может происходить на большом наборе длин волн. Так как
многие уровни вершины состояния So не заселены, лазерный
переход может происходить в области длин волн, соответству-
ющей разности энергии крайних незаселенных уровней. Это
приводит к возможности перестройки длины волны лазеров на
красителях.
Имеется конкурирующий процесс, снижающий число моле-
кул красителя, вовлекаемых в работу лазера. Он связан с на-
личием дополнительных состояний, обозначаемых Т\ и То- Эти
дополнительные состояния называются триплетными. Состояния
So и Si, определяющие лазерный переход, являются частью дру-
гого набора состояний, называемых синглетными состояниями.
Когда молекулы красителя возбуждены до состояния Si, то
некоторые из них при соударениях могут перейти в состояние
Т\. Молекулы, перешедшие в состояние Т\, могут оставаться
в этом состоянии в течение сравнительно большого времени.
(Релаксация состояния Т\ в основное состояние So происходит
126 Глава 3
Зеркало с высоким
козффициентом
отражения
Двоякопреломляющая
пластина
Перестраи-
ваемое излу-
чение
выходное зеркало
Зеркало с Высоким
коэффициентом
отражения
Зеркало
накачки
Струя красителя
под углом Брюстера *71\
Накачка излучением
аргонового лазера
Рис. 3.29. Схема устройства перестраиваемого оптически накачиваемого ла-
зера на красителе с использованием способа быстрой струи. (С разрешения
фирмы Coherent Radiation, Inc.)
сителя под давлением вытекает в виде высокоскоростной струи,
которая наклонена под углом Брюстера к падающему свету
накачки.
В этом устройстве в качестве селектирующего элемента ис-
пользуется фильтр. При повороте фильтра свет данной длины
волны сможет достигнуть зеркала и отразиться от него, прохо-
дя через резонатор лазера. В устройстве на рис. 3.29 вогнутое
зеркало фокусирует луч накачки так, что сужение луча совпа-
дает с перетяжкой луча лазера на красителе внутри потока
раствора красителя.
Если используется одна из двух конструкций (рис. 3.28 и
3.29), то перестройка лазера может осуществляться поворотом
селектирующего элемента — решетки или фильтра. Типичный
диапазон перестройки для какого-либо одного красителя состав-
ляет несколько десятков нанометров. Когда достигается граница
этого диапазона, можно заменить краситель. Для этого удаляют
кювету с данным красителем и заменяют ее кюветой с другим
красителем. Таким способом можно обеспечить перестройку
внутри всего видимого диапазона спектра (рис. 3.30). В области
коротких длин волн используется ультрафиолетовое излучение
аргонового лазера. Для других красителей используются раз-
личные линии аргонового лазера. На рис. 3.30 указаны также
значения мощности накачки, необходимые для обеспечения за-
данного режима работы. Таким образом, используя в качестве
красителя родамин 6G, можно осуществлять перестройку в диа-
пазоне 570—650 нм простым поворотом фильтра. При достиже-
нии границы области перестройки родамин 6G заменяется рода-
мином В, и перестройка может выполняться в красной области
спектра. Когда достигается граница области перестройки род-
амина В, он заменяется перхлоратом крезилвиолета и т. д. Та-
Лазеры для практических целей 127
ким путем можно осуществлять перестройку во всем видимом
диапазоне спектра.
Уровни мощности, достигаемые в непрерывном проточном ла-
зере на красителе, приближаются к 25% мощности накачки.
Почти во всех участках видимого диапазона спектра может быть
получено излучение мощностью 100—200 мВт. В желтой области
спектра с использованием родамина 6G может быть получено
излучение мощностью свыше 1 Вт.
Характеристики импульсного лазера на красителе, накачи-
ваемого ультрафиолетовым излучением азотного лазера, приве-
дены в табл. 3.8. Видно, что пиковая мощность может состав-
лять несколько киловатт. При использовании различных краси-
телей возможна перестройка в ближнем ультрафиолетовом и
почти во всем видимом диапазоне спектра.
Основное преимущество лазеров на красителях заключается
в возможности перестройки в видимой области спектра. Если же
требуется лазер, излучающий в видимом участке спектра, не-
прерывный или импульсный и не требуется точное значение
длины волны, то не обязательно выбирать лазер на красителе.
Рис. 3.30. Зависимость мощности излучения непрерывных проточных лазеров
на красителях (с накачкой от аргонового лазера) от длины волны.
Данные для каждой кривой приведены в следующей последовательности: краситель,
уровень мощности иакачки излучением аргонового лазера, используемые линии накачкн.
1— карбостнрнл 165, 1,5 Вт, УФ-линии; 2 — кумарин 120, 1,5 Вт, УФ-линни; 3 — ку-
марин 2, 1,8 Вт, УФ-линин; 4 — 7-диэтиламино-4-метилкумарин, 1,35 Вт, УФ-линии;
5~-кумарин 102, 1,5 Вт, УФ-линии; 6— кумарин 7, 1,2 Вт, 476,5 нм; 7 — кумарин 6,
2,3 Вт, 188,0 нм; 8— флюоресцеии натрия, 5 Вт, все линии; 9 — родамин 110, 5 Вт,
все линии; IV — родамин 6G, 2 Вт, все линии; 11 — родамин 6G, 5 Вт, все линии;
12— родамин В, 5 Вт, все линии; 13—перхлорат крезилвнолета, 5 Вт, все линии;
14 — перхлорат нильского голубого-А, 2 Вт, линия 647,1 нм криптонового ионного ла-
зера.
124 Глава 3
очень медленно.) В результате этого заселенность состояния 7\
становится большой. Следовательно, часть молекул, которые
могли бы быть использованы в работе лазера, изымается из ла-
зерного процесса.
Положение еще более усугубляется наличием состояния Т2.
Переход между состояниями Т\ и Т2 может вызывать поглоще-
ние лазерного излучения. Это почти всегда наблюдается в орга-
нических красителях, имеющих такие триплетные переходы на
лазерных длинах волн. Как только состояние 1\ становится за-
селенным из-за накопления в нем части молекул, среда стано-
вится способной поглощать лазерное излучение. Это приводит
к прекращению работы лазера. Заселение состояния 1\ проис-
ходит очень быстро, обычно в течение не более нескольких мик-
росекунд. Это означает, что лазеры на красителях требуют ис-
пользования источников очень быстрой накачки, чтобы обеспе-
чить получение короткого лазерного импульса до заселения
состояния Т\. При работе импульсных лазеров на красителях
можно использовать тушащие вещества, которые быстро воз-
вращают молекулы из состояния Т\ в 5,э. Одной из таких моле-
кул является молекула кислорода, которая расселяет состоя-
ние Т\. Однако даже при наличии тушения ни для одного из
известных красителей нельзя использовать непрерывную на-
качку. Из-за трудностей, связанных с триплетными состояниями,
накачка лазеров на красителях должна осуществляться корот-
кими импульсами.
Непрерывные лазеры на красителях были получены при
быстром протекании раствора красителя через непрерывно на-
качиваемый объем. Хотя при этом лазер работал в непрерывном
режиме, но каждая молекула красителя получала короткий
импульс накачки, проходя через накачивающий луч. Затем, ко-
гда молекулы накапливаются в состоянии Т\ в некотором объ-
еме жидкости, данный объем вытекает из области резонатора
лазера и заменяется свежей порцией жидкости. Раствор краси-
теля можно перекачивать насосом. Время циркуляции доста-
точно велико, так что состояние Т\ успевает опустеть до того,
как молекула красителя возвращается в область генерирования
лазера.
На практике для накачки лазеров на красителях использует-
ся излучение других лазеров, две конструкции которых мы и
рассмотрим. В одной из них используется импульсный азотный
лазер. Схема приведена на рис. 3.28. Азотный лазер работает
в режиме только очень коротких импульсов с длительностью
~ 100 нс. Поэтому проблема, связанная с заселением состояния
Т\, исключается. Лазерный импульс соответственно имеет очень
малую длительность (порядка нескольких наносекунд) и поэто-
му нет времени для заселения триплетных состояний.
Лазеры для практических целей 125
Выходящий
луч
Луч азотного лазера
Рис. 3.28. Схема устройства импульсного лазера на красителе с накачкой
излучением азотного лазера. Перестройка длины волны осуществляется с
помощью дифракционной решетки.
Возможность перестройки лазеров на красителях основана
на том, что спектр незаселенных уровней состояния So довольно
широкий. Перестройка осуществляется путем введения в резо-
натор элемента, селектирующего по длинам волн. На рис. 3.28
селектирующим элементом является дифракционная решетка,
которая используется в качестве одного из зеркал. Дифракци-
онная решетка представляет собой разлинованную решетку
с тесно расположенными штрихами. Дифракционная решетка
описывается выражением
Nh—2d sin 9, (3.5)
где N — небольшое целое число, А — длина волны, d — расстоя-
ние между соседними штрихами и 6—.угол между лучом света
и нормалью к поверхности решетки. Только свет, отраженный
в направлении падающего луча, может привести к лазерному
эффекту. Таким образом, изменяя 0, можно подобрать опреде-
ленное значение длины волны. Поэтому поворот решетки при-
водит к изменению рабочей длины волны лазера.
Вторая конструкция показана на рис. 3.29. Это непрерывный
лазер на красителе с накачкой аргоновым лазером. Луч арго-
нового лазера фокусируется в небольшое пятно, и раствор кра-
сителя протекает через резонатор лазера на красителе. Ско-
рость потока равна —10 м/с. Если луч накачки фокусируется
в пятно диаметром —10 мкм, длительность эффективного им-
пульса накачки для молекулы, проходящей через накачивающий
луч, составляет 1 мкс. К- п. д. лазера и выходная мощность воз-
растают, если скорость потока будет наиболее высокой, а раз-
мео пятна накачки выбирается наиболее малым. Раствор кра-
128 Глава 3
Для лазеров на красителях существует, конечно, промежуточ-
ная ступень лазерной накачки, но они обладают очень необхо-
димым свойством перестройки. Это позволяет выбрать лазер,
работающий на заданной длине волны в видимом участке спект-
ра. Таким образом, лазеры на красителях могут найти широкое
применение в фотохимии, при обнаружении загрязнений и в
спектроскопии.
Таблица 3.8
Рабочие параметры импульсных лазеров на красителях
Наилучшие значения в обла- сти длин волн 360—650 нм
Паковая мощность, кВт Длительность импульса, не Частота повторения импульсов, с~* Энергия импульса, Дж Средняя мощность, мВт Ширина линии, им Угловая расходимость, мрад 50 2 100 io-4 10 ' 0,01 2(~2Хдифракционный предел)
ЛИТЕРАТУРА
1. Petru F., Vesela Z., Opto-Electron., 4, 21 (1972).
2. White A. D„ Proc. IEEE, 51, 1669 (1963).
3. Oppenheim U. P., Devir A. D., J. Opt. Soc., 58, 585 (1968).
4. Tiffany W. B. et al., Appl. Phys. Lett.. 15, 91 (1969).
5. Brown С. O., Davis J. W., Appl. Phys. Lett., 21, 480 (1972).
6. Hill A. E„ Appl. Phys. Lett., 12, 324 (1968).
7. Gerry E. T., Laser Focus, p. 27 (December 1970).
8. Christiansen W. H.. Hertzberg A., Proc, IEEE, 61, 1060 (1973).
9. Alaiman T. H. et al., Phys. Rev, 123, 1151 (1961).
10. Hercher M., Appl. Phys. Lett., 7, 39 (1965).
11. Hull G. F., Smith J. T„ Quesada A. F., Appl. Opt, 4, 1117 (1965).
12. Weiner M. J., Society of Manufacturing Engineers Technical Paper
MR74-973 (1974).
13. Kressel H., in Laser Handbook (Arecchi F. T., Schulz-Dubois E. O., eds.),
Vol. 1, North-Holland Publ., Amsterdam, 1972.
14. Melngailis I., IEEE Trans. Geosci. Electron., GE-10, 7 (1972).
15. Hinkley E. D., Appl. Opt., 15, 1653 (1976).
16. Antcliffe G. A., Wrobei J. S., Appl. Opt, 11, 1548 (1972).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 3.1.
Abrams R. L„ Bridges W. B., Characteristics of Sealed-Off Waveguide СОг
Lasers, IEEE J. Quant. Electron, QE-9, 940 (1973).
Anderson J. D.. Gasdynamic Lasers: An Introduction, Academic Press, New
York, [976.
Лазеры для практических целей 129
Beaulieu A. J., Transversely Excited Atmospheric Pressure CO2 Lasers, Appl.
Phys. Lett.. 16, 504 (1970).
Beaulieu A. J., High Peak Power Gas Lasers, Proc. IEEE, 59, 667 (1971).
Bloom A. L., Gas Lasers, Appl. Opt., 5, 1500 (1966).
Bloom A. L., Gas Lasers, Wiley, New York, 1968.
Bhaumik M. L., High Efficiency CO Laser at Room Temperature, Appl. Phys,
Lett., 17, 188 (1970).
Brangaccio D. J., Construction of a Gaseous Optical Maser Using Brewster
Angle Windows, Rev. Sci. Instrum., 33, 921 (1962).
Bridges W. B., Laser Oscillation in Singley Ionized Argon in the Visible
Spectrum, Appl. Phys. Lett., 4, 128 (1964).
Bridges W. B. et al., Ion Laser Plasma, Proc. IEEE, 59, 724 (1971).
Brown С. O., High Power CO2 Electric Discharge Mixing Laser, Appl. Phys.
Lett., 17, 388 (1970).
Browne P. F., Webber P. M., A Compact 50-J CO2 TEA Laser with VUV Pre-
ionization and the Discharge Mechanism, Appl. Phys. Lett., 28, 662 (1976).
Center R. E., High-Pressure Electrical CO Laser, IEEE I. Quantum Electron.,
QE-10, 208 (1974).
Cheo P. К., CO2 Lasers, in Lasers, A Series of Advances, Vol 3 (Levine A. K.,
DeMaria A. J., eds.), Dekker, New York, 1971.
Christiansen W. H., Hertzberg A., Gasdynamic Lasers’ and Photon Machines,
Proc. IEEE, 61, 1060 (1973).
DeMaria A. J., Review of High-Power CO2 Lasers, Proc. IEEE, 61, 731
(1973).
Duley W, W., CO2 Lasers, Effects and Applications, Academic Press, New
York, 1976.
Fortin R., Preliminary Measurements of a Transversely Excited Atmospheric
Pressure CO2 Laser, Can. J. Phys., 49, 257 (1971).
Garrett C. G. B., Gas Lasers, McGraw-Hill, New York, 1967.
Gerry E. T., The Gas Dynamic Laser, .Laser Focus, p. 27 (December 1970).
Goldsborough J. P., Stable Long Life CW Excitation of Helium-Cadmium La-
sers by DC Cataphoresis, Appl. Phys. Lett., 15, 159 (1969).
Goodman J. W., Some Fundamental Properties of Speckle, J. Opt. Soc. Am.,
66, 1145 (1976).
Goodwin F. E., Nussmeier T. A., Trimble F. C., One-Year Operation of Sealed-
Off CO2 Laser, IEEE J. Quantum Electron., QE-6, 756 (1970).
Gordon E. L, White A. D., Similarity Laws for the Effects of Pressure and
Discharge Diameter on Gain of He — Ne Lasers, Appl. Phys. Lett., 3, 199
(1963).
Heavens O. S., Some Recent Developments in Gas Lasers, Contemp. Phys.,
17, 529 (1976).
Hernqvist K. G., Low-Radiation-Noise He —Ne Laser, RCA Rev., 30, 429
(1969).
Hill A. E., Multijoule Pulses from CO2 Lasers, Appl. Phys. Lett., 12, 324
(1968).
Hill A. E., Role of Thermal Effects and Fast Flow Power Scaling Techniques
in CO2—He—N2 Lasers, Appl. Phys. Lett., 16, 423 (1970).
Hill A. E., Continuous Uniform Excitation of Medium Pressure CO2 Laser
Plasmas by Means of Controlled Avalanche Ionization, Appl. Phys. Lett.,
22, 670 (1973).
Hoag E. et al., Performance Characteristics of a 10 kW Industrial CO2 Laser
System, Appl. Opt., 13, 1959 (1974).
Hodges D. T., Helium-Cadmium Laser Parameters, Appl. Phys. Lett., 17, 11
(1970).
Javan A., Bennett W. R., Herriott D. R., Population Inversion and Continu-
ous Optical Maser Oscillation in a Gas Discharge Containing a He—Ne
Mixture, Phys. Rev. Lett., 6, 106 (1961).
Б Дж. Реди
130 Г лава 3
Judd О. Р., An Efficient Electrical СО2 Laser Using Preionization by Ultra-
violet Radiation, Appl. Phys. Lett., 22, 86 (1973).
Knowles С. H., Experimenters’ Laser, Popular Electronics, p. 27 (December
1969).
Labuda E. F., Gordon E. L, Miller R. C., Continuous Duty Argon Ion Lasers,
IEEE J. Quantum Electron, QE-1 273 (1965).
Lambertson H. M„ Pearson P. R„ Improved Excitation Techniques for At-
mospheric Pressure CO2 Lasers, Electron, Lett., 7, 141 (1971).
Langmuir R. V., Scattering of Laser Light, Appl. Phys. Lett., 2, 29 (1963).
Leonard D. A., Design and Use of an Ultraviolet Laser, Laser Focus, p. 26
(February 1967).
Malacara D., Berriel L. R., Rizo L, Construction of Helium-Neon Lasers Ope-
rating at 6328 A, Am. J. Phys., 37, 276 (1969).
McKenzie R. L., Laser Power at 5 |im from the Supersonic Expansion of Car-
bon Monoxide, Appl. Phys. Lett., 17, 462 (1970).
McMahan W. H., High-Power, Visible-Output Gasdynamic Lasers, Opt. Spect-
ra, p. 30 (December 1971).
Mielenz K. D. et al., Reproducibility of Helium-Neon Laser Wavelengths at
633 nm, Appl. Opt., 7, 289 (1968).
Osgood R. M., Eppers W. C., Nichols E. R., An Investigation of High Power
CO Laser, IEEE I., Quantum Electron., QE-6, 145 (1970).
Patel С. K. N., Continuous-Wave Laser Action on Vibrational-Rotational Tran-
sitions of CO2, Phys. Rev., 136, Al 187 (1964).
Patel С. K. N„ Tien’ P. K., McFee J. H., CW High Power CO2—Ni—He La-
ser, Appl. Phys. Lett., 7, 290 (1965).
Patel С. K- N„ Gas Lasers, in Lasers, A Series of Advances, Vol. 2 (Le-
vine A. K„ ed.), Dekker, New York, 1968.
Patel С. K. N., High Power Carbon Dioxide Lasers, Sci. Am., p. 23 (August
1968).
Peters W. N., Stein E. K-, Helium Permeation Compensation Techniques for
Long Life Gas Lasers, J. Phys. E. (Sci. Instrum.), 3, 719 (1970).
Pressley R. J. (ed.), Handbook of Lasers, The Chemical Rubber Co., Cleveland,
Ohio, 1971, Chapters 6—8.
Reilly J. P., Pulser/Sustainer Electric-Discharge Laser, J. Appl. Phus., 43, 3411
(1972).
Rhodes C. K„ Szoke A., Gaseous Lasers: Atomic, Molecular and Ionic, in
Laser Handbook, Vol. 1 (Arecchi F. T., Schulz-Dubois E. O., eds.), North-
Holland Publ., Amsterdam, 1972.
Rigden J. D., Gordon E. L, The Granularity of Scattered Optical Maser
Light, Proc. IEEE, 50, 2367 (1962).
Rigden J. D., A Metallic Plasma Tube for Ion Lasers, Proc. IEEE, 53, 221
(1965).
Seelig W. H., Banse К. V., Argon Laser Emits 150 Watts CW, Laser Focus.,
p. 33 (August 1970).
Silfvast W. T., Szeto L. H., Simplified Low-Noise He—Cd Laser with Segmen-
ted Bore, Appl, Phys, Lett., 19, 445 (1971).
Sinclair D. C., Bell W. E., Gas Laser Technology, Holt, New York., 1969.
Smith P. W., A Waveguide Gas Laser, Appl. Phys, Lett., 19, 132 (1971).
Stong C. L., How a Persevering Amateur Can Build a Gas Laser in the
Home, Sci. Am., p. 227 (September 1964).
Stong C. L., More About Homemade Laser, Sci. Am., p. 106 (December
1965).
Stong C. L. How to Construct an Argon Gas Laser with Outputs at Several
Wavelengths, Sci. Am., p. 118 (February 1969).
Stong C. L., A Carbon Dioxide Laser is Constructed by a High School Stu-
dent in California, Sci Am., p. 218 (1971).
Stong C. L., An Unusual Kind of Gas Laser That Puts Out Pulses in the
Ultraviolet, Sci Am., p. 122 (June 1974).
Лазеры для практических целей 131
Tiffany W. В., Targ R., Foster J. D., Kilowatt CO2 Gas-Transport Laser,
Appl. Phys. Lett., 15, 91 (1969).
Ultee C. J., Bonczyk P. A., Performance and Characteristics of a Chemical
CO Laser, IEEE J. Quantum Electron., QE-10, 105 (1974).
Wheeler С. B., Power Supplies for Continuous Gas Lasers and Similar Di-
scharges, J. Phys. E (Sci. Instrum.), 4, 159 (1971).
White A. D., Rigden J. D., Continuous Gas Maser Operation in the Visible,
Proc. IEEE, 50, 1967 (1962).
White A. D., Increased Power Output of the 6328 A Gas Maser, Proc. IEEE,
51, 1669 (1963).
Wood O. R., High-Pressure Pulsed Molecular Lasers, Proc. IEEE, 62, 355
(1974).
Yatsiv S. et al., Pulsed CO2 Gas-Dynamic Laser, Appl. Phys. Lett., 19, 65
(1971).
К разд. 3.2
Benson R. C„ Mirarchi M. R., The Spinning Reflector Technique for Ruby
Laser Pulse Control, IEEE Trans, Military Electron., p. 13 (January
1974).
Chesler R. B., Karr M. A., Geusic J. E., An Experimental and Theoretical
Study of High Repetition Rate Q-switched Nd:YAG Lasers, Proc. IEEE,
58. 1899 (1970).
Collins R. J. et al., Coherence, Narrowing, Directionality, and Relaxation
Oscillations in the Light Emission from Ruby, Phys. Rev. Lett., 5, 303
(I960).
Duguay M. A., Hansen J. W., Shapiro S. L., Study of the Nd:Glass Laser
Radiation, IEEE J. Quantum Electron., QE-6, 725 (1970).
Evtuhov V., Neeland J. K., Pulsed Ruby Lasers, in Lasers, A Series of
Advances, Vol. 1 (Levine A. K., ed.), Dekker, New York, 1966.
Findlay D., Goodwin D. W., The Neodymium in YAG Laser, in Advances
in Quantum Electronics, Vol. 1 (Goodwin D. W., ed.), Academic Press,
New York, 1970.
Geusic J. E., Marcos H. M., VanUitert L. G„ Laser Oscillations in Nd-doped
Yttrium Aluminum, Yttrium Gallium, and Gadolinium Garnets, Appl. Phys.
Lett., 4, 182 (1964).
Hsu T.-L., Nd:YAG Laser Bibliography, Appl. Opt., 11, 1287 (1972).
Johnson L. F., Optical Maser Characteristics of Rare-Earth Ions in Crystals,
J. Appl. Phys., 34, 897 (1963).
Johnson L. F., Optically Pumped Pulsed Crystal Lasers Other Than Ruby, in
Lasers, A Series of Advances, Vol. 1 (Levine A. K., ed.), Dekker, New
York, 1966.
Koechner W„ Multihundred Watt Nd:YAG Continuous Laser, Rev. Sci. Inst-
rum., 41, 1699 (1970).
Koechner W., Solid-State Laser Engineering, Springer-Verlag, Berlin and New
York, 1976.
Maiman T. H., Optical Maser Action in Ruby, Brit. Cotnmun. Electron., 7,
674 (1960).
Maiman T. H. et al., Stimulated Optical Emission in Fluorescent Solids, II.
Spectroscopy and Stimulated Emission in Ruby, Phys. Rev., 123, 1151
(1961).
Mauer P. B., Q-switch Dyes for Neodymium Lasers, Opt. Spectra, p. 61 (4th
Quarter 1967).
Pressley R. J. (ed-). Handbook of Lasers, The Chemical Rubber Co., Cleve-
land, Ohio, 1971, Chapters 11 and 13.
Snitzer E., Young C. G., Glass Lasers, in Lasers, A Series of Advances, Vol. 2
(Levine A. K., ed.), Dekker, New York, 1968.
Sorokin P. P. et al., Ruby Laser Q-switching Elements Using Phthalocyanine
Molecules in Solution, IBM J. Res. Develop., p. 182 (April 1964).
5*
132 Глава 3
Spaeth М. L., Sooy W. R., Fluorescence and Bleaching of Organic Dyes for
a Passive Q-switch Laser, J. Chetn. Phys. 48, 2315 (1968).
Thornton R. J. et al., Properties of Neodymium Laser Materials, Appl. Opt., 8,
1 (1969).
Young C. G., Glass Lasers, Proc. IEEE, 57, 1267 (1969).
Young C. G., Report on Glass Lasers, Microwaves, p. 69 (July 1968).
К разд. 3.3.
Casey H. C., Panish M. B., Epitaxial Layer Cake, Ind Res., p. 57 (September
1975).
Gooch С. H., Gallium Arsenide Lasers, Wiley (Interscience), New York, 1969.
Hakki B. W., Striped GaAs Lasers: Mode Size and Efficiency, J. Appl. Phys.,
46, 2723 (1975).
Kressel H., Semiconductor Lasers, fn Lasers, A Series of Advances, Vol. 3
(Levine A. K., DeMaria A. J., eds.), Dekker, New York, 1971.
Kressel H., Semiconductor Lasers: Devices, in Laser Handbook, Vol. 1 (Arec-
chi F. T., Schulz-Dubois E. O., eds.), North-Holland Publ., Amsterdam,
1972.
Kressel H. et. al., Progress in Laser Diodes, IEEE Spectrum, p. 59 (May, 1973).
Kressel H. et al., Light Sources, Phys. Today, p. 38 (May 1976).
Lockwood H. F. et al., An Efficient Large Optical Cavity Injection Laser,
Appl. Phys. Lett., 17, 499 (1970). .
Panish M. B., Heterostructure Injection Lasers, IEEE Trans. Microwave Theo-
ry Tech., MTT-23, 20 (1975).
Panish M. B., Heterostructure Injection Lasers, Proc. IEEE, 64, 1512 (1976).
Pressley R. J. (ed.), Handbook of Lasers, The Chemical Rubber Co., Cleve-
land, Ohio, 1971, Chapter 12.
К разд. 3.4.
Bass M., Deutsch P. F., Weber M. J., Dye Lasers, in Lasers, A Series of Ad-
vances, Vol. 3 (Levine A. K., DeMaria A. J., eds.), Dekker, New York,
1971.
Bloom A. L„ CW Pumped Dye Lasers, Opt. Eng., 11, 1 (1972).
Capelle G., Phillips D., Tuned Nitrogen Laser Pumped Dye Laser, Appl. Opt.,
9, 2742 (1970).
Cunningham R. C., Dye Lasers Today and Tomorrow, Electro-Opt. Systems
Design, p. 13 (December 1974).
Peterson O. G., Tuccio S. A., Snavely В. B., CW Operation of An Organic
Dye Solution Laser, Appl. Phys. Lett., 17, 245 (1970).
Pressley R. J. (ed.), Handbook of Lasers, The Chemical Rubber Co., Cleve-
land, Ohio, 1971, Chapter 9.
Snavely В. B., Organic Dye Lasers: Headed Toward Maturity, Electro-Opt.
Systems Design, p. 30 (April 1973).
Stong C. L„ A Tunable Laser Using Organic Dye is Made at Home for Less
than 75, dollars, Sci. Am., p. 116 (February 1970).
Глава 4
СОСТОЯНИЕ И ПЕРСПЕКТИВЫ
РАЗРАБОТОК ЛАЗЕРОВ
В гл. 3 подробно рассмотрены многие типы лазеров, которые
имеют практическое значение и доступны в настоящее время.
В этой главе мы опишем состояние разработок промышленных
лазеров, причем особое внимание будет уделено тем лазерам,
которые уже вышли из стадии лабораторных макетов и могут
быть приобретены. В начале главы приведены основные
параметры применяемых в настоящее время лазеров с указани-
ем уровней мощности, достижимых в промышленных моделях.
Затем рассмотрены перспективы развития тех типов, которые
могут стать промышленными в будущем.
4.1. ОСНОВНЫЕ ПАРАМЕТРЫ ЛАЗЕРОВ
В этом разделе приведены выходные параметры промышлен-
ных лазеров. Данные по непрерывным и импульсным лазерам
приведены отдельно в табл. 4.1 и 4.2. Для непрерывных лазеров
указаны различные вещества и значения длин волн и типичных
уровней мощности. Для уровней мощности приведены типичные
и наиболее высокие значения, которые могут быть достаточно
легко обеспечены в промышленных лазерах. Несомненно, что
все эти значения могут быть превышены в лабораторных маке-
тах, но мы не ставили своей целью приводить самые высокие
значения, которые когда-либо были получены. Для угловой рас-
ходимости также приведены типичные значения. Отметим, что
утловая расходимость луча часто возрастает с увеличением вы-
ходной мощности. Значения для гелий-неоновых, аргоновых,
криптоновых и гелий-кадмиевых лазеров обычно соответству-
ют одномодовому режиму, а для других лазеров наиболее вы-
сокие значения выходной мощности соответствуют многомодо-
вому режиму. Поэтому значения мощности, обеспечиваемой
в одномодовом режиме, могут быть ниже приводимых в таб-
лице.
Для импульсных лазеров указаны характеристика импуль-
сов накачки, длина волны излучения лазера и диапазон энер-
гии импульсов. Приведены типичные значения энергии из-
134 Глава 4
сч
ч-’
лучения для многих доступных моделей лазеров и также
наивысшие значения, которые могут быть достигнуты в про-
мышленных лазерах. Указаны типичные значения длительности
импульса и частоты повторения импульсов. Отдельно приведе-
ны значения средней мощности. Эти значения могут быть мень-
ше произведения энергии импульса на частоту повторения им-
пульсов, так как энергия импульса может уменьшаться при
высоких значениях частоты повторения импульсов. Поскольку
энергия и частота повторения импульсов взаимозависимы,
приводимые значения средней мощности соответствуют макси-
мальному значению для конкретного типа лазера. Для лазеров
на рубине и стекле с неодимом не приводятся значения средней
мощности, поскольку она не имеет существенного значения при
низкой частоте повторения импульсов.
Таблица 4.1
Основные параметры промышленных непрерывных лазеров
3
ч
ко
с
Лазерное вещество Лазерная активная среда Длина волны, мкм Выходная мощность, Вт Типичные значения угловой рас- ходимости, мрад
Типичные значения Верхний предел
Не—Ne Атомарный газ 0,6328 0,005 0,05 0,8
Аргон Ионизован- ный газ 0,4880 0,5145 и др. 2 15 0,8
Криптон То же 0,6471 и др. 0,5 1 0,8
Не—Cd » 0,4416 0,3250 0,010 0,005 0,075 0,015 0,8
СО2 Молекуляр- ный газ 10,6 300 6000 2
ИАГ:Щ Диэлектри- ческий кристалл 1,06 10 / 1000 5
GaAs Полупровод- ник 0,85—0,905 0,02 | j 1 25X125
Краситель Жидкий раствор Перестройка в диапазо- не 0,4100— 0,7800 0,2 / / 1 1
Указаны также типичные значения угловой расходимости
лазерного излучения. Как и для непрерывных лазеров, угловая
расходимость часто возрастает при увеличении мощности и
энергии. Наивысшие значения мощности обычно достигаются
в многомодовом режиме. Импульсный режим работы лазеров
136 Глава 4
на С02, рубине, гранате с неодимом и стекле с неодимом уже
рассмотрен в гл. 3.
В табл. 4.2 не указаны самые высокие значения пиковой
мощности (~1013 Вт) при пикосекундной длительности, кото-
рые были получены в устройствах, созданных в некоторых ла-
бораториях для исследований по лазерному термоядерному
синтезу. Хотя такие лазеры и можно приобрести, они не явля-
ются промышленными.
Необходимо отметить, что для всех лазеров, приводимых в
табл. 4.1 и 4.2, стоимость при прочих равных условиях обычно
возрастает с увеличением выходной мощности. Это означает,
что мощность большинства продаваемых лазерных устройств
будет иметь значение, лежащее вблизи нижнего предела. Зави-
симость стоимости от мощности является менее слабой, чем
прямая пропорциональность. Например, для гелий-неоновых ла-
зеров в диапазоне выходной мощности Р от нескольких милли-
ватт до 50 мВт стоимость возрастает примерно как Р\
4.2. ПЕРСПЕКТИВЫ РАЗВИТИЯ ЛАЗЕРОВ
Рассмотрим сначала обычные лазеры, т. е. те лазеры, кото-
рые уже достаточно хорошо разработаны. К ним относятся ге-
лий-неоновые, рубиновые лазеры, лазеры на СО2, гранате с нео-
димом и арсениде галлия. Такие лазеры уже доступны в тече-
ние многих лет и достигли некоторого уровня завершенности.
Для большинства этих лазеров наиболее важные разработки
в последние годы были связаны с повышением надежности. Вна-
чале лазеры были весьма недолговечными и ненадежными
устройствами, требовали большого внимания и частой регули-
ровки. В настоящее время лазеры являются надежными, проч-
ными и достаточно экономичными в работе устройствами. Наи-
более наглядным примером этого может служить лазер на ар-
сениде галлия, первые модели которого имели очень небольшой
срок службы. Разработка гетероструктур (гл. 3) привела к то-
му, что в настоящее время лазеры на арсениде галлия имеют
существенно больший срок службы.
Выходная мощность некоторых обычных лазеров в течение
последних лет остается неизменной, и, по-видимому, для этих
лазеров нет больших надежд на дальнейшее увеличение мощ-
ности. К таким лазерам относятся, в частности, гелий-неоно-
вый, аргоновый, рубиновый лазеры и лазер на стекле с неоди-
мом. Для этих относительно завершенных лазеров перспективы
существенного повышения уровней выходной мощности в буду-
щем не достаточно ясны. Эти лазеры, по-видимому, достигли
некоторого состояния завершенности при достаточно хорошо
разработанной конструкции и технологии изготовления. Исклю-
Состояние и перспективы разработок лазеров 137
чением являются лазеры на СОг и гранате с неодимом. Для них
в последние годы были разработаны новые варианты конструк-
ции . и новые методы работы, что привело к созданию новых
типов устройств с более высокими уровнями выходной мощно-
сти. Некоторые из этих усовершенствований обсуждались в пре-
дыдущих разделах. При таком темпе развития возможно, что
лазеры на СОг и гранате с 'неодимом будут непрерывно совер-
шенствоваться в дальнейшем. Весьма вероятно, в частности, что
будут получены более высокие уровни мощности в непрерывном
режиме. В качестве примера можно указать на высокую веро-
ятность широкого распространения многокиловаттных лазеров
на СО2.
К разрабатываемым лазерам, которые смогут найти различ-
ные применения, можно отнести перестраиваемые лазеры, хими-
ческие лазеры и лазеры, излучающие в ультрафиолетовой обла-
сти спектра. Многие из них уже были продемонстрированы в ка-
честве экспериментальных устройств. Можно рассчитывать, что
они достаточно скоро станут промышленными и найдут широ-
кое практическое применение.
4.2.1. ПЕРЕСТРАИВАЕМЫЕ ЛАЗЕРЫ
Некоторые возможности перестройки длины волны лазеров
уже были рассмотрены в разделах по лазерам на красителях
и полупроводниковым лазерам гл. 3. Эти лазеры являются
единственными промышленными лазерами, которые в настоя-
щее время обладают возможностью перестройки. Но вполне ве-
роятно, что дальнейшие усовершенствования, в том числе и ис-
пользование иных принципов перестройки, позволят создать
лазеры, перестраиваемые в широком спектральном диапазоне.
В настоящее время, как уже говорилось выше, имеются лазеры
на красителях, в которых возможна непрерывная перестройка
длины волны во всем видимом диапазоне спектра. В полупро-
водниковых лазерах используется перестройка с помощью тока
и магнитного поля. Это дает возможность перестройки в отно-
сительно малых ограниченных участках инфракрасного спектра.
Перестройка во всем диапазоне от ультрафиолета до далекого
инфракрасного излучения может быть осуществлена с помощью
разнообразных устройств после того, как они будут достаточно
хорошо разработаны. Некоторые из этих устройств приведены
в табл. 4.3. В этой книге мы не имеем возможности дать пол-
ное описание всех явлений, на основе которых созданы данные
устройства, но все же кратко рассмотрим каждый из этих прин-
ципов.
В нелинейных оптических устройствах йспользуются свойст-
ва нелинейных кристаллов. В нецентросимметричном кристалле
138 Глава 4
может быть наведена большая диэлектрическая поляризация,
пропорциональная квадрату напряженности приложенного элек-
тромагнитного поля. При возникновении нелинейной поляриза-
ции возможно генерирование гармоник или же суммарных и
разностных частот. Для реализации излучения на этих новых
частотах должно быть выполнено условие фазовой синхрониза-
ции: волновые векторы приложенных полей и генерируемого
поля должны быть так же взаимосвязаны, как и их частоты.
Для генерирования суммарной частоты должны быть выполне-
ны равенства
(|)[-}-<02=<йз и k1 + k2 = k3,
где со, и к,- — соответственно угловая частота и волновой вектор,
причем индексы 1 и 2 относятся к падающим волнам, а ин-
декс 3 — к излучаемой волне. Обычно для удовлетворения это-
го условия выбирают такое направление распространения излу-
чения и такую температуру кристалла, чтобы двойное луче-
преломление в кристалле компенсировало эффекты дисперсии.
Таблица 4.3
Перестраиваемые лазеры
Тип лазера Полный диа- пазон пере- стройки Область пе- рестройки для одного вещества Примечания
Лазеры иа красителях 350—800 нм 30 им Необходимы лазеры на других красителях
Полупроводниковые ла- Иифракрас- 0,1 мкм Перестройка в ограни-
зеры ный спектр (10 см-1) ченных участках, ис- пользование криоген- ной техники
Комбинационные лазеры на переориентации спина То же ~ 5 мкм Необходимы новые лазе- ры и большие магниты
Параметрические гене- раторы 2—20 мкм Несколько микрометров Необходимы лазеры для накачки
Лазеры на нелинейных эффектах с использо- ванием накачки с из- меняющейся длиной волны Ультрафио- летовый спектр ~20 нм Необходимы перестраи- ваемые лазеры для на- качки
Если имеется перестраиваемый лазер в одной области спект-
ра, то может быть получено излучение на более коротких или
более длинных волнах при генерировании суммарных или раз-
ностных частот. Лазеры на красителях часто используются в ка-
честве исходных источников перестраиваемого излучения.
Состояние и перспективы разработок лазеров 139
Генерирование излучения суммарной частоты было осуществ-
лено при смешении излучений лазеров на рубине и красителе;
была получена пиковая мощность 100—200 кВт в импульсе дли-
тельностью 7 нс. При использовании в качестве нелинейного ма-
териала дигидрофосфата аммония (ADP) можно было полу-
чать перестраиваемое излучение вплоть до 235 нм.
Генерирование излучения второй гармоники означает, что
®1=<1)2=а>з/2.
При использовании лазера на красителе с кристаллом ADP
получены мегаваттные импульсы на второй гармонике с энер-
гией — 20 мДж с перестройкой в области 280—290 нм.
Оптический параметрический генератор сходен с параметри-
ческими генераторами и усилителями СВЧ-диапазона, и его
действие непосредственно связано с генерированием излучения
разностных частот. Основой устройства является нелинейный
кристалл, помещенный между двумя зеркалами, которые рас-
считаны на заданные длины волн и образуют оптический резо-
натор. На кристалл направляется лазерное излучение с часто-
той накачки аР, вводимое обычно через одно из концевых зер-
кал резонатора. Вначале излучение накачки смешивается с фо-
тонами шума в кристалле и образуется излучение на двух час-
тотах cos (сигнальная частота) и — cos (холостая частота),
которые взаимно синхронизованы по фазе с накачкой при гене-
рировании разностной частоты. Если потери в резонаторе мень-
ше, чем усиление, то возникает генерирование. При перестройке
генератора изменение фазово-связанных длин волн осуществля-
ется за счет изменения показателя преломления кристалла при
изменении температуры, повороте кристалла или наложении
электрического поля.
Параметрические генераторы работают как в непрерывном,
так и в импульсном режиме, причем порог генерирования в не-
прерывном режиме может быть достаточно низким ( — 2,8 мВт).
Однако работа с генераторами в непрерывном режиме связана
с некоторыми трудностями: генераторы нестабильны и требу-
ется очень точно поддерживать геометрические размеры.
Параметрический генератор на метаниобате лития, накачи-
ваемый рубиновым лазером, имел пиковую мощность до 340 кВт
при эффективности преобразования излучения накачки в излу-
чение на сигнальной частоте до 45% [1]- Средняя мощность на
волне —2,1 мкм может достигать 350 мВт при эффективности
преобразования средней мощности накачки —70%, если кри-
сталл метаниобата лития помещается внутрь резонатора лазера
на гранате с неодимом, работающего в режиме модуляции доб-
ротности с повторяющимися импульсами. Из-за трудностей, свя-
занных с покрытиями зеркал и материалами, пока что не созда-
140 Глава 4
но ни одного параметрического генератора, который мог бы
перестраиваться в очень широком диапазоне.
Комбинационные лазеры на переориентации спина являются
устройствами, в которых используются лазеры на фиксирован-
ных частотах (например, СО- или СОг-лазеры) для накачки по-
лупроводникового кристалла, помещенного в магнитное поле.
Фотоны лазера накачки теряют энергию при соударении с элек-
троном в кристалле и вызывают изменение ориентации его спи-
на в магнитном поле. Комбинационные фотоны отличаются по
энергии от фотонов накачки на величину изменения энергии
спина электрона, которая пропорциональна внешнему магнит-
ному полю. В результате этого частота комбинационных фотонов
зависит от магнитного поля. При достаточно высокой мощности
накачки усиление для вынужденного излучения комбинацион-
ных фотонов превышает потери, что приводит к возникновению
генерирования.
В наиболее подробно изученном комбинационном лазере на
переориентации спина в качестве полупроводникового кристалла
используется антимонид индия n-типа. Этот лазер работал как
в импульсном режиме (накачка СОг- или СО-лазерами), так
и в непрерывном (накачка СО-лазером).
Перестройка в диапазоне 9,0—14,6 мкм была продемонстри-
рована на кристалле InSb, накачиваемом излучением СОг-лазе-
ра с длиной волны 10,6 мкм. При этом использовались магнит-
ные поля до 100 кГс. Теллурид ртути-кадмия является другим
обещающим материалом для лазеров на переориентации спина.
Он дает возможность осуществлять перестройку в широкой об-
ласти спектра при небольших магнитных полях.
Разработка лазеров, перестраиваемых в широкой спектраль-
ной области, дала бы много преимуществ. Потребитель получил
бы возможность выбора требуемой длины волны в очень ши-
роком диапазоне. Это важно в таких применениях, как фотохи-
мия или спектроскопия. При этом источник света был бы высо-
комонохроматичным *>.
4.2.2. ХИМИЧЕСКИЕ ЛАЗЕРЫ
Химические лазеры представляют другой тип лазеров, кото-
рые, по-видимому, достигнут стадии практического использова-
ния в ближайшем будущем. Химические лазеры работают без
электрического питания. Для этого потоки химических реаген-
тов должны перемещаться и реагировать. Инверсия населен-
ностей возникает при возбуждении энергией, выделяющейся в
*> Очень перспективными являются разрабатываемые в последние годы
лазеры на свободных электронах, частота излучения которых может пере-
страиваться во всем оптическом диапазоне. — Прим, перев.
Состояние и перспективы разработок лазеров 141
химической реакции. Для химического лазера имеется принци-
пиальная возможность работы без внешнего источника элек-
трической энергии. Вся необходимая энергия может быть полу-
чена за счет химической реакции. В одном из наиболее пер-
спективных химических лазеров основные процессы могут быть
представлены серией реакций
f+h2->hf*+h,
h+f2^hf*+f,
HF*->HF+/iv.
В первой реакции для инициирования необходим свободный
атом фтора. Одной из постоянных проблем химических лазеров
является разработка методов эффективного получения таких
свободных атомов. Возбужденная молекула HF (обозначаемая
HF*), возникающая при такой реакции, может находиться
в возбужденном состоянии, являющемся верхним уровнем ла-
зерного перехода. Третья реакция выражает переход в нижнее
лазерное состояние, которое не заселяется при химической ре-
акции. Она сопровождается испусканием кванта световой энер-
гии hv. Таким образом, инверсия населенностей возникает авто-
матически только после того, как протекает химическая реакция
и в качестве конечного продукта возникают молекулы в возбуж-
денном состоянии. Для инициирования реакции, т. е. для перво-
начального создания свободных атомов, может потребоваться
электрическая энергия, но, как только реакция началась, обра-
зуются новые свободные атомы, и эти реакции будут непрерыв-
но повторяться.
В табл. 4.4 приведены данные по некоторым исследованным
химическим лазерам. Отметим, что СО2-лазер может работать
как химический. К. п. д. выражает долю выделяющейся при хи-
мической реакции энергии, превращаемую в лазерное излучение.
В табл. 4.4 включен также в качестве примера иодный лазер,
который работает по другому принципу. Ультрафиолетовое из-
лучение вызывает фотолиз молекулы C3F7I. При этом возникает
возбужденный атом иода, в котором возможен лазерный пере-
ход. Иодный лазер представляет интерес как источник высоко-
мощных импульсов в ближней инфракрасной области
Наиболее хорошо разработанными химическими лазерами
являются лазер на фтористом водороде, работающий на многих
*) Строго говоря, химическими лазерами являются такие, действие кото-
рых основано иа использовании экзотермических химических реакций. По-
скольку в иодиом лазере фотодиссоциация молекулы перфторалкнлйодида
представляет эндотермический процесс, то такой лазер не является химиче-
ским. Иодный лазер обычно относят к так называемым фотодиссоционным
.лазерам. — Прим, перев.
142 Глава 4
длинах волн вблизи 3 мкм, и лазер на окиси углерода, рабо-
тающий на многих длинах волн вблизи 5 мкм. Вполне вероятно,
что в будущем высокомощные устройства достигнут серийного-
производства. Такие лазеры позволят получать излучение на
других длинах волн для различных применений. Обработку мет
таллов лучше осуществлять на длине волны 2,8 мкм, чем на
длине волны СО2-лазера (10,6 мкм), так как коэффициент отрат
жения металлических поверхностей в первом случае не так вы-
сок, как во втором. Непрерывные химические лазеры с выход*
ной мощностью порядка нескольких киловатт уже работают в
Химические лазеры
Таблица 4.4
Химические реагенты Реакции Излуча- ющая мо- лекула Длина волны, мкм Опубликованные данные по выход- ной мощности С
Hs-Fz F+H2-^HF*+H h+f2^hf*+f HF 2,6—3,6 4500 Вт (непре- рывный режим) 2300 Дж (импульс- ный режим) 10
Dz—Fz Подобно системе иа HF DF 3,6—5,0 — —
Hz-Clz To же HCi 3,5—4,1 — —
CS2—O2 o+cs2-*cs+so SO+Oz^SOz+O o+cs-co*+s S+Oz^SO+O CO 4,9—5,7 25 Вт (непрерыв- ный режим) 2,5
D2—Fa—CO2 F+Dz^-DF*+D D+F2-»-DF*-|-F df*+co2->df+ +CO* фотолиз COz 10,6 160 Вт (непрерыв- ный режим) 5
c3f7i C3F7I >C3FH +1* I 1,32 65 Дж (импульс- ный режим) 1,2 ГВт (пиковая мощность)
лабораториях, и вполне вероятно, что будут сконструированы
лазеры с большей мощностью. Такие лазеры в принципе могут
работать без электрического питания, используя лишь смешение
втекающих химических компонентов. Они могут быть примене-
ны для создания удаленных высокомощных лазерных установок
без электропитания.
Состояние и перспективы разработок лазеров 143
4.2.3. УЛЬТРАФИОЛЕТОВЫЕ И РЕНТГЕНОВСКИЕ ЛАЗЕРЫ
Одним из важных результатов развития лазеров должно
было бы явиться освоение ультрафиолетового и рентгеновского
!.иапазонов спектра. Однако в настоящее время ультрафиолето-
ые лазеры разработаны крайне слабо. В этом диапазоне излу-
ают только на отдельных линиях непрерывные лазеры на ар-
оне, криптоне и смеси гелия с кадмием и азотный импульсный
азер на волне 0,3371 мкм. Разработки, выполненные в послед-
ее время, указывают на возможность создания ультрафиоле-
овых лазеров высокой мощности. К числу таких лазеров отно-
сятся эксимерные лазеры на аргоне, криптоне и ксеноне. Эти
инертные газы устойчивы только в виде одноатомных молекул.
Однако некоторые возбужденные состояния Агг, Кгг и Хег могут
образовывать связанные состояния. Они получили название эк-
симеров. Поэтому эксимером называется молекула, устойчивая
в возбужденном состоянии, но не связанная в основном состоя-
нии. Эксимеры инертных газов при высоком давлении испуска-
ют молекулярное излучение в области вакуумного ультрафио-
лета и обладают высоким коэффициентом преобразования ки-
нетической энергии электронов в свет. Возбуждение происхо-
дит при взаимодействии с быстрыми электронами. Последова-
тельность реакций, происходящих в эксимерном лазере на Хег,
схематически показана на рис. 4.1. Верхнее возбужденное со-
стояние лазерного перехода Хег* возникает в результате сложной
последовательности соударений, в которой участвуют ионы Хе+,
Рис. 4.1. Схема процессов, приводящих к накачке эксимерного лазера на
ксеноне.
144 Глава 4
Хег+, атомы Хе, молекулярные эксимеры Хег* и свободные элек-
троны. В окончательном процессе
Xe2*^2Xe-|-/iv
возникает лазерное излучение и образуются свободные атомь!
ксенона, которые могут снова включаться в цепочку взаимодещ
ствий. Соударения и поглощение излучения на каждой стадий
могут приводить к обратным реакциям вдоль цепи (рис. 4.1),
а также к потерям при диффузии.
Эксимерный лазер на практике представляет собой газовую
камеру высокого давления (давление до десятков атмосфер).
Внутри камеры установлены зеркала с диэлектрическими по-
крытиями. Возбуждение осуществляется импульсным пучком
быстрых электронов, который вводится в газ. В некоторых экс-
периментах использовались импульсы тока 70 кА электронов
с энергией 1 МэВ.
В табл. 4.5 приведены несколько эксимеров, на которых
получено лазерное излучение и указаны длины волн импульсно-
го режима работы. Некоторые эксимеры излучают в видимой
области, но, по-видимому, наибольший интерес представляют
эксимеры, излучающие в области вакуумного ультрафиолета.
Такие лазеры пока что являются экспериментальными устрой-
ствами, но они открывают возможность создания высокомощных
систем для вакуумного ультрафиолета.
Таблица 4.5
Газовые лазеры на эксимерах инертных газов
Эксимер Длина волны, мкм Типичные выходные параметры
Аг* 2 0,1261 Пиковая мощность 105 Вт
Кг* 2 0,1457 Энергия импульса 10 мДж
Хе* 2 0,1722 Длительность импульса 10 нс
ХеО* 0,5578 К.п.д. 1%
XeF* 0,3540 Ширина линии 0,8 нм
ХеВг* 0,2818
KrF* 0,2484
Необходимость в рентгеновских лазерах возникла еще много-
лет назад. Рентгеновский источник когерентного излучения на-
шел бы широкое применение. Было сделано много предложений
по разработке рентгеновских лазеров, и во многих лабораториях
Состояние и перспективы разработок лазеров 145
пытались создать рентгеновские лазеры, но до сих пор ни одна
Попытка не оказалась успешной. Однако интенсивные работы
в этом направлении позволяют надеяться, что рентгеновские
лазеры будут созданы. Одна из серьезных трудностей на пути
таких лазеров — отсутствие зеркал для резонатора. Для созда-
ния активной среды рентгеновских лазеров предлагалась плаз-
ма, возникающая при взаимодействии лазерных импульсов вы-
соткой мощности с поверхностью и интенсивно излучающая в
рентгеновской области. Есть основания ожидать, что для неко-
торых высоколежащих состояний многократно ионизованных
атомов в плазме может быть получена инверсия населенностей.
ЛИТЕРАТУРА
1. Ammann Е. О. et al., Appl. Phys. Lett., 16, 309 (1970).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 4.1.
Arecchi F. Т., Schulz-DuBois Е. О., Laser Handbook, Vol. 1, North-Holland’
Publ., Amsterdam, 1972.
DeMaria A. J., Review of CW High-Power CO2 Lasers, Proc. IEEE, 61, 731
(1973).
Duley W. W., CO2 Lasers, Effects, and Applications, Academic Press, New York,.
1976; Hsu T. L., A Nd.YAG Laser Bibliography, Appl. Opt., 11, 1287 (1972)..
Laser Focus 1977 Buyers’ Guide, Advanced Technology Publ., Newton, Massa-
chusetts, 1977.
Levine A. K-, DeMaria A. J. (eds.), Lasers, A Series of Advances, Vol. 3, Dek-
ker, New York, 1971.
Panish M. B., Heterostructure Injection Lasers, Proc. IEEE, 64, 1512 (1976)..
Pressley R. J. (ed.), Handbook of Lasers, Chemical Rubber Co., Cleveland,.
Ohio, 1971.
Spalding I. J., Lasers — Their Applications and Operational Requirements, Op-
tics and Laser Technology, p. 263 (December 1974).
Wood O. R., High-Pressure Pulsed Molecular Lasers, Proc. IEEE, 62, 355»
(1974).
К разд. 4.2.
Aggarwal R. L. et al., High-Intensity Tunable InSb Spin-Fiip Raman Laser,.
Appl. Phys. Lett., 18, 383 (1971).
Ault E. R., Bradford R. S., Bhaumik M. L., High-Power Xenon Fluoride La-
ser, Appl. Phys. Lett., 27, 413 (1975).
Bhaumik M. L. Bradford R. S., Ault E. R., High Efficiency KrF Excimer La-
ser, Appl. Phys. Lett., 28, 23 (1976).
Bhaumik M. L., High Efficiency UV Lasers, Laser Focus, p. 54 (February-
1976).
Bloembergen N. et al., The Future of Lasers, Phys. Today, p. 23 (March-
1972).
Burnham R., Powell F. X., Djeu M., Efficient Electric Discharge Lasers in-
XeF and KrF, Appl. Phys. Lett., 29, 30 (1976).
Byer R. L. et al.. Second Harmonic Generation and Infrared Mixing ins
AgGaSe2, Appl. Phys. Lett., 24, 65 (1974).
Chester A. N., Chemical Lasers, A Status Report, Laser Focus, p. 25 (Novem-
ber 1971).
146 Глава 4
•Chester A. N., Chemical Lasers: A Survey of Current Research, Proc. lEEEj
61, 414 (1973).
•Cool T. A., Falk T. J., Stephens R. R., DF-СОз and HF-CO2 Continuous-Wave
Chemical Lasers, Appl. Phys. Lett., 15, 318 (1969). I
<ool T. A., Stephens R. R., Efficient Purely Chemical CW Laser Operation,
Appl. Phys. Lett., 16, 55 (1970).
Cool T. A., Shirley J. A., Stephens R. R., Operating Characteristics of a Trans-
verse-Flow DF-CO2 Purely Chemical Laser, Appl. Phys. Lett., 17, 278
(1970). 1
Cunningham R. C., The Near-Term Laser Outlook, Electro-Opt. Systems Re-
sign, p. 22 (December 1976). j
•Gerber R. A. et al., Multikiiojoule HF Laser Using Intense Electron Beam
Initiation of H2-F2 Mixtures, Appl. Phys. Let., 25, 281 (1974).
Hagen W. F., Ultraviolet Lasers, Ind. Res., p. 48 (May 1972).
Herbst R. L„ Fleming R. N., Byer R. L., A 1.4—4 pm High Energy Angle-
Tuned LiNbO3 Parametric Oscillator, Appl. Phys. Lett., 25, 520 (1974).
Hinchen J. J., Banas С. M., CW HF Electric-Discharge Mixing Laser, Appl.
Phys. Lett., 17, 386 (1970).
Hirschfeld T„ Tunable Laser-Good and Bad, Opt. Spectra, p. 22 (August 1974).
Hohla K., Kompa K. L., Gigawatt Photochemical Iodine Laser, Appl. Phys.
Lett., 22, 77 (1973).
Jacobs S. F., Sargent M., Scully M. O. (eds.), High Energy Lasers and Their
Applications, Addison-Wesley, Reading, Massachusetts, 1974.
Jacobs S. F. et. al. (eds.), Laser Induced Fusion and X-Ray Laser Studies,
Addison-Wesley, Reading, Massachusetts, 1976.
Jacobs S. F. et al. (eds.), Laser Photochemistry, Tunable Lasers, and Other
Topics, Addison-Wesley, Reading, Massachusetts, 1976.
Kruse P. W., Observation of First Stokes, Second Stokes and Anti-Stokes Ra-
diation from a Mercury Cadmium Telluride Spin-Flip Raman Laser, Appl.
Phys. Lett., 28, 90 (1976).
Liu Y. S., Jones W. B., Chernoch J. P., High-Efficiency High-Power Coherent
UV Generation at 266 nm in 90° Phase Matched Deuterated KDP, Appl.
Phys. Lett., 29, 32 (1976).
.Manyuk N., Iseler G. W., Mooradian A., High-Efficiency High-Average-Power
Second-Harmonic Generation with CdGeAs2, Appl. Phys. Lett., 29, 422
(1976).
Mirels H., Spencer D. J., Power and Efficiency of a Continuous HF Chemical
Laser, IEEE L, Quantum Electron., QE-7, 501 (1971).
'Patel С. K. N., Chang T. Y., Nguyen V. T. Spin-Flip Raman Laser at Wave-
lengths up to 16.8 pm, Appl. Phys. Lett., 28, 603 (1976).
Pimentel G. C., Chemical Lasers, Sci. Am., p. 32 (April 1966).
Searles S. K-, Hart G. A., Stimulated Emission at 281.8 nm from XeBr, Appl.
Phys. Lett., 27, 243 (1975).
Seymour R. J., Zernicke F., Infrared Radiation Tunable from 5.5 to 18.3 pm
Generated by Mixing in AgGaS2, Appl. Phys. Lett., 29, 705 (1976).
Sokoloff D. R. et al., Extension of Laser Harmonic-Frequency Mixing into the
5-p Regions, Appl. Phys. Lett., 17, 257 (1970).
Spencer D. J. et al., Preliminary Performance of a CW Chemical Laser, Appl.
Phys. Lett., 16, 235 (1970).
Spencer D. J., Mirels H., Jacobs T. A., Comparison of HF and DF Continuous
Chemical Lasers; I. Power, Appl. Phys. Lett., 16, 384 (1970).
.Steinfeld J. I. (ed.). Electronic Transition Lasers, MIT Press, Cambridge,
Massachusetts, 1976.
"Waynant R. W., Elton R. C., Review of Short Wavelength Laser Research,
Proc. IEEE, 64, 1059 (1976).
Tfariv A., Quantum Electronics, Wiley, New York, 1975, Chapter 17.
Глава 5
•СОБЕННОСТИ
КСПЛУАТАЦИИ ЛАЗЕРОВ
I ИХ ОБСЛУЖИВАНИЕ
Высокомощные лазеры могут сами себя разрушать. Кристал-
лы, зеркала и другие оптические компоненты, подвергаемые
лазерному излучению с высокой плотностью мощности, более
или менее быстро выходят из строя. Для потребителей лазеров
этот факт играет немаловажную роль. Кристаллы рубина и
стекла, используемые в качестве активных элементов высоко-
мощных импульсных лазеров, достаточно дорогие. Частая за-
мена зеркал лазеров также может быть экономически невы-
годной. Мощность в оптическом резонаторе может быть сущест-
венно больше, чем мощность, излучаемая лазером, поэтому
материалы, используемые внутри лазера, находятся под более
сильным воздействием.
Отметим, что определяющим фактором воздействия является
не абсолютное значение мощности, а мощность на единицу по-
верхности (плотность мощности). В связи с этим многие им-
пульсные лазеры конструируются по схеме задающий генера-
тор— усилитель мощности. В задающем генераторе создается
импульс относительно низкой мощности, который затем посту-
пает в усилитель с большим поперечным сечением. В этом слу-
чае плотность мощности никогда не бывает слишком большой.
Поскольку срок службы лазеров имеет важное экономиче-
ское значение, мы посвятим эту главу описанию процессов по-
вреждения и обсуждению некоторых мер предосторожности и
особенностей эксплуатации, которые необходимо учитывать при
работе с лазерами.
5.1. ПОВРЕЖДЕНИЕ И ИЗНАШИВАНИЕ ЛАЗЕРОВ
Генерирование импульсов очень высокой мощности, часто
осуществляемое с помощью лазеров на рубине или стекле с
неодимом, может вызывать лучевое повреждение самих лазер-
ных активных элементов, а также зеркал и других оптических
компонентов. Такие явления особенно характерны для лазеров
с модуляцией добротности и лазеров с синхронизацией мод, из-
150 Глава 5
ки. По всей вероятности, первые наблюдения порога лазерного
повреждения относились к измерениям порога самофокусировки.
Во многих случаях начало пробоя может быть связано
с присутствием малых поглощающих включений. Изготовление
материалов высокого качества и применение точно сфокусиро-
ванных лазерных лучей позволило уменьшить вероятность воз-
никновения вспышки на включениях и провести измерения соб-
ственного порога пробоя различных материалов. Собственный
порог является порогом, характеризующим сам материал при
отсутствии явления самофокусировки или влияния поглощающих
включений. Кроме того, в настоящее время предполагается, что
оптический пробой (имеется в виду собственный пробой) подо-
бен пробою диэлектрика, вызываемому постоянным электриче-
ским полем.
Механизм пробоя связан с лавинной или каскадной иониза-
цией, при которой электроны ускоряются электрическим полем
световой волны, приобретают энергию, соударяются с другими
электронами и вызывают ионизацию. При этом возникает погло-
щающая плазма, связывающая значительную часть энергии
лазерного излучения, что в конце концов приводит к явлению
разрушения в материале.
Порог пробоя, выраженный в единицах напряженности элек-
трического поля световой волны, может быть связан с порогом
пробоя, возникающего под действием постоянного электрическо-
го поля, следующим выражением:
Ет (со) = Ет (0) (1 +со2т2) Ч (5.1)
где Ет (со) — напряженность электрического поля с частотой со,
необходимая для возникновения пробоя, и т — эффективное вре-
мя соударений электронов, которое может быть порядка 10-15 с.
Исследования показали, что порог пробоя, вызываемого элек-
трическим полем, в различных щелочно-галоидных кристаллах
по существу один и тот же для постоянного поля и для излуче-
ния на длинах волн 10,6 и 1,06 мкм [1].
Было обнаружено также, что порог повреждения на поверх-
ности материала часто оказывается ниже, чем порог поврежде-
ния для внутренних объемов того же материала. Это связано
с наличием таких дефектов на поверхности или вблизи нее, как
царапины, впадины и пустоты [2]. Скачок диэлектрической по-
стоянной на поверхности может приводить к усилению электри-
ческого поля вблизи поверхности. Это усиление зависит от фор-
мы дефектов на поверхности и приводит к снижению наблюда-
емого порога пробоя. Такие дефекты, как небольшие царапины
и ямки, могут образовываться при полировке абразивами. Для
соответствующим образом отполированных поверхностей, не со-
держащих дефектов, порог пробоя сравним с порогом для
внутреннего объема материала.
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 151
Рис. 5.2. Зависимость порога оптического повреждения стекла ED-2 от дли-
тельности лазерного импульса. (По данным фирмы Owens-Illinois, Inc.)
Точками иа кривой отмечены значения порога в единицах плотности мощности.
До сих пор мы говорили о явлениях, которые связаны с
мгновенным пробоем в обычно прозрачных материалах, вызы-
ваемых лазерным излучением высокой мощности. Ниже мы
рассмотрим деградацию различных компонентов лазера.
5.1.2. ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ АКТИВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ
Лазеры на рубине и стекле с неодимом представляют осо-
бый интерес при генерировании субнаносекундных импульсов.
При таком режиме проблема повреждения становится наиболее
«острой. Сами генерирующие активные элементы могут быть
повреждены излучением очень высокой мощности. Повреждения
часто возникают в форме трещин или пустот внутри активного
элемента или ямок на его торцах. После повреждения выход-
ная мощность лазера уменьшается или же лазер перестает ра-
ботать. Существует порог повреждения, ниже которого эффек-
ты малы. На рис. 5.2 приведены значения порога поврежде-
148 Глава 5
лучающих короткие импульсы. Лазеры, излучающие длинные,
импульсы, менее подвержены повреждению. В обычных мало-,
мощных газовых лазерах (например, в гелий-неоновом и арго->
новом) мгновенные разрушения, о которых будет идти речь в
следующем разделе, не наблюдаются. В этих лазерах происходи^
постепенная деградация, которая также рассмотрена ниже.
5.1.1. ПОВРЕЖДЕНИЕ ПРОЗРАЧНЫХ МАТЕРИАЛОВ
Лазерное излучение высокой мощности может вызывать по-
вреждения в материалах, обычно прозрачных для света неболь-
шой интенсивности. Оптическое повреждение, или оптический
пробой, обычно начинается при некотором пороговом значении
плотности мощности лазера. При значениях ниже порогового
значения излучение проходит через прозрачный материал, не
вызывая заметных разрушений. Если плотность мощности ла-
зерного излучения превышает пороговое значение, возникает
пробой и происходит повреждение материала. Воздействие из-
лучения может приводить к образованию кратера, растрескива-
нию и испарению материала. Явление часто сопровождается
яркой вспышкой и ударной волной. После возникновения по-
вреждения в любом лазерном оптическом элементе, будь то оп-
тическое окно, активный элемент или зеркало, эксплуатацион-
ные свойства его резко ухудшаются.
Примером образования оптического пробоя на прозрачной
поверхности может служить приводимый на рис. 5.1 фотосни-
мок поверхности кристалла хлористого калия с повреждениями,
вызванными импульсами СО2-лазера высокой мощности. Плот-
ность мощности превышала 108 Вт/см2. При более низких значе-
ниях плотности мощности хлористый калий прозрачен для из-
лучения СО2-лазера и никаких повреждений не происходит.
€ постепенным повышением плотности мощности лазерного из-
лучения достигается порог и образуется яркая искра. На рис. 5.1
хорошо заметны также растрескивание и частичный выброс ве-
тцества.
Порог пробоя зависит от природы материала, примесей и
дефектов в материале и состояния поверхности после оконча-
тельной обработки. Возникновение пробоя подвержено стати-
стическим флуктуациям. Диапазон статистических флуктуаций
может быть достаточно узким, так что порог пробоя будет
вполне определенным.
Опубликовано много работ, в которых описаны лазерные по-
вреждения оптических материалов. Для многих материалов ис-
следован также механизм повреждения. В этом разделе мы не
предполагаем давать полный обзор всех явлений, но приведем
некоторые результаты, непосредственно относящиеся к нашей
теме.
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 149
Рис. 5.1. Фотоснимок повреждения поверхности хлористого калия, полу-
ченный с помощью сканирующего электронного микроскопа.
Повреждение вызвано импульсом СО2-лазера длительностью 1 мкс при плотности мощ-
ности на поверхности 10* Вт/см2. Ширина показанной на снимке площадки рав-
на 1 мм.
В первых работах по выяснению механизма повреждения
это явление связывалось с действием ряда различных факторов.
В их число включались неоднородности формы лазерного им-
пульса, наличие малых поглощающих частичек в материале
и так называемое явление самофокусировки. При самофокуси-
ровке электрическое поле световой волны вызывает такое из-
менение показателя преломления материала, что луч внутри
материала стягивается в узкую нить. Это означает, что плот-
ность мощности лазерного излучения может быть существенно
больше значения, ожидаемого при отсутствии самофокусиров-
152 Глава 5
ния стекла, часто используемого в высокомощных лазерах на
стекле с неодимом. Это стекло имеет относительно высокий по-
рог повреждения. Порог повреждения выражается величиной
плотности энергии, при которой возникает повреждение. С умень-
шением длительности импульса порог снижается. Для экспери-
ментальных точек на кривой указана мощность лазера на еди-
ницу площади. Пиковая мощность на единицу площади, сни-
маемая с активного элемента без повреждения, возрастает при
уменьшении длительности импульса.
Из данных, приведенных на рис. 5.2, следует, что если тре-
буется определенная плотность энергии, то она может быть по-
лучена при низкой пиковой мощности и наибольшей возможной
длительности импульса. Если же требуется некоторый уровень
пиковой мощности, длительность импульса необходимо умень-
шить, чтобы снизить полную плотность энергии.
Повреждение может возникать как внутри активного эле-
мента, так и на его торце. Обычно повреждение начинается
вблизи выходного торца активного элемента, а затем при по-
вторном воздействии импульсов быстро распространяется к про-
тивоположному концу. Порог повреждения не является постоян-
ной величиной, потому что отдельные образцы не обладают
одинаковыми свойствами.
Повреждения обычно проявляются в виде пузырьков или пус-
тот, которые можно увидеть по рассеянию света, если луч гелий-
неонового лазера пропустить через лазерный активный элемент.
Данные рис. 5.2 относятся к возникновению внутренних повреж-
дений, вызываемых одиночным импульсом. После возникновения
одного такого повреждения выходная мощность лазера сущест-
венно уменьшается.
Возможно также возникновение повреждений, вызываемых
несколькими импульсами, если даже энергия каждого из них
ниже порога разрушения одиночным импульсом. В табл. 5.1 при-
ведены данные о числе импульсов, которые выдерживают руби-
новый активный элемент до возникновения повреждения [3]. Эти
данные соответствуют длительности импульса 10 нс. Проводи-
мые величины представляют число импульсов, которые могут
быть получены до того, как выходная мощность рубинового ла-
зера снизится на 30% при сохранении условий накачки. При
Таблица 5.1
Число импульсов, приводящих к снижению выходной мощности на 30%
в результате повреждения рубинового активного элемента.
Длительность лазерного импульса 10 нс [3]
Плотность мощности, Вт/см2 3- 10е 10» 3-10» 10» 3-107
Число импульсов 1 25 500 5000 100 000
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 153
Рис. 5.3. Повреждения, возникающие в рубиновом активном элементе диа-
метром 16 мм после 20 импульсов мощностью 200 МВт [14].
Повреждения хорошо видны по рассеянию луча Не—Ne-лазера, проходящего вдоль осн
активного элемента.
плотности мощности 3-109 Вт/см2 повреждение возникает от
•одного импульса. С уменьшением плотности мощности число им-
пульсов, излучаемых рубиновым лазером, существенно возра-
стет. На рис. 5.3 показан рубин с внутренними пустотами, обра-
довавшимися после 20 импульсов при уровне мощности
200 МВт [4].
В случае активных элементов на стекле с неодимом включе-
ния платины в стекло способствуют возникновению поврежде-
ний. Ранее изготовлявшиеся в платиновых тиглях стекла с нео-
димом характеризовались низким порогом повреждения. В на-
стоящее время платиновые тигли уже не используются, а для
плавки стекол обычно применяют керамические тигли, что обес-
печивает более высокий порог плотности энергии, вызывающий
повреждения. Типичные значения порога приведены на рис. 5.2.
Мгновенное разрушение, описанное выше, часто наблюдается
в лазерах с очень высокой пиковой мощностью и малой дли-
тельностью импульса. При выполнении работ по программе ла-
154 Глава 5
зерного термоядерного синтеза были затрачены большие уси-
лия для уменьшения порога повреждения. Явления мгновенного
разрушения, по-видимому, редко наблюдаются в промышленных
лазерах, поскольку изготовители лазеров принимают меры, что-
бы лазерные компоненты не работали в условиях превышения
порога пробоя.
Б.1.3. ЗЕРКАЛА И ОКНА
Повреждения зеркал также отражаются на работе лазеров.
Для лазерных зеркал в видимой и ближней инфракрасной об-
ласти используются многослойные диэлектрические покрытия
(гл. 7).
В ранних конструкциях лазеров обычно применялись зерка-
ла с металлическими покрытиями, в качестве которых часто ис-
пользовались пленки серебра, нанесенные в вакууме или хими-
чески осажденные. Для этих зеркал характерна быстрая дегра-
дация. Например, в рубиновом лазере с химически осажденными
пленками серебра на торцах рубинового стержня после несколь-
ких импульсов высокой мощности могут возникать дырки в по-
крытиях. Кроме того, такие зеркала обычно имеют недопустимо
высокие значения потерь из-за поглощения и рассеяния.
В современных лазерных зеркалах используются многослой-
ные диэлектрические покрытия. Такие покрытия изготовляются
путем последовательного испарения различных диэлектрических
материалов, осаждающихся на подложке в виде тонких слоев.
Каждый слой имеет толщину, равную ’А длины волны излуче-
ния лазера. В чередующихся слоях используются два разных
материала. Материалы выбираются таким образом, чтобы они
имели высокое и низкое значения показателя преломления для
выбранной длины волны. Более полное описание свойств мно-
гослойных диэлектрических покрытий зеркал приведено в гл. 7.
Пороги повреждения некоторых тонких пленок, используе-
мых в качестве четвертьволновых просветляющих покрытий, и
многослойных диэлектрических покрытий с высоким коэффици-
ентом отражения приведены в табл. 5.2 [5]. Данные относятся
к пленкам, изготовленным по широко распространенной техноло-
гии. Эти результаты получены с помощью рубинового лазера,
излучающего импульсы длительностью 80—100 нс с пиковой
мощностью в диапазоне 2—20 МВт. Луч фокусировался на по-
верхность образца линзой с фокусным расстоянием 42 мм.
Между отдельными образцами наблюдался значительный
разброс. Порог повреждения, измеренный для разных образцов
из одного и того же материала, изменялся почти вдвое. При
этом наблюдалась определенная тенденция. Некоторые мате-
риалы обнаруживают более высокий порог повреждения. Плен-
ки из фторида магния систематически имели более высокий
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 155
порог повреждения, чем пленки из двуокиси титана. Много-
слойные пленки из двух компонентов имеют промежуточные
значения порога повреждения по отношению к значениям по-
рога повреждения используемых материалов. При увеличении
числа слоев наблюдается тенденция уменьшения порога по-
вреждения. В качестве сравнения приведено значение для по-
крытия из металлического алюминия.
Таблица 5.2
Пороги повреждения пленок 1 [5]
Материал Порог повреждения, Дж/см2 Примечания
MgF2 300—360
SiO2 250
ZrO2 115—280
TiO2 115—280
ZnS 23
Al sg5 Для сравнения
ZrO2+MgF2 110—190 Приготовлены при дав- лении 10-4 тор
ZrO2+MgF2 270—290 Приготовлены при дав- лении 10-5 тор
(ZrO2+MgF2)3 120—340 3 слоя
(ZrO2+MgF2)’ 150—270 7 слоев
(ZrO2+MgF2)‘° 110—250 10 слоев
(TiO2+SiO2)7 120—140 7 слоев
(ZnS+MgF2)“> 60 10 слоев
Четвертьволновые пленки на стеклянных подложках.
Однако металлические зеркала еще находят применение в
СО2-лазерах, так как металлы имеют высокие коэффициенты
отражения на длине волны 10,6 мкм. Часто используются мед-
ные или молибденовые зеркала с золотыми покрытиями. Они
достаточно стойки к излучению высокомощных СО2-лазеров.
В табл. 5.3 приведены значения порога повреждения зеркал
СО2-лазеров импульсом длительностью 600 нс [6]. Значения да-
ны для одного импульса. Металлические зеркала из Си и Мо
являются довольно стойкими.
Повреждение зеркал может также происходить в результа-
те накопления эффекта воздействия, проявляясь в виде ямок
на поверхности или в виде нарушения покрытия после воздей-
ствия многих импульсов, даже если после одиночного импульса
никаких видимых повреждений не наблюдается. На рис. 5.4 по-
156 Глава 5
Рис. 5.4. Повреждения, возникающие в германиевом выходном зеркале ТЕА-
лазера на СО2 с апертурой ~25 мм после нескольких сотен тысяч импуль-
сов мощностью 10 МВт. Такне повреждения снижают выходную мощность
на ~ ’/3. Ширина площадки на фотографии равна 3,8 мм.
казана поверхность германиевого зеркала ТЕА-лазера на СО?
после воздействия нескольких сотен тысяч лазерных импульсов,
с плотностью мощности ~106 Вт/см2. Выходная мощность лазе-
ра при этом уменьшилась на ~30%.
Таблица 5.3
Порог повреждения окон и материалов зеркал СО2-лазеров [6]
Материал Порог повреждения им- пульсом длительностью 600 нс, Дж/см2
Зеркала Окна Покрытия широкополосными мате- риалами (ThF4) Покрытия полупроводниковыми ма- териалами II—VI Групп (CdTe, ZnTe) Металлы (Си, Мо) КС1 ZnSe CdTe 30—65 1—2 35 >75 27—41 1,2—2,6
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 157
В некоторых применениях СОг-лазеров излучение с высокой
плотностью мощности необходимо передать на удаленную ми-
шень. В этих случаях иногда чувствуется недостаток подходя-
щих прозрачных материалов для окон на длине волны 10,6 мкм.
Искажение поверхности окна может нарушать работу устройст-
ва при уровне мощности ниже уровня, вызывающего поврежде-
ние окна. Пространственная неоднородность лазерного луча
приводит к температурному градиенту, который вызывает не-
одинаковые изменения толщины и показателя преломления окна,
что эквивалентно возникновению линзы с аберрациями, двой-
ным лучепреломлением и определенным фокусным расстояни-
ем. Увеличение толщины в центре приводит к возникновению
положительной линзы. Изменение показателя преломления в
общем случае создает отрицательную линзу в ионных кристал-
лах и положительную линзу в ковалентных кристаллах. Поэто-
му остаточные искажения в окнах из ионных материалов могут
быть невелики из-за частичной компенсации эффектов измене-
ния толщины и показателя преломления.
В материалах окон СОг-лазеров могут возникать также мгно-
венные разрушения. Значения порогов приведены в табл. 5.3-
для импульса длительностью 600 нс. Щелочно-галоидные кри-
сталлы (например, К.С1), имеющие малое поглощение на длине
волны 10,6 мкм, по-видимому, характеризуются как высокой
лучевой стойкостью, так и малыми тепловыми искажениями.
5.1.4. ИМПУЛЬСНЫЕ ЛАМПЫ
Импульсные лампы, используемые для накачки высокомощ-
ных лазеров, также имеют ограниченный срок службы. С уве-
личением входной энергии срок службы уменьшается. При не-
котором значении энергии, которое зависит от диаметра им-
пульсной лампы и протяженности дугового разряда, лампа бу-
дет разрушаться от одного импульса. На рис. 5.5 приведена
зависимость энергии разрушения импульсных ламп от диамет-
ра, трубки и длительности электрического разряда [7]. Длитель-
ность импульса определяется параметрами контура, состоящего
из емкости, источника питания и индуктивности разрядной цепи.
Энергия разрушения выражена в энергии, подводимой к им-
пульсной лампе, на единицу длины лампы. Такая величина
энергии может вызвать разрушение лампы от одного импульса.
Для обеспечения достаточно большого срока службы импульс-
ной лампы на вход лампы необходимо подавать энергию менее
50% значения энергии разрушения одним импульсом. Если
лампа работает при небольших значениях входной энергии
(~10—20% энергии разрушения), то срок службы может со-
ставлять миллионы импульсов. Однако, чтобы получить высо-
158 Глава 5
Рис. 5.5. Зависимость энергии разрушения импульсных ламп от длительно-
сти импульса для трубок с различным внутренним диаметром прн действии
одного импульса [7].
Рис. 5.6. Зависимость запасенной энергии на единицу длины в рубиновом
активном элементе (содержащем 0,05% хрома по весу) от длительности
импульса ксеноновой лампы накачки диаметром 10 мм. Срок службы лампы
и входная энергия на единицу длины приведены как параметры [8].
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 1591
кую выходную мощность лазера, к импульсной лампе надо
подводить более высокую энергию. Поэтому необходимо выби-
рать компромиссное решение между сроком службы импульсной,
лампы и выходной энергией лазера.
На рис. 5.6 приведены результаты машинного расчета ожи-
даемого срока службы ксеноновых импульсных ламп, исполь-
зуемых для накачки рубиновых лазеров [8]. Для интерпретации
этих результатов срок службы лампы целесообразно выразить
желаемым числом импульсов. Необходимо также указать же-
лаемый уровень энергии, запасенной в лазерном активном эле-
менте. Эти значения энергии в джоулях на единицу длины
активного элемента используются в качестве ординаты. Зада-
ваясь некоторым значением запасенной энергии и двигаясь
вдоль этой ординаты, можно получить пересечение с кривой,
выражающей срок службы импульсной лампы в виде числа им-
пульсов. Тогда по этой точке пересечения можно определить как
входную энергию импульсной лампы, так и длительность им-
пульса.
5.1.5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
При высоких уровнях мощности лазеры по существу стано-
вятся саморазрушающимися устройствами, и можно ожидать
повреждения отдельных элементов. Поэтому должен быть преду-
смотрен необходимый запас для замены вышедших из строя
элементов и обеспечения нормальной эксплуатации лазеров.
Наиболее нежелательным является повреждение лазерного ак-
тивного элемента, поскольку его стоимость обычно выше стои-
мости других элементов. Замена других элементов, например-
зеркал, связана с меньшими затратами, но частая их замена
также может быть экономически не приемлемой.
В случае применений, требующих высокой пиковой мощно-
сти и коротких импульсов, срок службы компонентов должен
быть заранее оценен с тем, чтобы можно было определить воз-
можные эксплуатационные расходы. Рассмотренные здесь дан-
ные дают возможность оценить срок службы при некоторых
условиях эксплуатации. В общем случае срок службы может
быть увеличен при снижении плотности мощности. В конечном
счете потребитель должен сам сделать выбор между эксплуата-
ционными расходами и плотностью пиковой мощности.
Срок службы лазеров с более низкой мощностью составляет
тысячи часов, причем возможный, отказ в работе возникает не
из-за повреждений, вызываемых лазерным лучом, а в резуль-
тате таких явлений, как исчерпание запасов газа или возник-
новение течей. Некоторые данные о сроке службы и механизмах
отказа в работе некоторых обычных типов лазеров приведены
е табл. 5.4 [9].
160 Глава 5
Таблица 5.4
Срок службы и механизмы выхода из строя лазеров различных типов [9]
Лазер Средний срок службы, ч Пределы сро- ка службы, ч Механизмы выхода из строя
Не—Ne 12270 1224—44 000 Гажение эпоксидной смолы, течи, потеря гелия
Не—Cd 1975 800—2 100 Исчерпание кадмия, замуровывание гелня осаждающимся кадмием
Аргоновый 2056 1350—6 000 Эрозия капилляра, жестчение газа, гажение, нарушение целостности вакуумной оболочки
СО2 (отпа- янный) 3041 200—11 000 Течи, деградация электродов, поте- ря гелня, загрязнения зеркал
СО2 (TEA) >2000 — Износ тиратрона, деградация элек- тродов разрядного промежутка, повреждение оптики
GaAs 4000 -— Нарушение однородности излучаю- щего слоя, появление «мертвых зон» в пучке излучения
5.2. ЭКСПЛУАТАЦИЯ И ОБСЛУЖИВАНИЕ ЛАЗЕРОВ
Во многих лазерах относительно небольшой мощности, на-
пример в гелий-неоновых лазерах, трубки активного элемента
являются отпаянными, и маловероятно, что потребитель смо-
жет увеличить установленный изготовителем срок службы.
В высокомощных твердотельных лазерах основными компо-
нентами являются активные элементы из рубина или стекла,
.зеркала и импульсные лампы. ААы уже рассматривали меха-
низмы повреждения некоторых из этих элементов и проводили
некоторые количественные данные по порогам повреждения.
В этом разделе мы обсудим некоторые практические методы
сведения к минимуму вероятности повреждения и обеспечения
работы лазера при оптимальной выходной мощности.
5.2.1. ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ АКТИВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ
Основное внимание необходимо уделять тому, чтобы плот-
ность мощности была ниже порога, при котором возникает по-
вреждение. Следует принимать во внимание, что пороги повреж-
дения обычно определены в величинах плотности мощности,
усредненной по поперечному сечению луча и длительности им-
пульса. Во многих случаях мгновенные значения мощности мо-
гут быть более высокими. Это, в частности, верно для лазеров
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 161
Задающий Каскады
генератор усилителя Дисковый
на стержнях усилитель
л
Энергия, Дэю 0,0015
Мощность,Вт tf*107
Апертура, см
1,09 5,48
&х/03 2в*10Ю
25 з,е
Дисковый
усилитель
50,0
8,5
Дисковый
усилитель
214,0
1ДхЮП
20,0
Плотность
пиковой мощ-
ности, Вт/смг
3x10я ухЮ9 ВхЮ9 ЮхЮ3
Рис. 5.7. Блок-схема высокомощного лазера с задающим генератором н уси-
лителями мощности.
с синхронизацией мод. Пиковое значение мощности может су-
щественно превышать значение, усредненное по импульсу. Та-
ким образом, если не требуются очень короткие импульсы, по-
лучаемые в режиме синхронизации мод, то с целью уменьше-
ния вероятности повреждения необходимо принимать меры для
подавления режима синхронизации мод. Действительно, в ла-
зерах, работающих в режиме синхронизации мод, повреждения
возникают значительно чаще.
Необходимо также быть уверенным, что лазерный луч ха-
рактеризуется относительной пространственной однородностью
и в сечении луча отсутствуют «горячие пятна», где мощность
может быть очень высокой. Использование пассивных затворов
на основе просветляющихся красителей не дает желаемого ре-
зультата, так как просветление происходит неравномерно по
сечению, что приводит к пространственной неоднородности лу-
ча. Применение электрооптических или акустооптических затво-
ров позволяет получить лучи с более равномерным распреде-
лением интенсивности по сечению.
В лазерах очень высокой мощности, представляющих инте-
рес для исследований по термоядерному синтезу, импульс от-
носительно малой мощности создается в задающем генераторе
с небольшим поперечным сечением. Затем луч проходит не-
сколько каскадов усиления. Каждый усилитель имеет прогрес-
сивно возрастающие поперечные сечения, так что мощность на
единицу площади никогда не достигает слишком высоких зна-
чений. Блок-схема одного такого устройства приведена на
рис. 5.7, где указаны значения энергии, мощности, апертуры и
6 Дж. Реди
162 Глава 5
мощности на единицу площади для каждого каскада [10]. Ис-
ходный импульс длительностью ~200 пс создается лазером на
гранате с неодимом, работающим в режиме синхронизации мод.
Импульс затем усиливается, проходя через каскады усилителя,
активными элементами которых являются стержни из стекла
с неодимом. Дальнейшее усиление осуществляется тремя кас-
кадами дисковых усилителей на стекле с неодимом. Каждый из
каскадов состоит из нескольких дисков, наклоненных к оси
луча под углом Брюстера. При таком расположении осуществ-
ляется эффективное охлаждение и обеспечивается эффективная
накачка относительно тонких дисков светом ламп со стороны
торцов дисков. Если накачивать лазерный активный элемент
в виде стержня большого диаметра, то свет накачки будет по-
глощаться вблизи краев и накачка не будет пространственно
однородной по сечению стержня. В промежутках между каска-
дами луч расширяется линзами для того, чтобы заполнить апер-
туру следующего каскада. Таким образом, плотность мощности
в каждом каскаде поддерживается на уровне ниже порога по-
вреждения. Значения плотности мощности, приведенные на
рис. 5.7, рассчитаны по измеренным значениям пиковой мощ-
ности и распределения интенсивности по сечению луча. Они
слегка превышали значения, которые наблюдались бы в случае
однородного распределения интенсивности по сечению апертуры.
В дальнейшем планируется создание больших стеклянных лазе-
ров, содержащих до 20 усилительных каскадов и подобных
изображенным на рис. 5.7. Эти устройства будут излучать им-
пульсы с энергией 10000 Дж и длительностью 1000 пс.
В таких устройствах, которые часто используются для облу-
чения мишеней, являющихся частично отражающими, любой
отраженный свет, возвращающийся в лазер, будет также усили-
ваться, проходя через каскады усилителей в обратном направ-
лении. Поскольку отраженный свет проходит через каскады
с уменьшающимся поперечным сечением, плотность мощности
излучения может быстро достигнуть порога повреждения. По-
этому важное значение в таких устройствах приобретает раз-
вязка лазера от любого отраженного света.
5.2.2. ЗЕРКАЛА
В высокомощных лазерах зеркала являются особенно уязви-
мым элементом. Обычно используемые многослойные диэлек-
трические покрытия зеркал при высоких уровнях мощности
будут деградировать после нескольких сотен или тысяч импуль-
сов. Для достижения более высоких порогов повреждения вмес-
то зеркал с диэлектрическими покрытиями иногда используют
стопы. Стопа состоит из набора пластин из материала с очень
высоким показателем преломления, например сапфира. Пласти-
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 163
ны очень тщательно отъюстированы, чтобы все поверхности бы-
ли параллельны. Отражение возникает благодаря совместному
интерференционному эффекту. Коэффициент отражения опреде-
ляется следующим выражением:
^=(П2Л'_1)2/(п2Л^+1); (5.2)
где п — показатель преломления и N— число пластин. В табл. 5.5
приведены значения коэффициента отражения сапфировой сто-
пы в зависимости от числа пластин (показатель преломления
сапфира 1,78). Даже одна пластина, обеспечивающая коэффи-
циент отражения 27%, может быть использована в качестве
выходного зеркала высокомощного лазера. При увеличении
числа пластин могут быть получены очень высокие коэффици-
енты отражения, но при этом изготовление и юстировка пластин
сильно усложняются.
Таблица 5.5
Коэффициент отражения сапфировой стелы
Число пластин 1 2 3 4 5
Коэффициент отражения 0,27 0,67 0,89 0,96 0,99
Все поверхности должны быть идеально чистыми. Любая
частичка пыли на поверхности зеркала, торца активного эле-
мента, затвора или пластины, находящихся внутри резонатора,
будет испарена и может вызвать образование пятна поврежде-
ния на поверхности. В некоторых случаях с целью уменьшения
вероятности повреждения торцов лазерных активных элементов
их погружают в иммерсионную жидкость, например воду. При-
мером влияния пыли на стойкость оптических элементов слу-
жит следующий эксперимент с СОг-лазером: чистое покрытие
зеркала выдерживало плотность облучения до 1000 Вт/см2 в те-
чение 20 с, а запыленное зеркало повреждалось уже при плот-
ности мощности менее 100 Вт/см2 [11].
Отпечатки пальцев, безусловно, недопустимы на оптических
поверхностях. Они ухудшают оптические характеристики и их
трудно удалить.
Зеркала и поверхности других оптических элементов в лазе-
рах обычно имеют отражающие или просветляющие покрытия,
полученные осаждением в вакууме. Эти покрытия должны быть
чистыми. Если на покрытии имеются поглощающие частицы или
пленки, то они будут поглощать энергию и вызывать деграда-
цию покрытия. Поэтому для обеспечения большого срока служ-
6*
164 Глава 5
бы и хорошей работы лазера необходима тщательная очистка
покрытии.
Прежде чем говорить о методах очистки, рассмотрим основ-
ные типы используемых материалов покрытий. Существуют
твердые, полутвердые и мягкие покрытия. Твердые покрытия
изготавливаются на основе таких прочных материалов, как дву-
окись кремния и двуокись титана. Эти покрытия очень прочны,
нерастворимы в воде и устойчивы к царапанию. Они обычно ис-
пользуются в качестве зеркал и просветляющих покрытий в со-
временных лазерах, работающих в ультрафиолетовой, видимой
и ближней инфракрасной областях спектра. Для полутвердых
покрытии применяются такие материалы, как сульфид цинка и
фторид тория. Эти покрытия часто используются в зеркалах
СОг-лазеров. Они не настолько тверды или прочны, как дву-
окись кремния и титана, но обладают малым поглощением в ин-
фракрасной области. Они менее устойчивы к воде и царапанию.
Мягкие покрытия в современных лазерах используются редко,
но отдельные зеркала в лазерах первого поколения были мяг-
кого типа. Такие материалы могут быть водорастворимыми и
неустойчивыми к царапанию.
Твердые покрытия можно очищать следующим способом:
при сильных загрязнениях поверхности их можно промыть теп-
лой мыльной водой с добавкой жидкого мягкого моющего сред-
ства. Такая очистка не всегда необходима. При окончательной
очистке (независимо от проведения промывки) используется
растворитель. При этом рекомендуются различные растворите-
ли. Удовлетворительные результаты получены при использова-
нии ацетона и этилового или метилового спирта. Спирт после
испарения, по-видимому, оставляет меньший налет, но он может
растворять жир от пальцев и следы масляных загрязнений на
поверхности. Чистый этиловый спирт находит ограниченное
применение.
Для очистки поверхности над ней помешают кусок ткани для
очистки оптики и с помощью глазной пипетки наносят на нее
несколько капель растворителя. Затем ткань опускают на по-
верхность и одним плавным движением проводят по поверхно-
сти. Если поверхность остается загрязненной, процедуру повто-
ряют, используя другой чистый кусок ткани. Ткань необходимо
так опускать на поверхность и так протирать ею, чтобы сухой
участок ткани удалял остатки растворителя.
Для полутвердых покрытий нельзя использовать мыло и во-
ду. При сильных загрязнениях поверхность может быть про-
мыта ацетоном, который затем удаляют продувкой сухим азо-
том. Для окончательной очистки кусок ткани для очистки опти-
ки складывают несколько раз и толстый согнутый край сма-
чивают несколькими каплями растворителя. Затем согнутым
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 165
краем протирают поверхность одним непрерывным плавным
движением. Если поверхность не очищена, этот прием повто-
ряют; для каждого протирания используют новый кусок ткани.
В СОг-лазерах иногда применяются чистые металлические
покрытия. Медные и золотые покрытия, в частности, очень не-
прочны и могут легко повреждаться при соприкосновении с раз-
личными предметами. Для таких покрытий можно применять
промывку ацетоном без использования протирочных материалов
с последующим осушением в потоке сухого азота.
Более старые мягкие покрытия, подлежащие очистке, могут
быть повреждены любым растворителем. Такие зеркала обычно
не использовались с середины 60-х годов. Однако если возник-
нет необходимость очистки зеркала с мягким покрытием одного
из старых лазеров, то, по-видимому, лучше всего применять сдув
загрязнений с поверхности струей сухого азота.
В некоторых случаях для очистки оптических поверхностей
применяют коллодий. Раствор коллодия наносится на оптиче-
скую поверхность, после чего растворитель испаряется. На по-
верхности возникает тонкая плотная пленка, которую снимают
через несколько минут. Вместе с ней удаляются все частички
с поверхности, и на поверхности не остается никаких следов.
В работе [12] проведено исследование влияния различных
пленок и способов обработки поверхностей на отражательную
способность зеркал СОг-лазеров. Установлено, что удовлетвори-
тельная очистка может быть получена промывкой поверхности
метанолом и последующим удалением остатков жидкости стру-
ей распыляемого фреона-12.
Необходима также точная юстировка лазерных зеркал. Это
требуется после замены зеркал, очистки зеркал или же прове-
дения периодической регулировки с целью обеспечения работы
лазера с максимальной выходной мощностью. Плохая юсти-
ровка может привести к перераспределению интенсивности по
сечению лазерного луча и уменьшению выходной мощности.
В некоторых лазерах, примером которых могут служить ла-
зеры на арсениде галлия и отдельные рубиновые лазеры, зер-
кала нанесены непосредственно на торцы лазерного активного
элемента. Такие зеркала постоянно отъюстированы. Однако во
многих лазерах зеркала отделены от активного элемента. К ним
относятся твердотельные лазеры (например, рубиновый) с внеш-
ними зеркалами и все газовые лазеры *>. В этих лазерах зерка-
ла должны быть установлены параллельно друг другу, а в твер-
дотельных лазерах — также параллельно торцам лазерного
активного элемента. Кроме того, в резонаторах лазеров могут
быть и другие элементы (например, затворы модуляторов доб-
*) В отдельных газовых лазерах применяются и внутренние зеркала. —
Прим, перев.
166 Глава 5
Рис. 5.8. Схема автоколлиматора.
ротности), которые помещаются между зеркалами и лазерной
активной средой. Они также требуют юстировки.
Для юстировки зеркал и других оптических элементов в ла-
зере иногда используются гелий-неоновые лазеры. Оптические
поверхности двух зеркал могут быть одновременно установле-
ны параллельно друг другу путем подстройки их ориентации до
возникновения многократного отражения луча гелий-неонового
лазера от двух соответствующих поверхностей. Недостатком
гелий-неонового лазера является то, что диаметр его луча очень
мал. Поэтому для заполнения апертуры юстируемого лазера не-
обходимо расширять луч с помощью дополнительной оптики.
При этом выведение луча параллельно оси резонатора лазера
иногда представляет трудности. Гелий-неоновые лазеры обычно
не имеют встроенной оптики, предназначенной для юстировоч-
ных работ. Поэтому часто используется специальное устройство,
называемое автоколлиматором. Автоколлиматор по существу яв-
ляется телескопом, сфокусированным на бесконечность. Визир-
ный крест в телескопе освещен ярким некогерентным источни-
ком света (вольфрамовой лампой). Изображение креста проек-
тируется в виде параллельного пучка света. Если на пути пучка
имеется отражающая поверхность, то изображение креста отра-
зится назад и его можно наблюдать в фокальной плоскости те-
лескопа. Схема устройства приведена на рис. 5.8. Смещение
изображения зависит от относительного угла ориентации отра-
жающей поверхности и оси телескопа. Если ось телескопа пер-
пендикулярна отражающей поверхности, то изображение креста
будет наблюдаться в центре поля зрения.
В настоящее время автоколлиматоры выпускаются многими
фирмами. Они полезны при юстировке зеркал и других оптиче-
ских элементов лазеров, и работа с ними не вызывает трудно-
стей. Для осуществления юстировки с помощью автоколлима-
тора необходимо последовательно выставить отражающие по-
верхности лазерных оптических элементов; при этом нет необ-
ходимости устанавливать отражающие поверхности перпенди-
кулярно лучу автоколлиматора. Если отраженный свет от каж-
дой поверхности приходит в один и тот же участок поля зрения,
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 167
то поверхности установлены параллельно друг другу. Так как
юстировка обычно проводится через частично пропускающие
зеркала, то можно наблюдать многократные отражения. При
этом необходимо различать, какие из изображений явля-
ются первичными отражениями от юстируемых поверхностей.
Это может быть выяснено при последовательном перекрытии
всех поверхностей. На рис. 5.9 приведена схема твердотельного
лазера с рубиновым активным элементом и двумя зеркалами.
С помощью автоколлиматора вначале выставляется зеркало 1.
При юстировке зеркала 1 нежелательные отражения, связан-
ные с зеркалом 2, могут быть устранены при введении непро-
зрачного экрана между рубином и зеркалом 2. Затем выстав-
ляется у противоположного конца рубина зеркало 2 при закры-
том зеркале 1. Рубин должен иметь полированные торцы с вы-
сокой степенью параллельности. Таким образом, выполняя эти
операции, можно осуществить полную юстировку устройства.
При этом возможны некоторые осложняющие факторы, ко-
торые обусловлены наличием нескольких изображений, возни-
кающих при отражении от различных поверхностей. Например,
отражения от передней и задней поверхности каждого зеркала,
от обоих торцов рубина, а также многократные отражения, свя-
занные с тем, что луч света может несколько раз вернуться на
отражающую поверхность, прежде чем он попадет в автокол-
лиматор. Такой случай приведен на рис. 5.10, где показаны
отражения, приводящие к появлению нескольких изображений.
Изображения, возникающие при многократных отражениях,
Зеркало 1 Зеркало 2
АВтокыишпютор Рубин
Непрозрачный
экран
„ а
Непрозрачный
жран
Зеркало 1 Рубин Зеркало 2 Автоколлиматор
б
Рис. 5.9. Схема юстировки рубинового лазера.
а юстировка зеркала 1 с передним торцом рубина; б — юстировка зеркала 2.
168 Глава 5
Рис. 5.10. Идентификация изображения, наблюдаемого в автоколлиматоре.
Сплошные линии (1, 2, 4) представляют изображения, возникающие при отражении
от одной поверхности. Штриховые линии (3, 5, 6) представляют изображения, возни-
кающие при отражениях от нескольких поверхностей.
обычно более слабые. Они обозначены штриховыми линиями.
Эти явления могут наблюдаться и в лазерах других типов.
Из схемы, приведенной на рнс. 5.10, следует способ разли-
чения разных изображений. Если установить зеркало 1 перед
рубиновым активным элементом и перекрыть путь свету от ру-
бина к зеркалу 2, то можно наблюдать шесть изображений:
1. Отражение от первой поверхности зеркала.
2. Отражение от второй поверхности зеркала.
3. Двойное отражение между этими двумя поверхностями.
Две поверхности зеркала часто изготавливаются в виде клина
с малым углом.
4. Отражение от рубинового кристалла.
5. Двойное отражение от первой поверхности зеркала и ру-
бина.
6. Двойное отражение от второй поверхности зеркала и ру-
бина.
Угол клииа и разъюстировка рубина на рис. 5.10 увеличены,
чтобы можно было более отчетливо показать угловое разделе-
ние изображений. Преломление на поверхности зеркала неве-
лико. Помимо названных изображений могут возникать другие
изображения, соответствующие иным многократным отражениям
света от различных отражающих поверхностей. Однако они
обычно более слабые и, по-видимому, не будут создавать помех.
Отражения от заднего торца рубина будут перекрываться от-
ражениями от переднего торца, поскольку эти отражающие по-
верхности параллельны.
Может потребоваться юстировка второй поверхности зерка-
ла и переднего торца рубина, т. е. необходимо воспользоваться
названными выше отражениями 2 и 4. Как их можно разли-
чить? Если ввести непрозрачный экран между рубином и зер-
калом, то будут наблюдаться только отражения 1, 2 и 3. Так
Особенности эксплуатации лазеров .и их обслуживание 169
как поверхность зеркала имеет высокий коэффициент отраже-
ния для красного света рубинового лазера, то отражение 2 бу-
дет представлено в основном красным светом и, вероятно, более
интенсивным, чем два остальных отражения. Это позволяет
идентифицировать изображение, обусловленное отражением 2.
Затем экран удаляется и появляются три дополнительных изо-
бражения. Их можно отличить по относительному смещению
при небольшом наклоне зеркала. Так как отражение 4 не зави-
сит от ориентации зеркала, то оно будет оставаться неподвиж-
ным при вращении зеркала. Отражения 5 и 6 зависят от про-
хождения луча между зеркалом и рубином и при этом смеща-
ются. Это позволяет различить изображение, соответствующее
отражению 4. После этого нетрудно отъюстировать зеркало так,
чтобы изображения, соответствующие отражениям 2 и 4, пере-
крывались. Затем таким же способом юстируется и другой то-
рец рубина.
Описанный выше прием приводится в качестве примера.
Аналогичные приемы с использованием автоколлиматора мо-
гут быть разработаны и для юстировки оптических элементов
других лазеров. Чтобы различать изображения, наблюдаемые
в автоколлиматоре, и правильно определять, какие из них при-
годны для юстировки, необходим некоторый опыт. Имея не-
большие практические навыки, можно точно выполнять юстиро-
вочные работы.
В лазерах с несколькими оптическими элементами, требую-
щими юстировки, и в лазерах, работающих с низкой частотой
повторения импульсов, для выполнения юстировочных работ не-
обходимы устройства типа автоколлиматоров. Если же лазер ра-
ботает в непрерывном режиме или с высокой частотой повторе-
ния импульсов, имеется возможность исключить эти операции
и выполнять юстировку по методу оптимизации выходной мощ-
ности. Это может быть выполнено, например, для непрерывных
газовых лазеров, имеющих внешние зеркала. Многие коммерче-
ские лазеры снабжены микрометрическими винтами, позволяю-
щими с целью юстировки осуществлять поворот каждого из зер-
кал вокруг двух осей. Если лазер не излучает, то, изменяя на-
клон зеркала, находят такое положение, при котором он начи-
нает работать. Это может быть выполнено путем установки
винта, регулирующего поворот вокруг оси х, в некоторое поло-
жение и покачивания зеркала вокруг оси у с помощью другого
винта. Затем винт регулировки по оси х устанавливается в но-
вое положение и повторяется покачивание вокруг оси у. При
этом важно найти положение, при котором лазер начинает из-
лучать. Затем зеркала поочередно юстируются по максимуму
выходной мощности. Обычно необходимо поворачивать регули-
ровочные винты вперед и назад, сначала устанавливая положе-
170 Глава 5
ние одного винта по максимальной мощности, затем регулируя
положение зеркала другим винтом и повторяя регулировку пер-
вым винтом. Короче говоря, находят такое положение, при ко-
тором выходная мощность максимальна.
В некоторых случаях таким путем может быть получен ло-
кальный максимум, хотя наилучшее положение и не достигнуто.
Это возможно в том случае, если ось лазерной активной среды
наклонена по отношению к оси зеркал. Если найден локальный
максимум мощности, то следует проверить, нет ли такого откло-
нения оси. Это может быть проверено путем смещения одного
из зеркал из положения, соответствующего локальному макси-
муму, и покачивания второго зеркала. Максимум выходной
мощности, получаемый при этом, должен быть меньше полу-
ченного ранее. Если при покачивании найдено более высокое
значение выходной мощности, то следует продолжить регули-
ровку, смещая в том же направлении первое зеркало и покачи-
вая второе, пока не будет достигнут абсолютный максимум.
5.2.3. ПЕРЕНАПОЛНЕНИЕ ГАЗОВОЙ СМЕСЬЮ
В газовых лазерах, конечно, не происходит такого повреж-
дения газа, как в высокомощных твердотельных лазерах актив-
ного элемента. Более того, в СОг-лазерах газ протекает через
лазер и выбрасывается. Однако в Не—Ne-лазерах и аргоновых
лазерах истощение запасов газа обычно приводит к падению
выходной мощности после нескольких тысяч часов работы. Мно-
гие коммерческие аргоновые лазеры имеют резервуары с запа-
сом газа, который по мере необходимости может добавляться
в область разряда. Другой способ заключается в возвращении
трубки изготовителю для перенаполнения. В некоторых случаях
удается восстановить выходную мощность Не—Ne-лазеров при
диффузии гелия внутрь трубки. Действительно, помещение ла-
зера в атмосферу гелия при давлении 760 тор на несколько дней
позволяет частично восстановить выходную мощность [13].
5.2.4. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ
Деградация полупроводниковых лазеров была рассмотрена
с гл. 3. Там же рассмотрены пути повышения срока службы
с помощью создания различных полупроводниковых структур.
Изготовители полупроводниковых лазеров достигли значитель-
ных успехов при решении проблемы увеличения срока службы.
Наиболее важной мерой, позволяющей обеспечить оптимальный
срок службы, является эксплуатация полупроводникового лазе-
ра при токе, не превышающем максимально допустимого зна-
чения.
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 171
----------------------:-------------------------------------------
5.2.5. ИСТОЧНИКИ ПИТАНИЯ ЛАЗЕРА
В источниках питания'лазера, особенно если они обеспечи-
вают импульсный разряд, также происходит деградация. Мате-
риал электродов распыляется, и поверхность электродов стано-
вится неровной. Огромное разнообразие конструкций источни-
ков питания позволяет дать только наиболее общие рекоменда-
ции. Поверхности электродов должны периодически осматри-
ваться и зачищаться с тем, чтобы поддерживалась работа
лазера в оптимальном режиме при высокой плотности тока.
Примером могут служить ТЕА-лазеры на СО2, для которых мо-
гут быть необходимы периодическая очистка и полировка эро-
дированных поверхностей электродов.
5.2.6. ЭКСПЛУАТАЦИОННЫЕ РАСХОДЫ
Эксплуатация любого лазера связана с определенными рас-
ходами, к которым относятся потребление электроэнергии,
охлаждающих жидкостей, газов, а также замещение и ремонт
разрушающихся или деградирующих компонентов. Для Не—
Ne-лазеров малой мощности расходы могут быть небольшими
и исчисляться копейками в час. Для лазеров на СОг или грана-
те с неодимом, характеризующихся средними затратами на изго-
товление, эксплуатационные расходы уже могут исчисляться
рублями в час. Лазеры с очень высокой мощностью, в которых
возможны оптические повреждения компонентов, могут оказать-
ся при эксплуатации дорогостоящими.
Для любого применения должны быть оценены расходы на ла-
зерную установку. При этом должны быть учтены требуемое
обслуживание и ремонт, возможная периодическая замена вы-
ходящих из строя частей и другие возможные расходы. Это
очень важно при оценке экономической эффективности приме-
нения лазеров в промышленности.
ЛИТЕРАТУРА
1. Fradin D. W., Yablonovich Е„ Bass М., Appl. Opt.. 12, 700 (1973).
2. Bloembergen N., Appl. Opt., 12, 661 (1973).
3. Burns F. P., IEEE Spectrum, p. 115 (March 1967).
4. Ready J. F., Effects of High Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971.
5. Turner A. F., in Damage in Laser Materials: 1971 (Glass A. J., Guen-
ther A. H., eds.), NBS Special Publication 356, p. 119. U. S. Dept, of
Commerce, 1971.
6. Braunstein A. I. et al., in Laser Induced Damage in Optical Materials:
1973 (Glass A. J., Guenther A. H., eds.), pp. 151, 157, U. S. Dept, of Com-
merce, 1973.
7. Hardway G. A., Microwaves, 5, 46 (1966).
8. Holzrichter J., High Power Solid and Liquid Lasers, presented at Univer-
172 Глава 5
-----------------------------------------------------Z----------------------------
sity of Tennesse Space Institute, short course on High Power Lasers and
Their Applications, Tullahoma, Tennessee, September 25—29, 1972.
9. Gagnier T. R., Laser Focus, p. 86 (October 1976).
10. Simmons W. W. et al., IEEE J. Quantum Electron., QE-11, 31D (1975).
11. Saito T. T., Charlton G. B., Loomis J. S., in Laser Induced Damage in
Optical Materials: 1974 (Glass A. J., Cuenther A. H., eds.), NBS Special
Publication 414, p. 103, U. S. Dept, of Commerce, 1974.
12. Buckmelter J. R., Laser Digest, Air Force Weapons Laboratory, p. 106 (May
1974).
13. Ehlers K. W., Brown L G., Rev. Set. tnstrum., 41, 1505 (1970).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 5.1.
Bass М., Barrett Н. Н., Avalanche Breakdown and the' Probabilistic Nature of
Laser-Induced Damage, IEEE J. Quantum Electron., QE-8, 338 (1972).
DeShazer L. G., Newman В. E., Leung К. M„ Role of Coating Defects in La-
ser-Induced Damage to Dielectric Thin Films, Appl. Phys. Lett., 23, 607
(1973).
Fradin D. W., Laser-Induced Damage in Solids, Laser Focus, p. 39 (February
1974).
Fradin D. W., Bua D. P., Laser-Induced Damage in ZnSe, Appl. Phys. Lett.,
24, 555 (1974).
Glass A. J., Guenther A. H. (eds.), Damage in Laser Materials: 1971, Nat.
Bur. Std. Spec. Publ., 356, U. S. Dept, of Commerce (1971).
Glass A. J., Guenther A. H. (eds.), Laser Induced Damage in Optical Mate-
rials: 1972, Nat. Bur. Std. Spec. Publ. 372, U. S. Dept, of Commerce
(1972).
Glass A. J., Guenther A. H. (eds.), Laser Induced Damage in Optical Mate-
rials: 1973, Nat. Bur. Std. Spec. Uubl. 387, U. S. Dept, of Commerce
(1973).
Glass A. J., Guenther A. H. (eds.). Laser Induced Damage in Optical Mate-
rials: 1974, Nat. Bur. Std. Spec. Publ. 414, U. S. Dept, of Commerce
(1974).
Glass A. J., Guenther A. H. (eds.), Laser Induced Damage in Optical Mate-
rials: 1975, Nat. Bur. Std. Spec. Publ. 435, U. S. Dept, of Commerce
(1976).
Ready J. F., Effects of High Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971, Chapter 6.
Yablonovitch E., Optical Dielectric Strength of Alkali-Halide Crystals Obtai-
ned by Laser-Induced Breakdown, Appl. Phys. Lett. 19, 495 (1971).
К разд. 5.2.
Alexander W. B., Specifying Glass for Laser Applications, Electro-Opt. Sys-
tems Design, p. 12A (April 1975).
Alexander W. B., Uses of Glass in Laser Applications, Electro-Opt. Systems
Design, p. 23A (April 1975).
Cleaning and Care of Optical Components, from The Optical Industry and
Systems Directory, Vol. II, Optical Publ., Pittsfield, Massachusetts, 1976,
p. E-178.
Everett P. N., Technique for Aligning Laser Mirrors Using Gas Laser, Rev.
Sci. Instrum., 37, 375 (1966).
Gregg D. W., Liquid Immersion for Reducing Damaging Effect of Laser Giant
Pulses to Dielectric Mirror Coatings, Appl. Phys. Lett., 8, 316 (1966).
Hardway G. A., Why Lasers FaiLAnd What to Do about it, Microwaves, p. 46
(April 1966).
Особенности эксплуатации лазеров и их обслуживание 173
How to Clean Optics, Booklet published by Coherent Radiation, Palo Alto,
California. \
Introduction to Flashlamps, Tech> Bull. 1, ILC Tech., Sunnyvale, California.
Leib K. G., Eng. R. S., Reactivation of a Helium-Neon Laser by Diffusion,
J. Sci. Instrum.. 44, 313 (1967). ' .
Levy S., Wright R. H„ Replication aS a Window Cleaning Technique, Rev.
Sci. Instrum., 42, 1737 (1971). \ .i
Padula C. F., Laser System Alignment: Recovering the Lost Joules, Electro-
Opt. Systems Design, p. 24 (February 1973).
Soileau M. J., Wang V., Improved Damage Thresholds for Metal Mirrors, Appl.
Opt., 13, 1286 (1974).
Spawr W. J., Pierce R. L., Metal Mirror Selection Guide, Opt. Laser Technol.,
8, 25 (1976).
Staats P. A., Morgan H. W., Comment: Rejuvenation of He—Ne Lasers, Rev.
Sci. Instrum., 42, 1380 (1971).
Глава 6
ТЕХНИКА БЕЗОПАСНОСТИ
ПРИ РАБОТЕ С ЛАЗЕРАМИ
Использование лазеров связано с определенной степенью
опасности. Наиболее очевидным является возможность пораже-
ния глаз. Излучение высокомощных лазеров может вызвать так-
же ожоги кожи. В течение нескольких лет вопрос о безопасной
работе с лазерами вызывал много жарких споров. Стандарты
по лазерной технике безопасности пока еще находятся в состоя-
нии разработки.
При тщательной оценке степени риска и четко намеченной
программе безопасности потенциальная опасность при исполь-
зовании лазеров в научных или промышленных целях может
быть снижена до приемлемого уровня. В широко применяемой
аппаратуре также имеются опасные узлы, и лазеры в этом от-
ношении не являются уникальными. Лазеры могут обеспечить
желаемые результаты при такой же степени риска, как и другое
оборудование.
Ниже мы опишем некоторые физиологические эффекты, на-
блюдаемые при лазерном облучении, приведем значения уров-
ней облученности, при которых могут возникать неблагоприят-
ные явления. Затем мы рассмотрим меры безопасности, уделяя
основное внимание рекомендациям Американского национально-
го института стандартов (ANSI). И наконец, опишем основные
правила работы с лазерами.
В данной книге мы не рассматриваем применения лазеров
в медицине. Хотя такие применения, как лечение диабетической
ретинопатии, приварка отслоившейся сетчатки и удаление та-
туировки, являются несомненно важными, они не попадают
в сферу промышленных применений.
Ниже мы будем говорить об очень большой опасности излу-
чения высокомощных лазеров. Мы не должны при этом забы-
вать, что лазерное излучение является светом и люди всегда
подвергались действию света. Мы не имеем дела с новым аген-
том, действие которого неизвестно и загадочно. Лазерное излу-
чение благодаря своим необычным свойствам может сфокуси-
роваться в малое пятно на сетчатке глаза и, таким образом,
Техника безопасности при работе с лазерами 175
0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1,0 1,1 1.2 1,3 1,4 1,5
длина Полны, мкм
Рис. 6.1. Спектральные характеристики человеческого глаза (1].
оказаться для глаза более опасным, чем обычный источник
света той же мощности. В основном опасность лазерного излу-
чения качественно не отличается от опасности, связанной с дру-
гими высокоинтенсивными источниками света.
6.1. ФИЗИОЛОГИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ
Наибольшую опасность лазерное излучение представляет для
сетчатки (светочувствительная поверхность дна глазного ябло-
ка), роговой оболочки (передний прозрачный слой глаза) и
кожного покрова. Сетчатка может быть поражена лазерами
видимого (0,4<Х<0,7 мкм) и ближнего инфракрасного (0,7<
<А<1,4 мкм) диапазонов. Лазерное ультрафиолетовое (Х<
<0,4 мкм) и далекое инфракрасное (7> 1,4 мкм) излучения не
достигают сетчатки, но могут повреждать роговицу. На кожный
покров может воздействовать излучение лазеров любой длины
волны.
6.1.1. ВОЗДЕЙСТВИЕ НА ГЛАЗА
Только излучение с длиной волны 0,4—1,4 мкм может про-
никать через внешние слои глаза и достигать сетчатки. На
рис. 6.1 приведены две кривые: пропускание света оптической
средой глаза, отделяющей сетчатку от внешней среды, и про-
изведение пропускания глазной среды на поглощение различ-
ными слоями сетчатки [1]. Последняя кривая по существу отра-
178 Глава 6
Рис. 6.3. Плотность мощности (облученность) на сетчатке в зависимости от
расстояния от лазера. Пороги минимального повреждения сетчатки глаз кро-
лика обозначены короткими горизонтальными линиями.
лазера, в зависимости от расстояния при трех различных усло-
виях атмосферной видимости. Одно семейство кривых соответ-
ствует импульсу длительностью 30 нс и полной энергией 1 Дж.
Второе семейство кривых приведено для импульса длительно-
стью 200 мкс и полной энергией 2 Дж. Эти значения характер-
ны для небольших серийных рубиновых лазеров. Для сравнения
(из данных на рнс. 6.2) приведены пороговые значения для
каждой длительности импульса. Как видно из рис. 6.3, луч та-
кого лазера может быть опасен даже на большом расстоянии
от лазера.
Техника безопасности при работе с лазерами 179
Рис. 6.4. Порог повреждения сетчатки обезьян резус для разных длин
воли [3].
На оси ординат отложены обратные величины плотности мощности (облученности),
вызывающие пороговое повреждение. Длительности импульса соответственно равны:
1 с (+), 16 с (А), 100 с (О), 1000 с (X).
Данные, приведенные на рис. 6.2, были приняты в течение
нескольких лет как окончательные результаты измерения плот-
ности лазерной мощности, требующейся для создания мини-
мального ожога сетчатки, и послужили основой нескольких
стандартов по технике безопасности при работе с лазерами. Эти
данные получены для света с длиной волны вблизи красной
границы видимого диапазона спектра, и возникающие ожоги
176 Глава 6
-------------------------------------7--------------------
/
жает опасность для сетчатки в зависимости от длины волны.
Для сведения приведены длины волн наиболее широко исполь-
зуемых лазеров. Излучение с длинами волн короче 0,4 мкм и
длиннее 1,4 мкм не будет воздействовать на сетчатку. Тем нс
менее, если интенсивность излучения достаточно высока, то
излучение может повредить среду, в которой поглощается (обыч-
но роговую оболочку). Поэтому излучение СОг-лазера способно
повредить роговую оболочку./
Сетчатка является наиболее поражаемой частью глаза из-
за фокусирующих свойств глазной линзы. Коллимированный
луч лазерного излучения, входя в глаз, может оказаться сфоку-
сированным на малой площади сетчатки, так что плотность мощ-
ности в фокальном пятне окажется намного выше, чем плот-
ность мощности падающего излучения. Так как диаметр луча
на сетчатке может уменьшиться до 20 мкм, возможно очень
значительное увеличение плотности мощности. Возрастание
плотности мощности пропорционально (dp/dr)2, где dp — диа-
метр зрачка глаза и dr — фокальный диаметр пятна на сетчат-
ке. Если рассмотреть типичный случай dp=«0,5 см, rfr~20-10-4 см,
то плотность мощности на сетчатке увеличится в 6-104 раз по
сравнению с плотностью мощности на входе в глаз. Поэтому
сетчатка может быть повреждена при уровнях мощности, не
представляющих опасности для других частей тела.
На рис. 6.2 [2] приведены некоторые значения плотности ла-
зерной мощности, вызывающей минимальные повреждения (ожо-
ги) сетчатки глаз кролика в зависимости от длительности воз-
действия. Эти данные выражают экспериментально определен-
ные пороги повреждения в единицах мощности на единицу
Рис. 6.2. Пороговая плотность мощности, вызывающая минимальные офталь-
москопически обнаруживаемые повреждения сетчатки глаз кролика для ука-
занных размеров светового пятна на сетчатке [2].
ехника безопасности при работе с лазерами 177
площади на сетчатке. Показанные на рис. 6.2 значения представ-
ляют плотность мощности,Хкотора я падает на сетчатку и тре-
буется для образования едва обнаруживаемого ожога на сет-
чатке. Порог представляет собрй величину, при которой можно
едва обнаруживать малые олСоги при обследовании сетчатки
через офтальмоскоп. Конечно, цри более высоких значениях
плотности по сравнению с порогом будут происходить более
серьезные повреждения, в том числе большие ожоги и кратеры
на сетчатке, выброс вещества сетчатки в стекловидную среду
глаза и кровоизлияния внутри глазного яблока. Пороговая мощ-
ность обнаруживаемого повреждения сильно зависит от дли-
тельности импульса и размеров пятна на сетчатке.
Представляет интерес зависимость порога повреждения сет-
чатки от диаметра пятна. При очень коротких временах воздей-
ствия теплопроводность не существенна. Порог не зависит от
размеров пятна. При больших временах воздействия из-за теп-
лопроводности требуется более высокая плотность мощности
для возникновения повреждения при малом пятне. С участка
малой площади тепло легче отвести за счет теплопроводности,
чем с участка большой площади.
Данные, приведенные на рис. 6.2, не исчерпывают всей опас-
ности лазерного излучения для сетчатки. Эти данные получены
главным образом для источника света, излучающего вблизи
красного участка видимого диапазона спектра. Как мы увидим
ниже, источники вблизи синего края видимого диапазона спект-
ра могут оказывать более сильное поражающее действие. Очень
мало имеется данных о воздействии лазерного излучения с пи-
косекуидными импульсами. Данные, полученные для глаз кро-
лика, не всегда можно использовать для оценки поражения глаз
человека. Влияние лазерного излучения иа способность хорошо
видеть в течение жизни организма изучено еще не достаточно.
Неизвестно влияние повторяющихся импульсов, не превышаю-
щих порог. Вполне можно ожидать эффектов, происходящих ни-
же порога повреждений. При более длинных экспозициях воз-
никают осложнения, связанные с зависимостью порога повреж-
дения от размера изображения, так как трудно предсказать
точный размер фокального пятна на сетчатке при случайной
экспозиции. Тем не менее имеется достаточно данных, позво-
ляющих установить границы разброса. Результаты, приведенные
иа рнс. 6.2, были использованы при введении некоторых разра-
ботанных стандартов по технике безопасности при работе с ла-
зерами.
Пороговые значения, приводимые иа рис. 6.2, могут быть
легко превышены при работе с обычными лазерами. На рис. 6.3
приведена мощность на единицу площади, попадающая на сет-
чатку глаза при прямом наблюдении импульсного рубинового
180 Глава 6
Рис. 6.5 Пороговые значения мощности Не—Ne-лазера, вызывающие мини-
мальные повреждения сетчатки обезьян резус, в зависимости от длительно-
сти экспозиции {5],
соответствуют тепловой модели, при которой наблюденное по-
вреждение вызывается нагревом.
Дальнейшая работа с лазерами, излучающими на разных
длинах волн во всем видимом диапазоне спектра, показала,
что для излучения вблизи синей границы видимого спектра не-
обходимо также учитывать фотохимическую активность [3]. На
рнс. 6.4 представлены значения порога в зависимости от длины
волны (приведены обратные значения пороговой облученности
сетчатки, при которой возникает минимальный ожог сетчатки
у анестезированных обезьян р^зус). Значения даны для разных
экспозиций. Пороговая облученность значительно ниже в синей
области, чем в красной. Это не может быть объяснено чисто
тепловой моделью, и очевидно, что в синей области повреждение
вызывается также и фотохимическим действием. Практически
это означает, что при равной мощности синий лазер более опа-
сен для сетчатки, чем красный лазер. Эти новые факты должны
учитываться при пересмотре стандартов по технике безопасно-
сти при работе с лазерами.
Другая область, о которой еще мало известно, — возмож-
ность эффекта накопления при повторяющемся воздействии.
В работе [4] был использован лазер на GaAs для воздействия
на глаза обезьян резус. Полная энергия, необходимая для до-
стижения порога повреждения (с вероятностью 50% )> составля-
ла 562 мкДж при частоте повторения 40 с-1 и 222 мкДж при
1000 с-1. Этот результат подтверждал эффект накопления при
увеличении частоты повторения импульсов. Для низких частот
повторения (менее 1 с-1) никаких данных не имеется.
Техника безопасности при работе с лазерами 181
Если даже пренебречь возможными эффектами накопления
и рассматривать только однократное воздействие, проблема за-
щиты сетчатки глаза не так проста, и по этому вопросу до сих
пор нет единодушного мнения. Для лазеров с большим време-
нем воздействия (более 0,1 с) особенно много разногласий. Это
связано с тем, что существует возможность по крайней мере
частичной защиты от поражения при уровнях вблизи порога
в результате естественной ответной реакции на яркий свет. Раз-
личные исследователи расходятся во мнении о том, насколько
эффективно это сможет защитить человеческий глаз при таких
мимолетиих воздействиях.
Лазер, вызывающий наибольшие споры, — гелий-неоновый
лазер с выходной мощностью, равной нескольким милливаттам.
Этот лазер широко используется в разных областях, и его вы-
ходная мощность находится вблизи уровня, предложенного в
качестве максимально допустимого. На рис. 6.5 приведены зна-
чения порога повреждения сетчатки обезьян резус при воздей-
ствии излучения Не—Ne-лазера [5]. Чувствительное пятно пред-
ставляет собой небольшой участок сетчатки, характеризующий-
ся наиболее высоким восприятием света. Минимальная мощ-
ность, которая могла вызывать повреждение, составляла 7 мВт.
Глаза обезьян были жестко фиксированы, и поэтому при слу-
чайном воздействии излучения на человека не может возникать
больший эффект.
Излучение СОг-лазера с длиной волны 10,6 мкм ие достига-
ет сетчатки. Оно поглощается роговой оболочкой и может вы-
зывать ее ожог. При минимальных ожогах вблизи порога может
возникать непрозрачность роговой оболочки, которая вылечи-
вается в течение нескольких дней. Некоторые данные о пороге
плотности мощности СОг-лазера, вызывающем затемнение ро-
говицы, приведены на рис. 6.6. Эти данные получены исследова-
телями на обезьянах резус. Сравнивая данные, приведенные на
рис. 6.2 и 6.6, отметим, что плотность мощности на рис. 6.2
определена для сетчатки и может превышать значение плотно-
сти мощности на роговой оболочке в 105 раз. Поэтому при оди-
наковой мощности излучения лазер видимого диапазона более
опасен, чем инфракрасный, из-за фокусирующего действия
глаза.
В этом разделе мы рассмотрели лазерную опасность для
глаза, выразив ее через несколько параметров воздействия:
плотность мощности, длину волны, длительность воздействия.
То, что было установлено,—-пороговая плотность мощности, вы-
зывающая при однократном воздействии минимальный наблю-
даемый ожог. Имеются некоторые данные о микроскопически
наблюдаемых гистологических изменениях, происходящих при
более низких уровнях плотности мощности, чем ожоговый по-
182 Глава 6
Рис. 6.6. Пороговая плотность мощности, вызывающая минимальное повреж-
дение роговой оболочки обезьян резус, в зависимости от длительности экс-
позиции (данные представлены Б. Е. Стаком из Франкфордского арсенала).
рог, так что нормы безопасности обычно устанавливаются с уче-
том таких возможностей. Влияние постоянного или многократ-
ного воздействия почти полностью неизвестно. Данные в основ-
ном получены при экспериментах на животных, но имеющееся
небольшое число данных для людей (случайные воздействия и
эксперименты на добровольцах) показывает, что эти пороговые
значения вполне пригодны для установления норм по технике
безопасности при работе с лазерами.
Для функционирования глаза как части живого организма
влияние малого ожога на сетчатке будет сильно зависеть от его
положения. Малый ожог на чувствительном пятне — небольшой
чувствительной области, где зрение наиболее четкое, — будет
несколько снижать остроту зрения. Тот же самый небольшой
ожог на периферийных участках сетчатки будет оказывать ме-
нее заметное влияние. Малые ожоги на сетчатке со временем
частично заживают и сопровождаются потерей остроты зрения.
0.1.2. ВОЗДЕЙСТВИЕ НА КОЖНЫЙ ПОКРОВ
Излучение высокомощных лазеров может вызывать также
ожог кожи. В этом случае проблема менее остра, чем в случае
глаз, поскольку здесь не приходится сталкиваться с увеличени-
ем плотности мощности благодаря фокусирующему свойству
глаза и поскольку порог, вызывающий малый ожог какой-либо
Техника безопасности при работе с лазерами 183
Рис. 6.7. Зависимость отражающей способности кожного покрова человека
от длины волны [6].
А — слабо пигментированная кожа; В — сильно пигментированная кожа.
части тела, такого же порядка или меньше порога, связанного
с подобным ожогом сетчатки или роговой оболочки. Тем не ме-
нее лазерные ожоги кожи имеют особое значение. Высокомощ-
ные лазеры в настоящее время используются в промышленности
и потенциально способны вызывать сильные ожоги.
Взаимодействие лазерного излучения с кожным покровом за-
висит от длины волны и пигментации кожи. На рис. 6.7 приве-
дена зависимость отражающей способности кожного покрова от
длины волны [6]. В видимой области отражающая способность
кожного покрова высокая. Величина коэффициента отражения
зависит от степени пигментации. Поэтому значительная часть
видимого света, попадающего на кожу, будет отражаться. В да-
лекой инфракрасной области спектра кожный покров начинает
сильно поглощать. Низкая отражающая способность не зави-
сит от пигментации.
Для той части излучения, которая не отражается, коэффици-
ент пропускания тканей человеческого тела претерпевает су-
щественные изменения. Вблизи л=1,15 мкм имеется максимум
пропускания. Около 20% падающего света на этой длине волны
будет проходить через щеку [7]. При удалении от этой длины
волны пропускание спадает. На длинах волн более 1,4 мкм и
менее 0,5 мкм пропускание щеки практически равно нулю.
В противоположность этому на длине волны ~10 мкм поглоще-
ние происходит очень интенсивно и в очень тонких поверхност-
ных слоях. В воде длина пути, на котором поглощается 90% па-
дающего света, составляет ~0,03 мм для Х.= 10 мкм [8].
186 Глава 6
Создание физических барьеров более приемлемо в производст-
венных условиях, где работающий персонал менее квалифици-
рован в области оптики. Вся лазерная установка может быть
так ограждена, что будет устранена возможность попадания
лазерного излучения на людей. Инженерные методы контроля
могут быть более подходящими для проведения измерений, ко-
гда сотрудники более квалифицированы и когда жесткое ограж-
дение могло бы помешать выполнению измерений.
Наиболее распространенной мерой обеспечения безопасности
глаз является использование защитных очков, снижающих воз-
действие излучения на глаза до уровня, не представляющего
опасности. Лазерные защитные очки характеризуются опреде-
ленными значениями оптической плотности для рабочих длин
волн лазера. Оптическая плотность (О. П.) определяется сле-
дующим выражением:
O.n.= -lg(Z//0), (6.1)
где /о — интенсивность падающего света и I — интенсивность
прошедшего света. Таким образом, О. П.=5 означает ослабле-
ние света в 105 раз.
Защитные очки необходимо использовать всегда, когда су-
ществует возможность воздействия излучения мощностью, пре-
вышающей максимально допустимый уровень. В промышленных
применениях наилучшим правилом, по-видимому, будет недо-
пущение прямого попадания в глаза лучей по крайней мере
импульсных лазеров и непрерывных лазеров с выходной мощ-
ностью выше некоторого уровня.
Для импульсных и высокомощных непрерывных лазеров путь
луча должен быть таким, чтобы оператор никогда не смог бы
подставить свой глаз под луч и чтобы за пределы защищенной
зоны не выходил бы зеркально отраженный луч. Защитные очки
были бы необходимы в тех случаях, когда диффузное отражение
представляло бы опасность.
Нет ни одного материала, который обеспечивал бы эффек-
тивную защиту от лазерного излучения всех длин волн и при
этом позволял бы хорошо видеть. Существуют надежные за-
щитные стекла для лазерного излучения с определенными дли-
нами волн, и такие стекла имеются в продаже. Обычные защит-
ные стеклянные очки с боковыми шторками будут существенно
ослаблять лучи СОг-лазера, но имеется опасность растрескива-
ния стекол под действием лучей высокой интенсивности.
В данном случае очень важным параметром является свето-
пропускание стекла. Если светопропусканпе мало, то для потре-
бителя защитные очки не будут удобными. Лазерные средства
защиты глаз могут быть в виде обычных очков и специальных
защитных. Специальные защитные очки обеспечивают более
Техника безопасности при работе с лазерами 187
полную защиту (излучение не попадает в глаз даже со сторо-
ны). Такие очки ограничивают боковое зрение и иногда не-
удобны из-за того, что они слишком тяжелы или в них жарко.
Защитные средства в виде обычных очков (с боковыми штор-
ками) легки и, вероятно, более удобны, чем специальные защит-
ные очки. Однако очки, изготовленные для потребителя по ре-
цепту, очень дороги. Специальные защитные очки могут быть
дополнены очковыми линзами по рецепту потребителя.
Следует отметить, что лазерные средства защиты глаз под
действием лазерного излучения большой мощности могут рас-
плавиться, обесцветиться, растрескаться или расколоться. В не-
которых лазерных средствах защиты глаз после нескольких
секунд непосредственного воздействия лазерного луча с плотно-
стью мощности 6—12 Вт/см2 возникают структурные изменения
[10]. Изменения происходят как в материале линзы, так и в ма-
териале оправы. В некоторых случаях часть излучения может
проникать через отверстия, возникающие в материале. Потреби-
тели должны знать предел действия своих защитных средств.
Эти данные они могут получить либо от изготовителя, либо в
результате прямых испытаний.
Хотя средства защиты глаз от лазерного излучения предла-
гаются различными поставщиками уже в течение многих лет,
они нуждаются в дальнейшем усовершенствовании. Желатель-
но, чтобы они были прозрачны при сохранении высокой оптиче-
ской плотности на длине волны лазерного излучения, более сов-
местимы с линзовыми предписываемыми очками и более удоб-
ны для потребителя.
Все сказанное выше относилось к прямому воздействию
лазерного луча на глаза. Отраженный лазерный луч также мо-
жет быть опасен, особенно в .тех случаях, когда отражение про-
исходит в неожиданном направлении. Необходимо различать
зеркальное отражение (например, от зеркала или блестящего
куска металла) и диффузное отражение (например, от куска
белой бумаги).
Возможность зеркального отражения луча должна быть тща-
тельно рассмотрена. Опасные отражения могут возникать о г
различных объектов на пути луча — стеклянных поверхностей,
наручных часов, бутылок и т. п. При обработке металлов часто
происходит так, что луч специально направляется на блестящую
мишень. Зеркально отраженный луч опасен так же, как и пря-
мой луч, и в этом случае должны приниматься такие же меры
предосторожности, как и в случае прямого луча.
Для диффузного отражения необходимо рассмотреть воз-
действие на сетчатку, так как на расстояниях порядка размеров
комнаты плотность мощности на сетчатке не зависит от рассто-
яния от пятна. Это объясняется тем, что плотность мощности
184 Глава 6
Таким образом, лазерные ожоги кожи целесообразно рас-
смотреть в основном для СО2-лазеров по следующим причинам:
1. СО2-лазеры— наиболее распространенные среди мощных
лазеров — способны излучать мощность, достаточную для воз-
никновения ожогов кожи.
2. Отражающая способность кожного покрова на длине вол-
ны 10 мкм низка, так что почти вся энергия поглощается, тогда
как в видимой и ближней инфракрасной областях спектра
большая часть излучения отражается.
3. Коэффициент поглощения очень высок, поэтому энергия
задерживается в тонком слое. В противоположность этому для
лазеров видимого и ближнего инфракрасного диапазонов погло-
щение будет происходить на более значительной глубине, так
что эффекты нагрева будут менее сильными.
Эти доводы не означают, что другие лазеры не могут вызы-
вать ожоги кожи, но СО2-лазеры, по-видимому, в настоящее
время наиболее опасны. Даже мимолетное попадание под луч
больших СО2-лазеров, используемых в промышленности, может
вызвать тяжелые ожоги.
20 г
10 -
*
Ц11----1---1—i_i_l----1---1—I—j—!_
0,1 1 10
Длительность Воздействия, с
Пороговые значения
облученности, при кото-
рых СО2-лазер может вы-
зывать ожоги кожи, при-
ведены па рис. 6.8 [9].
Эти данные относятся
к выбритой коже морских
свинок под наркозом.
Критерием служило сла-
бое покраснение кожи
спустя 24 ч после воз-
действия.
Если данные на рис.
6.8 сравнить с данными
4° на рис. 6.6, то можно от-
метить некоторое сходст-
во зависимостей. Роговая
Рис. 6.8. Пороговые значения для мини-
мальных ожогов кожи морских свинок в
зависимости от времени при облучении
~СОг-лазером [9].
оболочка ненамного чув-
ствительнее к поражению
излучением СО2-лазера,
чем другие участки кож-
ного покрова. Очевидно,
что малый ожог на роговой оболочке более мучителен, чем по-
добный же ожог где-либо на кожном покрове.
Вблизи порогового значения ожога кожи преобладающим,
по-видимому, является тепловой механизм, и поражение возни-
кает от действия тепла. Совершенно не ясно, могут ли при этом
Техника безопасности при работе с лазерами 185
проявляться канцерогенные или другие неизученные эффекты.
При высоких значениях облученности, существенно превышаю-
щих порог минимальных ожогов, могут возникать ударные эф-
фекты. Быстрое поглощение энергии может приводить к возник-
новению фронта ударной волны, который проходит через тело
и может повреждать орган, вызывая его смещение. Такие эф-
фекты наблюдались еще в начале освоения высокомощных ла-
зеров на рубине и стекле с неодимом. Принятие программы
безопасности, которая исключает возможность появления поро-
говых ожогов кожи, автоматически исключает и поражения от
ударных волн, создаваемых поглощением лазерного излучения.
6.1.3. ДРУГИЕ ОПАСНОСТИ
При изучении условий безопасной работы с лазерами наи-
большее внимание уделялось лазерному излучению. Но сущест-
вуют и другие возможные опасности, связанные с лазерами, на-
пример опасность поражения электрическим током, ядовитые
или агрессивные вещества, используемые в лазерах или в обо-
рудовании типа модуляторов или затворов, и возможные вред-
ные пары, возникающие при лазерном испарении материала
мишени. Наибольшую опасность представляет источник элект-
ропитания лазера. Эта опасность, конечно, не является харак-
терной для лазера, и здесь необходимы те же предосторожно-
сти, что и при использовании любого высоковольтного обору-
дования. Полная программа лазерной безопасности должна рас-
сматривать не только опасности, связанные с лазерным лучом,
но и все другие опасности, о которых мы только что говорили.
6.2. НОРМЫ И СТАНДАРТЫ БЕЗОПАСНОЙ РАБОТЫ С ЛАЗЕРАМИ
Основное правило при работе с лазерами заключается в том,
чтобы не допускать попадания на тело лазерного излучения
мощностью, превышающей максимально допустимый уровень
воздействия. Максимально допустимые уровни воздействия
устанавливаются стандартами по технике безопасности при ра-
боте с лазерами, которые рассмотрены ниже. Нормы безопас-
ности установлены для глаз и кожного покрова при воздействии
на них лазерного излучения различных длин волн и различной
длительности.
Меры безопасности могут заключаться в создании физиче-
ских барьеров или в обеспечении инженерного контроля. Физи-
ческие барьеры — это непрозрачные для лазерного излучения
материалы, защищающие тело от попадания лазерного луча.
Инженерный контроль — это определенные меры, обеспечиваю-
щие отключение лазера до тех пор, пока не выяснен путь его
луча. Оба вида мер предосторожности уже нашли применение.
188 Глава 6
на роговой оболочке уменьшается с увеличением расстояния от
диффузно отражающей поверхности, но фокальное пятно на
сетчатке уменьшается с расстоянием в той же степени. Поэтому
для максимально допустимой экспозиции роговой оболочки в
случае диффузного отражения установлены более жесткие тре-
бования, чем в случае прямого освещения или зеркального от-
ражения. Мощность больших лазеров может легко достигать
таких значений, когда излучение от диффузно отражающей по-
верхности представляет опасность.
Возможность возникновения ожогов кожного покрова менее
вероятна. Наиболее распространенные лазеры, например гелий-
неоновые, неспособны вызвать ожог кожи. Большие лазеры, ис-
пользуемые при обработке металлов, могут, несомненно, вызы-
вать тяжелые ожоги, но такие установки относительно легко
экранировать. Наиболее подходящей мерой безопасности при
работе с лазерами, которые могут вызвать ожог кожи, является
полная защита области действия луча непрозрачными для ла-
зерного излучения экранами.
Желательно, чтобы излучение высокомощных лазеров не вы-
ходило за пределы небольшой области, а доступ к таким лазе-
рам был ограничен. Желательны также следующие меры: преду-
преждающие световые табло, вспыхивающие, когда включено
питание лазера; соответствующие предостерегающие знаки; не-
обходимые в некоторых случаях звуковые сигналы; плотно за-
крывающиеся двери в лазерное помещение, заблокированные
с источником питания лазера.
При лазерной установке должен быть официальный предста-
витель по технике безопасности, ответственный за оценку и
контроль потенциальных опасностей, связанных со спецификой
данной установки. Рекомендуется периодическое обследование
персонала, обслуживающего лазерные установки. Некоторые ин-
ституты проводят обследование глаз своих сотрудников обыч-
ными методами.
И наконец, настоятельно рекомендуется обучение правилам
техники безопасности персонала, работающего с лазерами. В на-
стоящее время разработаны простые программы обучения без-
опасной работы с лазерами для работников промышленно-
сти [11].
Стандарт ANSI. Для максимально допустимых уровней воз-
действия лазерного излучения предложены различные нормы и
стандарты. Нормы не проводят четкой линии между опасностью
н безопасностью, но они отражают современное состояние экс-
периментальных исследований (в основном экспериментов на
животных) и указывают уровни, ниже которых не возникает
никаких известных опасных эффектов. Нормы должны приме-
няться с учетом особенностей использования лазера.
Техника безопасности при работе с лазерами 189
Максимально допустимые уровни воздействия на глаза уста-
новлены для роговой оболочки, а не для сетчатки, так как на
практике значительно легче измерить плотность мощности пли
энергии на роговой оболочке.
Серия стандартов, имеющих особое значение, разработана
отделом Американского национального института стандартов
(ANSI — American National Standards Institute) и известна под
шифром Z-136 [12]. Этот шифр является условным. Данный
стандарт, по-видимому, является наиболее важным и широко
применяемым стандартом по технике безопасности при работе
с лазерами. Кроме того, юридически закрепленные правила, ко-
торые уже были приняты или могут быть приняты различными
ведомствами, часто оказываются подобными стандарту ANSI и,
вероятно, составленными на его основе. Поэтому в связи с осо-
бым значением этого стандарта мы рассмотрим его подробнее.
Стандарт охватывает несколько различных вопросов:
1) определение максимально допустимых уровней воздейст-
вия лазерного излучения;
2) классификацию лазеров в соответствии с уровнем опас-
ности;
3) определение практических мер безопасности для каждого
класса.
Некоторые характерные уровни максимально допустимого
воздействия для глаза приведены на рис. 6.9. Эти значения
усреднены по выходной апертуре луча, которая установлена для
различных диапазонов длин волн и типов воздействия. При воз-
действии на глаза лазерным излучением видимого диапазона
(0,4—0,7 мкм) выходная апертура равна 7 мм. Для других длин
волн короче 100 мкм установлена выходная апертура 1 мм. Кри-
вые на рис. 6.9 относятся к однократному прямому воздействию
на глаза коллимированным лучом. На рис. 6.9 приведена только
часть кривых, имеющихся в стандарте ANSI. Другие кривые,
например, относятся к протяженным источникам. Кроме того,
в некоторых особых случаях также необходимо обращаться к
исходному документу.
На рис. 6.9 приведены уровни максимально допустимого воз-
действия для некоторых наиболее часто используемых лазеров.
Для излучения на длинах волн 0,7—1,06 мкм может быть ис-
пользован уровень, характерный для 0,7 мкм. Для ультрафио-
летового излучения (<0,4 мкм) установлены уже другие зна-
чения максимально допустимого воздействия.
Для видимого диапазона (0,4—0,7 мкм) при длительностях
экспозиции не более 10 с уровни максимально допустимого воз-
действия не зависят от длины волны. При более длительных
экспозициях эти уровни начинают зависеть от длины волны.
На рис. 6.9 приведены две предельные кривые для 0,7 и 0,4—
190 Глава б
Рис. 6.9. Максимально допустимое воздействие лазерного луча для глаза в
зависимости от длительности воздействия [12].
0,55 мкм. Для длин волн 0,55—0,7 мкм кривые будут распола-
гаться между этими предельными кривыми. Приведен также
наиболее важный случай для длины волны 0,6328 мкм. Более
низкие значения максимально допустимого воздействия для ко-
ротких волн, возможно, обусловлены фотохимическим механиз-
мом повреждения сетчатки. Как уже говорилось выше, фотохи-
мическое воздействие наиболее сильно проявляется вблизи си-
него края видимого диапазона спектра.
Данные, приведенные на рис. 6.9, справедливы только для
однократного воздействия. Для частотно-импульсных лазеров
уровень максимально допустимого воздействия снижается при
увеличении частоты повторения импульсов. Если при частоте
1 с-1 значение этого уровня принять за 100%, то при 10с-1 оно
снизится до 31,6%, при 100 с-1 — до 10% и при 1000 с-1 —
До 6%.
На рис. 6.10 приведены рекомендуемые ANSI значения мак-
симально допустимого воздействия лазерного излучения на кож-
ный покров в зависимости от длительности воздействия для не-
Техника безопасности при работе с лазерами 191
Рис. 6.10. Максимально допустимое воздействие лазерного излучения разных
длин волн для кожного покрова в зависимости от длительности воздейст-
вия [12].
скольких диапазонов длин волн. В ультрафиолетовой области
спектра эти значения очень сильно зависят от длины волны в
диапазоне 0,302—0,315 мкм. В данном интервале длин волн
показаны еще две кривые. Кроме этого, общая ультрафиолето-
вая облученность роговой оболочки не должна превышать
1 Вт/см2.
Значения, приводимые на рис. 6.10, усреднены по выходной
апертуре 1 мм для диапазона длин волн 0,2—1 мкм. Сравнивая
данные, приведенные на рис. 6.9 и 6.10, отметим, что значения
максимально допустимого воздействия для кожи и роговой обо-
лочки одни и те же в длинноволновой области спектра (1,4—
4000 мкм).
Другой важной особенностью стандарта ANSI является клас-
сификация лазеров в зависимости от степени опасности (четыре
класса):
Класс I — лазеры с уровнем мощности излучения, не вызы-
вающим каких-либо известных опасных явлений.
Класс II — низкомощные непрерывные лазеры видимого диа-
пазона.
Класс III — лазеры средней мощности, излучение которых
194 Глава 6
го класса предусмотрены специальные меры безопасности.
В табл. 6.2 кратко изложены различные меры безопасности для
каждого класса лазеров.
Таблица 6.2
Основные меры безопасности в соответствии со стандартом ANSI
(упрощенный вариант)
Класс лазеров Название класса Меры безопасности
I Безопасные лазеры Не требуются
11 Лазеры видимого диапа- зона малой мощности Предупредительные надписи
III Лазеры средней мощности 11 специальных мер, в том числе: защита глаз, работа в специаль- ном помещении, ограничение пути луча, предупредительные надписи и обучение операторов
Ша Подкласс непрерывных Рекомендуемые, но не обязательные
лазеров мощностью 1— 5 мВт 11 мер безопасности для клас- са III
IV Лазеры высокой мощности 17 специальных мер: 11 мер для класса III и 6 более строгих мер, включающих защиту глаз, конт- роль помещения и системы преду- преждения, ограничение пути лу- ча, дистанционное включение и управление работой и блокировку питания
Здесь мы дали лишь основные принципы классификации ла-
зеров и сведения по мерам безопасности. Рекомендации ANSI
по классификации лазеров и мерам безопасности составлены
очень подробно, и поэтому при изложении программы безопас-
ной работы с лазерами необходимо иметь полный текст доку-
мента.
6.3. ОСНОВНЫЕ ТРЕБОВАНИЯ И ОГРАНИЧЕНИЯ
Стандарт ANSI по технике безопасности при работе с лазе-
рами в значительной степени носит характер рекомендации.
Имеются организации, которые требуют более строгих стандар-
тов по технике безопасности и практических мер защиты. С ни-
ми согласны отдельные предприниматели.
Многие предприниматели требуют соблюдения стандартов по
технике безопасности при работе с лазерами, причем во многих
случаях таким стандартом является стандарт ANSI. В этом раз-
Техника безопасности при работе с лазерами 195
деле мы кратко опишем правила безопасной работы с лазера-
ми, предложенные следующими организациями:
1) Бюро радиологической защиты, которое относится к Ми-
нистерству здравоохранения и образования;
2) Управлением профессиональной безопасности и здраво-
охранения, входящим в Министерство труда;
3) администрацией различных штатов.
6.3.1. СТАНДАРТЫ БЮРО РАДИОЛОГИЧЕСКОЙ ЗАЩИТЫ
Бюро радиологической защиты опубликовало промышленные
стандарты на лазерные изделия [13]. Эти стандарты действуют
с 2 августа 1976 г. Начиная с этого времени все продаваемые
лазерные изделия должны соответствовать этим стандартам.
Действие стандартов не распространяется на лазерные изделия,
проданные ранее.
Чтобы понять эти стандарты, следует отметить, что в основ-
ном они касаются изготовителей лазерных изделий 9, а не по-
требителей. В предварительных замечаниях к стандартам от-
мечается, что «Управление по продовольственным и медицин-
ским товарам не имеет полномочий для контроля использования
электронных устройств. Стандарт не запрещает приобретение
других лазерных изделий иной классификации для каких-либо
целей». Потребитель, однако, обнаружит, что стоимость лазер-
ных изделий возросла с 2 августа 1976 г., так как стандартами
Бюро радиологической защиты узаконено использование таких
дополнительных приспособлений, как устройство блокировки и
индикаторы излучения. Для больших лазерных систем дополни-
тельные расходы составляют небольшую долю стоимости всей
системы. Для некоторых небольших гелий-неоновых лазеров до-
полнительные расходы уже будут составлять существенную
часть стоимости лазера.
Бюро радиологической защиты подразделяет лазеры на че-
тыре класса. Принципы классификации те же, что и в стандарте
ANSI. Применение схемы классификации на практике часто
приводит к тому, что данный лазер попадает в один класс
как по схеме ANSI, так и по схеме Бюро радиологической
защиты. Тем не менее последняя схема классификации более
подробна и в ней учитываются длина волны и время работы
лазера. На практике при классификации какого-либо лазера
целесообразно иметь под рукой подробные правила.
Правила требуют от изготовителей проводить аттестацию
своей продукции на основе принятых методик измерения. Для
обеспечения этих требований необходимы большие усилия по
*) Правила распространяются также иа покупателей, которые создают
устройства на основе лазеров и затем их продают.
7*
192 Глава 6
Длительность воздействия, с
Рис. 6.11. Максимальные уровни плотности мощности на диффузно отражаю-
щей поверхности, при которых не возникает опасных отражений, в зависи-
мости от длительности во (действия [12]. Значения для длин воли 0,7—
1,06 мкм могут быть получены интерполяцией.
оказывает поражающее действие при прямом попадании луча,
но не являющееся опасным при диффузном отражении
Класс IV — высокомощные лазеры, излучение которых вы-
зывает поражающее действие даже при диффузном отражении.
Из данной классификации следует, что имеются лазеры, даже
диффузное отражение которых представляет опасность. На
рис. 6.11 приведены значения максимальной мощности на диф-
фузно отражающей поверхности, при которых отраженное из-
лучение не представляет опасности. Многие доступные лазеры
могут иметь уровень излучения, превышающий предельно допу-
стимые значения, показанные на этом графике.
Точная классификация- лазеров несколько сложна и зависит
от длины волны и длительности возможного воздействия. Под-
робную схему классификации можно найти в стандарте ANSL
Пример такой классификации для некоторых распространенных
лазеров приведен в табл. 6.1.
*) Введен также подкласс 111а, включающий лазеры класса III; пзлучеи.че
которых в 1—5 раз превышает нижний предел для этого класса и плотность
мощности которых не превышает предписанных допустимых значений. Прак-
тическое значение такого деления состоит в том, что к подклассу П1а отно-
сится большинство непрерывных лазеров видимого диапазона с выходной
мощностью 1—5 мВт.
Техника безопасности при работе с лазерами 193
Таблица 6.1
Примеры классификации некоторых распространенных лазеров
Лазер Длина вол- ны, мкм Верхний предел мощности излучения
Класс I Класс 11' Класс 111= Класс (V
Не—Ne (непре- рывный) 0,6328 6,8 мкВт 1 мВт 0,5 Вт >0.5 Вт
Аргоновый (не- прерывный) 0,5145 0,4 мкВт 1 мВт 0,5 Вт >0,5 Вт
СО2 (непрерыв- ный) 10,6 0,8 мВт — 0,5 Вт >0,5 Вт
СО2, TEA (им- пульс 100 нс) 10,6 80 мкДж — 10 Дж/см2 >10 Дж/см2
HAINNd (не- прерывный) 1,064 0,2 мВт — 0,5 Вт >0,5 Вт
HAF:Nd (им- пульс 20 нс) 1,064 2 мкДж — 0,16 Дж/см2 >0,16 Дж/см2
’ Класс II включает только непрерывные лазеры видимого диапазона спектра.
2 Подкласс Н1а включает лазеры класса III с выходной мощностью, в 1—5 раз
превышающей нижний предел мощности класса III при условии, что соответствующее
максимально допустимое воздействие для данного класса после выходной апертуры
не достигается.
В таблице указаны верхние пределы мощности излучения
лазеров для классов I, II и III. К классу I относятся лазеры
с излучением, не превышающим установленный для этого клас-
са предел. К классам II и III относятся лазеры, уровень излуче-
ния которых выше предела, установленного для предшествую-
щего класса, и ниже верхнего предела для данного класса.
К классу IV относятся лазеры с уровнем излучения, превышаю-
щим верхний предел для класса III. Для непрерывных лазеров
(длительность излучения более 0,25 с) уровни даны в едини-
цах мощности. Для импульсных лазеров уровни выражены или
в единицах энергии, или в единицах плотности энергии на им-
пульс. В табл. 6.1 пределы для импульсных лазеров относятся
к одиночным импульсам. Для частотно-импульсных лазеров
энергия одиночного импульса и средняя мощность должны быть
ниже верхнего предела, установленного для лазеров данного
класса.
В стандарте ANSI имеются также некоторые специальные
рекомендации по технике безопасности при работе с лазерами.
В нем, как уже говорилось выше, в соответствии со степенью
опасности лазеры сгруппированы в четыре класса и для каждо-
7 Дж. Реди
196 Глава 6
разработке и стандартизации методов точного измерения лазер-
ной мощности.
Итак, для лазеров некоторых классов, изготовленных после
2 августа 1976 г., должны быть учтены дополнительные расходы
на обеспечение безопасности работы с лазерами, в том числе
на создание блокировки безопасности, дистанционного управле-
ния, главного клавишного выключателя, индикаторов излуче-
ния, включающихся при работе лазера, шильдиков с указанием
типа лазера и класса и постоянно закрепленных ослабителей
луча.
Кроме того, установлены некоторые категории, характеризую-
щие область применения: медицинские лазерные установки, ла-
зерные устройства контроля, регулировки и юстировки, демон-
страционные лазеры. Ограничения касаются изготовляемых,
конструируемых, разрабатываемых или намечаемых к разра-
ботке лазеров для каждого из этих применений.
6.3.2. УПРАВЛЕНИЕ ПРОФЕССИОНАЛЬНОЙ БЕЗОПАСНОСТИ
И ЗДРАВООХРАНЕНИЯ
Имеются сведения, чю Управление профессиональной без-
опасности и здравоохранения также разрабатывает стандарты
по технике безопасности при работе с лазерами. Такие стандар-
ты, безусловно, имели бы более прямое отношение к потреби-
телям лазеров, чем стандарты Бюро радиологической защиты.
Однако до конца 1977 г. такие стандарты пока не были
предложены. Единственным исключением являются опублико-
ванные в 1974 г. правила использования лазеров в строитель-
стве [14]. Эти правила устанавливают максимальные уровни
воздействия для работников, подвергающихся интенсивному
лазерному облучению. Тем не менее большинство применений
лазеров в промышленности все еще не охвачено нормалями
Управления профессиональной безопасности.
Очевидно, что такие нормали в конце концов будут опубли-
кованы. Разработанная классификационная схема может слу-
жить основой для будущих нормалей Управления профессио-
нальной безопасности. Применяемые лазеры классифицируются
в соответствии с этой схемой, которая подобна схемам класси-
фикации ANSI и Бюро радиологической защиты [15]. Стандарт
Управления профессиональной безопасности после опубликова-
ния должен быть критически обсужден, после чего в него, оче-
видно, будут внесены некоторые уточнения. Вполне возможно,
что между начальной публикацией и вступлением в силу стан-
дарта может пройти 1—2 года.
Кроме того, можно предполагать, что стандарты Управления
профессиональной безопасности будут подобны стандартам
ANSI.
Техника безопасности при работе с лазерами 197
6.3.3. ЗАКОНЫ ШТАТОВ
Имеется также много отдельных законов, которые изданы
в различных штатах и относятся к регистрации лазеров и конт-
ролю за их использованием. Однако эти законы в различных
штатах разные. При использовании лазеров обязательно долж-
ны применяться те ограничения, которые установлены в данном
штате. Сводка законов штатов опубликована в апреле
1975 г. [16].
ЛИТЕРАТУРА
1. Geeraets W. J., Berry Е. R., Am. J. Ophthal, 66, 15 (1968).
2. Clarke A. M. et al.. Arch. Environ. Health, 18, 424 (1969).
3. Ham W. T, Mueller H. A., Sliney D. H„ Nature, 260, 153 (1976).
4. Ebbers R. W., Am. Indust. Hyg. J., 35, 252 (1974).
5. Lappin P W, Arch. Environ. Health, 20, 177 (1970).
6. Sliney D. H., Freasier В. C., Appl. Opt., 12, 1 (1973).
7. Cartwright C. H„ J. Opt. Soc. Am., 20, 81 (1930).
8. Bayly J. G., Kartha V. B., Stevens W. H., Infrared Phys., 3, 211 (1963).
9. Brownell A. S., Stuck В. E., Frankford Arsenal, AD Report 785, 609
(1972).
10. Envall K. R. et al., Preliminary Evaluation of Commercially Available
Laser Protective Eyewear, HEW Publication (FDA) 75-8026, March 1975.
11. Smith J. F., Murphy J. J„ Eberle W. J., Society of Manufacturing Engi-
neers Technical Paper Mr 75-575 (1975).
12. Standard Z-136.1 — 1976, For the Safe Use of Lasers, American National
Standards Institute, 1430 Broadway, New York, New York 10018.
13. Federal Register, Vol. 40, No. 148 (Thursday, July 31, 1975).
14. Federal Register, Vol. 39, No. 122 (Monday, June 24, 1974).
15. Laser Hazard Classification Guide, HEW Publication (NIOSH) 76-183,
July 1976.
16. Rockwell R. J., Electro-Opt. Systems Design, p. 12 (April 1975).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 6.1.
Adams D. О., Beatrice E. S., Bedell R. B., Retina: Ultrastructural Alterations
Produced by Extremely Low Levels of Coherent Radiation, Science, 177,
59 (1972).
Beatrice E. S., Frisch G. D., Retinal Laser Damage Thresholds as a Function
of Image Diameter, Arch. Environ. Health, 27, 322 (1973).
Brownell A. S., Skin and Carbon Dioxide Laser Radiation, Arch, Environ.
Health, 18, 437 (1969).
Clarke A. M. et al., Laser Effects on te Eye, Arch. Environ. Health, 18, 424
(1969).
Clarke A. M., Geeraets W. J., Ham W. T., An Equilibrium Thermal Model for
Retinal Injury from Optical Sources, Appl. Opt., 8, 1051 (1969).
Clarke A. M., Ocular Hazards, in Handbook of Lasers (Pressley R. J., ed.),
Chemical Rubber Company, Cleveland, Ohio, 1971.
Ebbers R. W., Dunsky I. L., Retinal Damage Thershoids for Multiple Pulse
Lasers, Aerospace Medicine, 44, 317 (1973).
Ebbers R. W., Retinal Effects of a Multiple-Pulse Laser, Am. Ind. Hyg. Assoc.
J., 35, 252 (1974).
Eleccion M., Laser Hazards, IEEE Spectrum, p. 32 (August 1973).
198 Глава 6
Franks J. К., Sliney D. H., Electrical Hazards of Lasers, Electro-Opt. Sys-
tems Design, p. 20 (December 1975).
Gibson G. L. M., Retinal Damage from Repeated Subthreshold Exposures
Using a Ruby Laser Photocoagulator, Aerosp. Med., 44, 433 (1973).
Goldman L. et al., Effect of the Laser Beam on the Skin, J. Invest. Dermatol.,
40, 121 (1963).
Goldman L., Biomedical Aspects of the Laser, Springer-Verlag, Berlin and
New York, 1967.
Goldman L., Rockwell R. J., Lasers in Medicine, Gordon and Breach, New
York, 1971.
Goldman L., Applications of the Laser, Chemical Rubber Co., Cleveland, Ohio,
1973.
Goldman L. et al., Studies in Laser Safety of New High-Output Systems, 1.
Picosecond Impacts, Opt. Laser Technol., p. 11 (February 1973).
Goldman L. et al., Studies in Laser Safety of New High Output Systems,
2 TEA CO2 Laser Impacts, Opt Lasers Technol., p. 58 (April 1973).
Ham W. T. et al., Ocular Effects of Laser Radiation, Part I, Acta Ophthal, 43,
390 (1965).
, Ham W. T. et al., Retinal Burn Thresholds for the Helium-Neon Laser in
the Rhesus Monkey, Arch. Ophthal., 84, 797 (1970).
Ham W. T. et al., Ocular Hazard from Picosecond Pulses of Nd:YAG Laser
Radiation, Science, 185, 362 (1974).
Ham W. T., Mueller H. A., Sliney D. H., Retinal Sensitivity to Damage from
Short Wavelength Light, Nature (London), 260, 153 (1976).
Knowles С. H., Safe Helim-Neon Lasers Advance Understanding of Light,
Phys. Teacher, p. 69 (February 1972).
Lappin P. W., Ocular Damage Thresholds for the Helium-Neon Laser, Arch.
Environ. Health, 20, 177 (1970).
Leibowitz H. M., Peacock G. R., Corneal Injury Produced by Carbon Dioxide
Laser Radiation, Arch, Ophthal, 81, 713 (1969).
MacKenn D., Fine S., Klein E., Safety Note: Toxic and Explosive Hazards
Associated with Lasers, Laser Focus, p. 47 (October 1968).
Mainster M. A., White T. J., Tips J. H., Cornell Thermal Response to the
CO2 Laser, Appl. Opt., 9, 665 (1970).
Makous W. L„ Gould J. D., Effects of Lasers on the Human Eye, IBM J. Res.
Develop., 12, 257 (1968).
Marich K. W. et al., Health Hazards in the Use of the Laser Microprobe
for Toxic and Infective Samples, Am. Ind. Hyg. Assoc. J., 33, 488 (1972).
Peppers N. A. et al., Corneal Damage Thresholds for CO2 Laser Radiation,
Appl. Opt., 8, 377 (1969).
Ready J. F., Effects of High-Power Laser Radiation, Academic Press, New
York. 1971, Chapter 7.
Sliney D. H., Freasier В. C., Evaluation of Optical Radiation Hazards, Appl.
Opt., 12, 1 (1973).
Sliney D. H., Vorpahl D. C., Winburn D. C, Environmental Health Hazards
. of High-Powered Infrared Laser Devices, Arch. Environ. Health, 30, 174
(1975).
Sliney D. H., Health Hazards from Laser Material Processing, Soc. of Ma-
nufacturing Eng. Tech. Paper MR75-581 (1975).
Tinker R„ The Safe Use of Lasers, Phys Teacher, p. 455 (November 1973).
Vassiliadis A. M. et al., Thresholds of Laser Hazaras, Arch. Environ. Health,
20, 161 (1970).
Wolbarsht M. L. (ed.), Laser Applications in Medicine and Biology, Vol. 1,
Plenum Press, New York, 1971.
Wolbarsht M. L. (ed.), Laser Applications in Medicine and Biology, Vol. 2,
Plenum Press, New York, 1974.
Wolbarsht M. L., Sliney D. H., Needed:More Data on Eye Damage, Laser
Focus, p. 10 (December 1974).
Техника безопасности при работе с лазерами 199
Zweng Н. С., Accidental Q-Switched Laser Lesion of Human Macula, Arch.
Ophthal, 78, 596 (1967).
К разд. 6.2
Am. Conf. Govt. Ind. Hyg., Threshold Limit Values for Chemical Substances
and Physical Agents in the Workroom Environment, ACGIH, Cincinnati,
Ohio (1975).
American National Standards Institute, Standard ZI36.1-1976 for the Safe Use
of Lasers, ANSI, New York, 1976.
Charschan S. S. (ed.), Lasers in Industry, Van Nostrand-Reinhold, Princeton,
New Jersey, 1972, Chapter 10.
Dunsky I. L., Fife W. A., Richey E. O., Determination of Revised Air Force
Permissible Exposure Levels for Laser Radiation, Am. Ind. Hyg, Assoc. J.,
34, 235 (1973).
Michaelson S. M., Standards for Protection of Personnel Against Nonionizing
Radiation, Am. Ind. Hyg. Assoc. J., 35, 766 (1974).
Myers G. E., Operating LaserszDon’t be Half-Safe, Electro-Opt. Systems De-
sign, p. 30 (July 1973).
Powell С. H., Goldman L., Recommendations of the Laser Safety Conference,
Arch. Environ. Health, 18, 448 (1969).
Sliney D. H., Yacovissi R., Control of Health-Hazards from Airborne Lasers,
Aviation, Space Environ. Med., 46, 691 (1975).
Smith J. F., Murphy J. J., Eberle W. J., Industrial Laser Safety Program
Management, Soc. of Manufacturing Eng. Tech. Paper MR75-575 (1975).
Swope С. H., Koester C. J., Eye Protection Against Lasers, Appl. Opt., 4,
523 (1965).
Swope C. W., Design Considerations for Laser Eye Protection, Arch. Envi-
ron. Health, 20, 184 (1970).
Winburn D. C., Selecting Laser-Safety Eye Wear, Electro-Opt. -Systems Design,
p. 46 (October 1975).
Winburn D. C., Safety Considerations in the Laser Research Program at the
Los Alamos Scientific Laboratory, Am. N. Y. Acad. Sci., 267, 135 (1976).
К разд. 6.3
Courtney R. W., Illinois Laser System Registration Law, Laser J., p. 19
(July/August 1970).
Department of Health, Education and Welfare, Performance Standard for
Laser Products, Fed. Register, 40, No, 148 (July 31, 1975).
Department of Labor Construction Safety and Health Regulations, Fed. Regi-
ster, 39, No. 122 (June 24, 1974).
Laser and Laser Safety Regulations, Spectra-Phys. Laser Rev. (February
1976). ~
Mortensen R. L., Perspective on Laser Safety, Electro-Opt. Systems Design,
p. 66 (August 1976).
Mortensen R. L., Lasers and Construction Safety, National Safety News, p. 68
(April 1976).
Rockwell R. J., Current Status of State Laser Safety Legislation, Electro-Opt.
Systems Design, p. 12 (April 1975).
Uniformaty in Safety Codes, Laser Focus, p. 42 (October 1973).
Глава 7
КОМПОНЕНТЫ ЛАЗЕРОВ
И ВСПОМОГАТЕЛЬНЫЕ УСТРОЙСТВА
В данной главе описаны несколько компонентов лазеров и
вспомогательные устройства различных типов. Эти устройства
часто входят в конструкцию самих лазеров или же используют-
ся совместно с лазерами в системах конкретного назначения.
Компоненты и вспомогательные устройства относятся к разным
областям техники, и многие из них были достаточно хорошо
разработаны еще до появления лазеров. Во многих случаях тре-
бования технологии лазеров способствовали быстрому развитию
смежных с ней областей. Поскольку при конструировании или
применении лазеров часто используются смежные области тех-
нологии, полное описание технологии лазеров должно включать
также и описание этих смежных областей.
К специфическим лазерным компонентам относятся зеркала,
поляризаторы, модуляторы добротности и генераторы гармоник,
а также используемые в лазерах инфракрасного диапазона ма-
териалы для линз и окон, прозрачные в инфракрасной области.
К вспомогательным устройствам, используемым часто совмест-
но с лазерами в системах различного назначения, относятся фо-
топриемники, модуляторы и дефлекторы. При описании этих
устройств нам потребуются некоторые сведения из электрооп-
тики, акустооптики и нелинейной оптики.
7.1. ЗЕРКАЛА
В гл. 1 описан резонатор из двух зеркал, в котором при отра-
жении от зеркал свет многократно проходит через активную
среду. В этой главе более подробно рассмотрены зеркала.
Наиболее часто используемые в лазерах зеркала представля-
ют собой прозрачные подложки с многослойными диэлектриче-
скими покрытиями, нанесенными методом испарения в вакууме.
В первых лазерах применялись тонкие покрытия в основном из
серебра или алюминия. Покрытия наносились методом испаре-
ния в вакууме или методом химического осаждения, причем в
твердотельных лазерах покрытия могли наноситься непосредст-
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 201
Воздух п0^1
•к слоев
/7Л/, =‘Лг1г-Л/4
Подложка п
Рис. 7.1. Схема многослойного покрытия.
«в пг — показатели преломления материалов; й, — толщина слоев. Оптическая тол-
щина каждого слоя равна УД. п — показатель преломления подложки; п0^1 — показа-
тель преломления воздуха.
венно на торцы лазерного активного элемента. Однако эти по-
крытия обладали высокими потерями на рассеяние и сравни-
тельно легко повреждались излучением. В настоящее время по-
чти все используемые в лазерах зеркала имеют многослойные
покрытия. В результате интерференции отраженных от каждого
слоя лучей обеспечиваются высокие коэффициенты отражения.
Покрытия состоят из чередующихся слоев с оптической толщи-
ной 7Д (7, — длина волны, на которой требуется очень высокий
коэффициент отражения). В покрытиях чередуются материалы
с большим и малым показателями преломления (рис. 7.1). Та-
кие зеркала изготовляются методом испарения наносимых ве-
ществ в вакууме, причем испаряемый материал осаждается на
подложку. Материалы с высоким и низким значениями пока-
зателя преломления испаряются поочередно, и оптическая тол-
щина каждого слоя равна
Обычно наносится нечетное число слоев, причем первым на
подложку наносится материал с высоким показателем прелом-
ления. Коэффициент отражения R такой последовательности k
слоев определяется выражением
R — (n^+! - пупп\~1) / (n^+1 - nonn^+I),
(7.1);
где «2 и «1 — соответственно высокий и низкий показатели пре-
ломления нанесенных материалов, По=1—показатель прелом-
ления воздуха и п — показатель преломления материала под-
ложки. На рис. 7.2 приведен график зависимости коэффициента
отражения от числа слоев покрытия для нескольких значений
202 Глава 7
показателя преломления п2. Низкий показатель преломления
взят равным 1,46 (слой SiO2). Для высокого показателя пре-
ломления приведены три значения, причем п2=2,62 соответст-
вует двуокиси титана. Высокий коэффициент отражения
( — 100%) обеспечивается
сравнительно небольшим
Рис. 7.2. Зависимость коэффициента от-
ражения от числа слоев многослойных
покрытий для различных значений по-
казателя преломления п2 и при «1=1,46
(SiO2).
числом слоев.
Необходимое значение ко-
эффициента отражения мо-
жет быть получено путем
подбора материала с подхо-
дящим значением показате-
ля преломления и нанесени-
ем определенного числа сло-
ев. Потери на рассеяние в
тщательно изготовленных
зеркалах могут быть очень
небольшими (—-0,1%). По-
этому, используя многослой-
ные диэлектрические покры-
тия, можно получить зерка-
ла с коэффициентом отра-
жения 99,8—99,9%. Такие
зеркала более стойкие, чем
металлические, и широко
применяются в современных
лазерах.
Для подобных покрытий используются различные диэлектри-
ческие материалы, в том числе двуокись титана, двуокись крем-
ния, моноокись кремния, окись церия, двуокись циркония, суль-
фид цинка, криолит (фторид натрия-алюминия), фторид магния
и фторид тория.
Рис. 7.3. Зависимость коэффициента
отражения зеркал гелий-иеоиового
лазера от длины волны.
Зависимость коэффициента
отражения от длины волны
зеркал гелий-неонового лазера
приведена на рис. 7.3 (как
для зеркала с высокой отра-
жающей способностью, так и
для выходного зеркала, обла-
дающего меньшим коэффици-
ентом отражения).
На противоположную по-
верхность подложек зеркал с
целью уменьшения отражения
лазерного луча часто наносят
просветляющие покрытия в ви-
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 203
де четвертьволнового слоя подходящего материала. Просветля-
ющие покрытия широко используются в различных оптических
приборах, например биноклях, с целью уменьшения нежела-
тельных отражений ;на границе раздела .воздух—стекло.
Металлические зеркала с высоким коэффициентом отраже-
ния обычно применяются для инфракрасных лазеров, особенно
для СО2-лазеров. Поскольку зеркала должны выдерживать вы-
сокие уровни излучения, они делаются достаточно массивными
и изготавливаются из металлов с высокой теплопроводностью.
В некоторых случаях они имеют внутренние каналы для жид-
костного охлаждения. В высокомощных лазерах жидкостное
охлаждение уменьшает тепловые искажения и повышает порог
повреждения.
Для зеркал обычно используют высокочистую медь и молиб-
ден. Медные зеркала лучше, чем молибденовые, выдерживают
потоки с высокой плотностью. В молибдене возникают меньшие
тепловые искажения, чем в меди, но он более подвержен кор-
розии при водяном охлаждении. Поверхность высокочистой меди
может тускнеть, поэтому медные зеркала часто покрывают дру-
гим металлом, например золотом или электролитическим ни-
келем.
Все типы описанных выше зеркал, включая многослойные
диэлектрические и металлические зеркала, поставляются от-
дельными изготовителями. Для составления оптических резона-
торов различных конфигураций, описанных в гл. 1, могут быть
выбраны зеркала с определенными радиусами кривизны.
7.2. ПОЛЯРИЗАТОРЫ
Широко известным типом поляризатора являются так назы-
ваемые дихроичные пластинки, которые представляют собой
поляризующий материал, заключенный между пластиковыми
листами. Дихроичные материалы хорошо пропускают свет, по-
ляризованный в одном направлении, и сильно поглощают свет,
поляризованный в перпендикулярном направлении. Если через
поляризующую пластину пропустить луч неполяризованного
света, то прошедший свет будет линейно-поляризованным с ин-
тенсивностью, равной половине интенсивности падающего луча.
Такие дихроичные поляризующие пластины недороги и обычно
используются для демонстрации явления поляризации света.
Дихроичные пластины обладают недостатками. Поскольку они
поглощают половину падающей мощности, их нельзя применять
в мощных лазерах. Степень поляризации света при этом часто
недостаточно высокая, и эти пластины нельзя использовать при
точных измерениях. Коэффициент экстинкции, т. е. отношение
интенсивности прошедшего света к интенсивности поглощенно-
204 Глава 7
Рис. 7.4. Поляризационная призма, в кото-
рой двулучепреломляющий кристалл состо-
ит из двух треугольных призм, разделен-
ных малым воздушным промежутком.
го, для поляризаторов с пластмассовыми пластинами ниже, чем
для высококачественных поляризаторов на кристаллах с двой-
ным лучепреломлением.
Явление двойного лучепреломления описано в гл. 1. В приз-
менных поляризаторах за счет различия скоростей двух компо-
нент поляризации происходит их пространственное разделение.
На рис. 7.4 показан
один тип поляризацион-
ной призмы. Кристалл со-
стоит из двух треуголь-
ных призм, разделенных
небольшим воздушным
промежутком. Обе компо-
ненты поляризации в кри-
сталле распространяются
в одном направлении, но
с разными скоростями.
Показатель преломления
для одного из лучей та-
кой, что угол между лу-
чом и нормалью к по-
верхности раздела превы-
шает критический угол
полного внутреннего от-
ражения. Поэтому, когда
свет достигает воздушно-
го промежутка, одна из
компонент поляризации
отражается (рис. 7.4).
Другая компонента поля-
ризации падает на по-
верхность раздела под
углом, меньшим критического, и пропускается кристаллом.
Устройство создается из двух треугольных призм так, чтобы
прошедший луч не отклонялся. В кристаллах, имеющих два по-
казателя преломления для компонент с разным направлением
поляризации, угол поверхности раздела выбирается таким, что-
бы одна компонента отражалась на поверхности, а другая —
проходила. Имеется много и других устройств, использующих
поляризационные призмы, но рассмотренный выше пример ил-
люстрирует общий принцип.
В некоторых поляризаторах два отдельных элемента склеи-
ваются. В общем случае склеенные поляризаторы непригодны
для работы с лазерами, поскольку высокоинтенсивный луч мо-
жет повредить склейку. Поэтому для лазеров обычно использу-
ются поляризаторы с воздушным зазором. Кристаллические
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 205
f
Поляризационные призмы в общем случае имеют лучшие опти-
ческие свойства и более высокий коэффициент экстинкции для
двух компонент поляризации, чем поляризующие пластины.
7.3. ИНФРАКРАСНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
Во многих применениях лазеров луч должен проходить через
прозрачное окно или фокусироваться линзой. Если лазер излу-
чает в видимой, ближней ультрафиолетовой или ближней ин-
фракрасной областях, то для окон и линз можно использовать
такие хорошо известные материалы, как кварц или стекло, про-
зрачные в этих участках спектра. В более длинноволновой об-
ласти стекло и кварц уже непрозрачны, и необходимо исполь-
зовать другие материалы. Для многих оптических стекол длин-
новолновая граница пропускания составляет ~2,7 мкм, а для
кварца —4,5 мкм. Стекло и кварц можно использовать в неоди-
мовых лазерах на стекле или гранате, но не в СОг-лазерах.
Имеются материалы, хорошо пропускающие излучение с длиной
волны 10,6 мкм, например щелочно-галоидные кристаллы и не-
которые полупроводники. Наиболее часто используемые мате-
риалы приведены в табл. 7.1. Щелочно-галоидные материалы,
а именно хлористый натрий и хлористый калий, являются, по-
видимому, наиболее пригодными. Они обладают слабым погло-
щением на длине волны 10,6 мкм. Их показатель преломления
невелик, так что потери на отражение малы. Цена на эти мате-
риалы может быть низкой. Дополнительным преимуществом
является прозрачность в видимой области, так что инфракрас-
ные системы, использующие такую оптику, могут быть отъюсти-
рованы по видимому свету. Существенным недостатком щелоч-
но-галоидных кристаллов, сильно ограничивающим их исполь-
зование, является поглощение ими водяных паров из атмосферы.
Это приводит к помутнению поверхностей, так что без специаль-
ных мер, обеспечивающих низкую влажность окружающей
оптику атмосферы, срок службы изделий из этих материалов
невелик.
Иртран II и Иртран IV являются поликристаллическими не-
дорогими материалами горячего прессования, обладающие вы-
сокой устойчивостью и слабым пропусканием в видимой области.
Показатель преломления этих материалов выше, чем показатель
преломления щелочно-галоидных кристаллов, поэтому для
уменьшения потерь необходимы просветляющие покрытия. Ко-
эффициенты поглощения этих материалов на длине волны
10,6 мкм выше, чем у других материалов, и поэтому они не
пригодны для пропускания излучения высокомощных лазеров.
Разработаны также некоторые полупроводниковые материа-
лы, в число которых входят германий, арсенид галлия, теллу-
206 Глава 7
Таблица 7.1
Материалы для окон и линз СОг-лазеров
Материал Длинновол- новая грани- ца пропуска- ния, мкм ? Преимущества 1 Недостатки
NaCl, KCI 12, 15 Слабое поглощение из- лучения, прозрач- ность в видимой об- ласти, низкая цена, низкий показатель преломления Недостаточная устойчи- вость, гигроскопич- ность
Иртран II 14 Умеренная цена, про- зрачность в видимой области Возможность поврежде- ния лазерным излуче- нием, потери на по- глощение
Иртран IV 22 Умеренная цена, про- зрачность в видимой области Возможность повреж- дения лазерным излу- чением, потери иа по- глощение
Ge 23 Слабое поглощение из- лучения Высокий показатель преломления, возмож- ность «теплового раз- носа», высокая цена
GaAs 18 Слабое поглощение из- лучения Высокий показатель преломления, очень высокая цена
CdTe 30 Очень слабое поглоще- ние излучения Высокий показатель преломления, очень высокая цена
ZnSe 20 Прозрачность в види- мой области, очень слабое поглощение В ысоки й показатель преломления, очень высокая цена
рид кадмия и селенид цинка. Эти материалы могут иметь не-
большие коэффициенты поглощения на волне 10,6 мкм. Они
непрозрачны в видимом спектре, за исключением селенида цин-
ка, частично пропускающего видимое излучение. Кроме того,
они относительно дороги, причем в настоящее время наиболее
дешевым является германий, а наиболее дорогим — арсенид гал-
лия. Полупроводниковые материалы имеют высокий показатель
преломления, поэтому для уменьшения больших потерь на отра-
жение на них наносят просветляющие покрытия. Во всех полу-
проводниковых материалах может возникать так называемое
явление «теплового разноса», заключающееся в том, что коэф-
фициент поглощения возрастает с повышением температуры.
Поэтому при прохождении излучения высокой мощности через
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 207
полупроводниковый материал небольшой нагрев, связанный с
начальным поглощением, приведет к дальнейшему увеличению
поглощения, что в конце концов может вызвать катастрофиче-
ский перегрев материала. Германий, в частности, подвержен
такому тепловому разрушению. В связи с этим германиевые
окна, зеркала и линзы нередко охлаждают водой. Другие полу-
проводниковые материалы подвержены тепловым повреждени-
ям. Из четырех названных выше полупроводниковых материа-
лов селенид цинка (как материал для высокомощных СОо-лазе-
оов), по-видимому, характеризуется наилучшим сочетанием
коэффициентов поглощения и теплопроводности. По этим свой-
ствам близким к селениду цинка является более дешевый тел-
лурид кадмия.
В заключение можно отметить, что имеются различные ма-
териалы, прозрачные в инфракрасной области, которые могут
быть использованы для создания оптических элементов СОг-ла-
зеров. Выбор конкретного материала определяется ценой и осо-
бенностями устройства.
7.4. ПРИЕМНИКИ ИЗЛУЧЕНИЯ
Вместе с лазерами обычно используются приемники для из-
мерения мощности лазерного излучения. В таких применениях,
как лазерная связь, приемники являются необходимыми элемен-
тами систем. В лазерной интерферометрии приемники оптиче-
ского излучения используются для измерения положения и дви-
жения интерференционных полос. При обработке различных
материалов и металлов приемник необходим для контроля вы-
ходных параметров лазера с целью обеспечения воспроизводи-
мых условий. Информация об уровне мощности лазера жела-
тельна и в других видах применений. Поэтому измерение мощ-
ности и энергии лазерного излучения всегда связано с соответ-
ствующими приемниками.
Обнаружение и измерение оптического излучения относятся
к хорошо освоенной области измерительной техники. Однако в
последние годы потребовалось использовать эту технику для
измерения параметров лазеров, в связи с чем были разработа-
ны специальные приемники излучения. Созданы также коммер-
ческие приборы. Приемники выпускаются в специальной упа-
ковке и продаются многими изготовителями лазеров. Такие
приемники обычно называют лазерными измерителями мощно-
сти. Они представляют собой комплектное устройство измерения
выходного излучения лазеров данного класса и состоят из при-
емника, корпуса, усилителя (при необходимости) и выходного
устройства, часто в виде шкалы.
В этом разделе рассмотрены некоторые типы приемников,
которые используются вместе с лазерами.
208 Глава 7
-------------------------------------------------------------j.
Существуют два основных класса приемников — фотонные и
тепловые. Фотонные приемники основаны на взаимодействии
квантов света с электронами материала приемника. В фотонных
приемниках происходит генерирование свободных электронов.
Для создания такого фотоэффекта квант света должен иметь
достаточную энергию для освобождения электрона. Поэтому
кривая спектральной чувствительности фотонных приемников
должна иметь длинноволновую границу. Если длина волны ста-
новится достаточно большой, то энергия фотона будет недоста-
точна для освобождения электрона и чувствительность прием-
ника снизится до нуля.
Тепловые приемники реагируют на тепловую энергию света.
Все они основаны на использовании тепловых эффектов. Чувст-
вительность таких приемников не зависит от длины волны.
Приемники излучения в общем случае характеризуются на-
бором определенных параметров. Эти параметры широко при-
меняются во всей области регистрации излучения. Вначале они
были введены при описании свойств приемников, регистрирую-
щих малые сигналы в присутствии шумов. Они, правда, не все-
гда применимы, если речь идет о лазерах. Например, при реги-
страции лазерного излучения с целью контроля высокомощного
луча, используемого для обработки металлов, не возникает
проблем, связанных с выделением слабого сигнала на фоне
шумов. Лазерное излучение сильно превышает излучение любо-
го другого источника света. Однако в случае лазерной связи
или регистрации рассеянного излучения от загрязняющих атмо-
сферу npiiMeceii учет шумов становится важным. Поэтому имеет
смысл рассмотреть общие параметры, которыми обычно харак-
теризуются все изготавливаемые приемники.
Одной из основных характеристик приемника является чув-
ствительность, которая определяется величиной выходного сиг-
нала приемника на единицу величины входного сигнала. Чувст-
вительность выражается либо в вольтах на ватт, либо в ампе-
рах на ватт в зависимости от того, какой сигнал снимается на
выходе приемника (напряжение или ток). Это зависит как от
типа приемника, так и от способа его использования.
Чувствительность является важной характеристикой и обыч-
но указывается изготовителем, по меньшей мере как номиналь-
ное значение. Знание чувствительности позволяет потребителю
проводить непосредственное измерение выходной мощности ла-
зера. Однако абсолютное измерение чувствительности трудно
выполнить с высокой точностью. Приемник может быть охарак-
теризован также спектральной чувствительностью, являющейся
функцией длины волны.
Другой важной характеристикой приемника является поро-
говый поток (порог), иногда называемый также пороговой чув-
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 20£>
ствительностью. Порог 'определяется мощностью излучения, ко-
торая вызывает изменение напряжения, равное по величине
шумовому напряжению приемника. Так как шумовые сигналы
зависят от ширины полосы измерительного устройства, то необ-
ходимо учитывать и этот фактор. Поэтому выражение для по-
рогового потока имеет вид
®n=HAVN/Vs(bf)'h, (7.2)
где Н — плотность мощности, падающей на поверхность при-
емника площадью Л; Гдг— среднеквадратичное значение напря-
жения шума в ширине полосы Af измерительного устройства и
Vs — среднеквадратичное значение напряжения принимаемого
сигнала. Пороговый поток имеет размерность Вт-Гц~’/2. Из опре-
деления следует, что чем ниже значение порогового потока, тем
лучше характеристики приемника при обнаружении слабого
сигнала в присутствии шумов.
Измерение порогового потока связано с площадью прием-
ника, а также шириной полосы пропускания измерительного
устройства. Более стандартные условия при измерении основно-
го параметра приемника можно обеспечить, если ввести понятие
обнаружительной способности. Обнаружительная способность,
обозначается символом D* и определяется выражением
/)*=Л,/7ФП. (7.3)
Поскольку для многих приемников пороговый поток пропор-
ционален корню квадратному из площади приемника, D* не за-
висит от площади приемника и характеризует сам материал
приемника. Зависимость D* от длины волны, частоты f, на ко-
торой проводятся измерения, и ширины полосы А/' обычно обо-
значается как D*(k, f, Af). Обнаружительную способность в об-
щем случае относят к ширине полосы 1 Гц. Величина D* имеет
размерность см-Гц,/2/Вт. Высокое значение D* означает, что
приемник способен обнаруживать слабые сигналы на фоне
шумов.
Все приемники, которые рассматриваются в этом разделе,,
относятся к так называемым квадратичным детекторам. Они
реагируют на мощность излучения, которая пропорциональна
квадрату напряженности электрического поля. Приемники же
СВЧ-излучения могут непосредственно измерять напряженность
поля. Однако все типы рассматриваемых ниже приемников яв-
ляются квадратичными детекторами. Такими же квадратичными
детекторами являются человеческий глаз и фотопленка.
В первую очередь мы рассмотрим работу фотонных прием-
ников. Как уже говорилось выше, действие фотонных приемни-
ков основано на освобождении электронов при поглощении
фотонов с энергией, превышающей некоторое пороговое значе-
210 Глава 7
ние. Мы рассмотрим три основных типа фотоэффекта в фотон-
ных приемниках: фотогальванический эффект, фотоэмиссию и
фотоп р своди мость.
7.4.1. фотогальванический эффект и фотодиоды
В фотогальванических приемниках и фотодиодах использу-
ются полупроводники с р—«-переходом. Если переход в полу-
проводнике не освещен, то электрическое поле существует толь-
ко внутри перехода. Сдвиги уровней валентной зоны и зоны
проводимости в области перехода приводят к хорошо известно-
му выпрямительному эффекту.
При освещении перехода свет поглощается и вызывает об-
разование пар «свободный электрон—дырка». При этом пред-
полагается, что длина волны света достаточно коротка, т. е.
энергия фотона вполне достаточна для создания пары «свобод-
ный электрон—дырка». Электрическое поле в переходе разде-
ляет пары и перемещает электроны в «-область, а дырки в р-
область. Это приводит к возникновению напряжения, которое
может быть измерено. В этом состоит сущность фотогальвани-
ческого эффекта. Необходимо еще раз отметить, что генерируе-
мое фотонапряжение может быть непосредственно измерено, и
для этого не требуется дополнительного смещающего напря-
жения или же балластного сопротивления.
Р—«-переход может быть также использован для приема
излучения в режиме обратного смещения. Под обратным сме-
щением мы понимаем приложенное к полупроводнику напря-
жение с положительным потенциалом со стороны «-области.
Р—«-переход в режиме обратного смещения называется фото-
диодом. Характеристики фотодиода приведены на рис. 7.5. Кри-
вая, полученная в отсутствие освещенности, является хорошо
известной характеристикой
выпрямителя. Другие кри-
вые представляют собой
Ток
Напряжение
Рис. 7.5. Вольт-амперные характеристи-
ки фотогальванических приемников.
вольт-амперные характерис-
тики при разных уровнях
освещенности. Ток, снимае-
мый с внешнего сопротивле-
ния нагрузки, возрастает с
увеличением освещенности.
На практике обычно измеря-
ют падение напряжения на
нагрузке.
Более хорошие частотные
характеристики имеют фо-
тодиоды р—i—«-типа. Этот
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 211
тип структуры представляет собой полупроводниковый слой, к
одной стороне которого примыкает относительно тонкий слой
высоколегированного проводника p-типа, а к другой стороне —
также относительно тонкий слой 1высоколегированного провод-
ника n-типа. На фотодиод подается достаточно высокое обрат-
ное смещение так, чтобы обеденный слой, из которого удаляются
•носителм, увеличился и занял' всю внутреннюю область. Этот
объем тогда становится областью высокого и достаточно одно-
родного электрического поля. Он называется обедненной обла-
стью из-за того, что из него удалены все подвижные заряды. Ес-
ли энергия фотонов достаточно высока, то поглощаемое во внут-
ренней области излучение будет создавать пары электрон—
дырка. Генерируемые таким способом носители .быстро покида-
ют область возникновения и накапливаются в областях высоко-
го легирования. Частотная характеристика таких р—i—п-дио-
дов может быть очень высокой, порядка 1010 Гц, что существен-
но превышает значения для фотодиодов с р—п-переходом.
Технология изготовления фотодиодов получила широкое рас-
пространение и были созданы разнообразные типы фотодиодов.
Наибольшее применение получили планарные диффузионные
фотодиоды (рис. 7.6, а) и фотодиоды Шоттки (рис. 7.6,6). Пла-
SiO2
Приемная
площадка
Алюминий
, р*-слои
Обедненная область
Кремний п-типа
п^-слой
Рис. 7.6. Планарный диффузионный фотодиод (а) и фотодиод Шоттки (б).
212 Глава 7
нарные диффузионные фотодиоды изготовляются из пластины
высокоомного кремния путем создания на одной из ее поверх-
ностей оксидной пленки и травления с целью получения отвер-
стия в оксидной пленке. Через это отверстие затем осуществля-
ется диффузия бора в кремний. Таким путем может быть полу-
чен диод, характеризующийся высоким напряжением пробоя и
малыми токами утечки. Из пластин кремния с удельным сопро-
тивлением 4000 Ом-см могут быть получены хорошие фотодио-
ды площадью более 1 см1 2.
В фотодиодах Шоттки используется переход между метал-
лической пленкой и полупроводником 0. Если значения работы
выхода в металле и полупроводнике подобраны соответствую-
щим образом, то область контакта будет обладать выпрямляю-
щими свойствами. Переход создается путем окисления поверх-
ности кремния и последующего нанесения методом испарения
тонкого прозрачного и проводящего слоя золота. Изолирующее
охранное кольцо необходимо для уменьшения токов утечки в
элементе приемного устройства.
Фотодиоды могут быть изготовлены из различных материа-
лов и для различных участков спектра. На рис. 7.7 приведена
зависимость обнаружительной способности от длины волны для
различных фотогальванических приемников. Выбор приемника
определяется участком спектра. Например, для лазера, излу-
чающего на волне 5 мкм, наиболее подходящим может быть
фотогальванический приемник из антимонида индия.
Форма кривых на рис. 7.7. характерна для фотонных при-
емников. Один фотон, если его энергия достаточно велика, осво-
бождает один электрон. Поглощение одного фотона создает
некоторый сигнал, не зависящий от длины волны (пока длина
волны находится в области спектральной чувствительности при-
емника). Один фотон ультрафиолетового излучения и один
фотон инфракрасного излучения приводят к одинаковому ре-
зультату, несмотря на большую разность в энергиях. Поэтому
отклик зависит от числа фотонов в единицу времени. С увели-
чением длины волны при постоянном потоке фотонов входная
мощность уменьшается, но сигнал остается постоянным. Поэто-
му величина D* возрастает. При частоте излучения, соответст-
вующей примерно ширине зоны, деленной на постоянную План-
ка, значение D* проходит через максимум. При больших длинах
волн D* быстро уменьшается, поскольку энергия фотона уже
не достаточна для перевода электрона в зону проводимости.
Кремниевые фотодиоды чувствительны в видимой и ближ-
ней инфракрасной областях и, в частности, могут быть исполь-
1 Фотодиоды, основанные иа использовании барьера Шоттки, часто на-
зывают поверхностно-барьерными фотодиодами. — Прит, перев.
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 213
Длина волны, мкм
Рис. 7.7. Обнаружительная способность различных типов фотодиодов в за-
висимости от длины волны. Кривые, где не указана рабочая температура,
соответствуют комнатной температуре.
зованы для регистрации излучения многих обычных лазеров,
в том числе аргоновых, гелий-неоновых, рубиновых лазеров
и лазеров на ИАГ:Ыб и стекле с неодимом. Кремниевые фо-
тодиоды более пригодны в качестве приемника во многих при-
менениях лазеров. Они доступны, используются в коммерческих
измерителях лазерной мощности и, по-видимому, являются наи-
более широко распространенным типом приемника для регист-
рации лазерного излучения в видимой и ближней инфракрасной
областях спектра.
Другой вариант кремниевых фотодиодов — лавинные фото-
диоды, которые обладают способностью усиливать сигнал, в
связи с чем их иногда называют «твердотельными фотоумно-
жителями». В лавинном фотодиоде также используется диффу-
зионный р—n-переход в кремнии, который имеет по периферии
214 Глава 7
охранное кольцо, позволяющее накладывать высокое обратное
смещение без возникновения поверхностного пробоя. Высокая
напряженность внутреннего поля обеспечивает усиление сигна-
ла, так что выходной сигнал может быть в 100—200 раз больше,
чем выходной сигнал фотодиодов других типов. Отношение сиг-
нала к шуму в лавинных фотодиодах существенно выше при
условии отсутствия фонового излучения. К недостаткам лавин-
ных фотодиодов следует отнести большую стоимость по срав-
нению с обычными фотодиодами и наличие схемы температур-
ной компенсации для обеспечения оптимального смещения. Тем
не менее лавинные фотодиоды имеют неоспоримые преимуще-
ства, когда речь идет о высоком разрешении во времени и вы-
сокой эффективности приема.
7.4.2. ФОТОЭМИССИОННЫЕ ПРИЕМНИКИ
Рис. 7.8. Спектральная чувствительность
фотокатодов.
В фотоэмиссионных приемниках используются катоды со
специальными покрытиями, которые обеспечивают эмиссию
электронов при поглощении излучения с длиной волны менее
некоторого порогового значения. Испущенные катодом электро-
ны могут быть ускорены напряжением на аноде и зарегистри-
рованы в виде тока во внешней цепи. Для работы таких
устройств, безусловно, требуется вакуум. Постоянная времени
серийно изготовляемые
устройства представляют
интерес как приемники
лазерного излучения. На
рис. 7,8 приведены харак-
терные кривые спектраль-
ной чувствительности не-
которых фотоэмиссион-
ных приемников. Фотока-
тоды типа S1 очень чувст-
вительны в ближней ин-
фракрасной области, и
приемники с такими фото-
катодами являются един-
ственными пригодными
для регистрации излуче-
ния лазеров на стекле с
неодимом. Фотокатод ти-
па S20 обладает высокой
чувствительностью к из-
лучению рубинового и
Не—Ne-лазера. Фотока-
тод типа ERMA имеет
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 215
высокую чувствительность во всей красной области спект-
ра. Различные типы таких устройств могут быть использованы
для регистрации излучения от ультрафиолетового до ближнего
инфракрасного диапазона, но ни один фотокатод не позволяет
обнаруживать излучение с длиной волны более 1,2 .мкм.
Фотоумножитель является вакуумным фотоэмиссионным при-
емником, который содержит несколько вторичных эмиттирую-
щих электродов, называемых динодами. Эмиттируемые фотока-
тодом электроны ускоряются полем первого динода и, соударя-
ясь с ним, образуют вторичные электроны. Этот процесс повто-
ряется на следующих динодах, что приводит к еще большему
усилению тока. Располагая несколько таких вторичных электро-
дов так, чтобы электроны от каждого динода попадали на сле-
дующий динод, можно получить очень большой коэффициент
усиления (104—105). Благодаря высокому коэффициенту усиле-
ния фотоумножители обладают наибольшей доступной чувстви-
тельностью в ультрафиолетовой, видимой и ближней инфракрас-
ной областях спектра.
7.4.3. ФОТОРЕЗИСТОРЫ
В некоторых инфракрасных приемниках используется явле-
ние фотопроводимости. Полупроводник, находящийся в тепло-
вом равновесии, содержит свободные электроны и дырки. При
поглощении света полупроводником изменяется концентрация
электронов и дырок. Энергия фотона должна быть достаточна
либо для перевода электрона из валентной зоны в зону прово-
димости, либо для активации примесей, имеющих уровни энер-
гии в запрещенной зоне.
Когда свет падает иа фо-
торезистор, к которому
приложено обратное сме-
щение, возрастание числа
носителей приводит к уве-
личению электропровод-
ности, так что ток через
приемник возрастает. Ток
может быть измерен во
внешней цепи. При не-
обходимости может быть
использован дополнитель-
ный усилитель. Существу-
ют различные типы ин-
фракрасных фоторезисто-
Рис. 7.9. Обнаружительная способность D*
фоторезисторных приемников в зависимо-
сти от длины волны.
ров; для некоторых из них
на рис. 7.9 приведены ти-
пичные значения D*. То-
218 Глава 7
ки. Методы калибровки с использованием подачи импульса тока
на нагревательный элемент могут уменьшить погрешности из-
мерений. При дальнейшем совершенствовании прибора другие
источники ошибок могут приводить к погрешностям, не превы-
шающим один или несколько процентов. Конус с правильно
выбранным углом при вершине обеспечит многократное отра-
жение излучения внутри конуса и более полное поглощение.
Калориметры можно также использовать для измерения
энергии лазерных импульсов, равной десяткам и сотням джоу-
лей. Для лазеров очень высокой мощности явления, связанные
с разрушением приемного устройства (испарение части погло-
щающей поверхности), могут ограничивать применимость кало-
риметров. При измерении энергии импульсов лазеров с модули-
рованной добротностью высокая температура поверхности мо-
жет приводить к большим потерям при переизлучении. В хоро-
ших калориметрах должно обеспечиваться малое повышение
температуры поверхности. Так как в большинстве калориметров
происходит поверхностное поглощение энергии луча, то имеется
верхний предел плотности мощности, которую калориметры
могут выдерживать без повреждения.
Если калориметр имеет достаточно малую постоянную вре-
мени, то его можно использовать для измерения мощности не-
прерывного излучения лазера. Температура поглощающего эле-
мента будет достигать некоторого равновесного значения в за-
висимости от входной мощности. Такне приборы уже стали
• Пироэлектрический
7 \
Термисторный Термостолбик
—।—।__;_____।_____।__।__1_1_
ер i.o . ю зо
Дм на боты, мкм
Рис. 7.10. Обнаружительная способность
Г>* некоторых тепловых приемников в за-
висимости от длины волны.
промышленными и изве-
стны как измерители ла-
зерной мощности.
На рис. 7.10 приведены
некоторые значения D*
для тепловых приемников.
Эти значения не зависят
от длины волны. В види-
мой и ближней инфра-
красной областях спектра
тепловые приемники име-
ют более низкие значения
D *, чем хорошие фотон-
ные приемники, но зато
их чувствительность не
уменьшается в более
длинноволновой области.
7.4.5. КАЛИБРОВКА
Чувствительность фотоприемника, выраженная в единицах
выходного напряжения или тока на единицу входной мощности,
часто используется как номинальное значение, установленное
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 219
изготовителем. Для более точных работ приемник может быть
специально прокалиброван с помощью, например, вольфрамо-
вых ламп, являющихся вторичными стандартами. Абсолютные
измерения мощности или энергии в общем случае трудны. По-
этому хорошая калибровка требует кропотливой работы.
При количественных измерениях мощности лазера могут
возникнуть определенные трудности. Интенсивное лазерное из-
лучение может привести к насыщению выходного сигнала при-
емника, так что нередко приходится использовать поглощающие
фильтры для уменьшения входного сигнала на приемнике. При
использовании подходящих фильтров можно избежать насыще-
ния приемника, проводить измерения в линейном участке рабо-
чей характеристики и ослабить влияние фоновой засветки.
Фильтр также защищает приемник от повреждения мощным
излучением. Фотоэмитирующие поверхности, в частности, дегра-
дируют при многократных воздействиях высокомощными лазер-
ными импульсами. При этом используются различные типы
ослабителей, например нейтральные серые фильтры, наборы
кремниевых пластин и жидкие фильтры. Желатиновые или стек-
лянные серые фильтры легко повреждаются высокомощными
лазерными лучами, но такие фильтры, как растворы медного
купороса, можно использовать для ослабления высокомощного
излучения рубиновых лазеров. Жидкие фильтры слабо дегради-
руют при повторяющихся воздействиях.
Калибровка фильтров является довольно трудной задачей,
поскольку может происходить насыщение пропускания фильтров
мощными потоками излучения. Если измерено какое-либо ослаб-
ление фильтра для света сравнительно невысокой интенсивно-
сти, то для интенсивного лазерного луча ослабление может
быть меньшим. Фильтры можно калибровать путем измерения
мощности излучения, падающего на фильтр и пропущенного
фильтром, но измерения должны проводиться в том же диапа-
зоне мощности, в каком фильтр будет использоваться.
Практически ценный и широко распространенный метод
ослабления луча перед проведением измерений заключается в
использовании диффузно отражающей поверхности, примером
которой может быть кубик окиси магния. Угловое распределе-
ние излучения, отраженного такой поверхностью, не зависит от
азимутального угла, а зависит только от угла между нормалью
к поверхности и направлением наблюдения. Эта зависимость
определяется выражением
P(add)=Ptot cos 0 do/n, (7.4)
где Ра — отраженная мощность в телесном угле da в направле-
нии под углом 0 к нормали и Ptot — полная мощность. Это со-
отношение называется законом косинусов Ламберта, а поверх-
216 Глава 7
чное значение D* зависит от температуры работы, а также от
поля зрения приемника. Фбторезисторные приемники наиболее
широко используются в инфракрасной области для тех участ-
ков спектра, где фотоэмиссионные приемники и фотодиоды уже
не чувствительны. Некоторые неудобства в работе с фоторези-
сторными приемниками при регистрации .длинноволнового излу-
чения связаны с применением криогенных устройств.
7.4.4. ТЕПЛОВЫЕ ПРИЕМНИКИ
Тепловые приемники реагируют на полную поглощенную
энергию независимо от длины волны и не имеют длинноволно-
вого порога, как фотонные приемники. Обнаружительная спо-
собность тепловых приемников не зависит от длины волны, они
не обладают таким быстрым откликом, как фотонные приемни-
ки, и совместно с лазерами редко используются в тех участках
спектра, где фотонные приемники достаточно эффективны. Но
в длинноволновой области тепловые приемники применяются
часто.
Одним из вариантов тепловых приемников являются пиро-
электрические приемники, которые находят широкое распрост-
ранение. Работа пироэлектрических приемников основана на из-
менении электрической поляризации в некоторых керамических
или кристаллических материалах при изменении их температу-
ры. Изменение поляризации можно измерить по напряжению
на приемном элементе или же по току в замкнутой цепи. По-
стоянная времени таких приемников может быть такой малой,
что возможна регистрация коротких импульсов лазерного излу-
чения. Этим свойством они отличаются от других типов тепло-
вых приемников, в которых трудно получить малую постоянную
времени. Пироэлектрические приемники считаются перспектив-
ными для регистрации излучения СОо-лазеров.
Другой вариант тепловых приемников — калориметры. Кало-
риметрические измерения обеспечивают наиболее простое опре-
деление полной энергии лазерного импульса. Калориметры,
предназначенные для лазерных измерений, состоят из поглоти-
теля типа черного тела с малой теплоемкостью, в контакте с
которым находится термопара или какой-либо другой темпе-
ратурный датчик (например, болометр или термистор) для из-
мерения повышения температуры. И в болометрах, и в терми-
сторах используется изменение электрического сопротивления
в зависимости от температуры. В болометрах применяются ме-
таллические сплавы, а в термисторах — полупроводниковые
элементы.
Имеется много типов калориметров, разработанных для из-
мерения полной энергии лазерного импульса или мощности
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 217
непрерывных лазеров за определенный интервал времени. Так
как полная энергия лазерного импульса обычно невелика, то
калориметрическая техника должна быть достаточно чувстви-
тельной. Поглощающий элемент должен быть достаточно ма-
лым, чтобы поглощенная энергия могла быстро распределиться
по всему элементу.
Для одного из типов калориметров поглотитель излучения
может быть изготовлен в виде полого угольного конуса так,
чтобы входящая со стороны основания конуса лучистая энергия
не отражалась назад. Таким путем может быть создан доста-
точно эффективный поглотитель. Термисторный датчик тесно
пиимыкает к угольному конусу и является элементом в сбалан-
сированной мостовой измерительной схеме, имеющей выход на
самописец. При нагреве конуса лазерным импульсом сопротив-
ление термистора изменяется, в результате чего происходит
разбаланс моста и на самописец подается импульс напряжения.
При охлаждении конуса до окружающей температуры самопи-
сец возвращается в исходное положение. Величина импульса
напряжения является мерой энергии лазерного импульса.
Рассмотрим теперь конструкцию одного из первых калори-
метров, специально поедназначенных для лазеров. Угольный ко-
нус весил —0,33 г. Термисторные датчики были закреплены в
пазах глипталевым клеем. Два идентичных конуса с термисто-
рами составляли сопряженную пару в мостовой схеме. Вариа-
ции температуры окружающей среды вызывали одинаковые из-
менения в обоих конусах, так что не было необходимости их
учитывать. На выходе мостовой схемы помещался либо самопи-
сец, либо микровольтметр.
Важно, чтобы время тепловой релаксации всего устройства,
которое определяется скоростью возвращения измерительного
плеча мостовой схемы к равновесию, было достаточно велико.
Это время, зависящее от скорости отдачи тепла конусом в окру-
жающую среду, должно быть значительно больше времени, не-
обходимого для равномерного распределения тепла в конусе.
При измерениях мощности непрерывных лазеров калориметр
может быть использован как интегратор потока лучистой энер-
гии за определенный интервал времени.
Калориметр с угольным конусом или подобным устройством
является простым и полезным прибором для измерения энергии
лазерного импульса. При выходной энергии лазера порядка
1 Дж или ниже может быть достигнута точность не хуже 4%.
Основными источниками ошибок в конических калориметрах
при измерении энергии импульсных лазеров являются потери
энергии калориметром при отражении части излучения, потери
тепла при охлаждении всего устройства до достижения равно-
мерного распределения тепла в конусе и неточности калибров-
220 Глава 7
ность, подчиняющаяся такому закону, называется ламбертов-
ской. Существуют различные отражающие поверхности, которые
приблизительно удовлетворяют этому соотношению. Мощность,
попадающая на приемник после отражения от такой поверхно-
сти, записывается в виде
Paet~Ptot cos 0 Ad/nD2, (7.5)
где Ad — площадка фотоприемника (или ее проекция на пло-
скость, перпендикулярную линии между мишенью и приемни-
ком) и D — расстояние от отражателя до приемника. Это соот-
ношение справедливо, когда расстояние D много больше по-
перечных размеров лазерного луча и размеров приемной
площадки. При помощи ламбертовского отражателя мощность,
падающая на приемную площадку измерителя, можно легко
регулировать по известному закону изменением расстояния D.
Луч перед падением на ламбертовский отражатель можно рас-
ширить для того, чтобы рассеивающая поверхность не повреж-
далась. Измерения мощности, попадающей в приемник, и не-
скольких простых геометрических параметров позволяют опре-
делить полную мощность.
Для ослабления лазерных лучей используются также тонкие
пленочные ответвители луча. Пленка, помещенная под углом
45° к лазерному лучу, отражает примерно 8% энергии и при
этом обладает достаточно высокой стойкостью. Устанавливая
несколько пленок в ряд так, чтобы каждая из них отражала
излучение от предыдущей, можно обеспечить любую желаемую
степень ослабления лазерного луча.
Один из наиболее широко используемых методов калибровки
заключается в измерении полной энергии лазерного импульса
при одновременном определении чувствительности приемника.
Временная зависимость поступающей на вход приемника энер-
гии известна из формы выходного сигнала приемника. Так как
мощность, проинтегрированная по всему контуру импульса,
равна полной энергии, то при этом производится градуировка
приемника в величинах мощности лазерного импульса на еди-
ницу выходного сигнала.
Во многих применениях целесообразно использовать кало-
риметр для градуировки приемника, который затем будет при-
менен для контроля лазерного излучения от импульса к им-
пульсу. Небольшая доля лазерного излучения ответвляется и
направляется на приемник, а остальная часть посылается на
используемый для калибровки калориметр. С помощью кало-
риметра измеряется полная энергия. Выходной сигнал прием-
ника дает сведения о форме импульса. Далее, проводя графи-
ческое интегрирование, можно проградуировать показания при-
емника относительно калориметра.
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 221
Электрическая градуировка лазерных измерителей мощности
становится уже обычной процедурой. Поглощающему элементу
измерителя мощности с помощью электрически нагреваемого
сопротивления можно передать любую долю мощности, опреде-
ляемую из электрических измерений. Градуировочной кривой
служит зависимость показаний прибора от известной вводимой
электрической мощности. При этом предполагается, что пока-
зания прибора определяются только величиной подводимой
энергии независимо от того, является ли она лучистой или элек-
трической.
Хорошо известно, как трудно выполнить точные измерения
абсолютных значений лучистой энергии. Разные исследователи,,
проводя одни и те же измерения, часто получали сильно отли-
чающиеся результаты. Этот факт указывает на необходимость
тщательного проведения градуировки приемников лазерного
излучения.
7.5. МОДУЛЯТОРЫ
Амплитудные модуляторы выходного лазерного излучения
особенно важны в применениях, связанных с хранением и обра-
боткой информации. Разработка технологии изготовления высо-
кочастотных модуляторов потребовала больших усилий. В наи-
более удачных широкополосных устройствах используются элек-
трооптический и акустооптический эффекты.
7.5.1. ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКАЯ МОДУЛЯЦИЯ
Принцип работы электрооптического элемента схематически
изображен на рис. 7.11. В модулятор попадает поляризованный
свет. Если исходный свет от используемого источника не поля-
ризован, то применяется поляризатор. Анализатор ориентиро-
ван под углом 90° по отношению к поляризатору, чтобы не про-
пускать свет при отсутствии напряжения на модуляторе. При
некотором значении напряжения, приложенного к электроопти-
ческому затвору, плоскость поляризации прошедшего через за-
твор света может быть повернута на 90°. В этом случае свет
будет пропущен анализатором. В устройствах, получивших
практическое применение, используется либо электрооптический
эффект Керра, наблюдающийся в таких жидкостях, как нитро-
бензол, либо электрооптический эффект Поккельса, наблюдаю-
щийся в таких кристаллах, как дигидрофосфат аммония или
дигидрофосфат калия. В первых электрооптических устройствах
обычно использовался нитробензол. Однако под действием ин-
тенсивного света нитробензол может полимеризоваться. В более
поздних моделях электрооптических модуляторов обычно ис-
пользуются элементы Поккельса.
222 Глава 7
Поляризованный
свет
Свет на выходе
модулятора.
Напряжение
Оси
координат
Кристалл
Кольцевые злектроды
входная апертцва
Поляризатор
Неполяризованный свет
Рис. 7.11. Схема работы
Анализатор
Поворот
поляризации на 90'
продольного электрооптического модулятора.
На рис. 7.11 направление поляризации луча выбрано под
углом 45° к вертикали. Поляризация может быть представлена
в виде суммы двух перпендикулярных компонент равной интен-
сивности, вертикальной и горизонтальной. Кристаллографиче-
ские оси модуляционного элемента сориентированы в опреде-
ленных направлениях по отношению к прикладываемому элек-
трическому полю. Точная ориентация зависит от материала.
Прилагаемое к электродам напряжение наводит в кристалле
двойное лучепреломление, в результате чего две компоненты
поляризации распространяются в кристалле с разными ско-
ростями.
Эти компоненты распространяются в кристалле в одном и
том же направлении и пространственно не разделены. Однако
для двух компонент, имеющих на входе в кристалле одинако-
вые фазы, по мере прохождения кристалла будет происходить
набег фазы. Разность фаз пропорциональна пройденному рас-
стоянию и зависит также от приложенного напряжения. Два
таких луча на выходе эквивалентны одному лучу с поляризаци-
ей, зависящей от относительной фазы. Если разность фаз соот-
ветствует половине длины волны, то это равноценно повороту
направления поляризации на угол 90°. Само по себе это еще не
ведет к какому-либо изменению интенсивности луча. Однако
при наличии анализатора пропускание всего устройства может
сильно меняться в зависимости от ориентации анализатора и
направления поляризации луча, выходящего из электрооптиче-
ской ячейки. Пропускание определяется выражением
7’==7’osin2(nAnL/X), (7.6)
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 223
где Т — величина пропускания; То — собственное пропускание
устройства с учетом всех видов потерь; Дм — величина двойного
лучепреломления в кристалле, т. е. разность показателей пре-
ломления для двух различных компонент поляризации; L — дли-
на кристалла и X — длина волны света. Величина двойного лу-
чепреломления Дм зависит от приложенного напряжения. Мак-
симум пропускания соответствует величине двойного лучепре-
ломления
bn=№L. (7.7)
Величина напряжения, при котором выполняется это условие,
называется полуволновым напряжением и обычно обозначается
как V Пропускание электрооптического устройства является
гармонической функцией приложенного напряжения. Полувол-
новое напряжение для данного электрооптического кристалла
возрастает с длиной волны. Это означает, что в инфракрасной
области для электрооптических модуляторов требуется более
высокое рабочее напряжение, чем в видимой, что в свою очередь
ограничивает применение электрооптических модуляторов в ин-
фракрасной области.
Одним из эксплуатационных параметров электрооптических
модуляторов является коэффициент контрастности, определяе-
мый как отношение пропускания при полностью открытом
устройстве к пропусканию, когда модулятор полностью закрыт.
На практике пропускание никогда не обращается в нуль из-за
неизбежных неоднородностей кристалла и рассеяния света. Же-
лателен высокий коэффициент контрастности, поскольку он
определяет максимальное отношение сигнала к шуму, которое
может быть получено при использовании модулятора. Он также
определяет минимум рассеянного света при полностью закры-
том модуляторе. Для поляризаторов, используемых совместно
с модулятором, обычно рекомендуются поляризационные приз-
мы высокого качества, так что они не должны ухудшать эксплу-
атационные свойства прибора.
Существуют различные варианты электрооптических модуля-
торов. В одном из них электрическое поле приложено парал-
лельно направлению распространения света. В этом случае
используются либо прозрачные электроды на торцах кристалла,
либо электроды с отверстием в центре. Такие устройства назы-
ваются продольными модуляторами (рис. 7.11).
В другом типе конструкции металлические электроды рас-
положены на верхней и нижней частях кристалла. Поэтому поле
приложено перпендикулярно направлению распространения све-
та. Такое устройство называется поперечным модулятором.
В одном из вариантов конструкции поперечный модулятор со-
224 Глава 7
стоит из двух секций, в которых приложенные электрические
поля перпендикулярны друг другу. В этой конструкции темпе-
ратурные изменения двойного лучепреломления скомпенси-
рованы.
Сравним теперь поперечные и продольные модуляторы. Для
продольных модуляторов входная апертура может быть боль-
шой, но полуволновое напряжение составляет несколько кило-
вольт. Продольные модуляторы часто применяются со стандарт-
ными источниками света. Недостатком таких модуляторов
является высокое рабочее напряжение. Поскольку быстрое пе-
реключение высоковольтных источников питания вызывает за-
труднения, частотные характеристики продольных модуляторов
обычно невысоки. Поэтому продольные модуляторы применяют-
ся в тех случаях, когда лазерный луч используется для пере-
дачи низкочастотной (например, звуковой) информации или
когда необходимо медленно изменять интенсивность или поля-
ризацию лазерного пучка.
В поперечных модуляторах, в которых вектор электрического
поля составляет 90° с направлением распространения света, ве-
личину сдвига фазы можно увеличить за счет изготовления
более длинного кристалла, не увеличивая его ширину. Между
длиной и шириной кристалла не существует определенной за-
висимости. Кристаллический элемент в поперечном модуляторе
может иметь форму длинного тонкого параллелепипеда. Для
таких поперечных модуляторов полуволновое напряжение можег
быть более низким и, следовательно, частотная характеристика
улучшенной. Поэтому поперечные модуляторы можно исполь-
зовать в быстродействующих широкополосных устройствах.
Недостатком таких устройств является относительно малая
угловая апертура. Благодаря невысокому полуволновому на-
пряжению и постоянной частотной характеристике в широком
диапазоне поперечные модуляторы весьма перспективны для
использования в быстродействующих широкополосных устрой-
ствах.
Из-за особенностей конфигурации кристаллических элемен-
тов модуляторы можно использовать только в случае хорошо
сколлимированных лазерных лучей. Коэффициент контрастно-
сти поперечных модуляторов обычно на порядок величины мень-
ше, чем для продольных модуляторов, и в этом случае для
получения сравнимых результатов необходимо применять до-
полнительные оптические устройства.
Модуляторы с поперечным электрическим полем применя-
ются в широкополосных линиях оптической связи, дисплеях и
печатающих устройствах, а также при регистрации быстро про-
текающих оптических явлений. В табл. 7.2 приведены некоторые
параметры коммерческих электрооптических модуляторов.
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 225
Таблица 7.2
Электрооптические модуляторы
Материал Спектраль- ный диапа- зон, мкм Ширина по- лосы, МГц Управляющее напряже- ние, В
Дигндрофосфат калия 0,3—1,1 — 100 — 7000
Дейтерированный дигндрофосфат ка- лия 0,3—1,1 — 100 -3000
Дигндрофосфат аммония 0.3—1,2 — 100 300
Дейтерированный дигндрофосфат аммония 0,3—1,2 — 100 200
Ииобат лития 0,5—2 150 50
Танта.тат лития 0,4—1,1 400 35
Арсенид галлия 10,6 5
Теллурид кадмия 10,6 100 5000
7.5.2. ЛКУСТООПТИЧЕСКИЕ МОДУЛЯТОРЫ
Другим направлением модуляторной техники является ис-
пользование взаимодействия между светом и звуковыми волна-
ми. При этом можно изменять интенсивность, фазу, частоту и
направление распространения оптического излучения. В основе
работы акустооптического модулятора лежит дифракция луча
света на системе плоских звуковых волн в некоторой подходя-
щей среде. Пьезоэлектрический преобразователь, возбуждае-
мый радиочастотным генератором, создает в среде бегущие аку-
стические волны. Благодаря упругооптическим свойствам среды
в ней образуется пространственное периодическое возмущение
показателя преломления. Луч света, падающий под некоторым
углом на такую пространственную периодическую структуру,
будет частично отклоняться так же, как и луч света от дифрак-
ционной решетки (рнс. 7.12). Чередующиеся разрежения и сжа-
тия, связанные со звуковыми волнами, образуют решетку, на
которой дифрагирует луч света. При отсутствии звуковых волн
луч света не отклоняется от первоначального направления.
Для вещества с данной скоростью звука длина акустической
волны или период решетки является функцией частоты задаю-
щего генератора, а угол отклонения определяется акустической
волной. Амплитуда возмущения в среде зависит от подаваемой
на преобразователь мощности, определяет долю энергии откло-
ненного луча и может быть использована для управления ин-
тенсивностью луча. Поэтому модуляцию луча производят при
8 Дж. Реди
226 Глава 7
Акустический
— поглотитель
—Акустооптический материал
Огрклоненный луч
Падающий луч
Ф
в —г-
ЗВикодые
Волны
Неотклоненный луч
ПреоЬрсиователь
К задающему
генератору
Рис. 7.12. Схема работы акустооптического модулятора или дефлектора.
постоянной радиочастоте за счет модуляции подаваемой на пре-
образователь мощности, осуществляя таким путем только управ-
ление отклоненным лучом.
Величина пропускания акустического модулятора описывает-
ся выражением
T==ToSin2(pP'£/Ao), (7.8)
где ₽ — некоторый параметр, определяемый веществом и кон-
фигурацией устройства, и — мощность акустического излуче-
ния в среде. Исходное пропускание То определяется потерями
на отражение и поглощение в устройстве.
При конструировании и изготовлении акустооптических мо-
дуляторов необходимо выполнить некоторые условия. Преобра-
зователь и акустооптическая среда должны обеспечивать макси-
мальное пропускание дифрагированного луча при полностью
открытом модуляторе. Время прохождения акустической волной
расстояния, равного диаметру светового луча, определяет время
переключения и, следовательно, ограничивает ширину полосы
модуляции. Акустическая волна перемещается с конечной ско-
ростью, и луч света не может быть полностью включен или вы-
ключен, пока акустическая волна не пересечет его. Поэтому
желательно сфокусировать луч света до минимального диамет-
ра, чтобы обеспечить минимальное время прохождения и мак-
симальную ширину полосы. Часто диаметр луча, до которого
луч может быть сфокусирован, является основным ограничением
ширины полосы. Если мощность лазерного луча достаточно вы-
сока, то сфокусированный луч может вызвать оптическое по-
вреждение акустооптической среды.
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 227
Акустооптические модуляторы обладают некоторыми важны-
ми преимуществами по сравнению с электрооптическими моду-
ляторами при их использовании в различных системах. Так,
электрическая мощность, необходимая для создания акустиче-
ской волны, довольно невелика. Затраты электрической мощно-
сти часто составляют всего лишь несколько ватт. Относительно
легко может быть получен очень высокий коэффициент конт-
растности, так как при отключении электрической мощности в
направлении дифрагированного луча света не будет. Акустооп-
тические устройства могут быть компактными, и они предпоч-
тительны для систем с ограничениями по весу и габаритам. Ос-
новные параметры акустооптических модуляторов приведены
в табл. 7.3.
Таблица 7.3
Акустооптические модуляторы
Материал Спектральный диапазон, мкм Ширина поло- сы, МГц Мощность пи- тания, Вт
Молибдат свинца 0,4—1,2 23 2,25
Кварц 0,4—1,5 8 30
Германий 10,6 5 30.5
7.6. ДЕФЛЕКТОРЫ
Дефлекторы световых лучей, называемые иногда сканнерами
(развертывателями), относятся к важному классу вспомогатель-
ных устройств, которые необходимы для создания дисплеев, ла-
зерных печатающих устройств и • оптических запоминающих
устройств. Для отклонения лучей света могут быть использова-
ны три основных метода: механический, электрооптический и
акустооптический. Возможности существующих и проектируемых
устройств отражены на рис. 7.13 [1J. Отклонение луча света
выражено в величинах «разрешенных пятен», а не в величинах
абсолютного угла отклонения. Одно разрешенное пятно означает
отклонение луча на величину, равную его собственной угловой
расходимости. Время перемещения является статистическим
временем, необходимым для смещения на одно пятно или один
дискретный элемент.
Ниже подробно рассмотрены каждый из методов откло-
нения.
8*
228 Глава 7
Рис. 7.13. Состояние н перспективы развития различных типов оптических
дефлекторов [1].
Обозначения: SBN — ниобат стронция-бария; LN — ниобат лития; АОД — акустоопти-
ческий дефлектор; ЭОД — электрооптический дефлектор. ----- существующие устрой-
ства; -----проектируемые устройства; X дискретные ЭОД.
7.6.1. МЕХАНИЧЕСКИЕ ДЕФЛЕКТОРЫ
Типичный механический дефлектор представляет собой
устройство, подобное зеркальному гальванометру, или же со-
держит зеркало или призму с пьезоэлектрическим приводом.
Механические дефлекторы имеют следующие достоинства:
1) большое число разрешенных пятен или большой угол от-
клонения;
2) малые потери при отклонении луча света;
3) относительно малая потребляемая мощность;
4) большое разнообразие способов развертки.
Из-за инерции перемещающейся массы точность отклонения
и скорость развертки в механических дефлекторах в общем не-
велики. Однако последние достижения технологии изготовления
позволили в значительной степени устранить эти недостатки.
Из рис. 7.13 видно, что механические устройства, использующие
вращающиеся или колеблющиеся зеркала, выгодны в тех слу-
чаях, когда необходимо большое число разрешенных пятен.
Если же требуется более высокая скорость отклонения, пригод-
ны акустооптические или электрооптические устройства.
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 229
7.6.2. ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИЕ ДЕФЛЕКТОРЫ
В электрооптических устройствах при подаче напряжения на
некоторые кристаллы (например, дигидрофосфат калия, ниобат
лития) происходит изменение показателя преломления и, сле-
довательно, направления луча, проходящего через призму из
данного вещества. На рис. 7.14 показана схема типичного приз-
менного элемента электрооптического дефлектора.
Угол отклонения плоской оптической волны, проходящей че-
рез такую призму, может быть получен с помощью закона пре-
ломления, примененного к поверхностям призмы. Число разре-
шенных пятен дается выражением
#=Д/г(£о-£ь)/е£. (7.9)
В этом выражении Ап — изменение показателя преломления,
вызванное приложенным напряжением, La и Lb — граничные
пути прохождения пучка света в призме (рис. 7.14), е — мно-
житель порядка единицы и Z —• длина волны.
Общая схема устройства показана на рис. 7.15. В нем ис-
пользованы две призмы, в одной из которых возникает положи-
тельное изменение показателя преломления, а в другой — отри-
цательное, если к электродам приложено напряжение.
На иервых этапах развития лазеров были проведены обшир-
ные исследования электрооптических дефлекторов. Эти дефлек-
торы характеризуются быстрым откликом и должны получить
широкое распространение. Однако в настоящее время нет под-
ходящих электрооптических материалов, обладающих хороши-
ми оптическими свойствами и имеющих достаточно большие
размеры. Поэтому из-за недостатка материалов использование
электрооптических дефлекторов пока ограничено. Кроме того,
потребляемая мощность в таком устройстве очень велика.
Рис. 7.14. Схема призменного элемента электрооптического дефлектора.
п — показатель преломления материала; — угол отклонения; и — граничные
пути прохождения пучка света в призме.
230 Глава 7
Рис. 7.15. Возможная конструкция электрооптического дефлектора с исполь-
зованием двух призм, одна из которых имеет положительное значение Ди,
а другая — отрицательное.
На рис. 7.13 приведены ожидаемые предельные параметры
электрооптических дефлекторов. Электрооптические дефлекто-
ры, по-видимому, наиболее пригодны в тех случаях, когда тре-
буется быстрый отклик, а число разрешенных пятен может быть
невелико.
До сих пор мы описывали аналоговые оптические дефлекто-
ры, в которых отклонение луча управляющим напряжением
производится непрерывно. Возможны также дискретные (циф-
ровые) электрооптические дефлекторы, для которых существует
некоторый заранее установленный набор положений луча света.
Основным блоком в дискретном дефлекторе светового луча яв-
ляется электрооптический поляризационный затвор, установлен-
ный перед двоякопреломляющим кристаллом. Этот затвор будет
переключать поляризацию луча света в зависимости от наличия
или отсутствия на нем напряжения. Луч с определенной ориен-
тацией поляризации будет выходить из двоякопреломляющего
кристалла в одном из двух возможных положений. Таким об-
разом, получается элементарная ячейка, обеспечивающая два
положения луча, которые могут быть переключены в любом на-
правлении. Если установить в ряд N таких ячеек, то получим
набор 2Л‘ различных положений выходного луча. В таких дис-
кретных дефлекторах требования к управляющему напряжению
ниже по сравнению с требованиями в аналоговых дефлекторах.
Если в аналоговом дефлекторе управляющее напряжение уста-
новлено не точно, то луч не займет нужного положения. В дис-
кретном же дефлекторе, если напряжение слегка отличается от
требуемого, луч будет находиться в нужном положении, но с
несколько уменьшенным коэффициентом контрастности.
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 231
7.6.3. АКУСТООПТИЧЕСКИЕ ДЕФЛЕКТОРЫ
Акустические колебания, генерируемые плоским одномодо-
вым пьезоэлектрическим преобразователем, будут распростра-
няться в кристалле в виде почти плоских волновых фронтов.
Лучи света, проходя через кристалл приблизительно параллель-
но акустическим волновым фронтам, дифрагируют на фазовой
решетке, образуемой акустическими волнами. Если свет падает
на решетку акустических волновых фронтов под соответствую-
щим углом, то он будет как бы отражаться от этих фронтов.
Эта дифракция удовлетворяет тем же самым соотношениям, что
и дифракция рентгеновских лучей, и известна как брегговское
отражение. Брегговский угол отражения определяется уравне-
нием
sin0=7,/2nA, (7.10)
где X — длина волны света, А — акустическая длина волны и
п — показатель преломления кристалла.
Работа такого устройства аналогична работе акустооптиче-
ского модулятора (рис. 7.12). Если акустооптическое устрой-
ство используется как дефлектор, для изменения 0 изменяется
акустическая длина волны. Тогда для угла q> между неоткло-
ненным и отклоненным лучом можно написать простую зависи-
мость
cp^sin |ф=Х/А. (7.11)
Ширина полосы определяется временем прохождения аку-
стическим волновым фронтом диаметра светового луча.
Материалами для акустооптических дефлекторов являются
плавленый кварц с кварцевым акустическим излучателем или
молибдат свинца с акустическим излучателем на ниобате лития.
Акустооптические дефлекторы имеют следующие достоинства:
1) возможность получения высокой пропускной способности;
2) простоту управления отклоняемым лучом;
3) простоту конструкции отклоняющего элемента;
4) широкую возможность использования данного дефлекто-
ра для различных целей.
Состояние и перспективы разработки акустооптических де-
флекторов отражены на рис. 7.13. В настоящее время стали
доступными коммерческие модели с числом разрешенных пятен
100—1000 и временем отклонения порядка нескольких микро-
секунд. Двухкоординатный дефлектор может быть получен из
двух дефлекторов, установленных так, что их направления от-
клонения луча составляют 90°.
232 Глава 7
7.7. МОДУЛЯТОРЫ ДОБРОТНОСТИ
Работа модуляторов добротности описана в гл. 2. В качестве
примера был рассмотрен механический затвор. Существует мно-
го различных типов модуляторов добротности. Другие методы
модуляции могут быть проиллюстрированы на твердотельном
лазере, хотя все основные методы применимы и для других ти-
пов лазеров.
В методах модуляции добротности, отличных от механиче-
ского, используется переменный поглотитель излучения, который
помещается между лазерным активным элементом и зеркалами
резонатора. Во время накачки активного элемента импульсной
лампой поглотитель непрозрачен и лазер не генерирует. Когда
же поглотитель мгновенно просветляется, путь луча от активного
элемента к выходному зеркалу становится свободным. Энергия,
запасенная в активном элементе, может быть освобождена за
счет вынужденного испускания и излучена через выходное зер-
кало в виде короткого импульса.
Различные типы поглотителей, которые можно использовать,
определяют три других класса модуляторов добротности. Обыч-
но в виде затворов используются следующие поглотители с
изменяющимся пропусканием: электрооптические, акустоопти-
ческие элементы и пассивные затворы на основе просветляю-
щихся красителей.
Применение электрооптического и акустооптического эф-
фектов для модуляции света уже рассматривалось в разд. 7.5
данной главы. Очевидно, что модулятор добротности является
специализированным типом модулятора. Схема электрооптиче-
ского модулятора добротности с рубиновым лазером приведена
на рис. 7.16. Анизотропия кристалла рубина приводит к поля-
ризации света в горизонтальном направлении Анализатор ме-
шает этому свету достичь выходного зеркала. Подаваемое на
электрооптический затвор напряжение поворачивает жлоскость
поляризации проходящего через затвор света на 90°. В этом
случае свет от рубина может пройти через анализатор и достичь
выходного зеркала. На практике используются такие электро-
оптические эффекты, как эффект Керра в некоторых жидкостях
(нитробензол) и эффект Поккельса в некоторых монокристал-
лах (дигидрофосфат аммония и дигидрофосфат калия). В пер-
вых электрооптических затворах обычно применялся нитробен-
зол. В более поздних моделях электрооптических затворов ис-
пользовались ячейки Поккельса.
Как уже говорилось выше, в акустооптических затворах ис-
пользуются дифракционные решетки, образуемые звуковыми
волнами в некоторых материалах. При образовании звукового
*> Свойства кристалла рубина описаны в гл. 3.
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 233
Направление и поля-
ризация при выключен-
Глухое
зевало рудин
Электро-
оптический
затвор
Выходное
зеркало
ном напряжении
крио
Поляризационная
призма
] Импульсный
J генератор
Направление
и поляризация
при включенном
напряжении
Рис. 7.16. Схема рубинового лазера с электрооптическим модулятором до-
бротности.
поля в акустооптическом материале луч света может отклонять-
ся от своего пути. Схема действия акустооптического затвора
показана на рис. 7.17. При наличии акустических волн в за-
творе часть света дифрагирует и не попадает на зеркало. Угол
дифракции, составляющий обычно ~0,5°, на рисунке сильно
преувеличен. Потери энергии при дифракции существенно повы-
шают порог генерирования. Когда накачка лазера завершена,
акустическое поле резко отключается. В результате этого свет
попадает на зеркало и лазерный импульс быстро формируется.
Материалами, используемыми для акустооптических модулято-
ров добротности, являются плавленый кварц с кварцевым аку-
стическим генератором или молибдат свинца с акустическим
генератором на ниобате лития.
Акустооптические затворы обычно применяются в лазерах
на гранате с неодимом, излучающих на волне 1,06 мкм. Рабо-
чее напряжение электрооптических затворов возрастает с дли-
ной волны, а просветляющиеся красители, пригодные для пас-
Выходное
зерколо
Рис. 7.17. Схема твердотельного лазера с акустооптическим модулятором
добротности.
Лазерный
луч
234 Глава 7
Входная мощность, Вт
Рис. 7.18. Пропускание раствора фтало-
цианина ванадия в нитробензоле в за-
висимости от интенсивности падающего
света. При высоких интенсивностях све-
та происходит просветление [2].
сивных затворов, в инфракрасной области обладают менее хо-
рошими характеристиками, чем в видимой области. Поэтому
акустооптические модуляторы добротности наиболее пригодны
для инфракрасной области.
Пассивные затворы на основе просветляющихся красителей
вначале поглощают свет на лазерной длине волны, но под дей-
ствием нарастающей интенсивности света происходит насыще-
ние поглощения. Пропуска-
ние на волне 0,6943 мкм
одного из просветляющихся
красителей на рис. 7.18 по-
казано в зависимости от ин-
тенсивности падающего све-
та [2]. Используемый раст-
вор фталоцианина ванадия
в нитробензоле характери-
зуется низким пропусканием
при малой интенсивности
света. Поэтому кювета, на-
полненная этим раствором,
не пропускает слабое излу-
чение рубина. Во время на-
качки интенсивность света
флюоресценции рубина воз-
растает и вызывает неболь-
шое просветление раствора
красителя, в результате чего
некоторая доля света попа-
дает на зеркало. Это при-
водит к дальнейшему усиле-
нию света и более сильному
просветлению пассивного
затвора. При очень высоких
интенсивностях раствор бу-
дет иметь почти 100%-ное
пропускание.
явления служит насыщение
всех поглощающих молекул красителя. Поглощающие молеку-
лы красителя при поглощении света переходят из основного
состояния в возбужденное состояние, характеризующееся от-
сутствием поглощения. Молекулы будут оставаться в возбуж-
денном состоянии в течение времени, превышающего длитель-
ность лазерного импульса, а затем возвратятся в основное со-
стояние. Поскольку число молекул красителя ограничено, они
все могут быть переведены в возбужденное состояние, т. е. кра-
ситель будет полностью просветлен. В промежутках между ла-
Физической основой данного
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 235
зерными импульсами молекулы возвращаются в основное со-
стояние. Таким образом пассивный затвор может работать
в течение длительного времени без заметного ухудшения свойств.
Для рубиновых лазеров наиболее обычным красителем яв-
ляется раствор криптоцианина в метиловом спирте. Кроме это-
го, могут использоваться другие красители, например фтало-
цианин хлоралюминия и DDI (1,1'-диэтил-2,2'-дикарбоцианин-
иодид), а также другие растворители, например ацетон, нитро-
бензол, ацетонитрил и хлорнафтален. Для лазеров на стекле
с неодимом часто используются так называемые растворы кра-
сителей 9740 и 9860.
Пассивные затворы являются наиболее простыми и наибо-
лее дешевыми модуляторами добротности, но в некоторых слу-
чаях они менее предпочтительны, чем электрооптические или
акустооптические затворы. Пассивные затворы, в частности, не
пригодны для синхронизации с внешним сигналом.
В табл. 7.4 проведено сравнение различных типов модуля-
торов добротности. Пассивные затворы на основе просветляю-
щихся красителей являются наиболее простыми и дешевыми
Таблица 7.4
Сравнение элементов модуляторов добротности
Тип затвора Стои- мость Стабиль- ность от импульса к импульсу Скорость переклю- чения Распределе- ние интен- сивности по сечению луча Примечания
Вращающе- еся зер- кало Средняя Средняя Медленная Хорошее Использова- лось в пер- вых разра- ботках, сей- час применя- ется редко
Электрооп- тический затвор Высокая Средняя Быстрая Часто исполь- зуется с ру- биновым ла- зером
Акустоопти- ческий затвор Высокая Средняя Обычно исполь- зуется с гра- натовым ла- зером
Просветляю- щийся краситель Низкая Высокая Удовлетво- рительное Часто исполь- зуется с ру- биновым ла- зером и ла- зером на стекле с не- одимом
236 Глава 7
устройствами, но характеристики лазерного импульса, получае-
мого с их помощью хуже, чем в случае применения более до-
рогих электрооптических или акустооптических затворов.
7.8. НЕЛИНЕЙНЫЕ ОПТИЧЕСКИЕ ЭЛЕМЕНТЫ
Электромагнитное поле, связанное с проходящей в какой-
нибудь среде оптической волной, вызывает поляризацию среды.
Для простоты рассмотрим только электрическую поляризацию
Р. При классическом анализе распространения волны наводи-
мая поляризация пропорциональна напряженности электриче-
ского поля Е. Поляризация диэлектрической среды внешним
электрическим полем происходит в результате ориентации мо-
лекул под действием поля. Для изотропных материалов вектор
Р параллелен вектору Е. Поэтому для простоты изложения мы
рассмотрим только скалярные величины. Если поле Е изменя-
ется по синусоидальному закону, то поляризация будет изме-
няться по этому же закону. При малой интенсивности распро-
страняющегося в среде света справедлива пропорциональная
зависимость между поляризацией и напряженностью электриче-
ского поля. Однако интенсивность лазерного излучения может
быть такой большой, что линейную теорию уже нельзя будет
применить. Вдоль одной оси поляризация Р может быть выра-
жена следующим образом:
Р=хЕ(1+а2Е+а3Е2+...), (7.12)
где х — линейная поляризуемость и щ (i=2, 3 ...)—нелиней-
ные коэффициенты, которые в общем случае существенно мень-
ше 1. Если электрическое поле достаточно мало, то при его
изменении по закону Ео cos at поляризация будет меняться по
закону Ро cos <о/. Однако когда член а2Е становится сравнимым
с 1, то второй член выражения (7.12) будет вносить вклад в по-
ляризацию:
E2=a2X^o2cos2o2X^o2(1+cos 2at). (7.13)
Рассмотрим выражение l+cos2wZ. Первый член является ком-
понентой постоянного тока. Второй член, выражающий колеба-
ния с частотой 2®, свидетельствует о появлении второй гармо-
ники. Другие члены более высокого порядка могут приводить
к возникновению других, более высоких гармоник. Высшие гар-
моники обычно слабы, поскольку коэффициенты быстро убыва-
ют в ряду, представленном выражением (7.12).
Во многих веществах коэффициент а2 равен нулю. Для того
чтобы а2 был отличен от нуля, нужны кристаллы с ячейкой, не
имеющей центра симметрии. В таких кристаллах при прохож-
\\ Компоненты, лазеров и вспомогательные устройства 237
дении достаточно интенсивной лазерной волны с частотой <о
будет возникать поляризация, содержащая компонету 2ы, т. е.
вторую гармонику. Поэтому можно получить излучение с удво-
енной частотой. \
Интенсивность /2ы излучения с удвоенной частотой после
прохождения светом пути L в кристалле равна
/26>=sin2[(2nAi) (ni~n2)L]/(ni-ti2)2, (7.14)
где Zi — длина волны входящего излучения и «1 и п2 — соот-
ветствующие показатели преломления для исходной волны и
волны с удвоенной частотой. Если п.\=п2, то интенсивность
будет возрастать пропорционально квадрату пути в кристалле
по крайней мере до тех пор, пока не будет израсходована вся
входная мощность. Однако показатель преломления является
функцией длины волны и в общем случае П\^=п2. Поэтому ис-
ходная волна и волна с удвоенной частотой будут расходиться
по фазе и /2<в достигнет максимального значения при толщине
кристалла
Lc=-^(W|ni-n2|). (7.15)
Эта величина, называемая когерентной длиной, для многих
кристаллов составляет ~10 мкм. Она сильно ограничивает мощ-
ность, которая может быть превращена в излучение второй
гармоники. Это ограничение можно устранить методом согла-
сования фаз двух волн. В некоторых двулучепреломляющих
кристаллах можно выбрать комбинации направления распро-
странения и направлений поляризации двух лучей, чтобы Mi
—п2. Тогда две волны будут постоянно в фазе и интенсив-
ность /2и может быть увеличена. Точная синхронизация волн
достигается изменением угловой ориентации кристалла, или
изменением его температуры, или и тем и другим. При фазо-
вом синхронизме преобразование исходного излучения в излу-
чение второй гармоники может быть осуществлено с высокой
эффективностью.
При таком кратком рассмотрении основное внимание было
уделено генерированию второй гармоники и не были охвачены
другие стороны очень обширной области нелинейной оптики.
Среди других многочисленных проведенных исследований мож-
но упомянуть о смешении двух лучей с разными частотами
(«I п ю2) и получении излучения на суммарной (coi4-co2) или
разностной (ой—(о2) частотах. Таким способом, исходя из основ-
ной лазерной длины волны, получают многие различные ком-
бинации длин волн. Такие устройства становятся коммерчески
доступными (краткое описание некоторых экспериментальных
результатов приведено в гл. 4). Серийно выпускаются лазеры
238 Глава 7
на ИАГ: Nd с удвоением частоты, излучакэ^цие на волне
0,53 мкм, а удвоение частоты перестраиваемых в видимой об-
ласти лазеров позволит создать перестраиваемый источник
излучения в ультрафиолетовой области спектра.
ЛИТЕРАТУРА
1. Zook J. D., Appl. Opt., 13, 875 (1974).
2. Armstrong J. A., J. Appl. Phys., 36, 471 (1965).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 7.1.
Costich V. R., Multilayer Dielectric Coatings, in Handbook of Lasers (Press-
ley R. J., ed.), Chemical Rubber Co., Cleveland, Ohio, 1971.
Heavens O. S„ Thin Film Physics, Methuen, London, 1970.
Knitt Z., Optics of Thin Films, Wiley, New York, 1976.
Saito T. T. et aL, 10.6 gm Absorption Dependence on Roughness of UHV-
Coated Supersmooth Mirrors, Appl. Opt., 14, 266 (1975).
Saito T. T„ Kurdock J. R., Diamond Turning and Polishing of Infrared Opti-
cal Components, Appl. Opt., 15, 28 (1976).
Spawr W. J., Pierce R. L., Guide to Mettal Mirrors, Laser Focus, p. 37
(March 1975).
К разд. 7.2.
Born M., Wolf E., Principles of Optics, Pergamon, Oxford, 1975, Chapter 14.
Hass E. S., Polarization and Lasers, Laser Tech. Bull. No. 7, Spectra-Physics,
Inc., Mountain View, California (1975).
Jenkins F. A., White H. E., Fundamentals of Optics, McGraw-Hill, New York,
1957.
К разд. 7.3.
Anderson R. H. et aL, Preparation of High-Strength KC1 by Hot-Pressing,
J. Am. Ceram. Soc., 56, 287 (1973).
Andrews C. R., Strecker C. L. (eds.). Proc. Annu. Conf. Infrared Laser Win-
dow Mater., 4th Tucson, Arizona November 18—20, 1974, Sponsored by
Advanced Research Projects Agency, Arlington, Virginia.
Bernal E. G., Heat Flow Analysis of Laser Absorption Calorimetry, Appl.
Opt.. 14, 314 (1975).
Feldman A., Measuring the Optical Properties of Infrared Laser Windows,
Electro-Opt. Systems Design, p. 36 (December 1976).
Gillespie D. T., Olsen A. L., Nichols L. W., Transmittance of Optical Materi-
als at Hign Temperatures in the 1ц to 12ц Range, Appl. Opt., 4, 1489
(1965).
Harrington J. A., Gregory D. A., Otto W. F., Infrared Absorption in Chemical
Laser Window Materials, Appl. Opt., 15, 1953 (1976).
Hass M. et al., Infrared Absorption Limits of HF and DF Laser Windows,
- Appl. Phys. Lett., 25, 610 (1976).
Kruse P. W., McGlauchlin L. D., McQuistan R. B., Elements of Infrared Tech-
nology, Wiley, New York, 1962, Chapter 4,
Lussier F. M., Guide to IR-Transmissive Materials, Laser Focus, p. 47 (De-
cember 1976).
McCarthy D. E., The Reflection and Transmission of Infrared Materials. I,
Spectra from 2—50 Microns, Appl. Opt., 2, 591 (1963).
McCarthy D. E., The Reflection and Transmission of Infrared Materials. VI:
Bibliography, Appl. Opt. 7, 2221 (1968).
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 239
Miles Р„ High transparency Infrared Materials, Opt. Eng., 15, 451 (1976).
Nurmikko A. V., Fundamental Absorption Edge in Laser Window CdTe, Appl.
Opt., 14, 2663 (Г975).
Pitha C. A., Posen 'H., Armington A. (eds.), Proc. Conf. High Power Infra-
red Laser Window Mat., 3rd, Hyannis, Massachusetts November 12—14,
1973, Sponsored by Air Force Cambridge Res. Lab., Bedford, Massachusetts.
Sparks M., Optical Distortion by Heated Windows in High Power Laser Sys-
tems, J. Appl. Phys., 42, 5029 (1971).
К разд. 7.4.
Anderson L. K., McMurtry B. J., High-Speed Photodetectors, Appl. Opt., 10,
1573 (1966).
Beerman H. P., Advances in Pyroelectric Infrared Detectors, Proc. Tech. Pro-
gram, Electro-Opt. Syst. Design Conf., New York (September 2—14, 1972).
Bode D. E., Optical Detectors, in Handbook of Lasers (Pressley R. J., ed.),
Chemical Rubber Co., Cleveland, Ohio, 1971.
Danahy E. L., The Real World of Silicon Photo-Diodes, Electro-Opt. Systems
Design, p. 36 (May 1970).
Doyle W. M., The New Frontier in Thermal Detection, Opt. Spectra, p. 21
(November 1072).
Geist J., Schmidt L. B., Case W. E., Comparison of the Laser Power and To-
tal Irradiance Scales Maintained by the National Bureau of Standards,
Appl. Opt., 12, 2773 (1973).
Johnson S. M., Photomultiplier Tubes: Surviving the Rugged Life, Electro-
Opt. Systems Design, p. 20 (March 1972).
Keyes R. J., Kingston R. H., A Look at Photon Detectors, Phys. Today, p. 48'
(March 1972).
Koehler T., HgCdTe Photodiodes for COj Laser Systems, Electro-Opt. Systems
Design, p. 24 (October 1974).
Kruse P. W., McGlauchlin L. D., McQuistan R. B., Elements of Infrared Tech-
nology, Wiley, New York, Chapter 10.
Locker R. J., Huth G. C., A New Ionizing Radiation Detection Concept Which
Employs Semiconductor Avalanche Amplification and the Tunnel Diode
Element, Appl. Phys. Lett., 9, 227 (1966).
Mazurczyk V. J., Graney R. N., McCullough J. B., High Performance, Wide
Bandwidth (Hg, Cd) Те Detectors, Opt. Eng., 13, 307 (1974).
McIntosh В. C., Sypek D. W., Pyroelectric Detector Arrays, Laser Focus, p. 38
(December 1972).
Medved D. B., Photodiodes for Fast Receivers, Laser Focus, p. 45 (January
1974).
National Materials Advisory Board, Materials for Radiation Detection, PubL
NMAB 287, Nat. Acad, of Sci., Washington, D. C., 1974.
Riesz R. P., High Speed Semiconductor Photodiodes, Rev. Sci. Instrum., 33,
994 (1962).
Russel T. W., A Procedure for Intercomparing Laser Power Meters, Electro-
Opt. Systems Design, p. 28 (August 1974).
Tiffany W. B., Detectors — You have to Know Them, Opt. Spectra, p. 22 (Feb-
ruary 1975).
Wendland P. H., Silicon Photodiodes Revisited, Electro-Opt. Systems Design,
p. 48 (August 1970).
Wendland P. H., Silicon Photodiodes Come into Their Own, Opt. Spectra,
p. 33 (October 1973).
К разд. 7.5.
Chen F. S., Modulators for Optical Communications, Proc. IEEE, 58, 1440
(1970).
Flinchbaugh D. E., Acousto-Optic Laser Modulation Today, Electro-Opt. Sys-
tems Design, p. 24 (January 1974).
Глава 8
ЮСТИРОВКА И НАСТРОЙКА
Одно из наиболее хорошо известных применений лазеров в
промышленности связано с решением проблемы юстировки
(определение величины отклонения от заданной опорной ли-
нии). Методы лазерной юстировки позволяют отказаться от
применявшихся ранее значительно более трудоемких методов
решения этой проблемы, таких, например, как механическая
юстировка. Возможность применения лазеров в указанной об-
ласти основывается на специфических свойствах лазерного из-
лучения. К числу свойств, которые особенно важны для юсти-
ровки, относятся направленность пучка лазерного излучения
и его высокая яркость.
Распределение освещенности, создаваемой коллимирован-
ным лазерным пучком, описывается гауссовой функцией
/(г)=/0ехр(-2г2/г02), (8.1)
где г — радиальное расстояние от центра пучка, а г0 — радиус,
на котором интенсивность пучка I составляет 1/е2 от интенсив-
ности /0 в центре пучка. Приведенное соотношение справедливо
для лазеров, работающих в одномодовом режиме. Профиль
распределения интенсивности будет оставаться гауссовым на
любых расстояниях от лазера. Угловая расходимость гауссова
пучка 0 равна
0=2Х/л7?о, (8.2)
где X — длина волны излучения и Ro — радиус выходной апер-
туры лазера. Указанная формула определяет полный угол при
вершине конуса, внутри которого распространяется излучение
на большом расстоянии от лазера. Для типичного гелий-неоно-
вого лазера с диаметром выходной апертуры ~1 мм угловая
расходимость обычно составляет 10-3 рад. При помощи допол-
нительной оптики, используемой для коллимирования пучка,
можно добиться дальнейшего уменьшения угловой расходи-
мости.
Не менее важна яркость, поскольку лазерный пучок должен
хорошо различаться в условиях обычного комнатного освеще-
Юстировка и настройка 243
ния или при дневном свете. Фактически во всех лазерных си-
стемах, используемых для юстировки, применяются гелий-нео-
новые газовые лазеры мощностью ~1—5 мВт. Оранжево-крас-
ный пучок излучения этих лазеров хорошо различается на до-
статочно больших расстояниях от лазера даже на фоне солнеч-
ного света. Поэтому необходимость в использовании лазеров
с более высокой мощностью излучения отпадает. К тому же
гелий-неоновый лазер является наиболее дешевым, надежным
и обладающим максимальным сроком службы среди существу-
ющих лазеров видимого диапазона спектра. Таким образом,
этот лазер является идеальным источником для применения
в тех областях, где требуется видимое излучение не очень боль-
шой мощности.
8.1. НАСТРОЙКА ПРИ ПОМОЩИ ЛАЗЕРА
Рассмотрим задачу о размещении объектов вдоль прямой
линии. Естественный метод ее решения заключается в том, что-
бы направить пучок света и измерить отклонения объектов от
центра пучка. Использование светового пучка для юстировки
может дать целый ряд преимуществ, в особенности в тех слу-
чаях, когда юстировку предстоит проводить на больших рас-
стояниях. Механические методы юстировки сложны и обреме-
нительны. Системы лазерной юстировки позволяют юстировать
большие сооружения и крупные станки с большей точностью
и значительно дешевле по сравнению с механическими мето-
дами.
Методы оптической юстировки, получившие название опти-
ческой настройки, используются уже давно. Их открытие пред-
шествовало изобретению лазеров. Сам термин «оптическая на-
стройка» взят из самолетостроения. Оптические методы юсти-
ровки деталей самолета (например, секций крыльев или фюзе-
ляжа) применяются на протяжении многих лет. В числе пер-
вых инструментов, основанных на принципе оптической настрой-
ки, были автоколлиматоры, предназначенные для измерения
угла поворота отражающей мишени, и прецизионные юстиро-
вочные телескопы, обеспечивающие измерение смещения объек-
тов относительно оптической оси телескопа.
Разработка лазеров привела к существенному развитию ме-
тодов оптической настройки. Для оптической настройки были
созданы специальные лазеры, которые иногда называют «юсти-
ровочными лазерами». Лазерная настройка предусматривает
использование направленного пучка излучения для определения
смещения объектов от заданной линии, определения степени
угловой разъюстировки, выдерживания плоскостности, нивели-
рования и выдерживания перпендикулярности.
240 Глава 7.
Goldstein R., Pockels Cell Primer. Laser Focus, p. 21 (February 1968).
Kaminow I. P., Turner E. H. Electrooptic Light Modulators, Appl. Opt., 5,
1612 (1966).
Kaminow I. P., An Introduction to Electrooptic Devices, Academic Press, New
York, 1974. /
Nowicki T., A—О and E—О Modulators, Basies and/Comparisons. Electro-
Opt. Systems Design, p. 23 (February 1974). J
Scibor-Rylski M. T. V., Calling Out Light Modulators, Opt. Spectra, p. 30
(February 1976).
К разд. 7.6.
Aronson H. J., Acousto-Optic Scanning, Laser Focus, p. 36 (December 1976).
Beiser L.. Laser Scanning Systems, in Laser Applications, Vol 2 (Ross. M„
ed.), Academic Press, New York, 1974.
Brosens P. J.. Fast Retrace Optical Scanning Electro-Opt. Systems Design,
p. 21 (April 1971).
Compton R., Optical Scanners; Comparisons and Application, Electro-Opt. Sys-
tems Design, p. 16 (February 1976).
Fowler V. J., Schlater J., A Survey of Laser Beam Deflection Techniques, Appl.
Opt.. 5, 1675 (1966).
Gordon E. L, A Review of Acoustooptical Deflection and Modulation Devices,
Appl. Opt.. 5, 1629 (1966).
Grenda E. P.. Brosens P. J., Closing the Loop on Galvo Scanners, Electro-
Opt. Systems Design, p. 32 (April 1974).
Kruger U., Peppcrl R.. Schmidt U. J., Elcctrooptic Materials for Digital Light
Beam Deflectors. Proc. IEEE, 61. 992 (1973).
Kulcke W. et al.. Digital Light Deflectors, Appl. Opt., 5, 1657 (1966).
Lee T. C., Zook J. D., Light Beam Deflection with Electrooptic Prisms,
IEEE J. Quantum Electron., QE-4, 442 (1968).
Lotspeich J. F., Eiectrooptic Light-Beam Deflection, IEEE Spectrum, p. 45
(February 1968).
Tenney 11. M„ Purcupile J. C, Laser/Galvo Scanner Design, Electro-Opt.
Systems Design, p. 40 (October 1973).
Uchida N„ Niizeki N.. Acoustooptic Deflection Materials and Techniques, Proc.
IEEE. 61, 1073 (1973).
Zook J. D., Light Beam Deflector Performance: A Comparative Analysis, Appl.
Opt., 13, 875 (1974).
К разд. 7.7.
Armstrong J. A.. Saturable Optical Absorption in Phthalocyanine Dyes,
J. Appl. Phys. 36. 471 (1965).
Benson R. C., Mirarchi M. R„ The Spinning Reflector Technique for Ruby
Laser Pulse Control, IEEE Trans. Military Electron., p. 13 (January 1964).
Chester R. B.. Karr M. A., Geusic J. E„ An Experimental and Theoretical Stu-
dy fo High Repetition Rafe Q-Switchcd NdrYALG Lasers, Proc. IEEE, 58,
1899 (1970).
Deutsch T. F„ Weber M. J., Optical Properties of Cryptocyanine, J. Appl.
Phys., 37, 3629 (1966).
Geusic J. E„ Hensel M. L., Smith R. G., A Repetitively Q-Switched, Conti-
nuoslv Pumped YAG:Nd Laser, AppL Phys. Lett., 6, 175 (1965).
Hellwarth R. W., Q Modulation of Lasers, in Lasers, A Series of Advances,
Vol. 1 (Levine A. K., ed.), Dekker, New York, 1966.
Hull D , Combination Laser Q-Switch Using a Spinning Mirror and Saturable
Dvc, Appl. Opt., 5, 1342 (1966).
Maydan D„ Chesler R. B., Q-Switching and Cavity Dumping of Nd:YAlG La-
sers, J. Appl. Phys., 42, 1031 (1971).
Компоненты лазеров и вспомогательные устройства 241
McCiung F. J_, Hcilwarth R. W., Giant Optical Pulsations from Ruby, J. Appl.
Phys., 33, 828 (1962).
McClung F. J., Hcilwarth R. W., Characteristics of Giant Optical Pulsations
from Ruby, Proc. IEEE, 51, 46 (1963).
Seiden M., Mechanical'Q-Switch Revisited, Laser Focus, p. 40, (July 1971).
Skeen С. H., York C. AV, The Operation of a Neodymium Glass Laser Using
a Saturable Liquid Q-Switch, Appl. Opt., 5, 1463 (1966).
Smith R. G., Galvin M. F., Operation of the Continuosly Pumped, Repetiti-
vely Q-Switched YAIG:Nd Laser, IEEE J. Quantum Electron., QE-3, 406
(1967). \
Soffer В. H., Giant Pulse Laser Operation by a Passive, Reversibly Bleachable
Absorber, J. Appl. Phys., 35, 2551 (1964).
Sorokin P. P., et all., Ruby Laser Q-Switching Elements Using Phthalocyani-
ne Molecules in Solution, IBM J. Res. Develop., p. 182 (April 1964).
Wentz J. L., Novel Laser Q-Switching .Mechanism, Proc. IEEE, 52, 717 (1964).
Woodbury E. J., Five-Kilohertz Repetition-Rate Pulsed YAG.Nd Laser, IEEE
J. Quantum Electron., QE-3, 509 (1967).
К разд. 7.8.
Adhav R. S., Orszag M., Frequencv Doubling Crystals — Unscrambling the
Acronyms, Electro-Opt. Systems Design, p. 20 (December 1974).
Minck R. W., Terhune R. W., Wang С. C., Nonlinear Optics, Appl. Opt., 5,
1595 (1966).
Singh S., Non-Linear Optical Materials, in Handbook of Lasers (Pressley R. J.,
ed.), Chemical Rubber Co., Cleveland, Ohio, 1971.
Terhune R. W., Maker P. D., Nonlinear Optics, in Lasers, A Series of Advan-
ces, Vol. 2 (Levine A. K-, ed.), Dekker, New York, 1968.
Yariv A., Quantum Electronics, Wiley, New York, 1975, Chapter 16.
Zernike F., Midwinter J. E., Applied Nonlinear Optics, New York, 1973.
244 Глава 8
Величина угловой расходимости пучка типичного небольшо-
го гелий-неонового лазера составляет 10 3 рад. Степень точно-
сти лазерной настройки определяется угловой расходимостью
пучка. Так, например, для того чтобы обеспечить точность в
1 мм на расстоянии 10 м, требуется пучок с угловой расходи-
мостью 0,1 мрад, что приблизительно соответствует дифракци-
онному пределу для апертуры 1 см. Пучок гелий-неонового ла-
зера можно довольно легко расширить и сколлимировать до
0,1 мрад с помощью небольшого телескопа. Маломощные ге-
лий-неоновые лазеры обеспечивают значительно более высокую
яркость по сравнению с обычными источниками света, исполь-
зуемыми для оптической настройки. Пучок этих лазеров легко
различается в условиях обычной освещенности на расстояниях
вплоть до нескольких сотен метров от источника.
Во многих практически используемых системах юстировки
лазер используется совместно с центрирующим приемником,
который автоматически определяет положение центра пучка.
Основой одного из типов центрирующего приемника являются
четыре кремниевых фотодиода. Схема расположения этих дио-
дов в центрирующем приемнике показана на рис. 8.1. Фотодио-
Поиемник с четырьмя
квадрантами
Рис. 8.1. Схема центрую-
щего приемника, состояще-
го из четырех раздельных
датчиков в форме квадран-
тов.
ды электрически соединены по ква-
дратурной схеме для того, чтобы обес-
печить сравнение интенсивностей в по-
ловинах поперечного сечения пучка
(как по горизонтали, так и по верти-
кали). Если пучок попадает точно в
центр приемника, то на каждый из
квадрантов попадает одинаковое коли-
чество света. В этом случае электрон-
ная схема регистрирует отсутствие
различий между парами чувствитель-
ных элементов. Если же пучок не по-
падает точно в центр приемника, то
на квадранты приходит различное ко-
личество света, о чем свидетельствует
показание индикатора. Нулевые по-
казания индикатора свидетельствуют
о точном определении положения цент-
ра пучка, а степень отклонения этих
показаний от нуля количественно ха-
рактеризует степень разъюстировки.
лазер должен работать в одномодо-
Как уже отмечалось,
вом режиме. Примесь мод более высокого порядка в пучке
излучения усложняет измерения. Оценочная погрешность опре-
деления положения центра пучка указанным методом состав-
ляет — 1 мкм/м. Таким образом, на расстояниях —30 м центру-
Юстировка и настройка 245
ющий приемник может обеспечить юстировку с погрешностью
25 мкм.
Другим более новым типом приемника, чувствительного к
положению пучка, является фотодиод с боковым фотоэффек-
том, который представляет собой фотодиод р—i—n-типа (гл. 7)
с металлическими контактами, разнесенными на расстояние L.
При перемещении светового пятна в межэлектродном простран-
стве изменяется соотношение между токами, попадающими на
электроды. Величина тока /, приходящего на один из электро-
дов в том случае, когда световое пятно находится на расстоя-
нии х от этого электрода, составляет
/=/osha(L—x)/sh aL, (8.3)
где /о-—полный фототок и а — параметр материала диода. Если
х=0, то /=7о и весь ток попадает на выделенный электрод.
Таким образом, измеряя ток, попадающий на каждый электрод,
можно получить прямую оценку смещения светового пятна в
активной области приемника.
Для настройки конструируются специальные лазеры. Лазер,
используемый для юстировки, конструируется так, чтобы пучок
исходил из центра выходной апертуры с погрешностью до
25 мкм. Угол выхода пучка контролируется в пределах несколь-
ких угловых секунд. Конструкция лазера должна также обес-
печивать стабилизацию направления выходящего пучка.
В отсутствие стабилизации направление пучка может изме-
няться примерно на 10" при изменении температуры на 1°С.
Приведенное значение характерно для многих широко исполь-
зуемых недорогих лазеров. Направление смещения пучка мо-
жет действительно изменяться на указанную величину. Даже
после предварительного прогрева лазера его температура мо-
жет флуктуировать со скоростью ~ 1°С/ч при постоянной тем-
пературе окружающей среды. Указанные нестабильности могут
внести в результат измерений погрешность порядка 10". Мето-
ды стабилизации, к которым прибегают в высокоэффективных
лазерах, применяемых для юстировки, снижают уровень дрей-
фа до величины, не превышающей 1" на изменение температу-
ры в ГС.
В табл. 8.1 приведены типичные значения параметров про-
мышленных лазеров для юстировки, которые указываются в
паспортных данных. Следует отметить, что уровень мощности
достаточно мал и условия применения лазеров удовлетворяют
существующим требованиям техники безопасности. Решение
проблемы безопасности облегчается тем, что после коллимиро-
вания диаметр пучка составляет ~ 1 см.
Лазер дает ряд преимуществ по сравнению с обычными ме-
тодами оптической настройки. Для подготовки системы лазер-
246 Глава 8
ной настройки и проведения измерений требуется всего лишь
один человек. Результат измерения линейных смещений считы-
вается непосредственно с индикатора. Одно из важнейших пре-
имуществ метода лазерной настройки заключается в хорошем
совпадении результатов измерений, выполненных различными
операторами. В этом лазерная настройка коренным образом
отличается от методов обычной оптической настройки, где один
и тот же оператор может воспроизвести результаты своих из-
мерений, но результаты, полученные разными операторами,
могут существенно различаться.
Таблица 8.1
Типичные значения параметров промышленных юстировочных систем
Мощность лазера, мВт 0,7
Диаметр пучка, мм 10
Погрешность фокусировки пучка, мкм ±25
Погрешность угловой юстировки, угл. сек. ±4
Стабильность юстировки (после прогрева), мкм/ч ±13
Точность отсчета, мкм 25
К числу факторов, ограничивающих применение методов ла-
зерной настройки, относится стабильность атмосферы. Точность
метода снижается в результате блужданий пучка в турбулент-
ной атмосфере. Показатель преломления подвержен случайным
флуктуациям, которые связаны с изменениями температуры и
атмосферной турбулентностью. Возникающие неоднородности
показателя преломления являются причиной случайных блуж-
даний лазерного пучка, распространяющегося вдоль атмосфер-
ной трассы. На рис. 8.2 приведены результаты эксперименталь-
По вертикали
По горизонтали
? О 1 Z 3 О S 6 7 В 9 10 11 12 13
tr
_ I Г1 I I I I 1 1.Ц.1-1 I I I г.............
1 2 3 4 И 1 В 3 10 11 П 13
ного изучения блуждания ла-
зерного пучка под влиянием
турбулентности [1]. Результаты
относятся к распространению
пучка по прямой трассе дли-
ной 100 м, проходящей на рас-
стоянии 30 см от земли. Экспе-
рименты проводились в вечер-
нее время при наличии ветра
Время, с
Рис. 8.2. Блуждания лазерного пучка
на трассе длиной 100 м, проходя-
щей на высоте 0,3 м над земной
поверхностью [1].
Измерения выполнены вечером при нали-
чии ветра. Температура воздуха 20°С.
и при температуре воздуха
20°С. Даже в случае достаточ-
но коротких интервалов изме-
рения наблюдались отклоне-
ния порядка нескольких санти-
метров. По мере увеличения
Юстировка и настройка 247
длины трассы распространения пучка возрастает также и ам-
плитуда его отклонения.
Простейший метод снижения амплитуды блужданий пучка,
который часто используется в закрытых помещениях, заключа-
ется в том, что вдоль направления юстировки создается акси-
альный поток воздуха. Оконный вентилятор диаметром 50 см,
создающий поток воздуха в направлении распространения ла-
зерного пучка, заметно снижает шум, создаваемый атмосфер-
ной турбулентностью.
Более сложный метод компенсации действия атмосферной
турбулентности основан на применении центрующих приемни-
ков с интегрированием сигнала на протяжении заданного про-
межутка времени. Усредненное на интервале времени, выбран-
ном соответствующим образом, распределение световой энергии
симметрично относительно центра пучка. Используя метод ин-
тегрирования, можно определить положение центра пучка
с большой точностью даже при наличии турбулентности. Созда-
ны устройства, позволяющие юстировать лазерный пучок в тур-
булентной атмосфере с точностью до 0,2" на трассе длиной не-
сколько километров [2].
Некоторые данные о возможностях измерения углов при по-
мощи центрующего приемника с интегрированием по времени
на трассах длиной до 1500 м приведены в табл. 8.2. Соответст-
вующие измерения выполнены в полевых условиях при низких
температурах воздуха и высокой скорости ветра. Интервал ин-
тегрирования составлял 5 с. Смещение светового пятна в ре-
зультате блужданий пучка носит несколько хаотический ха-
Таблица 8.2
Результаты измерения смещения лазерного пучка
при помощи центрующего приемника с интегрированием по времени [1]
Расстояние, м Смещение лазерного пучка, мм Стандартное отклонение угл. сек.
100 2 0,28
200 5 0,37
300 5 0,29
400 3 0,20
500 3 0,16
600 10 0,21
800 40 0,09
1000 50 0,16
1500 40 0,20
248 Глава 8
рактер, но амплитуда смещения обычно возрастает при увели-
чении длины трассы. Погрешность измерений углов составляет
~0,2", что значительно лучше, чем можно было бы ожидать
в рассматриваемых условиях.
К числу других факторов, которые следует учитывать при
проведении юстировки на трассах большой протяженности,
относится изменение давления воздуха (а следовательно, и по-
казателя преломления) с высотой. Указанный эффект приводит
к тому, что пучок, который должен был бы распространяться
по горизонтальной трассе, может отклониться вниз. При типич-
ных значениях давления и температуры воздуха данный эф-
фект может привести к смещению пучка вниз примерно на
100 см на трассе длиной 10 км [3].
Рассмотрим теперь точность, которой можно достичь с по-
мощью методов лазерной юстировки. Приведенные выше дан-
ные изменяются от одного наблюдателя к другому и нет полной
уверенности в наилучших значениях среди полученных. Час-
тично проблема связана с отсутствием других средств проверки
точности лазерной юстировки. Лазер обеспечивает наилучшую
юстировку на больших расстояниях и очень трудно осущест-
вить независимую проверку полученных результатов. На прак-
тике при проведении юстировки в цехе, где могут оказаться
открытыми двери и находитьбя люди, наименьшая погрешность
из достаточно надежных данных составляет — 5 мкм на рас-
стоянии — 3,5—4,5 м. Точность снижается по мере увеличения
расстояния. Для расстояния — 6м представляется разумным
значение погрешности 8 мкм, на расстояниях 15 и 30—60 м —
соответственно 25 и 50 мкм. Приведенные цифры представляют
разумные уровни погрешности, которые могут быть достигнуты
в условиях заводского цеха.
В настоящее время имеются промышленные варианты си-
стем лазерной юстировки, которые нашли практическое при-
менение в ряде отраслей промышленности (в том числе в авиа-
ционной, строительной и станкостроительной). Светящаяся
линия или яркое пятно, создаваемые лазером, используются для
контроля положения и размещения оборудования, точного мо-
делирования взрыва и управления автоматическим оборудова-
нием типа автоматических бурильных станков. Лазеры приме-
няются для подгонки деталей при .строительстве зданий и раз-
личных сооружений, для определения очертаний и угла откоса
при работах в карьерах, строительстве туннелей и трубопрово-
дов, для контроля труб, определения положения плавучего
морского оборудования, а также для обеспечения аккуратной
сборки мостов, канализационных и водопроводных труб. При
осуществлении контроля над строительными операциями лазер-
ный пучок используется в качестве опорной линии, служащей
Юстировка и настройка 249
для выравнивания или определения положения оборудования.
Так, например, при строительстве надводных сооружений опе-
ратор может выправлять положение баржи, ориентируясь на
лазерный пучок, отраженный от укрепленного на удаленном
берегу ретрорефлектора. Ретрорефлектор отражает пучок обрат-
но в том же направлении, по которому он приходит. Примене-
ние такой системы позволяет снизить расходы на строительные
работы, поскольку оператор может быстро осуществлять про-
верку правильности сборки на промежуточных стадиях.
Использование лазера для получения идеальной прямой ли-
нии нашло широкое распространение в строительной промыш-
ленности. Разработаны, например, системы для определения
прямолинейности и угла наклона канализационных коллекторов,
которые применяются в повседневной практике.
Внедрены лазерные системы, предназначенные для работы
в полевых условиях при прокладке трубопроводов. В таких си-
стемах отсутствуют геодезические посты (пара горизонтальных
плит, которые крепятся к столбикам, служащим для отметки
заданных уровней), бечевки, служащие для определения на-
правления и угла наклона, и соответствующее оптическое обо-
рудование, которое обычно используется для проведения работ
такого типа. В конечном итоге снижаются организационные рас-
ходы и ускоряется строительство. Кроме того, повышается точ-
ность укладки труб. Лазер создает более точные опорные ли-
нии по сравнению с обычными системами, и трубы могут укла-
дываться более точно по отношению к заданному направлению
и углу наклона. Подобные системы нашли практическое при-
менение в канализационных сооружениях, где необходимо точ-
но выдерживать заданный угол наклона.
Разработанные для указанных применений лазеры облада-
ют высокой надежностью, имеют большой срок службы, доста-
точно легки, могут работать от батарей и пригодны для работы
в полевых условиях. Применение таких лазеров ведет к сущест-
венному сокращению расходов на строительство. Подобные ла-
зеры находят также применение при прокладке туннелей, когда
они при помощи соответствующих центрующих приемников и
сервомеханизмов, используемых для того, чтобы удерживать
проходческие агрегаты точно на оси пучка, заставляют двигать-
ся эти агрегаты вдоль прямой линии, образуемой лазерным
пучком.
Лазерные методы обладают несомненным преимуществом
перед существовавшими методами при сборке фюзеляжей боль-
ших самолетов. В секциях фюзеляжа могут быть сделаны юсти-
ровочные отверстия, а лазер и центрующий приемник позво-
ляют последовательно подгонять одну секцию за другой на
расстояниях —30 м с точностью, которая раньше была недости-
250 Глава 8
Рис. 8.3. Применение лазера для юстировки зажимов крыла крупного ре-
активного самолета [4].
На заднем плане вядеи центрующий приемник.
жима. Такой метод подгонки значительно проще применявше-
гося ранее метода, основанного на применении телескопов.
О степени подгонки судят непосредственно по показаниям ин-
дикатора, что освобождает оператора от необходимости прини-
мать соответствующее решение. Создаваемая лазером прямая
линия пригодна для использования на любых расстояниях от
источника. На ней отсутствует прогиб, который неизбежно име-
ет любая проволока.
Среди конкретных примеров практического использования
лазерной настройки и юстировки отметим следующие:
1. Юстировка сборочных приспособлений, применяемых при
сборке крупных реактивных самолетов. Согласно данным фирм,
использующих эту систему настройки, ее точность в десять раз
выше точности обычных оптических систем и гарантирует до-
пуск в пределах ±50 мкм на расстоянии 60 м. На рис. 8.3 по-
казано применение юстировочного лазера для юстировки зажи-
мов крыла самолета типа «Боинг-747» [4]. Центрующий прием-
ник находится слева от рабочего на заднем плане фотоснимка.
Юстировка и настройка 251
Рис. 8.4. Измерение прямолинейности движения расточного станка [5].
Отдельно приведены значения горизонтальных и вертикальных отклонений при сме-
щении на 6,85 м.Сплошными и штриховыми линиями показаны результаты измерений,
выполненных с интервалом 3 мес.
На переднем плане видны лазер и блок контрольной аппара-
туры для индикации смещения по двум поперечным осям.
2. Контроль направляющих станков в станкостроительной
промышленности. В серийно выпускаемом станке для электро-
искровой обработки плоскостность и параллельность верхней
поверхности направляющих поддерживаются с точностью 25 мкм
на базе длиной 3,2 м. Точность подгонки подающего червяка
к одной из направляющих составляет —13 мкм. Эти данные
свидетельствуют о существенном прогрессе в станкостроитель-
ной промышленности.
3. Проверка степени прямолинейности движения деталей
станков. На рис. 8.4 приведены результаты измерения прямо-
линейности смещения головки расточного станка в вертикаль-
ном и горизонтальном направлениях (длина станины станка
равна 6,85 м) [5]. Для каждого направления смещения пред-
ставлены две кривые, которые получены в результате измере-
ний, проведенных с интервалом 3 мес. Исследование таких пе-
ремещений обычными методами сопряжено с большими труд-
ностями. Как следует из кривых, полученные данные воспро-
изводятся с точностью —13 мкм. На рис. 8.5 показана типичная
установка для определения степени прямолинейности движения
254 Глава 8
Зеркало
с металлизирован-
ной поверхностью
Гелий-неоноВый лазер
Масло
КюВета с ртутью

Рис. 8.8. Схема оптического отвеса [2].
Показанная на рис. 8.6 пентапризма отклоняет пучок на 90°
независимо от ориентации по отношению к падающему пучку.
Угловой допуск для недорогих пентапризм составляет пример-
но 5". Это означает, что независимо от ориентации призмы
относительно лазерного пучка она всегда будет отклонять пу-
чок на один и тот же угол 90°±5". Благодаря указанному свой-
ству призма очень удобна в тех случаях, когда требуется по-
строение прямых углов, и, кроме того, она не нуждается в точ-
ной ориентации.
Плоскость может быть построена путем вращения пента-
призмы относительно оси входящего в нее лазерного пучка.
Выходящий под углом 90° пучок будет при этом вычерчивать
плоскость (рис. 8.7). Указанный способ является простейшим
способом построения плоскости при помощи лазерного пучка.
На построенной таким путем плоскости можно довольно легко
выравнивать объекты.
При использовании показанной на рис. 8.8 аппаратуры ла-
зер может быть использован для определения вертикального
направления [8]. Переднее плоское зеркало устройства устанав-
ливается строго перпендикулярно оси телескопа автоколлима-
тора. Затем регулируют положение лазера до тех пор, пока
пучки, отраженные от зеркала и от поверхности находящейся
в резервуаре ртути, не совпадут с перекрестием телескопа.
Описанный метод позволяет устанавливать положение вертика-
ли с точностью до 0,5". Настройка проводится значительно
быстрее, чем другими методами.
Юстировка и настройка 255
Разработаны автоколлнмационные лазеры, у которых цент-
рующий приемник встроен непосредственно в головку самого
лазера. В сочетании с обычным автоколлимационным отража-
телем устройство такого типа обеспечивает быстрое проведение
аккуратной угловой юстировки.
Коллимированный лазерный пучок направляется на плоский
отражатель. Если отражатель установлен соответствующим об-
разом, то отраженный пучок снова пройдет через входную
апертуру отражателя и при возвращении назад будет полно-
стью совпадать с падающим пучком. Индикатор центрующего
приемника в данном случае будет показывать нуль. Разъюсти-
ровка отражателя приводит к отклонению отраженного пучка.
В этом случае показания центрующего приемника будут ука-
зывать на угол положения отражателя относительно падающе-
го лазерного пучка. Центрующий приемник позволяет регистри-
ровать смещения по двум осям одновременно и воспроизводит
величину соответствующих угловых отклонений на двух инди-
каторах. Существуют промышленные образцы таких приборов,
имеющие разрешение —0,2" в условиях наиболее типичного
уровня атмосферных помех и рабочую дальность 0—75 м.
Описанное автоколлимационное лазерное устройство можно
использовать для измерения угловых смещений и проведения
юстировки по углам. Для проведения указанных операций с по-
мощью обычной аппаратуры требуются измерительный авто-
коллиматор и опытный оператор. При использовании лазерной
системы с отражателем отпадает необходимость в опытном
операторе, а время подготовки аппаратуры снижается до
нескольких минут. Величину углового смещения можно счи-
тывать непосредственно с индикатора центрующего прием-
ника.
Примером применения указанного метода измерений может
служить проверка прямолинейности движения деталей станков,
производимая путем размещения отражателя на движущейся
детали и измерения его углового смещения при работе станка.
Широкое распространение нашел метод установки потолочных
перекрытий с использованием плоскости, построенной при по-
мощи лазера и вращающейся пентапризмы. В данном случае
лазерный пучок тщательно выставляется вдоль вертикали, что-
бы полученная при его сканировании плоскость была горизон-
тальной. Рабочие перемещают крепежную сетку до тех пор,
пока она не совпадет с плоскостью, очерчиваемой световым
пучком, после чего закрепляют ее. По оценкам, описанный ме-
тод позволяет снизить трудозатраты на 25—50% и обладает
значительно большей точностью по сравнению с обычными мен-
толами, основанными на применении натянутых бечевок или
проволок.
252 Глава 8
Рис. 8.5. Измерение прямолинейности движения большого строгального
станка при помощи лазера [5].
деталей больших станков. Центрующий приемник и индикатор-
ное устройство помещаются на подвижной станине станка [5].
4. Разметка буровых отверстий в процессе управления гор-
нопроходческим щитом [6]. Так, например, гелий-неоновый ла-
зер использовался при прокладке туннеля длиной 945 м под
дном озера Онтарио. Степень наклона туннеля контролирова-
лась путем фиксации точек пересечения лазерного пучка с име-
ющимися на мишени полосами. Величина измеренного смеще-
ния относительно центра пучка использовалась для разметки
буровых отверстий на свежей поверхности путем поворота ра-‘
диальных штанг по отношению к оси пучка.
Юстировка и настройка 253
Рис. 8.6. Схема пента-
призмы.
Рис. 8.7. Схема построения плоскости
с помощью вращающейся пентапризмы.
5. Строительство линейного ускорителя длиной 3,2 км в
Стэнфордском университете [7].В данном случае для повыше-
ния точности оптической юстировки применимы дифракционные
решетки, которые создают более компактное распределение ин-
тенсивности света в точке измерения. Для юстировки с погреш-
ностью 0,5 мм на расстоянии 3 км использована прямоугольная
зонная пластинка Френеля, которая освещается лазерным пуч-
ком. Столь высокая точность лежит далеко за пределами воз-
можностей обычных методов юстировки.
8.2. ПРИМЕНЕНИЯ В СМЕЖНЫХ ОБЛАСТЯХ
Наряду с простой юстировкой вдоль направления лазерного
пучка лазеры могут использоваться для решения большого
круга других задач, в том числе для поддержки перпендикуляр-
ности направлений и плоскостности, определения вертикали и
измерения степени угловой разъюстировки.
Для того чтобы определить направление, перпендикулярное
заданному, следует направить лазерный пучок в пентапрпзму
(рис. 8,6). Направление пучка, выходящего из пентапризмы,
будет составлять с направлением первоначального пучка угол,
который в точности равен 90°. Таким образом, существует про-
стой способ построения прямого угла. Входящий в призму
пучок отражается от двух алюминированных поверхностей и
выходит под направлением, составляющим угол 90° с направ-
лением первичного пучка. Кроме того, пентапризма не дает
обращенного изображения предмета.
Глава 9
ОСНОВЫ ЛАЗЕРНЫХ МЕТОДОВ
ИЗМЕРЕНИИ
Одним из наиболее важных применений лазеров является их
использование для проведения измерений. Оптические методы
измерений известны уже издавна. Раньше область применения
этих методов ограничивалась существующими источниками све-
та, которые, как правило, не обладали требуемой степенью
когерентности и достаточной яркостью. Создание лазеров спо-
собствовало дальнейшему развитию обычных оптических мето-
дов измерений и разработке многочисленных новых методов.
Применения лазеров в измерительной технике открывают
новые перспективы широкого использования лазерной техники
в промышленности. Лазер является чрезвычайно гибким ин-
струментом, который можно использовать для проведения
разнообразных измерений. В данной главе рассмотрены основы
лазерных методов измерений, а в последующих главах описаны
конкретные области применений, в том числе измерения рас-
стояний, скорости, угловой скорости вращения, диаметра во-
локна или проволоки, толщины образцов и обследование кон-
тура поверхностей.
Мы облегчим понимание лазерных методов измерений, рас-
смотрев сначала ряд явлений, используемых в разных областях
применения лазеров. Можно сказать, что в основе наиболее рас-
пространенных оптических методов измерений лежит явление
интерференции, которое возникает при смешивании двух свето-
вых пучков. Ниже мы сконцентрируем наше внимание на интер-
ференции.
Рассмотрим прежде всего интерферометр Майкельсона, ис-
пользуемый для получения интерференционной картины от двух
пучков, прошедших различные оптические пути. Затем опишем
метод получения биений, основанный на интерференции двух
световых пучков с несколько отличающимися частотами. После
этого рассмотрим метод получения сдвига частоты с использова-
нием эффекта Доплера и обсудим роль когерентности лазерного
излучения в проблеме создания пригодной интерференционной
картины.
Основы лазерных методов измерений 259
9.1. ИНТЕРФЕРОМЕТР МАЙКЕЛЬСОНА
Интерферометр Майкельсона состоит из двух зеркал М{ и
М2, расположенных, как показано на рис. 9.1, и расщепителя
луча, наклоненного под углом 45° к плоскости зеркал. Колли-
мированный пучок лазерного излучения вводится в расщепи-
тель, где на полупрозрачной поверхности он делится на два
пучка. Часть света направляется к зеркалу Mi, отражается от
него и по тому же пути возвращается к расщепителю луча.
Расщепитель пропускает часть вернувшегося отраженного пуч-
ка. Другой световой пучок проходит через расщепитель к зер-
калу М2 и отражается от него обратно к расщепителю, где он
вновь отражается от по-
лупрозрачной поверхно-
сти и налагается на пер-
вый пучок. Следует ука-
зать, что интенсивность
двух налагающихся пуч-
ков составляет лишь часть
интенсивности падающего
пучка. Остальная часть
энергии пучка теряется
при отражении от зеркал
или прохождении расще-
пителя и частично возвра-
щается назад к лазеру.
Иногда на пути первого
пучка помещается ком-
пенсирующая пластинка
С, изготовленная из того
же стекла и имеющая та-
кую же толщину, как рас-
щепитель. Ее введение
Рис. 9.1. Схема интерферометра Майкель-
сона.
М( и М2 — зеркала; М'2 — изображение зеркала
М2 при наблюдении в направлении оси Z; в —
расщепитель луча; С — компенсатор; А — диа-
фрагма; D — приемник; R — регулирующее устрой-
ство.
обусловлено тем, что пер-
вый пучок проходит через
расщепитель луча лишь
один раз, а второй пучок
пересекает расщепитель
трижды. Компенсатор
обеспечивает равенство
оптических путей в стекле.
В результате отражения света на полупрозрачной поверхно-
сти расщепителя образуется изображение зеркала М2, которое
расположено параллельно зеркалу Mi. Это изображение М'2
обозначено на рисунке штриховой линией. Интерферометр Май-
кельсона создает интерференционную картину, идентичную с
картиной, возникающей в результате интерференции в воздуш-
9*
256 Глава 8
В системах такого типа лазеры используются для контроля
работы дорожных машин (например, грейдеров); при этом
обеспечивается точная установка требуемого уровня. Предло-
жен также ряд разнообразных систем. Для простоты опишем
лишь одну из них. Система состоит из лазера и пентапризмы,
смонтированных на треноге. В нее входят также укрепленный
на исследуемом оборудовании приемник и индикаторы, смон-
тированные на панели, находящейся перед оператором. Излу-
чатель и вращающаяся призма очерчивают опорную плоскость.
Если требуется создать уклон или откос, то в этом случае ап-
паратуру можно наклонить на заданный угол. Приемник кре-
пится на штанге, достаточно высоко выступающей над осталь-
ными частями машины, что позволяет регистрировать пучок
вне зависимости от взаимной ориентации машины и лазера.
С помощью приемника определяют, проходит ли очерчиваемая
светом плоскость на заданном уровне или же располагается
выше либо ниже этого уровня. Соответствующая информация
приступает к оператору в виде светового пли звукового сигна-
ла. Оператор стремится удерживать показания индикатора в
центре путем изменения уровня ножа (или глубины среза)
управляемой им машины. Согласно паспортным данным, ука-
занная система позволяет выдерживать требуемый уровень
с погрешностью ±6,3 мм на расстоянии до 450 м от лазера.
В описанной системе для замыкания петли обратной связи не-
обходим контроль со стороны оператора. Естественно, что бо-
лее сложные системы с устройствами сервоконтроля могут обес-
печить автоматическую установку уровня.
Аналогичные разработки предусматривают использование
лазерного пучка в качестве уровня отсчета в системах авто-
матического контроля заглубления трубоукладочных машин.
Контроль глубины выемки грунта трубоукладочными машина-
ми с целью установки труб на заданной глубине под задан-
ным углом наклона сопряжен с решением проблем точности
и надежности (в особенности это относится к дренажным тру-
бам). При укладке труб с помощью машины типа канавокопа-
теля контроль глубины укладки и степень наклона дренажа
обычно осуществляются оператором вручную с использованием
визирования отметок уровня. Такой метод контроля имеет ряд
недостатков, к числу которых относятся очень большое время,
затрачиваемое на установку отметок уровня, и большая на-
грузка на оператора при ручном контроле работы машины, не-
избежные при выдерживании заданной степени точности.
Для задания опорного направления при контроле работы
машин типа струга можно использовать натянутые проволоки,
но время и труд, которые приходится затратить на установку
проволок с заданной степенью точности, оказываются очень
Юстировка и настройка 257
большими. Кроме того, даже при использовании в качестве
датчиков опорных направлений натянутых проволок для управ-
ления механизмами приходится применять довольно сложные
гидравлические устройства. В качестве направления отсчета
угла наклона значительно проще пропустить над заданным
участком лазерный пучок, чем натянуть проволоку или устано-
вить отметки уровней.
В заключение отметим, что методы лазерной юстировки в
настоящее время получили широкое распространение в строи-
тельстве.
ЛИТЕРАТУРА
1. Chrzanowski А., XIII Intern. Congr. Surreyors, Wiesbaden, September 1—
10, 1971.
2. Chrzanowski A., Ahmad F., Kurz B., Appl. Opt., 11, 319 (1972).
3. Opens J. C., Laser Applications in Metrology and Geodesy, Laser Applica-
tions 1 (Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1971).
4. Minkowitz S., Electro-Opt., Systems Design, p. 22 (April 1970).
5. Enderby С. E., A Practical Laser Tooling System, Electro-Optics Assoc.,
Palo Aito, California.
6. Construction Methods and Equipment, July 1967.
7. Herrmannsfeldt W. B. et al., Appl. Opt., 7, 995 (1968).
8. Chrzanowski A., Ahmed F., Kurz B., Appl. Opt., 11, 319 (1972).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 8.1.
Feinberg В., Laser Tooling Goes to Work, The Tool and Manufacturing Engi-
neer (October 1967).
Hickman P. A., Optical Tooling Viewed in a New Light, Laser Focus, p. 23
(March 1968).
Keliy В. O., Lateral-Effect Photodiodes, Laser Focus, p. 38 (March 1976).
Lasers — The Thin Red Line Tells It Like It Is, The Excavating Contractor
(January 1974).
Minkowitz S., The Laser as a Measuring Device, Electro-Opt. Systems Design,
p. 22 (April 1970).
Schneider E. J., Optical Tooling, Opt. Spectra, p. 19 (April—May—June, 1967).
Strasser J. A., Laser-Assisted Optical Tooling Making Big Gains in Aerospace
Industry, Aerospace Technol., p. 24 (April 8, 1968).
К разд. 8.2.
Cornillault J., Using Gas Lasers in Road Works, Appl. Opt., 11, 327 (1972).
Fouss J. L., Reeve R. C., The Laser in Construction: “Lite-Line” Guides
a Pipeline, Laser Focus, p. 31 (December 1968).
Hamar M. R., Laser-Alignment-Current Uses and Applications, Soc. of Manu-
facturing Eng. Tech. Paper MR74-967 (1974).
9 Дж. Рсдк
260 Глава 9
ном клине между зеркалом М, и изображением М'2. Наблюда-
тель видит выходящий из расщепителя свет, полученный в ре-
зультате наложения пучков, отраженных от All и М'2. Оба
отраженных пучка представляются наблюдателю распространя-
ющимися по одному и тому же направлению. Разность оптиче-
ских путей, проходимых указанными пучками, составляет
2Scos0, где S— расстояние между Мх и М'2, а 0 —угол между
осью системы и направлением, под которым наблюдаются пуч-
ки. Разность фаз между пучками равна
6=2n(2Scos6/X). (9.1}
Образование интерференционных полос является следстви-
ем волновой природы света. Световая волна, движущаяся в
отрицательном направлении оси z, может быть описана следую-
щей функцией:
E(z, t) =Еоехр Ц^г-НоН-ф), (9.2)
где Eg—амплитуда волны, а> — угловая частота волны, k—
2n/Z и Z. — длина волны. Функция ф характеризует фазу волны
и обычно зависит от пространственной координаты и времени.
Можно считать, что для монохроматического и когерентного
лазерного излучения ф постоянна.
Интенсивность, получаемая в результате сложения двух пуч-
ков, определяется следующим выражением:
7=|Eiexpi(6z+<j)/-^i)+E2expi(fez-|-a>/-hp2) |2, (9.3)
где Ei и Е2 — амплитуды двух пучков, а ф1 и ф2 — их фазы.
Выражение (9.3) представляет собой так называемый квад-
ратичный закон, согласно которому интенсивность, возникаю-
щая в результате сложения двух пучков, равна квадрату
абсолютной величины суммы амплитуд этих пучков. Широко
известные приемники света — фотоэлементы, фотопленка и че-
ловеческий глаз — реагируют на интенсивность света, которая
определяется квадратом амплитуды световой волны. Такая
ситуация противоположна случаю сверхвысокочастотных элект-
ромагнитных волн, для которых существуют линейные прием-
ники, реагирующие непосредственно на амплитуду волны. По-
сле выполнения всех обозначенных в выражении (9.3) опера-
ций оно примет следующий вид:
I=[Ei соз(/гг-|-а>/+ф|)-Т£'2 со5(йг4-о)/-|-ф2)]2+
+ [Ei sin (^г-|-а>/-|-ф1) +Е2 sin(£z-|-(o/-Hp2)]2=
=Е2 +Е| 4-2EiE2 cos (ф] -ф2) =
=E’4-E24-2E1E2cos6, (9.4)
Основы лазерных методов измерений 261
где 6 определяется выражением (9.1). Полученное выражение
не является результатом обычных тригонометрических преоб-
разований, а представляет реальную картину распределения
интенсивности, которая регистрируется приемником. Эта карти-
на соответствует постоянной фоновой интенсивности
промодулированной сигналом, который описывается косинусом.
Если выбрать амплитуды таким образом, чтобы Е!=Е2, то
/=2E2(l+cos6). (9.5)
Из приведенной формулы следует, что интенсивность обраща-
ется в нуль при
6=(2Л1+1)л, (9.6)
где AI — целое число. Указанное условие соответствует обра-
зованию темной полосы. Интенсивность света максимальна при
условии, что
6=2Мл. (9.7)
Это условие соответствует образованию светлой полосы в ин-
терференционной картине. Интерференционные полосы имеют
форму окружностей, поскольку геометрическое место точек с
заданной разностью фаз представляет собой окружность с
центром на линии, выходящей из глаза наблюдателя по на-
правлению нормали к зеркалу. В центре системы интерферен-
ционных полос, где 6 = 0, выполняется условие 2S—MK (где
М — целое число), соответствующее светлому пятну.
Рассмотрим случай, когда М{ находится от расщепителя
луча дальше, чем М'2. В этом случае наблюдается система
круговых полос. Промежутки между, полосами уменьшаются
по мере возрастания радиуса полос. При удалении ЛД от М'2
полосы смещаются по направлению от центра и радиус их уве-
личивается. Изменение расстояния между зеркалами на Z/2
сопровождается возникновением в центре новой интерференци-
онной полосы. Другими словами, при изменении расстояния
между зеркалом Mt и изображением М'2 на %/2 интенсивность
в центре изменяется от максимума к минимуму и вновь к мак-
симуму. Изменение интенсивности на оси системы (6 = 0) мож-
но проследить, установив диафрагму А (рис. 9.1) и расположив
приемник D за этой диафрагмой.
9.2. ПОЛУЧЕНИЕ БИЕНИИ (ГЕТЕРОДИНИРОВАНИЕ)
Другим интерференционным эффектом, который часто
используется для осуществления измерений, является образо-
вание биений. При интерференции двух световых пучков с не-
сколько отличающейся частотой интерференционная картина
262 Глава 9
не сохраняет постоянного положения, а перемещается. Переме-
щение интерференционной картины вызывает изменение интен-
сивности света в заданной точке пространства.
Такое явление полностью аналогично известному из акусти-
ки случаю одновременного звучания двух камертонов с не-
сколько различающимися частотами. В результате интерферен-
ции двух звуковых волн возникает звук с последовательно
нарастающей и убывающей амплитудой. Это явление называ-
ется биениями, а частота изменения силы звука — частотой
биений. Аналогичное явление в оптике иногда называется оп-
тическим гетеродинированием или фотосмешением.
Ход наших рассуждений в данном случае будет таким же,
как при анализе выражений (9.3) — (9.5). Как и в рассмотрен-
ном выше случае, световая волна, распространяющаяся в отри-
цательном направлении оси г, будет описываться выражением
(9.2). Вновь отметим тот факт, что приемник реагирует на
квадрат амплитуды светового поля. Искомая интенсивность,
получаемая при смешении двух пучков, будет иметь следую-
щий вид:
I— |Ei exp i(A|24-wi/4-<pi)+E2exp /(^z+^-f-tpz) |2=
= [£1 COS(£]Z4-«|f+^l)+£2COS(/S2Z4--W2<4-(p2)]2+
+ [El sin (kiz-j-w11+i<p!) 4-E2 sin (k2z-фг)]2 =
=E?X +£2 +2EiE2 cos [ (&i - k2) z+ (<oi—<o2) ^+<pi - <рг] =
=£2 +E22 +2EtE2 cos [ {ki -k2) z+ ((01 - <o2) H-6 ], (9.8)
где 6 — разность фаз двух пучков, которые в данном случае
имеют различные угловые частоты он и <о2.
В фиксированной точке, соответствующей заданным значе-
ниям гиб, регистрируемая приемником интенсивность будет
содержать компоненту, которая изменяется во времени с часто-
ТОЙ (01—(02-
Вывод выражения (9.8) устанавливает связь между процес-
сами возникновения биений частоты и образования интерфе-
ренционных полос, описываемых выражением (9.4). По сущест-
ву вновь полученный результат является обобщением первого.
Он отображает тот факт, что для пучков с различающейся ча-
стотой интерференционные полосы смещаются во времени.
Условие возникновения светлой полосы в фиксированной точке
на оси z записывается следующим образом:
((»1 — (D2)f+6=const, (9.9)
где б можно рассматривать как функцию угла наблюдения 0.
Частота светового пучка по порядку величины составляет
Основы лазерных методов измерений 263
1015 Гц. Она слишком высока для того, чтобы приемник мог
за ней следить. Если же угловые частоты оц и <02 достаточно
близки друг к другу, то приемник сможет зарегистрировать их
разность си — «г и в выходном сигнале приемника будет присут-
ствовать компонента, осциллирующая на разностной частоте.
Эксперимент подтверждает наличие .зависящей от времени ком-
поненты в выходном сигнале фотоэлемента, принимающего
одновременно пучки двух лазеров с несколько отличающимися
частотами.
Многие случаи применения лазерной техники для проведе-
ния измерений предусматривают сдвиг частоты части пучка
одного и того же лазера. При последующем смешении первич-
ного пучка с сдвинутым по частоте пучком возникают биения,
частоту которых можно измерить. Подобный метод оказывает-
ся весьма полезным в различных измерениях.
9.3. ЭФФЕКТ ДОПЛЕРА
Известный метод получения разности частот, которая может
быть использована для создания биений, основывается на эф-
фекте Доплера. Если световая волна с частотой f отражается
от поверхности, которая движется со скоростью v, то частота
волны изменяется в результате эффекта Доплера. Оптический
эффект Доплера является точной аналогией наблюдаемого в
акустике сдвига частоты испускаемых движущимся источником
звуковых волн. Величина доплеровского сдвига частоты опреде-
ляется следующим выражением:
Aflf=vlc, (9.10)
где с — скорость света.
Поскольку v значительно меньше с, сдвиг частоты будет
составлять лишь незначительную долю исходной частоты. Так,
например, при скорости v= 1500 см/с (54 км/ч) Af/f=10“7 или
Д/^108 Гц. Отсюда следуют два очевидных вывода:
1. Для того чтобы иметь возможность зарегистрировать
сдвиг частоты, следует стабилизировать лазер.
2. Доплеровский сдвиг частоты для отражения от поверх-
ностей, движущихся с приемлемыми скоростями, находится в
пределах интервала, доступного измерениям.
Таким образом, эффект Доплера может служить удобным
источником получения двух световых пучков с несколько отли-
чающимися частотами. С помощью расщепителя луча лазерный
пучок разделяют на два пучка, сдвигают один из них по частоте
с помощью эффекта Доплера, а затем смешивают оба пучка на
фотоприемнике с целью обнаружения биений, возникших в ре-
зультате сдвига частоты одного из пучков. Поскольку источ-
264 Глава 9
ником обоих пучков является один и тот же лазер, возможен
тщательный контроль небольшой разности частот с такой сте-
пенью точности, которая недостижима при использовании двух
независимых лазеров.
9.4. ТРЕБОВАНИЯ К КОГЕРЕНТНОСТИ
Возможность применения лазеров для проведения описан-
ных в данной главе измерений основывается на том, что волно-
вой фронт лазерного пучка не подвержен хаотическим измене-
ниям во времени и пространстве (о чем уже говорилось выше),
т. е. излучение лазера когерентно. Электрическое поле световой
волны можно представить в следующем виде:
E(r, t)=A(r, /) exp i[k-r—<о^+ф(г, /)], (9.11)
где А — амплитуда и <р — фаза, зависящие от пространствен-
ных координат г и времени t. Рассмотрим прежде всего их
изменение во времени. Если функции А и изменяются во вре-
мени медленно по сравнению с функцией eiat, то за период све-
товой волны может произойти лишь небольшое изменение функ-
ций А и чр. Выше мы предполагали, что в течение рассматри-
ваемых промежутков времени А и практически постоянны.
Однако в действительности эти функции немного флуктуируют,
в результате чего снижается степень когерентности системы.
Изменения фазы приводят к смазыванию интерференцион-
ных полос. Если время измерения велико по сравнению с ха-
рактерным временем изменения <р, то в течение интервала
измерения интенсивность света в произвольной точке пучка
будет флуктуировать. Усредненная по времени интенсивность
пучка достигает некоторого общего для сечения всего пучка
значения, и интерференционные кольца пропадают.
Для сохранения структуры интерференционных полос необ-
ходимо, чтобы время когерентности лазера было настолько
большим, чтобы пучки в разных плечах интерферометра оста-
вались когерентными до момента их смешения. Другими сло-
вами, длина когерентности лазера должна превышать разность
оптических путей в обоих плечах. Указанное условие можно
представить в виде
S<AL=cA/^c/Av, (9.12)
где ДЕ — длина когерентности лазера, At — время когерентно-
сти и Av —спектральная ширина лазерной линии.
Значения длины когерентности ряда различных источников
приведены в табл. 9.1. Для дугового разряда высокого давле-
ния в ртути длина когерентности слишком мала для проведения
каких-либо разумных измерений. У некоторых дуговых ламп
Основы лазерных методов измерений 265
низкого давления длина когерентности может оказаться не-
сколько больше, но интенсивность этих ламп существенно ниже.
Для линии флюоресценции неона (ее огибающая охватывает
интервал, внутри которого располагается линия генерации ла-
зера) длина когерентности составляет ~20 см. Для одномо-
довых гелий-неоновых лазеров длина когерентности может
оказаться недостаточной для проведения измерений при зна-
чительной разности оптических путей.
Таблица 9.1
Характеристики когерентности источников света
Источник Ширина линии Av» гч Длина когерент- ности Д£, см
Ртутная дуга высокого давления 5-Ю12 0,006
Дуговые лампы низкого давления 109 30
Многомодовый гелий-неоновый лазер До 1,5-109 20
Одномодовый гелий-неоновый лазер 106 3-104
Сделаем несколько замечаний относительно эффекта бие-
ний. Время когерентности должно быть велико по сравнению
с периодом биений. Это условие можно представить в следую-
щем виде:
l/Av>l/(h-f2) = l/Af, (9.13)
где Д/ — частота биений. Если сдвиг частоты обусловлен эф-
фектом Доплера, данное условие принимает вид
или
l/Av>l/(2pf/c),
(9.14)
Ду<2р/7с.
(9.15)
Полученное условие определяет нижний предел скоростей,
которые можно обнаружить по сдвигу частоты, возникающе-
му в результате эффекта Доплера.
Важную роль играет также пространственная когерентность
лазерного излучения. Пространственная когерентность харак-
теризует степень изменения фазы на всем протяжении волно-
вого фронта в определенный момент времени. Обычные (нела-
зерные) источники света обладают плохой пространственной
когерентностью. Для повышения пространственной когерентно-
сти обычных источников можно поставить диафрагму перед
излучающей апертурой источника и использовать лишь не-
большую часть его площади. При этом пространственная ко-
Глава 10
ИЗМЕРЕНИЕ РАССТОЯНИЙ
И КОНТРОЛЬ РАЗМЕРОВ
Лазеры можно использовать для определения расстояний
на практике. Основные лазерные методы с указанием ряда об-
ластей, в которых эти методы находят применение, приведены
в табл. 10.1. Точное измерение расстояний, не превышающих
100 м, внутри помещений обеспечивается интерферометриче-
скими системами на основе гелий-неоновых лазеров. Такие
системы пригодны для контроля размеров обрабатываемых де-
талей. В меньшей степени интерферометрические методы при-
менимы для измерения расстояния свыше 100 м и для работы
в полевых условиях. Часто используется телеметрический ме-
тод, основанный на модуляции светового пучка. Суть этого
метода заключается в том, что на удаленный объект посылается
модулированный световой пучок и затем принимается отражен-
ный от объекта сигнал. Фаза модуляции отраженного сигнала
Таблица 10.Г
Лазерные методы измерения расстояний
Метод Типичный лазер Предельное расстояние Типичная точность Области применения
Интерферо- метриче- ский Гелий-нео- . новый Метры (внутри помеще- ния) Микрометр Контроль станочного оборудования, сейсмо- логия и геодезия, ка- либровка стандартов длины
Телеметри- ческий с модуляци- ей пучка Ге л ий-нео- новый, на основе арсенида галлия До не- скольких километ- ров 106 Топографическая съемка
Модуляция добротно- сти Твердотель- ный с мо- дуляцией добротно- сти Километры 10~5 Военные дальномеры, слежение за искусст- венным спутником Земли
Измерение расстояний и контроль размеров 269
сопоставляется с фазой излучаемого сигнала. Такой метод при-
годен на расстояниях порядка нескольких сотен метров и при-
меняется при топографической съемке.
В других областях, где важно обеспечить высокую быстро-
ту измерений (например, в дальнометрии) и допустима не-
сколько меньшая точность, можно использовать методы, осно-
ванные на измерении времени распространения мощного све-
тового импульса малой длительности от излучателя к мишени
и обратно.
10.1. ИНТЕРФЕРОМЕТРИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЯ
РАССТОЯНИИ
Основные преимущества применения лазеров для измерения
расстояний интерферометрическими методами связаны с таки-
ми свойствами лазерного излучения, как большая интенсив-
ность и высокая степень когерентности. Эти свойства позволяют
проводить измерения на расстояниях, значительно превышаю-
щих те, которые доступны системам с обычными источниками
света.
В большинстве интерферометрических систем используются
гелий-неоновые лазеры, работающие на переходе с длиной вол-
ны 0,6328 мкм (что соответствует частоте ~5-1014 Гц). В не-
стабилизированных лазерах возможны изменения частоты ге-
нерации в пределах ширины линии флюоресценции неона,
составляющей 109 Гц. Это ограничивает относительную точ-
ность измерений (не лучше 2-10-6), поскольку генерация лазера
может осуществляться на нескольких модах, лежащих в пре-
делах ширины линии флюоресценции. Поэтому, чтобы исполь-
зовать лазер для интерферометрических целей, его необходимо
стабилизировать таким образом, чтобы частота генерации на-
ходилась в центре линии флюоресценции неона. В типичной
конструкции, обеспечивающей стабильность частоты, в лазере
применяются зеркала, жестко закрепленные на моноблоке из
инвара, который обладает низким коэффициентом теплового
расширения. Для обеспечения дополнительной тепловой ста-
бильности лазер помещается в термостат с регулируемой тем-
пературой. При помощи сервопривода длина резонатора удер-
живается на уровне, соответствующем небольшому провалу в
мощности генерации, который возникает в тех случаях, когда
частота генерации находится в центре линии флюоресценции
неона. Мощность выходного излучения лазера, работающего
на одной продольной моде, изменяется при небольшом измене-
нии длины его резонатора. При точной настройке частоты ге-
нерации на центр линии флюоресценции наблюдается неболь-
шое снижение мощности излучения, которое получило название
266 Глава 9
герентность возрастает настолько, что могут формироваться
интерференционные полосы, но одновременно снижается ис-
пользуемая энергия света.
Пространственная когерентность лазерного пучка связана
с его модовой структурой. Излучение любой поперечной моды
лазера будет пространственно когерентным. Однако мода наи-
низшего порядка (мода ТЕМОо) обеспечивает более равномер-
ную освещенность. Практически все лазеры, используемые для
интерферометрии, работают на моде ТЕМ00.
С рассмотренными явлениями связана высокая яркость ла-
зерного излучения. В отличие от случая обычных источников
света для образования интерференционной картины можно ис-
пользовать практически все излучение лазера. Лазерный пучок
хорошо сколлимирован, и поэтому все излучение лазера легко
собрать с помощью оптики. Благодаря этому интерференцион-
ные полосы, созданные лазером, хорошо различимы в усло-
виях, когда интерференционная картина, образованная обыч-
ным источником света, не видна.
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 9.1.
Baird К. М.-, Haines G. R„ in Applied Optics and Optical Engineering,
Vol. IV, Part I (Kingslake R., ed.), Academic Press, New York, 1967.
Born M„ Wolf E., Principles of Optics, 5th ed., Pergamon Press, New York,
1975, Chapter 7.
Franfon M., Optical Interferometry, Academic Press, New York, 1966, Chap-
ter IV.
Jenkins F. A., White H. E., Fundamentals of Optics, McGraw-Hill, New York,
1957, Chapter 13.
Tolansky S., An Introduction to Interferomentry, Longmans, Green, London,
1955, Chapter 8.
К разд. 9.2.
Brown E. B., Modern Optics, Van Nostrand — Reinhold, Princeton, New Jer-
sey, 1965, Chapter 13.
Oliver В. M., Signal-to-Noise Ratios in Photoelectric Mixing, Proc. IRE, 49,
1960 (1961).
Ross M., Laser Receivers, Wiley, New York, 1966, Chapter 4.
Siegman A. E., Harris S. E., McMurtry B. J., Optical Heterodyning and Opti-
cal Demodulation at Microwave Frequencies, in Optical Masers (Fox J.,
ed.), Polytechnic Press, Brooklyn, New York, 1963.
К разд. 9.3.
Angus J. C. et al.. Motion Measurement by Laser Doppler Techniques, Ind.
Eng. Chem., 61, 8 (1969).
Brown E. B., Modern Optics, Van Nostrand — Reinhold, Princeton, New Jer-
sey, 1965, Chapter 1.
Jenkins F. A., White H. E., Fundamentals of Optics, McGraw-Hill, New York,
1957, Chapter 11.
Levi L., Applied Optics, A Guide to Optical System Design, Vol. I, Wiley,
New York, 1968, Chapter 2.
Основы лазерных методов измерений 267
Sommerfeld A., Optics, Lectures on Theoretical Physics, Vol. IV, Academic
Press, New York, 1964, Chapter II.
К разд. 9.4.
Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical Holography, Academic
Press, New York, 1971, Chapter 7.
Carbuny M., Optical Physics, Academic Press, New York, 1965, Chapter 6.
Klien M. V., Optics, Wiley, New York, 1970, Chapter 6.
Smith H. M., Principles of Holography. Wiley (Interscience), New York, 1969,
Chapter 6.
270 Глава 10
Опорное
плечо
Лазерный
пучок
Измерительное
плечо
Уголковые
отражатели
•*и и1
Рис. 10.2 Схема ку-
бического уголкового
отражателя.
Движущаяся деталь
| | Фотоприемник
Рис. 10.1. Схема использования интерферометра
Майкельсона для измерения расстояния, прохо-
димого движущейся деталью.
лэмбовского провала. Система сервоконтроля длины резонато-
ра на основе пьезоэлектрических преобразователей позволяет
стабилизировать частоту генерации в центре линии излучения.
Степень достигаемой при этом стабильности частоты составляет
~10-9.
Применяя резонатор малой длины, можно добиться того,
чтобы лазерная генерация возникала лишь на одной продольной
моде. Частоты соседних продольных мод различаются на cftL,
где с — скорость и L — длина резонатора лазера. По мере
уменьшения длины резонатора межмодовое расстояние возра-
стает и в конце концов становится сравнимым с шириной ли-
нии флюоресценции неона; это означает, что в пределах шири-
ны линии флюоресценции имеется лишь одна мода оптического
резонатора. Выполнение указанного условия приводит к режи-
му одномодовой генерации, который достигается за счет сни-
жения мощности излучения лазера, неизбежного при укороче-
нии газоразрядной трубки лазера. Обычно выходная мощность
таких гелий-неоновых лазеров со стабилизацией модового со-
става излучения составляет доли милливатта.
Рассмотрим сначала интерферометрический метод, в кото-
ром используется интерферометр Майкельсона; после этого нам
легче будет понять принципы работы лазерных интерферомет-
рических систем измерения расстояний. Ниже будут описаны
различные модификации этой системы, обеспечивающие луч-
шую стабильность при наличии поглощения и возмущения пуч-
ка под действием атмосферной турбулентности. Принцип дейст-
вия интерферометра Майкельсона рассмотрен в гл. 9. Схема
соответствующей интерферометрической системы приведена
на рис. 10.1. Лазерный пучок расщепляется на два пучка:
Измерение расстояний и контроль размеров 271
измерительный и опорный. Каждый из этих пучков обходит
одно из плеч интерферометра. Измерительный пучок направ-
ляется на зеркало, укрепленное на движущейся детали, рассто-
яние до которой требуется определить. В качестве зеркала
обычно используется кубический уголковый отражатель, кото-
рый обеспечивает точное отражение пучка по направлению па-
дающего излучения. Применение уголкового отражателя явля-
ется важной особенностью рассматриваемой системы. Уголко-
вый отражатель по существу представляет собой трехгранную
призму. Световой луч отражается один раз от каждой грани
призмы и возвращается по направлению, которое практически
в точности противоположно направлению падающего пучка
(рис. 10.2). Указанная особенность не связана с необходимо-
стью угловой юстировки призмы, благодаря чему требования
к юстировке системы значительно менее жесткие, чем при ис-
пользовании обычного зеркала.
Оба пучка затем сводятся вместе с помощью расщепителя
луча и направляются на приемник. При сведении пучков обра-
зуется интерференционная картина. Амплитуда попадающего
на приемник света зависит от относительной фазы опорного и
измерительного пучков, которая в свою очередь определяется
разностью оптических путей, пройденных этими пучками. Раз-
ность фаз определяется выражением
6=2&scos0, (Ю.1)
где k—2nlK X— длина волны, s — разность оптических путей
и 0 — угол между направлением наблюдения и общей осью обо-
их пучков. Обычно принимают 0=0. При смещении движущей-
ся детали на л/2 полная разность оптических путей изменяется
на А,. Этим объясняется наличие множителя 2 в формуле (10.1).
Соответствующее изменение фазы световой волны на приемнике
составляет 2л, т. е. вся система интерференционных полос сме-
щается на один период. Изменение разности оптических путей
сопровождается изменением освещенности приемника. Другими
словами, движение детали вызывает модуляцию амплитуды
света, регистрируемого приемником. При помощи электронной
аппаратуры можно определить соответствующее число периодов
амплитудной модуляции и ввести полученную информацию в
ЭВМ, которая определяет расстояние, пройденное движущейся
деталью.
Важно отметить, что лазерные интерферометры обеспечива-
ют измерение смещений относительно некоторого заданного на-
чала отсчета. В исходном положении движущейся детали уста-
навливают индикатор измерительной системы на нуль, а за-
тем измеряют смещение относительно установленного таким
образом начала отсчета.
272 Глава 10
Величина, измеряемая интерферометрическими приборами,
является длиной оптического пути, которая отличается от гео-
метрической длины множителем, равным показателю преломле-
ния воздуха. Для того чтобы обеспечить высокую точность из-
мерения, следует вводить соответствующую поправку на вели-
чину показателя преломления. Изменения показателя прелом-
ления зачастую являются фактором, ограничивающим точность
измерения длины. Показатель преломления сухого воздуха, со-
держащего 0,03% СО2, при температуре 15°С и давлении
760 мм рт. ст. на длине волны гелий-неонового лазера
(0,63299138 мкм в вакууме) составляет «dry=1,0002765. По-
правки, связанные с изменением влажности, температуры и
давления, определяются по формуле [1]
(п -1) = («агу -1) Р/720,775(1 +Р (0,817 -
-0,0133Т) • 10-6/(14-0,003662Т)] — 5,6079- 10~sf, (10.2)
где f—парциальное давление водяного пара при температуре
Т°С и полном атмосферном давлении Р (мм рт. ст.). В боль-
шинстве случаев эффекты, связанные с изменением концент-
рации СО2, малы, но в ряде случаев при высоком содержании
СО2 они могут приводить к заметной погрешности измерения.
Отметим, что при повышении давления на 1 мм рт. ст. по-
казатель преломления увеличивается на 0,36-10~е стандартного
значения. Увеличение температуры на ГС вызывает уменьшение
показателя преломления на 0,96-10-6, а повышение парциаль-
ного давления водяного пара на 1 мм рт. ст. снижает показа-
тель преломления на 0,06-10-6 стандартного значения. При
соответствующем приближении указанные поправки могут учи-
тываться независимо.
При пересчете измеренной длины оптического пути в гео-
метрическую длину необходимо учесть перечисленные поправки.
В системах, в которых предусмотрено автоматическое измере-
ние изменений давления, температуры и влажности окружаю-
щего воздуха, определяются величины соответствующих попра-
вок и воспроизводится откорректированный результат измерения.
Кроме того, следует контролировать температуру движущейся
детали и приводить результаты к нормальной температуре.
Схема такой полной системы приведена на рис. 10.3. Два
фотоприемника позволяют определять направление движения.
Приемники собирают свет из тех областей интерференционной
картины, где разность фаз интерферирующих пучков соответ-
ствует 1/2.
В зависимости от направления движения укрепленного иа
перемещающейся детали зеркала будет изменяться относитель-
Измерение расстояний и контроль размеров 273
-----------------------------------------------------------
ная фаза амплитудно-модулированного сигнала, регистрируемо-
го двумя приемниками. Логическая схема осуществляет сложе-
ние выходных сигналов приемников в случае увеличения длины
оптического пути на Z/2 и вычитание в случае уменьшения
этой длины на Z/2. Откорректированная величина смещения вы-
дается быстродействующим обратимым счетчиком.
Разработаны также более сложные схемы измерения на-
правления движения. Одна из таких систем показана на
рис. 10.4. Лазерный пучок проходит через четвертьволновую-
пластинку и приобретает круговую поляризацию (гл. 1). Затем
пучок расщепляется на опорный и измерительный. Опорный пу-
чок отражается, после чего направление его поляризации стано-
вится противоположным направлению круговой поляризации
измерительного пучка. Для определенности будем предполагать,
что измерительный пучок имеет левую круговую поляризацию,
а опорный — правую. Оба пучка складываются на верхней по-
верхности расщепителя луча. При этом измерительный пучок,
претерпевший три отражения от граней трехгранного отража-
теля, будет иметь правую круговую поляризацию. Измеритель-
ный пучок, прошедший в правую сторону от расщепителя, так-
Станина станка
Рис. 10.3. Схема полной системы для измерения перемещения станков, со-
держащей устройства для компенсации изменений параметров окружающего
воздуха и температуры исследуемой детали, а также индикатор направления
перемещения.
274 Глава 10
Лазер Четверть- Ретроотражатель
волновая
пластинка
Рис. 10.4. Система для определения направления смещения движущегося
ретроотражателя.
же сохранит правую круговую поляризацию. Опорный пучок
слева от расщепителя испытает второе отражение и вернется
назад, имея левую круговую поляризацию. Обратная картина
будет иметь место в плече над расщепителем, где прошедший
опорный пучок сохранит правостороннюю поляризацию, а изме-
рительный пучок после отражения изменит поляризацию на
левостороннюю. Как в том, так и в другом случае складываю-
щиеся пучки будут иметь противоположные направления кру-
говой поляризации. Полученный после их сложения пучок ли-
нейно поляризован. Ориентация вектора линейной поляриза-
ции будет зависеть от относительной фазы двух пучков с кру-
говой поляризацией. Таким образом, плоскость поляризации
суммарного пучка будет поворачиваться в зависимости от по-
ложения мишени. Смещение мишени на Z/2 приводит к пово-
роту плоскости на 180°. Расположенные перед приемниками
поляризаторы повернуты на 45° один относительно другого.
Поскольку при смещении мишени на Z/2 интерференционная
картина сдвигается на одну полосу, сигнал фотоприемника,
следящего за указанной картиной через поляризатор, установ-
ленный под углом 45°, будет в квадратуре с сигналом прием-
ника, следящего за этой картиной через поляризатор, ориенти-
рованный под углом 0°. Затем после предварительного усиления
сигналы приемников складывают и получают импульс с прямо-
угольной огибающей, характеризующий направление движения
мишени.
В других вариантах измерительных систем предусматрива-
ется многократное прохождение измерительного пучка по пути
к отдаленному отражателю. Подобные системы позволяют по-
высить чувствительность до такой степени, что в отдельных
случаях деление шкалы счетчика соответствует перемещению
на Z./32.
Измерение расстояний и контроль размеров 275
Р^Ретроотражателб
двухчастот- Личёрасще-
ныи лазер литем
4*4
и f рмяриза-' движущийся
г ционный , ретроотражатель
Е расщепитель к
-- >н>
♦ 4*4^4
Опорный сигнал
fe-f,
Доплеровский сигнал
W^f,)
Усилители
постоянного
тока
Рис. 10.5. Схема двухчастотиой лазерной системы для измерения расстояния.
fl, /2 — частоты двух лазерных пучков с ортогональной линейной поляризацией;
Д/t — доплеровский сдвиг частоты, обусловленный движением ретроотражателя.
Описанные выше методы, использующие интерферометр Май-
кельсона, были разработаны на раннем этапе развития лазер-
ной техники и широко представлены в технической литературе,
вышедшей в 60-е годы. Эти методы измерения расстояний очень
чувствительны к изменениям интенсивности лазерного пучка.
В тех случаях, когда интенсивность светового пучка изменяется
в результате влияния атмосферной турбулентности, флуктуаций
мощности лазера или вследствие замутненности воздуха, может
возникнуть сбой при счете интерференционных полос и резуль-
тат измерений будет неправильным. Указанные недостатки
устранены в двухчастотной лазерной системе, в которой осу-
ществляется сложение пучков с двумя различными частотами
и одновременно измеряется величина доплеровского сдвига час-
тоты пучка, отраженного движущимся ретроотражателем [2].
Схема такой системы приведена на рис. 10.5.
Гелий-неоновый лазер излучает два пучка с несколько отли-
чающимися частотами и различной поляризацией. Для этого
используют продольное магнитное поле, в котором линия флюо-
ресценции неона расщепляется на две компоненты. При этом
лазер со стабилизированной частотой излучает две компонен-
ты, частоты которых разнесены на 2-106 Гц. В данной системе
измеряется скорость движущегося отражателя. Частота света,
’276 Глава 10
-----------------------------------------------------------r.
отраженного от движущегося рефлектора, смещается на вели-
чину ДД определяемую соотношением
Af/f=v/c, (10.3)
где v — скорость движения отражателя. Указанный сдвиг ана-
логичен доплеровскому сдвигу в акустике (гл. 9). Для опреде-
ления величины линейного перемещения интегрируют измерен-
ное значение скорости.
При помощи чувствительного к поляризации расщепителя
луча двухчастотный световой пучок разделяют таким образом,
чтобы пучки с разной частотой проходили разные оптические
пути. Пучок с частотой /г направляется на неподвижный отра-
жатель, а пучок с частотой fi — на отражатель, укрепленный
на движущейся детали, расстояние до которой требуется опре-
делить. Затем оба пучка смешивают на расщепителе и получа-
ют биения, которые в соответствии с представленной в гл. 9
картиной проявляются как амплитудная модуляция световой
волны. При перемещении движущегося отражателя частота
отраженного от него пучка сдвигается на величину ДД, а час-
тота биений становится равной f2— (fi±Afi). Полученный сиг-
нал разностной частоты поступает на усилитель. Часть выход-
ного пучка каждой частоты отводится с помощью располо-
женного в непосредственной близости от лазера устройства и
используется для получения опорного сигнала с частотой f2—Д.
Отраженный и опорный сигналы поступают на импульсный
преобразователь, в котором осуществляется вычитание Afi и
формируется один импульс на каждое смещение движущегося
отражателя на Z/4.
Двухчастотные системы можно использовать для измерения
углов тангажа и рыскания движущихся объектов, а также для
определения степени прямолинейности движения. Принцип дей-
Поляризационные
расщепители лучей
~7\_______________fa
блок двойного
уголкового
отражателя
f, r fZiAf1
Рис. 10.6. Использование двухчастотиой си-
стемы для измерения тангажа и рыскания
движущейся детали.
1, h — частоты исходных лазерных пучков, а ДД,
АЛ — соответствующие значения доплеровского
сдвига.
ствия датчика прямоли-
нейности движения пока-
зан на рис. 10.6. Его
устройство позволяет на-
править на удаленное зер-
кало пучки обеих частот в
соответствии с приведен-
ной на рисунке схемой.
Призма Волластона из
двулучепреломляющ е г о
материала обеспечивает
разделение пучков с раз-
ными частотами благода-
ря различию их поляри-
заций. Интерферометр по-

Измерение расстояний и контроль размеров 277
Рис. 10.7. Использование двухчастотной лазерной системы в качестве дат-
чика угловых отклонений.
Л. Л — частоты исходных лазерных пучков; ДД, Д/2 — соответствующие значения до-
плеровского сдвига.
зволяет измерить боковое относительное смещение осей интер-
ферометра и отражающего зеркала, величина которого влияет
на разность оптических путей двух пучков. Изменение разности
оптических путей в свою очередь вызывает изменение зафик-
сированного числа отсчетов интерференционных полос. При от-
носительном боковом смещении х изменение зафиксированного
числа отсчетов интерференционных полос составит 2x sin (6/2),
где 6 — угол между двумя пучками. При этом условии систе-
ма позволяет измерять прямолинейность перемещения деталей
станков.,
Принцип использования описанной системы в качестве дат-
чика угловых отклонений иллюстрируется на рис. 10.7. Свето-
вые пучки с частотами Д и /г посылаются параллельно на уда-
ленный отражатель. Поворот станины системы с укрепленными
на ней двумя трехгранными призмами (ретроотражателями)
вызывает доплеровский сдвиг частот отраженных пучков fi±
±Afi и f2±Ah. величина которого не зависит от аксиального
смещения. Изменение числа отсчетов интерференционных полос
пропорционально синусу угла поворота.
Подобную систему можно использовать для измерения тан-
гажа и рыскания движущегося объекта, которые в принципе
могут привести к ошибкам, превышающим ошибки измерения
угла упреждения. Она может также быть применена для опре-
деления степени плоскостности поверхностей поверочных плит
или станин станков.
Рассмотрим теперь некоторые источники погрешности при
измерении расстояний методом лазерной интерферометрии. Эти
источники характерны для обоих типов описанных интерферо-
метров.
Рассмотрим сначала погрешности, обусловленные точностью
контрольно-измерительной аппаратуры. Интерферометрические
системы измерения расстояний, аналогичные описанным выше,
выпускаются серийно и в принципе позволяют осуществлять
278 Глава 10
измерения с точностью до доли длины световой волны. Указан-
ная в паспорте точность некоторых приборов составляет 10~е
измеряемого расстояния плюс или минус одна интерференци-
онная полоса. Относительная точность, равная 10“6, обусловле-
на преобразователями и поправками, введенными для коррек-
ции воздействия окружающей среды, а погрешность, составляю-
щая одну интерференционную полосу, характеризует собствен-
ное разрешение системы счета интерференционных полос. Для
большинства систем отсчет одной полосы соответствует 'А Дли-
ны волны (т. е. примерно 1,6-10~5 см). Однако для ряда прибо-
ров такой отсчет может соответствовать величине, соответству-
ющей */з2 длины волны (т. е. ~2-10 6 см). Промышленные
приборы предназначены для измерения расстояний до 60 м и
используются либо внутри помещений, либо в вакуумирован-
ных объемах.
В табл. 10.2 приведены погрешности, связанные с изменени-
ями показателя преломления атмосферы и температуры рабо-
чих материалов. Эти погрешности часто автоматически компен-
сируются и включаются в приводимую в паспорте точность.
Другие погрешности связаны с особенностями механической
настройки измерительной схемы.
Таблица 10.2
Погрешности измерения некомпенсированным интерферометром,
обусловленные изменениями параметров атмосферы
и температуры исследуемого тела
Параметры Отклонение от стандартного значения Погрешность
Атмосферное давление, мм рт. ст. I 0,36-10-“
Температура атмосферы, °C 1 0,96-10-“
Относительная влажность, мм рт. ст. парциального давления I 0,06-10-“
Температура исследуемого тела, °C 1 DmKm *»
1 Dm — измеряемое расстояние, Кт — коэффициент теплового расширения,
см/(см-°C).
Интерферометрическая система измеряет смещение в на-
правлении распространения лазерного пучка. Если же направ-
ление движения не совпадает с осью пучка, то в результате
появляется погрешность, называемая «косинусовой». Так, если
ось пучка составляет с направлением движения угол а, то изме-
ренная величина расстояния Dm связана с фактически прой-
денным расстоянием Da следующим соотношением:
Da=cos а ~ , (10.4)
Измерение расстояний и контроль размеров 279
где d — величина бокового смещения на расстоянии Dm. Так,
иапример, если при измерении расстояния, равного 3 м, угол
между осью пучка и направлением движения станка составляет
0,1°, то косинусовая погрешность будет — 5 мкм.
В тех случаях, когда перемещение детали станка превыша-
ет 1 м, величину косинусовой погрешности можно снизить путем
настройки лазера на максимальный уровень сигнала, отвечаю-
щего заданному перемещению. Также можно использовать
центрующий приемник для того, чтобы выставить ось пучка
в направлении движения станка (гл. 8).
Погрешность смещения
возникает в тех случаях,
когда пучок не находит-
ся на одной линии с на-
правлением перемещения
резца исследуемого стан-
ка (рис. 10.8). Эта по-
грешность возникает при
любом повороте относи-
тельно оси, нормальной к
плоскости смещения. По-
вороты обусловлены ис-
кривлением направляю-
о
Рис. 10.8. Схема возникновения погрешно-
сти смещения.
А — расстояние между резцом и измерителем;
6 — угол наклона суппорта; D — величина сме-
щения; d — погрешность смещения.
щих станка, возникновением температурных градиентов, за-
грязнением и износом станка и т. п. Величина погрешности
смещения определяется следующей формулой:
d=A sin 0,
(10.5)
где А — расстояние между измерителем и резцом, а 0 — угол
наклона суппорта. Следует отметить, что величина погрешности
смещения не зависит от измеряемого расстояния. При угле на-
клона 0=0,1° и смещении, равном 254 мм, погрешность сме-
щения составляет —43 мкм. Последнюю можно уменьшить пу-
тем устранения смещения исследуемого объекта относительно
лазерного пучка (если это возможно) и измерения перемеще-
ния объекта в направлении оси измерительной системы. В этом
случае также может оказаться полезным применение центрую-
щего приемника, с помощью которого непосредственно опреде-
ляется величина отклонения.
Установочная погрешность (или мертвый ход системы) воз-
никает вследствие того, что в лазерном интерферометре отсчет
измеряемого расстояния производится от произвольно установ-
ленного положения. Допустим, что нулевой отсчет интерферо-
метра установлен для случая, когда мишень находилась на рас-
стоянии Di от интерферометра, а затем переместим мишень на
цасстояние D?. При этом учитывается поправка на показатель
280 Глава 10
преломления атмосферы на трассе длиной D2. Фактически же-
пучок проходит расстояние, равное £>i4-£>2, и на протяжении
всей трассы на него влияют изменения показателя преломле-
ния среды. Величина установочной погрешности пропорцио-
нальна заданному расстоянию и амплитуде изменения показа-
теля преломления. Аналогичные соображения можно высказать,
в отношении компенсации изменений температуры материала.
Установочную погрешность определяют с помощью следую-
щего выражения:
Fp=Z)1[0,96- 10-6ЛТ-0,36- М-бДР+КпгДЛп], (10.6>
где Di—заданное расстояние (между интерферометром и ис-
ходным положением мишени, -выбранным за начало отсчета);
ДТ — изменение температуры воздуха за время измерения, °C;
ДР — изменение давления воздуха за это же время; Кт — коэф-
фициент теплового расширения рабочего материала, см/(см-°С);
ДТ„,—изменение температуры этого материала за время изме-
рения, °C. Из приведенного выражения вытекает, что устано-
вочная погрешность возникает и в интерферометрах, у ко-
торых полностью скомпенсированы изменения показателя
преломления атмосферы и частично изменения температуры.
Компенсации установочной погрешности можно добиться путем
условного принятия заданного начала отсчета с последующей
корректировкой. Величина указанной погрешности может быть
сведена к минимуму также за счет приближения (в пределах
возможного) оптических элементов интерферометра к исходно-
му положению исследуемого движущегося объекта.
В качестве примера приведем следующие данные: при ис-
ходном расстоянии 30 см до обрабатываемой детали из углеро-
дистой стали с коэффициентом теплового расширения Кт =
10-10-6 см/(см-°C); при изменении температуры детали на 1°С
и при постоянстве давления и температуры атмосферы устано-
вочная погрешность составляет 3-10-4 см.
При оценке точности измерений следует учесть все источ-
ники погрешности, перечисленные в табл. 10.3. Обычно пред-
ставляется удобным составить перечень возможных источни-
ков погрешности, рассчитать уровень каждого из них, а затем
просуммировать полученные данные и определить ожидаемую
полную погрешность. В различных ситуациях преобладающим
может оказаться любой из перечисленных в табл. 10.3 источни-
ков погрешности. Для того чтобы понять предел достижимой
точности при проведении прецизионных измерений, следует
определить вклады всех источников погрешности.
Методы лазерной интерферометрии могут быть применены
в следующих случаях:
Измерение расстояний и контроль размеров 281
Таблица 10.3
Источники погрешности
Источник Типичное значение
Инструментальная погрешность 10—6 ± одна полоса
Атмосферная погрешность Учитывается в погрешности компен- сирующей аппаратуры
Погрешность, обусловленная темпе- ратурой исследуемого тела То же
«Косинусовая» погрешность d2/2£)m
Погрешность смещения A sin 0
Установочная погрешность £>,[0,96- 10-6АГ-0,36-10-вАР+
1. Если допуск на точность обработки детали приближается
к пределу точности механических методов обработки.
2. При калибровке или проверке станков.
3. В случае необходимости компенсации систематических
'отклонений в работе станка.
4. При достаточно большой длине хода движущихся деталей
станка.
В качестве примера, когда требуется измерять большие
расстояния, можно привести фрезерные станки с перемещени-
ем суппорта на 42,7 м, которые используются в авиационной
промышленности для обработки лонжеронов.
Предельное значение измеряемой длины определяется коге-
рентностью лазерного излучения. Интерференционные полосы
начинают размываться по мере приближения разности оптиче-
ских путей к длине когерентности лазера. Отсюда следует, что
s<c/Av, (10.7)
где Av — ширина линии лазера со стабилизированной частотой.
Обычно стабильность частоты промышленных лазеров со ста-
билизацией частоты находится в пределах 105—106 Гц. Поэтому
допустимая разность оптических путей по порядку величины
составляет 300—3000 м. На практике допустимые расстояния
оказываются несколько меньшими. Возможность применения
лазеров в заводских условиях зависит от контроля свойств
окружающей среды. В условиях обычного станочного цеха из-
менения параметров воздушной среды будут приводить к «сма-
зыванию» интерференционных полос на расстояниях свыше 30—
60 м. При использовании лазеров для геодезических и сейсмо-
логических целей измеряемая длина в условиях применения
вакуумированных светопроводов достигает 1 км [3]. К числу
282 Глава 10
других факторов, ограничивающих измеряемое расстояние, от-
носятся возможность точного определения температуры иссле-»
дуемого объекта и параметров окружающей среды и необходи-
мость корреляции полученного результата с целью приведения
его к исходным условиям.
Методы измерения расстояний, основанные на лазерной ин-
терферометрии, пригодны для применения в различных обла-
стях промышленности, поскольку размеры и требования к точ-
ности современных механизмов и станочного парка достигли
такого уровня, который не может быть обеспечен обычны-
ми линейными механическими измерительными устройствами.
В обычных устройствах применяются линейные шкалы с выгра-
вированными на них делениями, магнитные датчики и линейные
кодирующие блоки. Для проверки регулировки механизма не-
обходимы измерительные устройства, точность которых значи-
тельно лучше точности исследуемого механизма. Обычные ме-
тоды измерения не обладают такой степенью точности. Нередко
возникают сомнения в том, действительно ли применяемый ме-
тод контроля точнее проверяемого механизма. Требования,
предъявляемые к точности современных механизмов деталей,
таковы, что точность проверочной аппаратуры должна состав-
лять миллионные доли от измеряемой величины. Погрешность
измерения возрастает, в частности, в тех случаях, когда детали
механизмов перемещаются на большие расстояния. Лазерная
интерферометрия позволяет повысить точность измерений во
многих практически важных случаях.
Методы лазерной интерферометрии нашли применение в раз-
личных областях промышленности. В качестве примеров назо-
вем следующие:
1. Точная установка зажимных приспособлений при изготов-
лении деталей авиационных двигателей. Применение лазеров
обеспечивает значительное сокращение необходимого времени.
2. Контроль движения деталей станков, обеспечивающий ав-
томатическую компенсацию погрешностей, связанных с изно-
сом. На рис. 10.9 приведены результаты измерения движения
суппорта станка с помощью лазерного интерферометра [4].
Приведенные данные характеризуют движение сверлильного
станка с кондуктором. На рисунке показана суммарная погреш-
ность определения положения детали в зависимости от длины
хода станка. Величина этой погрешности может быть исполь-
зована для коррекции и компенсации разбалансировки станка.
Полное время измерений, лежащих в основе приведенных на
рис. 10.9 данных, составило ~1 ч (включая настройку системы
и усреднение результатов трех последовательных измерений).
Реальное положение суппорта определяется с высокой степенью
точности. Проведение таких измерений обычными методами при
Измерение расстояний и контроль размеров 283
Рис. 10.9. Результаты измерения движения сверлильного станка с кондукто-
ром при помощи лазерного интерферометра [4].
•большой длине перемещения было связано с большими труд-
ностями. Приведенные на рис. 10.9 значения погрешности явля-
ются результатом ограниченных возможностей обычных изме-
рительных систем. Не вызывает сомнений, что применение лазе-
ров может существенно улучшить положение.
3. Ускорение установочных операций. На одном из участков
лазерный интерферометр используется при ручной настройке
процесса обработки, проводимого под контролем ЭВМ. Задача
•состоит в том, чтобы просверлить в алюминиевой плите длиной
1,2 м, имеющей температуру окружающей среды 20°С, с высо-
кой степенью точности отверстия на расстоянии 101,6 см одно
•от другого. Автоматический учет температуры обрабатываемой
детали и коэффициентов расширения этой детали и конструк-
ций станка обеспечивает на расстоянии 101,6 см точность, рав-
ную 13 мкм. Программа управляющей ЭВМ допускает прове-
дение указанных операций вручную. Оператор намечает режу-
щим инструментом положение одного из отверстий, устанавли-
вает интерферометр на нуль, затем отводит режущий инструмент
и вручную перемещает станочный стол в положение, соответст-
вующее следующему отверстию. Требуемая степень точности
может быть обеспечена путем определения положения отвер-
стий при помощи интерферометра.
4. Измерения уровня вибрации зданий. В одном из случаев
•строители получили временную диаграмму колебаний высотно-
го здания в г. Сан-Франциско в направлении с севера на юг
•с помощью расположенного на земле лазерного интерферомет-
ра и уголкового отражателя, размещенного на 42-м этаже.
Результаты таких измерений позволяют определить энергетиче-
ский спектр вибраций здания.
5. Измерение деформаций земной коры. Так, например,
25-метровые интерферометры, установленные вблизи от разло-
ма земной коры в окрестностях Бейкерсфилда (шт. Калифор-
ния), позволяют измерить относительное перемещение коры,
составляющее 10-7/сут и возникающее в результате движения
284 Глава 10
Рис. 10.10. Применение лазерного интерферометра в условиях заводского-
цеха для установки реек на горизонтальном фрезерном станке длиной 13,4 м.
(Фотография предоставлена Р. Е. Старком.)
разлома [5]. Проводятся также и другие геодезические измере-
ния, к числу которых относятся измерения деформаций земной
коры под действием приливов, сейсмических волн и в результа-
те континентального дрейфа.
На рис. 10.10 показан пример проведения интерферометри-
ческих измерений в условиях заводского цеха: установка 20-сан-
тиметровых реек на горизонтальном фрезерном станке длиной.
13,4 м. В ранее применявшемся для этой цели методе исполь-
зовались точно пригнанные штифтовые пластины и электронный
индикатор. Необходимое для установки 66 реек время состав-
ляло 11 ч. Применение лазерного интерферометра позволило-
сократить полное время установки до 22 мин.
Приведенные выше примеры далеко не исчерпывают пере-
чень возможных применений лазерной интерферометрии для
измерения расстояний; они поясняют суть наиболее характер-
ных ситуаций, в которых выгодно использовать лазерные ин-
терферометры.
Измерение расстояний и контроль размеров 285-
110.2. ТЕЛЕМЕТРИЯ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ
МОДУЛЯЦИИ ПУЧКА
Интерферометрические методы с их микронной чувствитель-
ностью непригодны для измерения больших расстояний в поле-
вых условиях. Из-за флуктуаций плотности атмосферы интер-
ференционные измерения в полевых условиях на расстояниях,
свыше нескольких метров становятся практически невозмож-
ными.
Наиболее известный метод измерения больших расстояний:
основан на модуляции амплитуды лазерного пучка, который
затем направляют на мишень. Чаще всего для этой цели ис-
пользуют гелий-неоновые лазеры или лазеры на GaAs. В ка-
честве мишени может служить ретроотражатель Ч, который,-
располагается в точке, до которой следует измерить расстоя-
ние. Мишенью может служить также диффузно отражающая
поверхность. Измерения проводились с различными типами
отражающей поверхности (вода, трава, здания), но отражен-
ный сигнал получается сильнее, если используется ретроотра-
жатель.
Отраженный от мишени сигнал принимается телескопом и-
поступает на детектор. Фазу амплитудной модуляции отражен-
ного света сравнивают с фазой модуляции излучаемого света.
Разность фаз обусловлена тем, что время, которое необходимо-
для прохождения света к объекту и возвращения к телескопу,
имеет конечное значение. Сдвиг фазы ф связан с полной дли-
ной трассы L соотношением
ф=2л (2ngL/Xv), (10.8)-
где Av — длина волны лазерного излучения в вакууме и ng —
групповой показатель преломления.
При учете воздействия атмосферы следует использовать-
групповой показатель преломления, который определяется сле-
дующим выражением:
ng=n-}-o(dn/d(s), (10.9)
где о — обратная величина длины волны в вакууме и и — фа-
зовый показатель преломления, который был использован в.
приведенных выше формулах. Указанные значения показателя
преломления отличаются друг от друга вследствие того, что-
в среде с дисперсией (в среде, показатель преломления кото-
рой является функцией.длины волны) групповая скорость (ско-
рость, с которой распространяется энергия соответствующей
волны) отличается от фазовой скорости (скорости, с которойг
1 Например кубический уголковый отражатель, который отражает свет-
обратно в направлении приходящего пучка.
286 Глава 10
происходит изменение фазы волны). В описанных выше интер-
•ферометрических методах измерения используется фазовая ско-
рость (соответственно фазовый показатель преломления), но
.для методов телеметрии, основанных на модуляции пучка, бо-
лее удобным параметром является групповая скорость (груп-
повой показатель преломления). Значение группового показате-
ля преломления пе для сухого воздуха при температуре 15°С,
давлении 760 мм рт. ст. и концентрации СО2, равной 0,03%.
доставляет на волне генерации гелий-неонового лазера
(0,63299138 мкм в вакууме)
ng =1,0002845073.
Поправки, учитывающие изменение группового показателя пре-
ломления в зависимости от вариаций давления и температуры
•атмосферы, приведены в работе [6].
Определение соответствующих поправок к значению ng в
полевых условиях сопряжено с трудностями. Фактически в
формулах следует использовать значения ng, усредненные по
всей длине трассы, проходимой светом. Если подстилающая
поверхность однородна и метеорологические условия устойчивы,
то ситуация оказывается не столь уж плохой. Поправку на по-
казатель преломления атмосферы можно определить в том слу-
чае, если известны распределения температуры и давления воз-
духа вдоль трассы распространения светового пучка. Для этого
.необходимо произвести соответствующие измерения в несколь-
ких точках трассы и усреднить результаты. Однако такая про-
цедура еще не обеспечивает требуемой точности и необходимы
дополнительные затраты времени. Кроме того, в ряде случаев
.пучок может проходить через области, где температура и дав-
ление имеют значения, которые отличаются от соответствующих
.значений на концах трассы и которые практически невозможно
измерить вдоль трассы (например, трасса в горах). В связи
•с этим был предложен метод усреднения показателя преломле-
ния, основанный на его измерении на двух разных длинах волн.
В научно-исследовательской лаборатории Агентства по контро-
лю окружающей среды в Болдере (шт. Колорадо) была созда-
ла система, демонстрирующая указанный метод [7]. В процессе
испытаний созданной системы на трассе длиной 1600 м в поме-
щении линейного ускорителя Стэнфордского университета была
достигнута воспроизводимость результатов с точностью 10-7.
Для того чтобы определить расстояние, измеряют разность
•фаз между отраженным от мишени и излученным светом, а за-
тем вычисляют расстояние по формуле (10.8). На рис. 10.11
приведена схема системы для измерений в соответствии с ука-
занным принципом. Световой пучок модулируется по амплитуде
сигналом заданной частоты, коллимируется и направляется на
Измерение расстояний и контроль размеров 287
Рис. 10.11. Схема телеметрического определения расстояния с использова-
нием метода модуляции светового пучка.
удаленную мишень. Отраженный свет собирается телескопом
и фокусируется на фотоумножитель. Относительные фазы сиг-
нала амплитудной модуляции в отраженном и исходном пучках
сравниваются с помощью фазометра.
Указанная разность фаз может быть представлена выраже-
нием
ф=(ДН-/)2л, (10.10)
где N — целое число и f — правильная дробь, величина которой
не превышает 1. Из измерений можно определить величину ft
но не удается получить информацию относительно N.
Поэтому необходимо проводить измерения при нескольких
значениях- частоты модуляции. Сначала, например, проводят
измерения на более низкой частоте, для которой ф<2л (т. е.
Л;=0), и получают грубый результат измерения. Затем увели-
чивают частоту и измеряют значение f более точно, располагая
данными о N из приведенного уже измерения. Осуществляя из-
мерения несколько раз, можно определить ф с высокой точ-
ностью.
Другая разновидность метода основана на том, что частоту
модуляции изменяют таким образом, чтобы получать нулевой
сигнал на выходе приемника в тех случаях, когда фазы исход-
ного и отраженного сигналов отличаются на 180°. При измене-
нии частоты модуляции величина изменения длины оптического-
пути проходит через нули, соответствующие половине длины
волны модуляционного сигнала. Определив положение несколь-
ких подобных нулей, можно вычислить расстояния. Поскольку
частота, для которой изменение длины оптического пути обра-
290 Глава 10
зера, телескопа, собирающего отраженное излучение, фотопри-
емника и прецизионного хронометрического устройства, позво-
ляющего измерить интервал времени между моментами излу-
чения и возвращения светового импульса. Хорошо сколлими-
рованный лазерный пучок позволяет измерять расстояние до
выделенных мишеней и получать отраженный сигнал без мест-
ных помех и помех, которые обусловлены другими объектами,
расположенными вблизи мишени. Так как необходимым усло-
вием работы системы является видимость мишени, дальность
ее действия ограничивается атмосферными условиями.
Телеметрия, основанная на модуляции пучка, обычно не
применяется для военных целей, поскольку требуются измере-
ния на нескольких частотах, что увеличивает время измерений,
а в военных применениях обычно предусматривается возможно
быстрое получение результата. Поэтому в военных дальноме-
рах обычно применяются лазеры с модуляцией добротности.
Созданы установки, предназначенные для использования в
авиации, танковых войсках и артиллерии. Некоторые из них
достигли стадии серийного производства.
В табл. 10.4 [9] приведены характеристики дальномера
М-70В, которые свидетельствуют о возможностях дальномер-
ных устройств, использующих лазер на стекле с неодимом.
Устройство сконструировано с таким-расчетом, чтобы оно могло
уместиться в ящике с приемлемыми размерами и весом.
Таблица 10.4
Характеристики дальномера М-70В
Тип лазера
Длительность импульса, нс
Энергия импульса, мДж
Частота повторения, Гц
Разрешение по дальности, м
Максимальная дальность, км
Разрешение целей, м
Вес, кг
Габариты, см
Лазер на стекле с неодимом
<20
150
1 или 10
±5
10 (при метеорологической дально-
сти видимости 20)
20 (различение целей, находящихся
на расстоянии не менее 20 м)
10,7
15,2X15,2X43.2
Этот же метод был использован для определения расстоя-
ния до Луны. Было измерено время прохождения светового
сигнала от Земли до оставленных экипажем космического ко-
рабля «Аполлон» ретроотражателей и обратно. Панели с не-
сколькими уголковыми отражателями использовались при поле-
Измерение расстояний и контроль размеров 291
тах космических кораблей «Аполлон-11, -14 и -15», а также
беспилотных космических аппаратов «Луна-17 и -21». Импуль-
сы рубинового лазера с модуляцией добротности длительностью
~4 нс излучались через телескоп диаметром 2,7 м, установлен-
ный в обсерватории им. Макдональда в Университете шт. Техас
[10]. Измерялось время распространения импульса от Земли до
Луны и обратно. В результате измерений расстояние до Луны
было определено с точностью до 15 см [11]. Можно ожидать, что
применение импульсов субнаносекундной длительности позво-
лит уменьшить погрешность измерения до 2—3 см. Полученные
в результате проведенных экспериментов данные использованы
при вычислении лунных эфемерид и проверке гипотез об орби-
те Луны и распределении масс в ее теле.
В качестве примера применения лазеров для слежения за
ИСЗ назовем* лазерный геодезический спутник Национального
управления по исследованию космического пространства и аэро-
навтике («Лагеос»), запущенный в 1976 г. «Лагеос» является
пассивным ИСЗ, поверхность которого покрыта 426 ретроотра-
жателями из плавленого кварца. ИСЗ освещается импульсами
лазера на стекле с неодимом длительностью ~200 пс. Оцени-
ваемая точность измерений составляет ~2 см. Данные много-
летних измерений расстояний на станциях, которые располо-
жены на разных тектонических платформах, могут послужить
источником надежных сведений о движениях земной коры и
способствовать созданию глобального прогноза землетрясений.
10.4. ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРНОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА
ДЛЯ ПРОИЗВОДСТВА ФОТОЛИТОГРАФИЧЕСКИХ МАСОК
(ПРИМЕР ИЗМЕРЕНИЯ РАССТОЯНИИ
И КОНТРОЛЯ РАЗМЕРОВ)
В данном разделе приводится конкретный пример примене-
ния лазерного интерферометра для измерения расстояний и
контроля размеров в процессе производства фотолитографиче-
ских масок (рис. 10.13). В системе применен двухчастотный
гелий-неоновый лазер (справа на рисунке). Выходная мощность
лазера составляет ~ 1 мВт. Небольшие прямоугольные блоки,
расположенные непосредственно перед лазером, представляют
собой расщепители лучей. В системе использован принцип из-
мерения доплеровского сдвига частоты из разд. 10.1.
Систему можно применять либо для изготовления фотошаб-
лонов, либо для репродуцирования копий этих шаблонов.
В режиме изготовления фотошаблонов устанавливают заготов-
ку в требуемое положение и с помощью передвижных диафрагм
'экспонируют на ней участок прямоугольной формы. На заго-
товке имеется фоточувствительный слой, который экспонирует-
10*
'288 Глава 10
вдается в нуль, может быть определена достаточно точно, такой
метод обладает более высокой точностью, чем метод прямого
измерения сдвига фазы.
В настоящее время разработаны телеметрические устройст-
ва, которые работают по принципу модуляции пучка и имеют
абсолютную погрешность ± 1 мм на расстояниях примерно до
1000 м. Их относительная погрешность измерений на больших
расстояниях составляет 10-6. Устройства такого типа находят
применение в различных областях, включая работы по профи-
лированию местности и геодезическую съемку. Они используют-
ся также для измерения перемещений больших сооружений
(например, мостов и дамб). Система такого типа может слу-
жить в качестве альтиметра при проведении угломерной съем-
ки и калибровке гравиметров.
Дальнейшее повышение точности и чувствительности откры-
вает широкие возможности применения таких систем в геофи-
зике, в том числе возможность измерения смещений земной
коры. В частности, предложено использовать их для точного
измерения смещений массивов, образующих противоположные
•стороны разлома Сан-Андреас в Калифорнии, и для измерения
увеличения размеров Красного моря в результате удаления
.Аравийского полуострова от Африканского континента. При
использовании описанного метода для геодезических измерений
может оказаться необходимым размещение второго оператора
в месте расположения ретроотражателя. Если же система ис-
пользуется в качестве альтиметра, то при достаточно хорошем
отражении от поверхности мишени она Может быть однопози-
ционной и обслуживается одним человеком.
Альтернативные методы измерения больших расстояний
•основываются на применении радиолокаторов СВЧ-диапазона и
геодезических мерных лент. Точность измерений при помощи
'СВЧ-локатора ограничивается его высокой чувствительностью
ж водяному пару в атмосфере, а также проблемой многократ-
но отраженных сигналов, возникающих при распространении
СВЧ-излучения на сложных трассах. Точные измерения при по-
мощи мерных лент требуют больших затрат времени.
Более ярким примером может служить использование теле-
метрического измерительного устройства на основе модуляции
лазерного пучка при картографической съемке Большого Кань-
она в 1972 г. [8]. Съемка позволила нанести точные профили нз
крупномасштабную карту участка площадью 810 км2 в Нацио-
нальном парке «Большой Каньон». Съемка была проведена
.двумя работниками в течение трех дней и позволила улучшить
карту территории парка. Согласно оценкам, для обычной съем-
гки при помощи мерных лент потребовалась бы работа 100 че-
.ловек в течение года.
Измерение расстояний и контроль размеров 289
8S. 3 м
Рис. 10.12. Профиль океанской волны, полученный методом телеметрии с
использованием модуляции пучка при помощи лазера, расположенного на
борту самолета, летящего на высоте 152 м.
Применение лазерных установок такого типа позволяет так-
же ускорить более простые съемочные работы. В качестве не-
обычного примера использования метода измерений, основан-
ного на модуляции светового пучка, можно привести профили
океанских волн, снятые при помощи такого устройства, исполь-
зуемого в качестве альтиметра. На рис. 10.12 показан профиль
океанской волны на расстоянии 32 км от побережья шт. Ныо-
Джерси, снятый с помощью лазерного устройства, находивше-
гося на борту самолета, летевшего на высоте 152 м. Диаметр
лазерного пучка на поверхности воды составлял 10 см, что
позволяло получить структуру волны с точностью до несколь-
ких сантиметров. Приведенные профили наглядно показывают
возможность применения лазерных систем измерения расстоя-
ний для проведения сложных измерений.
10.3. ИМПУЛЬСНЫЕ ЛАЗЕРНЫЕ ДАЛЬНОМЕРЫ
Другой способ измерения расстояний основывается на опре-
делении времени распространения очень короткого импульса
излучения до мишени и обратно. В таких системах обычно при-
меняются мощные лазеры с модуляцией добротности. Наибо-
лее широкое применение указанный метод нашел в дально-
мерных системах военного назначения и в системах слежения
за искусственными спутниками Земли (ИСЗ). Эти области при-
менения не рассматриваются в данной книге, но, поскольку
указанные устройства используют альтернативный метод изме-
рения расстояний, они включены в книгу для полноты изло-
жения.
Работа импульсных лазерных дальномеров основана на из-
лучении очень короткого лазерного импульса и измерении вре-
мени, которое необходимо для того, чтобы этот импульс достиг
находящейся в пределах оптической видимости мишени и, отра-
зившись от нее, вернулся к приемнику. По существу такое
устройство представляет оптический локатор. Он состоит из ла-
до Дж. Реди
294 Глава 10
Garman J. D., Corcoran J. J., Measuring the Variable Speed of Light Impro-
ves Laser Distance Measurement, Electronics, p. 91 (April 24, 1972).
Koch J., Laser Interferometers for Position Feedback, Machine Design (Feb-
ruary 20, 1975).
Minkowitz S., Machine Design on the Pringe of Change, Laser Focus, p. 43
(October 1971).
Owens J. C., Laser Applications in Metrology and Geodesy, in Laser Appli-
cations 1, (Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1971.
Roth G., Measurement Error Considerations for Users of Laser Interferome-
ters, Quality Management and Engineering, Part I, p. 14 (October 1972),
Part II, p. 28 (November 1972).
Sona A., Lasers in Metrology: Distance Measurements, in Laser Handbook,
Vol. 2 (Arecchi F. T„ Schulz-Dubois E. O., ed.), North-Holland Publ., Am-
sterdam, 1972.
К разд. 10.2
Bender P. L., Laser Measurements of Long Distances, Proc. IEEE, 55, 1039
(1967).
Earnshaw К. B., Owens J. C., A Dual Wavelength Optical Distance Measuring
Instrument Which Corrects for Air Density, IEEE I. Quantum Electron.,
QE-3, 544 (1967).
Robertson K. D., Laser by a Dam Site, Laser Focus, p. 45 (October 1971).
Sona A., Lasers in Metrology: Distance Measurements, in Laser Handbook,
Vol. 2 (Arecchi F. T., Schulz-Dubois E. O., eds.), North-Holland Publ.,
Amsterdam, 1972.
К разд. 10.3
Coffey D. W., Norris V. J., YAG:Nd3+ Laser Target Designators and Range
Finders, Appl. Opt., 11, 1013 (1972).
Johnson A. M., Nunez J., Bushor L., Laser Rangefinders — Today’s Military
and Industrial Systems, Electro-Opt. Systems Design, p. 34 (March 1976).
Stitch M. L„ Laser Rangefinding in Laser Handbook, Vol. 2 (Arecchi F. T.,
Schulz-Dubois E. O., eds.), North-Holland Publ., Amsterdam, 1972.
К разд. 10.4
Hilton E. A., Cross D. M., Laser Brightens the Picture for IC Mask-making
Camera, Electronics, p. 119 (August 7, 1967).
Глава 11s
ИССЛЕДОВАНИЯ
ОКРУЖАЮЩЕЙ СРЕДЫ
11.1. ВВЕДЕНИЕ В ЛАЗЕРНЫЕ МЕТОДЫ КОНТРОЛЯ
ОКРУЖАЮЩЕЙ СРЕДЫ
В настоящее время имеется необходимость в создании со-
временных точных чувствительных методов измерения концен-
трации веществ, загрязняющих атмосферу. К числу таких наи-
более важных веществ относятся окислы азота, окись углерода,
двуокись серы, озон, а также разные типы аэрозольных частиц
(зола, пыль, сажа). Установлены максимально допустимые
уровни загрязнения атмосферы и планируются мероприятия по
снижению существующего уровня загрязнения.
Проведение намеченных мероприятий требует улучшения
методики измерений. Измерение уровня загрязненности атмо-
сферы связано с решением целого ряда проблем. Применение
обычных методов измерения сопряжено с большими трудностя-
ми. Так, например, при определении газового состава выбросов
дымовой трубы приходится работать в весьма неблагоприятной
среде внутри трубы, в условиях сложного доступа к измеряе-
мому объекту и воздействия измерительных средств на измеряе-
мые параметры. Обычно такие методы предусматривают отбор
пробы газа из дымовой трубы и ее последующий химический
или спектроскопический анализ. Результаты анализа, как пра-
вило, получают лишь спустя определенное время. Стратифика-
ция газов и наличие аэрозольной составляющей в дымовой тру-
бе приводят к погрешностям измерения. Обслуживание аппара-
туры, находящейся в дымовой среде, также сопряжено с труд-
ностями. Поэтому определение газового состава в дымовых
трубах является нелегкой задачей. Аналогичные проблемы воз-
никают при осуществлении контроля других источников за-
грязнения атмосферы.
Таким образом, для улучшения качества окружающей нас
воздушной среды необходимо усовершенствовать методы ее
контроля. Наряду с этим следует также создать аппаратуру,
позволяющую определять степень соответствия атмосферы при-
нятым стандартам. Лазерные установки открывают широкие
перспективы развития дистанционного контроля воздушной сре-
ды. Они позволяют проводить измерения на больших расстоя-
292 Глава 10
Рис. 10.13. Лазерная система для контроля размеров в процессе изготовле-
ния фотолитографических масок. (С разрешения фирмы Electromask, Inc.)
ся импульсным источником некогерентного света (в верхней
части рисунка). Система имеет пять степеней свободы: две из
них определяют положение центров прямоугольника, две — дли-
ну и ширину прямоугольника (они изменяются при помощи
передвижных диафрагм) и одна — угловую ориентацию прямо-
угольника. Весь процесс контролируется с помощью мини-ЭВМ.
Система формирует требуемый шаблон путем последователь-
ного автоматического экспонирования прямоугольных участков
и последующей фотолитографической обработки заготовки.
При работе в режиме репродуцирования изготовленный
шаблон используется в качестве трафарета. Система обеспечи-
вает многократное репродуцирование шаблона с десятикратным
уменьшением масштаба. При этом контролируется только изме-
нение координат, определяющих положение фотокопии.
Как уже отмечалось, лазерные системы используются также
для измерения степени прямолинейности движения механиче-
ских устройств, определения рыскания и тангажа в процессе
Измерение расстояний и контроль размеров 293
смещения, а также степени плоскостности поверхности, на ко-
торой выполняются позиционные измерения. Для получения
требуемых результатов необходимо обеспечить контроль пере-
численных параметров с высокой степенью точности. Обеспечи-
ваемая системой точность составляет ±0,25 мкм для коорди-
нат, определяющих положение, и 0,1" для координаты, харак-
теризующей поворот.
Система предназначена для работы в закрытом помещении,
в котором контролируются температура и относительная влаж-
ность. Система смонтирована на гранитной плите с большой
тепловой массой, которая и определяет температуру устройст-
ва. Контроль и компенсация изменений давления окружающего
воздуха осуществляются отдельными устройствами.
Применение системы обеспечивает более высокую точность
и лучшую воспроизводимость результатов по сравнению с дру-
гими средствами, к числу которых относятся системы с механи-
ческой индексацией, ступенчатые зеркала и стеклянные пла-
стинки с нанесенной на них сеткой, используемые для получе-
ния муара. При изготовлении высококачественных масок опи-
санная система обычно работает под контролем мини-ЭВМ.
ЛИТЕРАТУРА
1. Owens J. С., Appl. Opt., 6, 51 (1967).
2. Dukes J. N., Gordon G. B., Hewlett-Packard J., p. 2 (August 1970).
3. Vali V., Bostrom R. C., Rev. Sci. Instrum., 39, 1304 (1968).
4. Haley E. A., Engineering Seminar on New Industrial Technology, Pennsyl-
vania State University, July 7—9, 1969.
5. Bender P. L„ Proc. IEEE, 55, 1039 (1967).
6. Owens J. C., Appl. Optics, 6, 51 (1967).
7. Owens J. C., Laser Applications in Metrology and Geodesy, Laser Appli-
cations 1 (Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1971.
8. Opt. Spectra, p. 32 (May 1973).
9. Hermet P„ Appl. Opt., 11, 273 (1972).
10. Bender P. L. et al.. Science, 182, 229 (1973).
11. Silverberg E. C„ Appl. Opt., 13, 565 (1974).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 10.1
Baldwin R. R., Gordon G. B., Rude A. F., Remote Laser Interferometry, Hew-
lett-Packard J. (December 1971).
Baldwin R. R„ Grote В. E., Harland D. A., A Laser Interferometer that Mea-
sures Straightness of Travel, Hewlett-Packward J. (January 1974).
Baldwin R., Inspecting Machine Tool Geometry Interferometrically, Electro-
Opt. Systems Design, p. 36 (October 1976).
Burns R. H„ Optics in Machine Tools, Laser Focus, p. 43 (April 1973).
Chapman G. D., Interferometric Angle Measurement, Appl. Opt., 13, 1646
(1974).
Dyson J., Interferometry as a Measuring Tool, Machinery Publ., Brighton,
England, 1970.
296 Глава 11
ниях от исследуемого объема и при этом не требуются отбор
проб и соответствующий химический анализ. Результаты изме-
рения могут быть получены практически мгновенно, а сам про-
цесс измерения не влияет на измеряемые параметры. Так, на-
пример, в рассмотренном случае исследования выбросов дымо-
вых труб отпадает необходимость в контакте аппаратуры
с нагретыми агрессивными газами и, следовательно, упрощает-
ся ее обслуживание.
Основной метод зондирования заключается в том, что на
исследуемый атмосферный объем направляется пучок лазерного
излучения, а затем изучаются характеристики прошедшего че-
рез этот объем или отраженного от него излучения. Измерение
можно осуществлять с помощью различных физических процес-
сов, что приводит к разнообразным методам контроля окру-
жающего воздуха. Процесс прохождения света через атмосфе-
ру можно описать следующим соотношением:
Цх)=10(Г™ (11.1)
где 1(х)—интенсивность света, прошедшего в среде путь х;
10 — исходная интенсивность и а — коэффициент экстинкции,
который является суммой нескольких составляющих. Его мож-
но представить в виде суммы членов, описывающих поглоще-
ние и рассеяние:
a=aABs+ctMiE4-ctRAY, (11.2)
где cabs — часть коэффициента экстинкции, связанная с погло-
щением, а остальные члены характеризуют рассеяние. Коэффи-
циент поглощения существенно зависит от длины волны излу-
чения и присутствующих в атмосфере газов. Эта особенность
наиболее четко проявляется в инфракрасной области спектра
.(рис. 11.1). Виден ряд участков с сильным поглощением, кото-
.рый соответствует наличию в атмосфере различных газов. Пре-
обладающую роль в формировании спектра ПК-поглощения
атмосферы играют углекислый газ и водяной пар. Однако, кро-
ме этого, имеется ряд линий, характерных для других газов.
Наличие указанных газов можно легко обнаружить путем из-
мерения коэффициента пропускания атмосферы на длине вол-
ны, соответствующей линии поглощения интересующего нас
газа.
Существует несколько процессов рассеяния. При рассеянии
свет отклоняется от первоначального направления распростра-
нения. Чтобы использовать это явление для контроля окружа-
ющего воздуха, обычно измеряют интенсивность света, рассеян-
ного под определенным углом. Основными типами рассеяния
являются рассеяние Ми и рассеяние Рэлея, вклад которых
Исследования окружающей среды 297
Рис. 11.1. Коэффициент пропускания атмосферы в диапазоне 0,72—15,0 мкм.
Штриховой линией отмечена огибающая, обусловленная рассеянием; сплош-
ной — полосы молекулярного поглощения [6].
в коэффициент экстинкции обозначен в формуле (11.2)- соответ-
ственно через ctMiE и gray.
Рассеяние Рэлея обусловлено молекулами газа. Коэффици-
ент рэлеевского рассеяния gray имеет следующий вид:
ОЕЛУ=32лл(/г-1)2/ЗЖ4, (11.3)
где N— плотность рассеивающих молекул, и— показатель пре-
ломления воздуха и X — длина волны излучения. Из приведен-
ной формулы следует, что роль рэлеевского рассеяния возра-
стает с уменьшением длины волны и оно становится преобла-
дающим в ультрафиолетовой области спектра.
Рассеяние Ми связано с присутствующими в воздухе макро-
частицами и аэрозолем. Коэффициент рассеяния Ми сложным
образом зависит от размера частиц, показателя преломления,
коэффициента поглощения материала частиц, закона распреде-
ления частиц по размерам, длины волны рассеиваемого излу-
чения и от угла рассеяния. Можно ввести параметр Ь, характе-
ризующий размер частиц и связанный с радиусом частицы R
соотношением
й=2лЖ (П.4)
Определив коэффициент обратного рассеяния (3 как мощность
рассеянного излучения в расчете на единицу интенсивности ис-
ходного пучка, получим
р=5(Х)л/?2, (11.5)
где S(X) описывает изменение интенсивности обратного рас-
сеяния в зависимости от длины волны. Для одного фиксиро-'
298 Глава 11
Рис. 11.2. Функция рассеяния S(X) в зависимости от параметра b-inR/k
(где Л — длина волны излучения и R— радиус частицы), построенная для
случая частиц с показателем преломления пр=1,33 [7].
ванного значения коэффициент обратного рассеяния записы-
вается в виде бесконечного разложения по ортогональным по-
линомам. Пример такого разложения приведен на рис. 11.2, где
показан вид функции.S в зависимости от параметра b для час-
тиц с показателем преломления 1,33, который характерен для
водяных капель. Как следует из кривой, коэффициент ^рассея-
ния Ми велик в тех случаях, когда размер частицы приблизи-
тельно равен длине волны. В общем случае частицы характе-
ризуются распределением по размерам, а не одним фиксиро-
ванным значением размера. Поэтому, для того чтобы опреде-
лить коэффициент обратного рассеяния, необходимо провести
интегрирование по функции распределения частиц по разме-
рам. Однако, по-видимому, более выгодно воспользоваться эм-
пирическим соотношением, которое связывает коэффициент
обратного рассеяния с метеорологической дальностью видимо-
сти. Одно из таких соотношений имеет следующий вид [1]:
₽= (3,91/V) (0,55/Х)км-1, (11.6)
где % — длина волны, мкм; V — дальность видимости, км. При-
веденное соотношение является приближенным и не обязатель-
но выполняется в любых условиях. Более того, результаты ряда
исследований указывают на то, что оно в меньшей степени
применимо к лазерным источникам света, чем к источникам
с белым спектром [2]. Однако указанное эмпирическое соотно-
Исследования окружающей среды 299
шение позволяет тем не менее приближенно оценить коэффи-
циент обратного рассеяния Ми в широком диапазоне изменения
условий. Кроме того, это соотношение связывает коэффициент
рассеяния с легко измеряемой величиной. Строгий расчет рас-
сеяния Ми чрезвычайно сложен, и к нему редко обращаются
в ходе практических измерений.
В лазерных системах контроля окружающей среды может
быть использовано любое из соответствующих физических яв-
лений, в том числе несколько типов поглощения (они будут
рассмотрены позднее) и несколько типов рассеяния. В состав
системы в общем случае входят следующие устройства: источ-
ник лазерного излучения, освещающий исследуемый объем
воздуха; приемный телескоп, собирающий прошедший через
указанный объем или же рассеянный в нем свет; фильтр, выре-
зающий нужный участок спектра; приемник, регистрирующий
собранный свет, и устройства, обеспечивающие обработку вы-
ходного сигнала приемника и получение количественной инфор-
мации о загрязнении. Ниже описаны физические методы, ис-
пользующие лазеры для измерения степени загрязнения воз-
духа и контроля воздушной среды. Список возможных методов
далеко не исчерпывается теми, которые приведены в данной
книге, но рассмотренные здесь методы относятся к наиболее
перспективным. Каждый из этих методов приводит к конструк-
тивно отличающимся системам с различными потенциальными
возможностями.
11.2. ОПТИЧЕСКИЙ ЛОКАТОР
Рассмотрим сначала систему оптической локации, которая
иногда называется лидаром (по аналогии с радаром). Принцип
действия лидара тот же, что и радиолокатора. Основная моди-
фикация лидара предусматривает использование лазера только
в качестве импульсного источника энергии, которая затем рас-
сеивается атмосферой обратно в направлении системы. Рассе-
янный в направлении оптического приемника свет регистриру-
ется фотоприемником. Принимаемый сигнал может быть пре-
образован как функция времени, прошедшего с момента излу-
чения короткого светового импульса, подобно тому, как это
осуществляется в локаторах радиодиапазона. Обычно в опти-
ческих локаторах источником рассеянного назад излучения слу-
жит рассеяние Ми. Поэтому оптические локаторы наиболее
часто используются для определения концентрации атмосфер-
ных частиц; с их помощью нельзя установить природу рассеи-
вающих частиц. Чаще всего лидарные системы применяются
в тех случаях, когда необходимо определить полную концентра-
цию атмосферных частиц. Они позволяют вычислить концентра-
цию частиц как функцию расстояния от измерительной системы.
300 Глава 11
Рис. 11.3. Схема и основные компоненты лазерной системы дистанционного
контроля окружающей среды.
Основная схема системы для измерения степени загрязнен-
ности воздуха и ее наиболее важные компоненты показаны на
рис. 11.3. В состав системы входит прежде всего лазер (чаще
всего импульсный), который для обеспечения хорошего разре-
шения по дальности должен испускать импульс очень малой
длительности. Излучение, приходящее из исследуемого объема,
собирается телескопом. В системе необходим также элемент,
осуществляющий частотную дискриминацию. Этот элемент вы-
деляет излучение с заданной длиной волны при наличии фона.
Таким элементом может служит интерференционный узкопо-
лосный фильтр с высоким уровнем режекции, а в ряде случа-
ев— монохроматор. Кроме того, необходимы фотоприемник и
устройства для обработки и воспроизведения данных.
Очень часто в простых оптических локационных системах-
для воспроизведения данных используется осциллограф. На
рис. 11.4, а приведена типичная осциллограмма сигнала, полу-
ченного от чистой атмосферы. Осциллограмма характеризует
рассеянный сигнал как функцию времени, что эквивалентно пред-
ставлению этого сигнала как функции расстояния от лазерного
источника. Принимаемый сигнал вначале возрастает, поскольку
вблизи от лазера освещаемый им объем составляет лишь часть
объема, охватываемого полем зрения собирающегося телескопа.
В окрестности точки А указанные объемы практически пере-'
крываются и сигнал убывает пропорционально квадрату рас-
стояния до исследуемого объема. На рис. 11.4, а показан сигнал,
который должен возникать в результате рэлеевского рассеяния
в чистой атмосфере. На рис. 11.4, б приведен типичный резуль-
тат для случая, когда рассеянное излучение идет от слоев в
Исследования окружающей среды 301
атмосфере. По сравнению с сигналом отражения от чистой
атмосферы данный сигнал имеет существенно большую интен-
сивность на участке между точками В и С. Это означает, что
на расстояниях, соответствующих точкам В и С, находится
слой рассеивающих частиц. Очевидно, что для получения хоро-
ших результатов при помощи оптического локатора данные не-
обходимо значительно переработать. Мощность принимаемого
системой сигнала как функция расстояния R описывается сле-
дующей формулой:
Pr(R) =PoRT(R)AY(R)N (R)aAR/4nR2, (11.7)
где Ро — излучаемая мощность; R — эффективность оптической
системы; Т — коэффициент пропускания атмосферы; А — пло-
щадь приемника; У(R)—фактор, учитывающий перекрытие из-
лучаемого и рассеянного пучков; N(R)—концентрация рассеи-
вающих центров как функция расстояния и о — сечение обрат-
ного рассеяния. Величина AR характеризует глубину зондиро-
вания, т. е. расстояние, с которого можно получить рассеянный
сигнал в течение заданного промежутка времени. Глубина зон-
дирования AR определяется выражением
R=cr/2, (11.8)
где т — длительность импульса. Сечение рассеяния в данном
случае представляет собой сечение рассеяния Ми, о котором
говорилось выше, а коэффициент пропускания атмосферы опре-
деляется следующим соотношением:
R
T(/?)=exp[-2f a(r)dr], (11.9)
о
Рнс. 11.4. Типичные осциллограммы отраженного сигнала оптического ло-
катора.
а — форма сигнала в чистой ат мосфере. Точка А соответствует перекрытию объема,
освещаемого лазером, объемом, охватываемым полем зрения приемного телескопа; б —
форма сигнала, полученного в результате рассеяния от аэрозольных слоев, соответ-
ствующих области между точками В и С.
302 Глава 11
Рис. 11.5: Контуры относительной замутиениости в меридиональном сечении
каньона вблизи г. Пассадепа (шт. Калифорния), полученные с помощью
оптического локатора [8].
а — контуры, полученные в 8 ч. местного времени; б — контуры» полученные в 16 ч.
местного времени.
где а(г)—коэффициент экстинкции, представленный в виде
функции расстояния. Коэффициент экстинкции содержит чле-
ны, описывающие поглощение, рассеяние Ми и рассеяние Рэ-
лея. Если выбрать длину волны лазера таким образом, чтобы
она приходилась на окно прозрачности атмосферы, то вклад
поглощения будет невелик и величина будет связана с сечени-
ем обратного рассеяния Ми. В реальной загрязненной атмо-
сфере, в которой присутствуют поглощающие частицы нерегу-
лярной формы и размеры рассеивающих частиц распределены
по некоторому закону, связь между объемным коэффициентом
обратного рассеяния и коэффициентом поглощения остается
в какой-то мере неопределенной. В связи с этим возникают
трудности в калибровке результатов измерения абсолютных
концентраций частиц. Для того чтобы определить хотя бы при-
ближенные значения, используют различные степенные законы
распределения частиц по размерам. Можно также воспользо-
ваться соотношением между сечением рассеяния Ми и дально-
стью видимости.
На рис. 11.5 приведены результаты, характеризующие ти-
пичное разрешение лазерного локатора. На рисунке представ-
лены контуры концентрации частиц, полученные в результате
измерения рассеяния импульса рубинового лазера мощностью
20 МВт и длительностью 50 нс. Для приема рассеянного излу-
чения использовался телескоп диаметром 20 см. Указанная си-
стема применялась для исследования структуры слоев морских
воздушных масс в бассейне Лос-Анджелеса. Приведены стра-
тифицированные профили морских воздушных масс. Профили
Исследования окружающей среды 303
на рис. 11.5, а получены ранним утром. Они свидетельствуют
об относительной горизонтальности верхней части слоев, общая
толщина которых не превышает 1 км. Как следует из рис. 11.5,6,
после полудня толщина слоев морских воздушных масс возра-
стает, и они искривляются в соответствии с горным рельефом.
Такое перераспределение свидетельствует о потоках аэрозоля
по каналам, образующимся в результате нагрева горных скло-
нов солнечным излучением. Полученные данные были исполь-
зованы для определения эффективности выноса загрязнений из
воздушного бассейна Лос-Анджелеса.
В качестве другого примера на рис. 11.6 приведены контуры
распределения частиц в поперечном сечении выброса из высо-
кой дымовой трубы. Контуры характеризуют относительную
концентрацию частиц. Данный пример указывает на возмож-
ность использования лазерного локатора для наблюдения за
стратификацией, потоками и изменения профиля замутненных
слоев атмосферы.
Для учета в лидарных системах поправок, связанных с таки-
ми факторами, как перекрытие излучаемого и принимаемого
пучка и вычитание уровня сигнала рэлеевского рассеяния,
вместо экрана обычного осциллографа применяются значитель-
но более сложные системы. Иногда с целью компенсации зави-
симости .принимаемого сигнала от R2 используют усилительные
Рис. 11.6. Вертикальное сечение выброса дымовой трубы угольной электро-
станции высотой 244 м, полученное с помощью оптического локатора [9].
Контуры характеризуют уровень откорректированного с учетом дальности отраженного
сигнала в децибелах относительно уровня сигнала для фонового аэрозоля и могут
рассматриваться как показатели относительной концентрации частиц.
304 Глава 11
0г Nj
О -1000 -2000 - 3000 -4000
Комбинационный сдвиг, см'1
Рис. 11.7. Характеристические значения комбинационного сдвига частоты
для различных газов.
каскады с коэффициентом усиления, пропорциональным квад-
рату расстояния.
Разработаны и используются в исследовательской практике
лидарные методы дистанционного измерения концентрации при-
сутствующих в атмосфере частиц. Однако для их внедрения
в службу оперативных наблюдений, целью которой является
повседневный контроль за источниками загрязнений, необходи-
мо провести работы по созданию недорогих и безопасных для
зрения приборов.
11.3. КОМБИНАЦИОННОЕ РАССЕЯНИЕ
Комбинационное рассеяние (эффект Рамана) представляет
собой рассеяние света газовыми молекулами, сопровождающее-
ся изменением длины волны рассеиваемого света. Оно сущест-
венно отличается от рассеяний Ми и Рэлея, для которых длина
волны рассеянного света совпадает с длиной волны падающего
света. Для газа с известным составом комбинационное рассея-
ние приводит к появлению дополнительных спектральных линий,
которые располагаются вблизи от линий молекул газа. Каждая
рассеивающая среда имеет характерный лишь для нее спектр
комбинационного рассеяния. На рис. 11.7 приведены характе-
ристические сдвиги частоты при комбинационном рассеянии в
различных газах. Сдвиг характеризуется изменением волново-
го числа на постоянную величину, в результате чего изменение
длины волны оказывается зависящим от длины волны падаю-
щего излучения. Величина изменения длины волны ДХ связана
с изменением волнового числа Д& следующим соотношением:
ДА=Х2Дй.
(11.10)
Исследования окружающей среды 305
В табл. 11.1 приведены значения длин волн линий комбина-
ционного рассеяния для нескольких значений длины волны па-
дающего излучения.
Таблица 11.t
Длины волн линий комбинационного рассеяния
излучения различных лазеров
Молекула Комбинацион- ный сдвиг, см-’ Длина волны рассеянного излучения, мкм
Азотный лазер (0,3371 мкм) Аргоновый лазер (0,5145 мкм) Рубиновый лазер (0.6943 мкм)
со -2145 0,3615 0,5713 0,7977
NO -1877 0,3584 0,5642 0,7848
NsO — 1290 0,3518 0,5486 0,7565
so2 -1151 0,3502 0,5450 0,7498
сн4 —2914 0,3702 0,5916 0,8348
H2S -2611 0,3668 0,5836 0,8202
NH3 -3340 0,3751 0,6029 0,8553
Поскольку комбинационный сдвиг частоты является харак-
теристикой молекул данного типа, исследование спектров ком-
бинационного рассеяния атмосферных газов может послужить.-
основой для создания чувствительного метода обнаружения
определенных газов. Таким образом, спектроскопия комбина-
ционного рассеяния может обеспечить идентификацию газов,,
загрязняющих атмосферу (например, SO2). На рис. 11.8 при-
ведена схема установки, использованной для обнаружения ли-
ний комбинационного рассеяния газов, загрязняющих атмо-
сферу. Система смонтирована в передвижном фургоне. Она
использовалась в Японии для наблюдения за различными ис-
точниками загрязнений (например, дымовыми трубами). Ис-
точником рассеиваемого излучения служит лазер на стекле
с неодимом с удвоением частоты, испускающий мощные корот-
кие импульсы с длиной волны 530 нм. Принимаемый системой
сигнал образуется в результате комбинационного рассеяния на
различных газах, молекулы которых обнаруживают эффект
Рамана. Для выделения участка спектра, соответствующего,
линии комбинационного рассеяния исследуемого газа, в систе-
ме используется монохроматор. Интенсивность принимаемого
сигнала регистрируется фотодиодом. Зарегистрированный си-
гнал комбинационного рассеяния может воспроизводиться как
функция дальности на экране осциллографа или же поступать
306 Глава 1I
Телескоп
Рис. 11.8. Схема для обнаружения линий комбинационного рассеяния газов,
загрязняющих атмосферу [16].
на более сложную обрабатывающую аппаратуру, которая осу-
ществляет интегрирование по нескольким зондирующим им-
пульсам.
Для описания зависимости сигнала комбинационного рас-
сеяния от дальности можно воспользоваться соотношением
(11.7), в котором в роли сечения рассеяния выступает сечение
комбинационного рассеяния. Значение указанного сечения из-
вестно для газа данного типа, но оно мало по абсолютной ве-
личине и обычно не превышает 10~30 см2. Роль плотности рас-
сеивающих центров играет плотность N(г) исследуемого комби-
национно-активного газа. Из-за малой величины сечения ком-
бинационного рассеяния такие системы в основном пригодны
для измерений на небольших расстояниях, и большая часть
проведенных с их помощью исследований сводилась к изучению
точечных источников загрязнений на расстояниях порядка не-
скольких десятков метров. Таким образом, рассмотренный ме-
тод можно использовать для дистанционного контроля выброса
дымовых труб. Вследствие малости сечения комбинационного
рассеяния вызванное этим рассеянием ослабление пучка су-
щественно меньше ослабления в результате рассеяния Ми и рэ-
леевского рассеяния и его можно не учитывать в формуле
(11.2). Кроме того, поскольку системы на комбинационном рас-
сеянии в основном предназначены для использования на не-
больших расстояниях, фактор TY в формуле (11.7) можно при-
ближенно считать равным единице.
Исследования окружающей среды 307
На рис. 11.9 в качест-
ве примера приведен сиг-
нал рассеяния на выбро-
сах дымовой трубы, рас-
положенной на расстоя-
нии 30 м. Сигнал позволя
ет судить об интенсивно-
сти рассеянного излучения
в разных участках спект-
ра. Идентифицированы
некоторые специфические
загрязняющие вещества
(например, SOa и H2S).
Наряду с этим зарегист-
рированы относительно
сильные сигналы рассея-'
ния на основных газовых
Нг
I
компонентах атмосферы—
кислороде и азоте.
На рис. 11.10 приведе-
ны результаты расчетов
минимальной концентра-
ции СО, которая может
быть обнаружена на задан-
—।—।—1—1__।_I_।—।_1—1_I । । 1 । । । । ।
350 360 370 380
Длина волны, нм
/-ис. 11.У. Спектральное распределение сиг-
нала комбинационного рассеяния на раз-
личных газах в продуктах сгорания нефти,
полученное с помощью лазерной системы
дистанционного зондирования с использо-
ванием комбинационного рассеяния [11].
ном расстоянии при помощи системы на комбинационном рас-
сеянии с энергией зондирующего импульса 1 Дж на длине
волны 347 нм. Приведены значения, соответствующие макси-
мальной и средней концентрации СО в окружающей атмосфере.
Из этих данных следует, что чувствительность метода, осно-
ванного на комбинационном рассеянии, недостаточна для обна-
ружения загрязнений на больших расстояниях при обычных
уровнях загрязнения. До настоящего времени в системах на
основе комбинационного рассеяния преимущественно использо-
вались лазерные источники с фиксированной частотой излуче-
ния. Новые возможности, открывающиеся в результате разра-
ботки мощных перестраиваемых по частоте лазеров, могут
обеспечить применение метода комбинационного рассеяния для
зондирования на больших расстояниях. Перестройка частоты
источника излучения позволит использовать эффект комбина-
ционного рассеяния на частоте, близкой к линии резонансного
поглощения молекулы. В окрестности резонанса происходит
существенное увеличение сечения эффекта комбинационного
рассеяния, которое изменяется пропорционально [(юц —соо)2+
+т2]-1, где (Оь— угловая частота лазера, соо— резонансная час-
тота и у — ширина линии поглощения, обусловленная столкно-
вениями. Если настроить лазер таким образом, чтобы оь=<лэ,
308 Глава И
Рис. 11.10. Минимальная концентрация окиси углерода, которая может быть
обнаружена иа заданном расстоянии на основе метода комбинационного
рассеяния назад [12].
Указаны максимальный н средний уровни концентрации СО в окружающей атмосфере.
Расчет выполнен для импульса с энергией 1 Дж, длительностью 100 нс на длине вол-
ны 0,347 мкм.
то сечение комбинационного рассеяния значительно превысит
нерезонансное значение. В принципе возможно возрастание се-
чения на несколько порядков величины. Поэтому мощные им-
пульсные перестраиваемые лазеры позволят исследовать загряз-
нения при значительно меньших концентрациях. На рис. 11.11
приведены результаты оценки резонансного комбинационного
рассеяния импульса с энергией 0,05 мДж при условии интегри-
рования по 104 последовательным импульсам. Предполагается,
что существует возможность независимой настройки лазера на
резонансную частоту молекул каждого типа. Из приведенных
данных вытекает возможность существенного повышения чув-
ствительности методов, основанных на комбинационном рассея-
нии. Возможно зондирование на существенно больших расстоя-
ниях. Однако в настоящее время имеется очень мало экспери-
Исследования окружающей среды 309
ментальных данных об исполь-
зовании эффекта резонансно-
го комбинационного рассея-
ния. Поэтому реальное исполь-
зование комбинационного рас-
сеяния станет возможным в ре-
зультате развития лазерной
техники, и в частности раз-
работки мощных импульсных
перестраиваемых лазеров на
красителях.
Очевидно, что системы на
основе комбинационного рас-
сеяния обладают разрешением
по дальности и позволяют оп-
ределять концентрацию загряз-
няющих веществ как функцию
рассеяния. Применение та-
ких систем осложняется тре-
бованиями безопасности из-за
высокого уровня необходимой
импульсной мощности. Рабочие
длины волн предполагаемых
систем приходятся на види-
мую и ближнюю ультрафиоле-
товую части спектра, где ла-
зерное излучение представляет
наибольшую опасность и где
наиболее жесткие требования к
ням облучения.
Рис. 11.11. Минимальная концентра-
ция загрязнений, которая может
быть обнаружена на заданном рас-
стоянии при помощи лазерной систе-
мы, использующей резонансное ком-
бинационное рассеяние [13].
Расчет кривых выполнен в предположении
интегрирования по 104 импульсам с энер-
гией по 0,05 мДж каждый. —-------— день,
------. ночь.
предельно допустимым уров-
11.4. РЕЗОНАНСНАЯ ФЛЮОРЕСЦЕНЦИЯ
Один из возможных методов контроля окружающей среды
основан на эффекте резонансной флюоресценции. Лазерный
пучок в данном случае направляется в газовый объем, где по
предположению имеются молекулы, которые могут флюоресци-
ровать под воздействием излучения с определенной длиной
волны. В качестве примера можно привести молекулы газа
NO2, которые флюоресцируют при возбуждении синим светом
типа излучения аргонового лазера с длиной волны 0,4880 мкм.
Флюоресцентное излучение собирается при помощи приемного
телескопа. Для описания метода измерения в данном случае
также можно воспользоваться соотношением (11.7), где в ка-
честве сечения рассеяния о следует использовать сечение воз-
буждения флюоресценции. Типичные значения указанного сече-
310 Глава 11
ния составляют 10-13—10-16 см2/ср. Таким образом, чувстви-
тельность данного метода значительно выше, чем чувствитель-
ность метода, основанного на комбинационном рассеянии. Роль
плотности в данном случае играет плотность молекул флюо-
ресцирующего газа N(r), представленная как функция расстоя-
ния. Рассматриваемая система также обладает разрешением по
дальности, но степень этого разрешения снижается вследствие
конечного времени флюоресцентного сечения. Разрешение си-
стемы по дальности можно представить формулой АД — с(т-{-
-J-Tf) , где Тр — время высвечивания флюоресценции. Это при-
водит к значительному ухудшению разрешения по дальности,
поскольку характерное время высвечивания флюоресценции
может достигать 50 мкс.
На рис. 11.12 приведе-
ны результаты расчета
резонансной флюоресцен-
ции молекул СО, получен-
ные в предположении
об использовании лазер-
ного импульса длитель-
ностью 100 нс с энергией
100 мДж на длине волны
4,6 мкм. Для сравнения
на рисунке указан уро-
вень средней концентра-
ции СО в атмосфере. Пред-
ставлены результаты рас-
четов для оптически тон-
кого (1 м) и оптически
толстого слоев СО. Опти-
чески тонкий слой не
вызывает ослабления пуч-
ка излучения с Х=4,6мкм
в отличие от оптически
о f 2 J 4 S 6 7 ТОЛСТОГО СЛОЯ, КОТОрЫЙ
Расстояние, км
Рис. 11.12. Минимальная концентрация
окнси углерода, которая может быть обна-
ружена на заданном расстоянии методом
резонансной флюоресценции [12].
ослабляет пучок.
На рис. 11.13 приведены
результаты эксперимен-
тального исследования со-
держания NO2 в пробах
воздуха, отобранных над
Лос-Анджелесом во время смога. В эксперименте использовал-
ся аргоновый лазер. Концентрация NO2 изменяется в течение
дня, причем ее максимумы примерно совпадают по времени
с пиками автомобильного движения. Большая скорость измене-
ния концентрации NO2 свидетельствует о желательности созда-
Исследования окружающей среды 311
* 6 8 10 Полдень 2 4 В 8 Ю
Бремя
Рис. 11.13. Результаты измерения концентрации NO2 в период смога в воз-
душном бассейне Лос-Анджелеса. Данные получены методом резонансной
флюоресценции [14].
ния системы с малым временем отклика, которая работала бы
в реальном масштабе времени.
Другой метод, несколько отличный от описанного выше,
основан на регистрации естественной флюоресценции загрязня-
ющих веществ без ее возбуждения при помощи лазера. По-
скольку интенсивность такого флюоресцентного излучения, со-
бираемого с большого расстояния, очень мала, необходимы
чрезвычайно чувствительные методы его регистрации. Обычно
применяются методы оптического гетеродинирования с исполь-
зованием перестраиваемых по частоте лазеров или же лазеров
с фиксированными линиями излучения, расположенными в не-
посредственной близости от линий флюоресценции. Описанные
в гл. 9 методы оптического гетеродинирования обеспечивают
очень высокую чувствительность обнаружения слабых сигналов
при наличии шума. Необходимое для этого метода согласова-
ние длин волн излучения может быть обеспечено в широком
диапазоне с помощью существующих полупроводниковых лазе-
ров. Прежде всего подбирают композицию лазерного диода
таким образом, чтобы генерация осуществлялась вблизи вы-
бранной длины волны. Спектральный диапазон, который можно
перекрыть путем применения полупроводниковых лазеров раз-
личной конструкции, приведен на рис. 3.26. Затем осуществля-
ют тонкую настройку лазера на выбранную линию флюоресцен-
ции. Методы тонкой настройки основаны на изменении тока
возбуждения лазерного диода, температуры диода и внешнего
магнитного поля. Существующие устройства допускают пере-
стройку длины волны в пределах нескольких микрометров за
счет изменения температуры и в пределах 1 мкм за счет изме-
нения тока [3]. Возможность перестройки позволяет исследовать
312 Глава 11
несколько различных загрязняющих веществ при помощи одно-
го лазерного диода. Поскольку такие лазеры излучают линию
малой ширины, их очень удобно использовать в качестве ге-
нератора в гетеродинном приемнике.
В этом случае лазерный пучок не направляется на объем,
содержащий загрязняющий газ. Естественно возникшее флюо-
ресцентное излучение загрязняющих веществ собирается с по-
мощью расположенного на некотором расстоянии от этого объ-
ема телескопа. Лазер же, используемый в качестве гетеродин-
ного генератора, является лишь частью приемной системы. Если
угловая частота флюоресцентного излучения равна cot, а ча-
стота лазерного излучения п>2, то при смешении этих излучений
возникает, как известно в гл. 9, сигнал разностной частоты
<01 —0)2- Величина отношения сигнал/шум при приеме сигнала
разностной частоты может оказаться значительно выше, чем
при непосредственном приеме сигнала с частотой coj.
Экспериментально подтверждена возможность пассивного
обнаружения загрязнений методом гетеродинной регистрации
флюоресценции при использовании перестраиваемых полупро-
водниковых лазеров [4] и СОг-лазеров с фиксированными ли-
ниями излучения [5].
11.5. МЕТОДЫ, ОСНОВАННЫЕ НА ПОГЛОЩЕНИИ
Такие методы обеспечивают чрезвычайно высокую чувстви-
тельность обнаружения ряда газов. Они заключаются в том,
что пучок пропускают через исследуемый объем; поэтому излу-
чатель и приемник приходится размещать по разные стороны
от указанного объема. Такая ситуация может оказаться не-
удобной в системах дистанционного обнаружения, поскольку
систему необходимо размещать в двух различных точках про-
странства. Подобная система особенно выгодна в тех случаях,
когда имеется возможность отбирать газовые пробы. Один из
способов решения проблемы дистанционного измерения заклю-
чается в использовании удаленного местного отражателя.
В частности, могут быть использованы отражения от местных
предметов (например, от высоких зданий или холмов). Такой
способ позволяет создать систему, у которой приемник и излу-
чатель расположены в одном месте. Однако для этого необхо-
дим подходящий отражатель.
На рис. 11.14 приведены результаты расчета минимальной
концентрации загрязнений SO2, NO2 и СО, которая может быть
обнаружена по методу поглощения на трассе большой протя-
женности. Для сравнения на рисунке приведен также средний
уровень концентрации SO2. Средний уровень концентрации СО
составляет несколько миллионных долей. Таким образом, ме-
Исследования окружающей среды 313
тод поглощения на трас-
се большой протяженно-
сти гарантирует очень вы-
сокую чувствительность
обнаружения обычных ат-
мосферных загрязнений
на сравнительно больших
расстояниях. В отличие
от методов, основанных
на обратном рассеянии,
чувствительность методов
поглощения возрастает по
мере увеличения длины
трассы.
Соотношения для мощ-
ности сигнала, принима-
емого при работе по мето-
ду поглощения на трассе
большой протяженности,
имеют следующий вид:
Poff— КР0А№, (11.11)
Рис. 11.14. Минимальная концентрация
различных загрязняющих веществ, которая
может быть обнаружена методом погло-
щения на трассе большой протяженности
при использовании лазера мощностью
1 мкВт [12].
Pon = KPoA exp
о N(r)odr
R2’
(П-12)
где Poff и Pon — соответственно мощность сигнала, принимае-
мого в тех случаях, когда линия лазерного излучения находит-
ся вне линии поглощения и когда совпадает с этой линией;
Ро—излучаемая мощность; А — площадь апертуры собираю-
щей оптики; К—эффективность оптической системы; R — дли-
на трассы; N (г) — плотность поглощающих молекул как функ-
ция растояния ио — сечение поглощения.
Измерение поглощения осуществляют таким образом, чтобы
вначале частота генерации лазера совпадала с частотой линии
поглощения, а затем отличалась от последней. Концентрация
загрязняющих веществ определяется следующим выражением:
л
f N(r)dr— (1/и) In [Poff/Pon].
о
(11.13)
Из приведенных соотношений следует, что данный метод не об-
ладает разрешением по дальности, а позволяет определить
лишь интегральную концентрацию загрязнений вдоль всей
314 Глава 11
Отюсителшое пропускание
ню то изо ноо изо 1100 то иео
частота, см'*
Рис. 11.15. ИК-спектр двуокиси серы
[15].
трассы. О чрезвычайно вы-
сокой селективности ме-
тодов поглощения свиде-
тельствует рис. 11.15, на
котором приведен участок
спектра поглощения SO2
в области 8,8 мкм, полу-
ченный с помощью пере-
страиваемого полупровод-
никового лазерного диода
(рис. 11.15, а). Для срав-
нения приведен аналогич-
ный участок спектра, сня-
тый с использованием хо-
рошего монохроматора
(рис. 11.15, 5). Разреше-
ние, обеспечиваемое пере-
страиваемым лазерным
диодом, оказывается го-
раздо выше. Таким обра-
зом, лазеры дают возмож-
ность с большой чувстви-
тельностью обнаруживать
загрязнения выделенного
типа в отсутствие каких
бы то ни было помех со стороны других загрязнений, присутству-
ющих в этом же объеме. В.качестве примера на рис. 11.16 при-
веден спектр поглощения этилена в выхлопных газах трех ав-
томашин. На верхней кривой приведен результат калибровки
и воспроизведены отличительные признаки спектра этилена.
Указанные признаки позволяют идентифицировать этилен сре-
ди других выхлопных газов. На трех нижних кривых приведе-
ны результаты исследования выхлопных газов трех разных ав-
томашин.
Из сказанного следует, что методы поглощения обеспечива-
ют высокую чувствительность и хорошую идентификацию. К их
недостаткам относятся следующие: использование двухпозици-
онных систем или же удаленного отражателя, а также опреде-
ление лишь интегральной концентрации газа вдоль всей трассы.
Ряд недостатков, присущих методу поглощения на трассе
большой протяженности, можно устранить и одновременно со-
хранить его высокую чувствительность и хорошую идентифика-
ционную способность, если применить дифференциальный метод
поглощения в сочетании с обратным рассеянием. В данном
методе для получения обратного сигнала используются посто-
янные аэрозольные и газовые компоненты атмосферы, которые
Исследования окружающей среды 315
Выхлопы - ♦ /| д л
Л. машины -----------------V /I Г^Лр-
М/нВ(37-ЯГ'CtHJ V V
Выхлопы
2-й машины
Выхлопы
3-й машины
~^овмв (ггчо'Ч^ У V
-------vW^-
MjO ив (7*‘10s и и
9*9,18 9*9,20 9*9,22 9*9,2* 9*9,26
Волновое число, снт'
Рис. 11.16. Спектр поглощения этилена в выхлопных газах трех автомашин,
полученный с помощью перестраиваемого лазерного диода [4].
В интервалах между измерениями включался дополнительный усилитель. Полное дав-
ление 5 тор, длина ячейки 30 см.
служат распределенным отражателем излучения. Высокая чув-
ствительность метода к конкретному загрязняющему веществу
обеспечивается путем настройки лазера последовательно на
максимум молекулярного поглощения и вне его. Концентрация
загрязняющего вещества определяется отношением мощностей
принимаемого сигнала для случаев, когда лазер излучает на
линии поглощения и вне ее. Основная особенность метода за-
ключается в том, что в нем регистрируется излучение, получен-
ное в результате рэлеевского рассеяния и рассеяния Ми, и не
требуется специальный отражатель. Благодаря этому устраня-
ется ряд недостатков, присущих как двухпозиционному методу,"
так и методу поглощения с использованием отражения от мест-
ных предметов. Рэлеевское рассеяние и рассеяние Ми в обрат-
ном направлении обеспечивают получение достаточно мощного
принимаемого сигнала. Кроме того, указанный метод позволя-
ет обеспечить разрешение по дальности, которым не обладают
другие методы, основанные на поглощении.
Для анализа дифференциального метода поглощения в со-
четании с обратным рассеянием вновь можно воспользоваться
соотношением (11.7) В данном случае предполагается, что об-
316 Глава 11
ратное рассеяние определяется суммарным вкладом рассеяния
Ми и рэлеевского рассеяния
Мг=анА¥+ам1Е- (П-14)
При настройке лазера на линию поглощения коэффициент про-
пускания на трассе можно представить выражением
я к
ToN=exp Г — 2 f W(r)(jABsdrl exp [ -2 J a(r)dR 1 , (11.15)
о о J
а при работе вне этой линии — выражением
я
7’oFF=exp| — 2 j* a(r)drl (П.16)
L о
Взяв отношение сигналов в указанных случаях и вычислив его
производную, получим
N(R) = (*/20abs) d/dR In [Poff/Pon], (11.17)
где Gabs — сечение поглощения излучения с данной длиной вол-
ны молекулами выбранного газа, N (г) — концентрация газовых
компонент как функция расстояния и а—аяду+ами:. Из при-
веденных выражений следует, что метод обеспечивает разре-
шение по дальности.
На рис. 11.17 в качестве примера приведены результаты рас-
чета мощности отраженного сигнала как функция дальности
при наличии слоя окиси углерода, профиль которого приведен
в нижней части рисунка. Явно обнаруживается эффект сниже-
ния мощности сигнала, частота которого совпадает с линией
поглощения СО. Этот эффект связан с влиянием слоя СО тол-
щиной 300 м. Приведенные на рисунке кривые соответствуют
мощности отраженного сигнала в условиях, когда линия излу-
чения лазера находится вне линии поглощения СО и когда
эти линии совпадают. Метод дифференциального поглощения
требует более высоких значений энергии лазерного импульса
•по сравнению с методом, основанным на отражении излучения
от местных предметов, но получаемые преимущества оказыва-
ются важнее.
На рис. 11.18,6 приведены экспериментальные значения
концентрации NO2, полученные методом дифференциального
поглощения с помощью системы, схема которой приведена на
рис. 11.18,0. В системе использован лазер на красителе, кото-
рый может перестраиваться в диапазоне 440—450 нм. Излучае-
мая в импульсе длительностью 200 нс энергия находится в пре-
делах 4—8 мДж. Система применялась для измерения концент-
Исследования окружающей среды 317
Рис. 11.17. Относительная мощность отраженного сигнала при обнаружении
окиси углерода методом дифференциального поглощения [12].
рации NO2 в кювете, находившейся на расстоянии 366 м от
лазеров. Роль распределенного отражателя играют находящие-
ся за кюветой атмосферные слои. На рис. 11.18, б сопоставле-
ны концентрации ЫО2, полученные методом дифференциального
поглощения и методом измерения коэффициента пропускания
атмосферы.
11.6. ВЫВОДЫ
Итак, существует ряд перспективных методов применения
лазеров для контроля загрязнения окружающего воздуха.
В табл. 11.2 приведены наиболее типичные данные, полученные
различными исследователями и разными методами. Приведен-
ный перечень не является исчерпывающим, а служит лишь для
того, чтобы продемонстрировать разнообразие применяемых
методов и уровень современных фотоприемников. Метод ком-
бинационного рассеяния обеспечивает хорошую идентификацию
318 Глава 11
Лазер на красите-
вращаемая Пе е накачкой от
дифракционная коаксиальной
решетка имрулосной лампы
Аналоге z
цигрроёои
преобразователь
Накопитель!
366 м
взрозоль
"KF
звм
Информация
оля контроля
аппарат.
, Дисплее
6реальном
масштабе
времени
Пиния ожидаемых
значений

§
•00
90
80
Ю
60
50
«О
10
го
•о
о
ю
го-
?о|_
о v го 30 со 50 60 Щ 80 чо too
%^Яашп NDz-измеренная
по методу коэффициента
пропускания
6
Рис. 11.18. Дистанционное измерение концентрации двуокиси азота по ме-
тоду дифференциального поглощения [16].
а — блок-схема системы; б — значения концентрации NO2 в кювете, измеренные мето-
дом дифференциального поглощения и методом измерения коэффициента пропускания.
выделенных газов, но лишь на относительно небольших рас-
стояниях и при условии, что их концентрация достаточно вы-
сока. Методы, основанные на поглощении, позволяют иденти-
фицировать газы при значительно меньших концентрациях и
на больших расстояниях. Флюоресцентные методы в основном
применяются для анализа отобранных проб окружающего воз-
духа с целью контроля уровня загрязнений в заданном месте
м в реальном масштабе времени.
Исследования окружающей среды 319
Примеры дистанционного обнаружения загрязнений
Таблица 11.2
Загрязня- ющие газы Метод об- наружения Используе- мый лазер Длина волны, А Чувствитель- ность Даль- ность, м Работа
so2 Дифферен- циальное поглоще- ние На красите- ле с удво- ением ча- стоты 2923, 2933 10“7 на рас- стоянии >100 м 306 [17].
Оз Дифферен- циальное поглоще- ние То же 2923, 2940 1,2-10-6 на расстоянии >100 м 306 [17]
so2 То же 2960— 3000 10-8 иа рас- стоянии 800 м 800 [18]
no2 > На красите- ле с пере- стройкой частоты 4550— 4700 0,2-10_® на расстоянии > 100 м 4000 [191
cm Поглощение иа длин- ной трас- се с отра- жением от местных предметов На красите- ле с удво- ением ча- стоты 37150 6-10“® на рас- стоянии >1 км 300 [20]
NjO То же То же 38900 0,24-10_® на расстоянии >1 км 300 [20]
Оз Поглощение на трассе с ретро- отража- телем СО2 95000 2-10-9 на рас- стоянии >3,75 км 1875 [21]
со То же PbSo.82Seo.18 47000 5-10~® на рас- стоянии >0,61 км 305 [22]
no2 Флюорес- ценция HeCd 4420 6-10~‘° Малая Ч (231
no2 То же HeCd 4416 10-» Малая *> [24]
so2 Комбинаци- онное рас- сеяние Рубиновый с удвое- нием 3471 3-Ю-5 иа рас- стоянии >10 м2> 200 1251
сн4 То же То же 3471 2,8-10“5 иа расстоянии >10 м 200 [26]
1 Лабораторные измерения пробы окружающего воздуха.
2 Обнаруженное количество не ограничивало чувствительность.
320 Глава It
В табл. 11.3 сопоставлены основные характеристики опи-
санных в данной главе методов. За исключением оптической
локации, которая применяется для контроля аэрозольной ком-
поненты загрязнений, все они позволяют идентифицировать за-
грязняющие газы. Все методы, кроме методов поглощения на
трассах большой протяженности с использованием двухпозици-
онных систем и систем с отражением от местных предметов,
обладают разрешением по дальности. Так же все системы мо-
гут быть однопозиционными, за исключением систем, в которых
используется поглощение и которые могут быть сделаны одно-
позиционными лишь при наличии подходящих отражателей
местного происхождения. Максимальной чувствительностью об-
ладают методы, основанные на поглощении, минимальной —
метод комбинационного рассеяния. Оптические локаторы и си-
стемы, основанные на использовании резонансной флюоресцен-
ции, занимают по чувствительности промежуточное положение.
Таблица 11.3
Сравнение методов контроля окружающей среды
Метод Идентифика- ции газов Разрешение по дальности Тип системы Чувствитель- ность
Оптическая локация Невозможна Имеется Однопозици- ониая Средняя
Комбинацион- ное рассеяние Возможна » » Низкая
Резонансная флюоресцен- ция Средняя
Поглощение с однократным прохождени- ем » Отсутствует Двухпозици- ониая Высокая
Поглощение с отражением от местных объектов » » Однопозицн- онная, но требует местных от- ражателей »
Дифференци- альный » Имеется Однопозици- оиная 3»
Несмотря на то что работы в указанной области ведутся
многочисленной группой исследователей в течение достаточно
длительного времени и доказана возможность осуществления
дистанционного зондирования загрязнений окружающего возду-
ха, созданная аппаратура все еще находится на стадии экс-
периментальных разработок и серийный выпуск соответствую-
Исследования окружающей среды 321
щих лазерных приборов еще не начался. Интенсивность веду-
щихся в данной области работ, появление новых идей и техни-
ческих решений и острая необходимость улучшения аппарату-
ры для контроля свойств окружающего воздуха указывают на
то, что эта область приобретает жизненно важное значение.
Соответствующие системы уже широко используются при про-
ведении исследований, в результате которых выявлена концен-
трация ряда веществ в районах, являющихся дискретными ис-
точниками загрязнений (например, химические заводы). Систе-
мы на основе комбинационного рассеяния обеспечивают конт-
роль дискретных источников загрязнений типа дымовых труб
на сравнительно небольших расстояниях. Системы других ти-
пов позволяют контролировать концентрацию газовых компо-
нент атмосферы на значительно больших площадях.
Скорость практического внедрения рассмотренных методов
зависит от развития лазерной техники, и в первую очередь от
создания узкополосных мощных перестраиваемых по частоте
лазеров в нужных участках спектра. Важную роль при этом
будет играть проблема обеспечения безопасности зрения.С уче-
том данной проблемы оптимальным является инфракрасная
область спектра в окрестности 2 мкм. В настоящее время раз-
рабатываются перестраиваемые лазеры, обладающие достаточ-
но высокой энергией импульса в указанном диапазоне.
Существующие нормы безопасности устанавливают относи-
тельно низкие значения максимально допустимого уровня облу-
чения в видимой и ближней ультрафиолетовой областях спект-
ра. Поэтому может оказаться невозможным применение мощ-
ных импульсных лазеров для дистанционных измерений. Про-
блемы обеспечения безопасности населения и нормы безопас-
ного для зрения уровня облучения будут играть важную роль
на этапе перехода систем лазерного дистанционного контроля
от исследовательской аппаратуры к широкому практическому
применению для контроля окружающей среды.
ЛИТЕРАТУРА
1. Kruse Р. W., McGIauchlin L. D., McQuistan R. В., Elements of Infrared
Technology, Wiley, New York, 1962.
2. Carrier L. W., Nugent L. J., App. Opt., 4, 1457 (1965).
3. Hinkley E. D. et al., Appl. Opt., 15, 1653 (1976).
4. Hinkley E. D., Opt. Electron., 4, 69 (1972).
5. Menzies R. T., Appl. Phys. Lett., 22, 592 (1973).
6. Langer R. M., Report on Signal Corps Contract No. DA-36-039-SC-72351
(1957).
7. Chalker W. R., J. Opt. Soc. Am., 39, 955 (1949).
8. Hall F. F., in Laser Applications 2 (Ross M., ed.), Academic Press, New
York, 1874.
9. Johnson W. B., J. Air Pollution Contr. Assoc., 19, 176 (1969).
10. Kobayasi T., Inaba H., Proc. IEEE, 58, 1568 (1970).
И Дж. Редн
324 Глава 11
Grant W. В. et al., Calibrated Remote Measurement of NO2 Using the Diffe-
rential-Absorption Backscatter Technique, Appl. Phys. Lett., 24. 550 (1974).
Grant W. B., Hake R. D., Calibrated Remote Measurements of SO2 and Оз
Using Atmospheric Backscatter, I. Appl. Phys., 46, 3019 (1975).
Hanst P. L., Optical Measurement of Atmospheric Pollutants: Accomplish-
ments and Problems, Opt. Quantum Electron., 8, 87 (1976).
Henningsen T., Garbuny M., Byer R. L, Remote Detection of CO by Paramet-
ric Tunable Lasers, Appl. Phys. Lett., 24, 242 (1974).
Hinkley E. D., Kelley P. L„ Detection of Air Pollutants with Tunable Diode
Lasers, Science, 171, 635 (1971).
' Hinkley E. D., Tunable Infrared Lasers and Their Applications to Air Pollu-
tion Measurements, Opto-Electron., 4, 69 (1972).
Hinkley E. D. et a)., Long Path Monitoring: Advanced Instrumentation with
a Tunable Diode Laser, Appl. Opt., 15, 1653 (1976).
Hirschfeld T. B„ Long Path Infrared Spectroscopic Detection of Atmospheric
Pollutants, Opt. Eng., 13, 15 (1974).
Kild al H., Byer R. L., Comparison of Laser Methods for the Remote Detection
of Atmospheric Pollutants, Proc. IEEE, 59, 1644 (1971).
Kreuzer L. B., Kenyon N. D., Patel С. K. N., Air Pollution: Sensitive Detec-
tion of Ten Pollutant Gases by Carbon Monoxide and Carbon Dioxide La-
sers, Science, 177, 347 (1972).
Ku R. T., Hinkley E. D., Sample J. O., Long-Path Monitoring of Atmospheric
Carbon Monoxide with a Tunable Diode Laser System, Appl. Opt., 14, 854
(1974).
McNamara F. L., A Tunable Semiconductor Laser for Pollution Studies, Opt.
Eng., 11, 9 (1972).
Melngailis I., The Use of Lasers in Pollution Monitoring, IEEE Trans. Ge&sci.
Electron., GE-10, 7 (1972).
Menzies R. T., Shumate M. S., Remote Measurements of Ambient Air Pollu-
tants with a Bistatic Laser System., Appl. Opt., 15, 2080 (1976).
Глава 12
ЛАЗЕРНАЯ
КОНТРОЛЬНО-ИЗМЕРИТЕЛЬНАЯ
АППАРАТУРА
Необычные свойства лазерного излучения могут быть ис-
пользованы для проведения разнообразных измерений в тех-
нике. В гл. 10 рассмотрены применение лазеров для интерфе-
рометрических измерений расстояний и возможность использо-
вания этих методов для измерения степени прямолинейности и
плоскости объектов. В данной главе описаны другие методы
измерений.
Лазеры позволяют довольно легко осуществлять разнообраз-
ные процедуры контроля и измерения. Некоторые лазерные
устройства достигли уровня серийно выпускаемой контрольно-
измерительной аппаратуры. В других случаях приборы и мето-
дика измерений разрабатываются самими потребителями в со-
ответствии с их нуждами. Разнообразие методов решения
проблемы измерений настолько велико, что не представляется
возможность дать достаточно полный обзор. Выбор примеров
в данной главе сделан с таким расчетом, чтобы продемонстри-
ровать широкие возможности лазеров при создании нестандарт-
ной контрольно-измерительной аппаратуры и их использование
для проведения таких измерений, которые трудно осуществить
обычными методами. В частности, рассматриваются методы
измерения скорости потоков жидкости и твердых тел, угловой
скорости вращения, измерения диаметра волокон и проволоки,
исследования профиля и положения поверхностей, а также
определения степени чистоты обработки и размеров готовой
продукции. Такое разнообразие областей применения лазерной
контрольно-измерительной аппаратуры может стимулировать
использование подобных методов для решения других анало-
гичных задач.
12.1. ИЗМЕРЕНИЕ СКОРОСТИ
12.1.1. ИЗМЕРЕНИЯ СКОРОСТИ ПОТОКА ЖИДКОСТИ
Для измерения скорости потока жидкости можно использо-
вать рассеяние лазерного пучка движущейся жидкостью или
газом. При этом лазерный пучок взаимодействует с переноси-
322 Глава 11
11. Inaba Н., Kobayasi Т., Opto-Electron., 4, 101 (1972).
12. Byer R. L., Opt. and Quantum Electron., 7, 147 (1975).
13. Rosen H., Robrish P., Chamberlain O., Appl. Opt., 14, 2703 (1975).
14. Gclbwachs J. A. et al., Opto-Electron., 4, 155 (1972).
15. Antcliffe G. A., Wrobel J. S„ Appl. Opt., 11, 1548 (1972).
16. Grant W. B. et al., Appl. Phys, Lett., 24, 550 (1974).
17. Grant W. B., Hake R. D„ J. Appl. Phys. 46, 3019 (1975).
18. Hoell J. M„ Wade W. R„ Thompson R. T., Proc. Int. Conf. Environmental
Sensing and Assessment, Las Vegas, (September 14—19, 1975).
19. Rothe К. M., Brinkmann U., Walther H., Appl. Phys., 3, 115 (1974).
20. Murray E. R., van der Laan J. E., Hawley J. G., Appl. Opt., 15, 3140
(1976).
21. Menzies R. T„ Shumate M. S„ Appl. Opt., 15, 2080 (1976).
22. Ku R. T., Hinkley E. D„ Sample J. O., Appl. Opt., 14, 854 (1975).
23. Tucker A. W., Birnbaum M., Fincher C. L., Appl. Opt., 14, 1418 (1975).
24. Gelbwachs J. A. et al., О pt.-Electron., 4, 155 (1972).
25. Hirschfeld T. et al., Appl. Phys. Lett., 22, 38 (1973).
26. DeLong H. P., Opt. Eng., 13, 5 (1974).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 11.1
Byer R. L., Review, Remote Air Pollution Measurements, Opt. Quantum
Electron., 7, 147 (1975).
Kild al H., Byer R. L., Comparison of Laser Methods for the Remote Detection
of Atmospheric Pollutants, Proc. IEEE, 59, 1644 (1971).
Kruse P. W., McGlauchlin L. D., McQuistan R. R., Elements of Infrared
Technology, Wiley, New York, 1962, Chapter 5.
Hall F. F., Laser Systems for Monitoring the Environment, in Laser Applica-
tions, Vol. 2 (Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1974.
Tannenbaum H. et al., Long-Path Monitoring of Atmospheric Pollutant Gases,
Opt. Quantum Electron., 8, 194 (1976).
К разд. 11.2.
Allen R. J., Evans W. E., Laser Radar (LIDAR) for Mapping Aerosol Struc-
ture, Rev. Sci. Instrum., 43, 1422 (1972).
Collis R. T. H„ Lodar, Appl. Opt., 9, 1782 (1970).
Collis R. T. H., Uthe E. E., Mie Scattering Techniques for Air Pollution Mea-
surement with Lasers, Opto-Electron., 4, 87 (1972).
Grams G. W., Patterson E. M., Wyman С. M., Airborne Laser Radar for Map-
ping Two-Dimensional Contours of Aerosol Concentration, Opt. Quantum
Electron., 7, 187 (1975).
Hall F. F., Laser Measurements of Turbidity in the Atmosphere, Opt. Spectra,
p. 67 (July/August 1970).
Hall F. F., Laser Systems for Monitoring the Environment, in Laser Appli-
cations, Vol. 2 (Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1974.
Johnson W. B., Lidar Applications in Air Pollution Research and Control.
J. Air Pollut. Contr. Assoc., 19, 176 (1969).
Northend C. A., Honey R. C., Evans W. E., Laser Radar (Lidar) for Meteoro-
logical Observations, Rev. Sci. Instrum., 37, 393 (1966).
К разд. 11.3
Byer R. L., Remote Air Pollution Measurement, Opt. Quantum Electron., 7,
147 (1975).
Chang R. K-, Fouche D. G., Gains in Detecting Pollution, Laser Focus, p. 43
(December 1972).
Исследования окружающей среды 323
Cooney J. A., Measurements of the Raman Component of Laser Atmospheric
Backscatter, Appl. Phys. Lett., 12, 40 (1968).
Delong H. P., Air Pollution Field Studies with a Raman Lidar, Opt. Eng.,
13, 5 (1974).
Hirschfeld T. et al., Remote Spectroscopic Analysis of PPM-Level Air Pollu-
tants by Raman Spectroscopy, Appl. Phys. Lett., 22, 38 (1973).
Inaba H., Kobayasi T., Laser Raman Radar for Chemical Analysis of Polluted
Air, Nature (London), 224, 170 (1969).
Inaba H., Kobayasi T., Laser-Raman Radar, Opto-Electron., 4, 101 (1972).
Kildal H., Byer R., Comparison of Laser Methods for the Remote Detection
of Atmospheric Pollutants, Proc. IEEE, 59, 1644 (1971).
Kobayasi T., Inaba H., Spectroscopic Detection of SO2 and CO2 Molecules
in Polluted Atmosphere by Laser-Raman Radar Technique, Appl. Phys.
Lett., 17, 139 (1970).
Kobayasi T., Inaba H., Laser-Raman Radar for Air Pollution Probe, Proc.
IEEE, 58, 1568 (1970).
Leonard D. A., Observation of Raman Scattering from the Atmosphere Using
a Pulsed Nitrogen Ultraviolet Lasar, Nature (London), 216, 142 (1967).
Leonard D. A., Raman and Fluorescence Lidar Measurements of Aircraft
Engine Emissions, Opt. Quantum Electron., 7, 197 (1975).
Melfi S. El., Lawrence J. D., McCormick M. P., Observation of Raman Scatte-
ring by Water Vapor in the Atmosphere, Appl. Phys. Lett., 15, 295 (1969).
Melfi S. H., Remote Measurements of the Atmosphere Using Raman Scatte-
ring, Appl. Opt., 11, 1605 (1792).
Rosen H., Robrish P., Chamberlain O., Remote Direction of Pollutants Using
Resonance Raman Scattering, Appl. Opt., 14, 2703 (1975).
К разд. 11.4
Byer R. L., Review, Remote Air Pollution Measurement, Opt. Quantum
Electron., 7, 147 (1975).
Gelbwachs J. A. et al., Fluorescence Determination of Atmospheric NO2, Opto-
Electron., 4, 155 (1972).
Hinkley E. D., Kelley P. L., Detection of Air Pollutants with Tunable Diode
Lasers, Science, 171, 635 (1971).
Hinkley E. D., Tunable Infrared Lasers and Their Applications to Air Pollu-
tion Measurements, Opto-Electron., 4, 69 (1972).
Kildal H„ Byer R. L., Comparison of Laser Methods for the Remote Detection
of Atmospheric Pollutants, Proc. IEEE, 59, 1644 (1971).
Melngailis L, The Use of Lasers in Pollution Monitoring, IEEE Trans. Geosci.
Electron., GE-10, 7 (1972).
Menzies R. T„ Use of CO and CO2 Lasers to Detect Pollutants in the At-
mosphere, Appl. Opt., 10, 1532 (1971).
Menzies R. T., Remote Detection of SO2 and CO2 with a Heterodyne Radio-
meter, Appl. Phys. Lett., 22, 592 (1973).
Menzies R. T., Shumate M. S., Air Pollution: Remote Detection of Several
Pollutant Gases with a Laser Heterodyne Radiometer, Science, 184, 570
(1974).
Tucker A. W., Birnbaum M., Fincher C. L., Atmospheric NO2 Determination
by 442-nm Laser Induced Fluorescence, Appl. Opt., 14, 1418 (1975).
К разд. 11.5.
Antcliffe G. A., Wrobel J. F., Detection of the Gaseous Pollutant Sulfur Dio-
xide Using Current Tunable Pbf-xSnxTe Diode Lasers, Appl. Opt., 11,1548
(1972).
Byer R. L., Review, Remote Air Pollution Measurement, Opt. Quantum Elect-
ron, 7, 147 (1975).
11*
326 Глава 12
мыми потоками малыми частицами, которые рассеивают часть
падающего на них излучения во всех направлениях. Во мно-
гих жидкостях имеется достаточно большое число рассеиваю-
щих частиц, и поэтому рассеянное излучение легко зарегистри-
ровать.
Частота рассеянного излучения слегка изменяется в резуль-
тате эффекта Доплера. Величина сдвига частоты пропорцио-
нальна скорости потока жидкости (гл. 9). Измеряя сдвиг час-
тоты, можно сразу определить скорость потока. Лазерные
доплеровские измерители скорости созданы в некоторых лабо-
раториях и используются для исследования потоков в тех слу-
чаях, когда применение обычных методов измерения сопряжено
с трудностями.
Доплеровские измерители скорости обладают тем достоинст-
вом, что в их основу положен неконтактный метод. Для про-
ведения измерений не требуется размещение оборудования не-
посредственно в потоке и не возникает проблем, связанных
с возмущением потока. Метод позволяет исследовать горячие
или коррозионно-активные жидкости. Малая ширина лазерной
линии обеспечивает точное измерение скорости. Доплеровский
сдвиг частоты рассеянного в движущейся жидкости излучения
может оказаться больше ширины лазерной линии даже при от-
носительно небольших скоростях потока. Поэтому лазерный из-
меритель скорости обладает широким динамическим диапа-
зоном.
Диапазон скоростей, измеряемых экспериментальными уст-
ройствами, простирается от нескольких сантиметров в секунду
до нескольких сотен метров в секунду.
В противоположность большинству обычных измерителей
скорости, имеющих относительно медленный отклик, лазер-
ный измеритель обладает высоким быстродействием, что позво-
ляет получать с его помощью данные о переходных режимах
потока и исследовать характеристики турбулентного потока.
Основной недостаток лазерного доплеровского измерителя
скорости заключается в том, что для проведения измерений
в потоке должны находиться частицы, которые рассеивают свет
и обеспечивают достаточную интенсивность регистрируемого
рассеянного излучения. Во многих практически важных случаях
исследуемые жидкости содержат рассеивающие частицы в ко-
личестве, достаточном для того, чтобы гарантировать различи-
мый уровень принимаемого сигнала. В тех же случаях, когда
жидкость очень прозрачна и не содержит рассеивающих цент-
ров, необходимо вводить частицы в поток искусственно. При
этом следует иметь в виду, что, для того чтобы введенные в по-
ток частицы хорошо следовали за этим потоком, диаметр их
должен быть достаточно мал.
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 327
Рис. 12.1. Схема лазерного измерителя скорости и потока жидкости (схема
с двумя пучками) (а) и интерференционная картина, возникающая в резуль-
тате суперпозиции двух пучков, пересекающихся под небольшим углом 0 (б).
v — скорость потока; ®i — компонента скорости в направлении, перпендикулярном оси
лазерного пучка.
Действие лазерного доплеровского измерителя скорости
основано на эффекте Доплера. В результате этого эффекта час-
тота рассеянного света от объекта, который движется относи-
тельно источника, сдвигается на величину, зависящую от ско-
рости движения и геометрии рассеяния. Сущность метода за-
ключается в том, что лазерный пучок фокусируют в заданную
точку внутри потока, а затем собирают излучение, рассеянное
от жидкости или взвешенных в ней частиц, и направляют его
на приемник. После обработки выходного сигнала приемника
определяют величину доплеровского сдвига частоты и тем са-
мым скорость потока.
Для проведения измерений можно использовать различные
оптические схемы. На рис. 12.1, а приведена схема, которая наи-
более часто применяется в современной аппаратуре. Она полу-
чила название схемы с двумя пучками. Излучение непрерывно-
го лазера делится на два пучка равной интенсивности при по-
мощи расщепителя луча. Перед расщепителем помещена фоку-
сирующая линза. Излучение, получаемое при помощи такой
системы, можно визуализировать в виде интерференционных
полос. В месте пересечения обоих пучков в результате их ин-
терференции возникают области с чередованием большой и ма-
328 Глава 12
лой интенсивности. Такая интерференционная картина приве-
дена на рис. 12.1, б. Если движущаяся частица пересекает об-
ласть интерференции, то рассеиваемое ею излучение возрастает,
когда она проходит через область с высокой интенсивностью.
Принимаемое излучение создает на выходе приемника перемен-
ный электрический сигнал с частотой, пропорциональной скоро-
сти, с которой движущаяся частица пересекает интерференци-
онные полосы. Расстояние между соседними полосами s опре-
деляется следующим выражением:
s=X/2sin(6/2), (12.1)
где 0 — угол между двумя сходящимися пучками. Если компо-
нента скорости частицы в направлении, перпендикулярном ин-
терференционным полосам, равна v, то выходной сигнал при-
емника будет модулирован с частотой
Af=2vsin(0/2)/X. (12.2)
В приведенном выражении Л соответствует длине волны излу-
чения в жидкости, которая отличается от длины волны в ва-
кууме множителем, равным показателю преломления п. С уче-
том этого выражение (12.2) можно представить в следующем
виде:
Af=2no sin (0/2)/Ло, (12.3)
где Хо — длина волны лазерного излучения в вакууме.
Собирающая оптика юстируется таким образом, чтобы в ее
поле зрения оказалась область пересечения обоих пучков в
жидкости. В схеме, приведенной на рис. 12.1, на приемник по-
ступает излучение, рассеянное в обратном направлении. При
таком расположении система оказывается однопозиционной,
т. е. лазер и приемник помещаются в одном месте. Эта схема
наиболее удобна при проведении дистанционных измерений.
Если же исследуемый объект находится недалеко и легко до-
ступен, то собирающую оптику и приемник можно располагать
по другую сторону потока жидкости и регистрировать излуче-
ние, рассеянное в прямом направлении. В этом случае возра-
стет интенсивность принимаемого сигнала и снижаются требо-
вания к мощности лазера.
Необходимая мощность лазерного излучения определяется
геометрией и расстоянием, на котором должны проводиться из-
мерения. Для измерений на расстоянии 10—20 см обычно до-
статочно гелий-неонового лазера с выходной мощностью 5—
15 мВт. Если же требуется провести измерения на большом
расстоянии (например, в дистанционном анемометре), то ис-
пользуют аргоновые лазеры мощностью 1 Вт и более.
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 329
Схема с двумя пучками (рис. 12.1, а) лежит в основе про-
мышленных лазерных доплеровских измерителей скорости и
появившихся в последнее время лазерных доплеровских ане-
мометров. Данная схема допускает множество вариантов, в том
числе одновременное использование двух лазерных пучков
с различными длинами волн или разной поляризацией, что
позволяет определять две компоненты скорости потока.
В более ранних приборах, которые использовались для из-
мерений во многих экспериментах и подробно описаны в лите-
ратуре, применялась схема с опорным пучком,-В приборах, ра-
ботающих по указанной схеме, регистрируется рассеянное излу-
чение от частиц, проходящих через единственный падающий
пучок излучения. Собранное рассеянное излучение смешивает-
ся с излучением лазера в фотоэлементе. Частота рассеянного
излучения смещена на величину, равную
д/=2пц sin (0/2) До,
где 0—угол рассеяния. По форме это выражение идентично
выражению (12.3). Сдвиг частоты определяется из биений, воз-
никающих в выходном сигнале фотоприемника. В конечном
итоге получается тот же результат, что и при рассмотрении
частицы, проходящей через систему интерференционных полос
в схеме с двумя пучками.
Для работы схемы с опорным пучком необходимо, чтобы
апертура собирающей оптики была достаточно мала. Поэтому
мощность принимаемого сигнала оказывается ниже, чем в схе-
ме с двумя пучками, и к мощности лазера предъявляются
большие требования. Поэтому схема с двумя пучками более
предпочтительна в тех случаях, когда невелико число рассеи-
вающих частиц. Если же число рассеивающих частиц стано-
вится настолько большим, что через измеряемый объем одно-
временно проходит много частиц и принимаемый сигнал имеет
большую интенсивность, более выгодной может оказаться схе-
ма с опорным пучком.
Описываемый метод позволяет проводить большое число
разнообразных измерений. Например, можно измерить скорость
потока в заданном направлении, т. е. определить одну компо-
ненту скорости потока в фиксированной точке. Усложнив схему,
можно измерить в фиксированной точке потока две или три
компоненты скорости. Если скорость изменяется во времени
в результате турбулентности, то частоту выходного сигнала
можно представить в виде функции, быстро изменяющейся во
времени около некоторого среднего значения. Исследуя частот-
ный спектр выходного сигнала системы, можно получить ин-
формацию о спектре турбулентности. В частности, используя
следящий спектроанализатор, можно обеспечить мгновенное
330 Г лава 12
получение информации о турбулентности в заданной точке по-
тока.
Данный метод в настоящее время применяется для изуче-
ния различных потоков (как ламинарных, так и турбулентных),
исследования явлений в пограничном слое и ударных волнах,
определения трехмерного поля скоростей вихря, образующего-
ся на конце самолетного крыла, измерения параметров потока
между лопатками турбины, измерения скорости газа внутри
ротора компрессора и скорости потока крови в живом организ-
ме, а также для дистанционных измерений скорости ветра.
Для решения одной из проблем был создан индикатор ско-
рости: воздушного потока с более высокой точностью, чем точ-
ность устройства другого типа. В указанной системе использо-
ван: СО2-лазер, пучок которого фокусируется в точку, располо-
женную на 20 м перед летящим самолетом, где поток воздуха
еще не возмущен. Часть лазерного излучения рассеивается
в обратном направлении аэрозолем. Система измеряет допле-
ровский сдвиг частоты и регистрирует результат в цифровой
форме. В обычных условиях для измерения скорости воздушно-
го, потока применяются датчики давления типа трубки Пито.
Проведение точных измерений при помощи таких датчиков
сильно осложняется влиянием создаваемой датчиком турбу-
лентности и эффектов, протекающих в пограничном слое вокруг
самолета.
В ряде случаев лазерные доплеровские измерители скорости
используются для измерений флуктуаций скорости газового по-
тока. Для воспроизведения частотного спектра модуляции рас-
сеянного излучения при анализе турбулентности можно исполь-
зовать спектроанализатор. Сигнал на выходе спектроанализа-
тора представляет собой функцию распределения скорости
потока, усредненную по некоторому временному интервалу.
Чтобы получать информацию о мгновенном распределении тур-
булентного поля скорости, необходимо обеспечить автоматиче-
ское слежение за частотой.
Приведем два примера, иллюстрирующие возможности ла-
зерных измерителей скорости. На рис. 12.2 приведен профиль
скорости ламинарного потока воды в трубе круглого сечения,
в центре которой поддерживается постоянная скорость, равная
5,35 см/с [1]. Из простого анализа следует, что распределение
скорости в ламинарном потоке вязкой жидкости внутри цилин-
дрической трубы должно быть параболическим с максимумом
скорости в центре трубы и нулевой скоростью на стенках. При-
веденные на рис. 12.2 результаты измерений согласуются с
ожидаемыми и указывают на возможность применения лазер-
ного доплеровского измерителя скорости для исследования
профиля потока в различных сечениях.
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 331
На рис. 12.3 приведе-
но распределение скорос-
ти вдоль ударной трубы
[2]. Эти данные относят-
ся к сверхзвуковой струе
азота, который под дав-
лением выпускается в
окружающий воздух че-
рез сверхзвуковое сопло.
В струю введен клин, вы-
зывающий образование
ударной волны. Данное
распределение скорости
вдоль трубы относится к
линии, проходящей на
3,8 мм выше центра пото-
ка. Эти данные указыва-
ют на хорошую разреша-
ющую способность ме-
тода. Они являются
результатом прямых из-
мерений скорости потока
в ударной волне, которые
выполнены без внесения
каких бы то ни было воз-
мущений в поток. Выпол-
нить такие измерения
другими методами чрез-
вычайно трудно. Оба при-
мера приведены, для то-
го, чтобы показать боль-
шое разнообразие вариан-
тов измерения скорости
жидкого потока, которые
могут быть выполнены
указанным методом.
Степень разработки ла-
зерных измерителей ско-
рости вполне соответству-
ет их применению при тех-
ническом исследовании по-
токов жидкостей. Созданы
промышленные приборы,
в которых используются
лазерные доплеровские
измерители скорости.
Рис. 12.2. Профиль скорости ламинарного
потока воды в трубе круглого сечения [1].
О экспериментальные значения; ----------- теоре-
тические значения. Радиус трубки равен 1.105 см.
Расстояние вдоль потока, мм
Рис. 12.3. Распределение скорости вдоль
ударной волны, образовавшейся в резуль-
тате выхода в окружающий воздух сверх-
звуковой струи азота [2]
Дросселирование потока происходит на расстоя-
нии 3,8 мм от центра потока при числе Ма-
ха 1,5.
332 Г лага 12
Рис. 12.4 Схема лазерного измерителя скорости перемещения поверхности
твердого тела.
В настоящее время существуют промышленные приборы,
точность которых достигает 0,5% на частоте 40 МГц. Они по-
зволяют проводить нестандартные измерения, выполнить кото-
рые обычными методами трудно или вообще невозможно. Та-
кие приборы могут использоваться также для контроля про-
мышленных процессов.
12.1.2 . СКОРОСТЬ ПЕРЕМЕЩЕНИЯ ТВЕРДОЙ ПОВЕРХНОСТИ
Описанные в предыдущем разделе методы можно также
использовать для измерения скорости перемещения твердых
поверхностей. Скорость определяется по величине доплеровско-
го сдвига частоты лазерного излучения, отраженного от поверх-
ности. Такие методы применяются при изучении вибраций
крупных сооружений и для измерения скорости движения рас-
плавленных волокон в производстве полимеров. Наряду с ука-
занными существуют и другие возможности применения ла-
зерных доплеровских измерителей скорости при изучении дви-
жения твердых поверхностей.
Кроме того, разработаны специальные методы измерения
скорости перемещения твердых тел при помощи лазера. В ка-
честве примера приведем систему, которая используется для
измерения скорости движения металлических пластин в резуль-
тате удара разогнанных до больших скоростей частиц [3]. Ла-
зерный пучок отражается от поверхности металлической мише-
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 333
ни, которая может приобрести большую скорость после того,
как ее достигнет фронт ударной волны (рис. 12.4). Движение
поверхности приводит к возникновению доплеровского сдвига
частоты отраженного светового пучка. Часть отраженного пуч-
ка отводится при помощи расщепителя луча, и его интенсив-
ность измеряется фотоумножителем 1. Этим определяется опор-
ный уровень интенсивности излучения, достигающего приемной
аппаратуры, и обеспечивается возможность компенсации таких
факторов, как изменение отражательных свойств мишени. Про-
шедший через расщепитель пучок попадает в интерферометр.
Положение зеркал интерферометра подбирается таким обра-
зом, чтобы интенсивность света, попадающего на фотоумножи-
тель 2, была максимальной в том случае, когда мишень непо-
движна (т. е. сдвиг частоты отсутствует). Если же мишень дви-
жется, то изменяются длина волны отраженного излучения и
разность оптических путей в плечах интерферометра (она обыч-
но измеряется в длинах оптической волны). Величина измене-
ния оптического пути сильно зависит от скорости движения ми-
шени. При движении мишени интерференционные полосы пере-
мещаются по катоду фотоумножителя 2, который регистрирует
соответствующие изменения интенсивности. Сигналы обоих фо-
тоумножителей поступают на разностный усилитель, выходной
сигнал которого пропорционален скорости перемещения поверх-
ности. Описанная схема позволяет получать непосредственный
отсчет скорости поверхности как функции времени на экране
осциллографа.
Устройство использовалось для измерения скорости переме-
щения свободной поверхности металлической пластины, под-
вергшейся ударному воздействию. Были исследованы волны
напряжения, распространяющиеся в металлической пластине
в результате удара движущейся с высокой скоростью частицы
или под воздействием’ электронного пучка. Проведение указан-
ных исследований обычными методами сопряжено с большими
трудностями.
Разработан также лазерный измеритель скорости, действие
которого основано на совсем другом принципе [4]. Он очень удо-
бен для измерения скорости твердых тел, имеющих шерохова-
тую поверхность, тогда как описанный выше измеритель ско-
рости более подходит для твердых тел с полированной поверх-
ностью, отражающих достаточно хорошо сколлимированный
пучок. В измерителе второго типа используется так называе-
мая пятнистая картина, возникающая при диффузном отраже-
нии лазерного пучка от шероховатой поверхности. При наблю-
дении такого отражения освещенная площадка кажется испе-
щренной мелкими световыми пятнами. Это явление обусловлено
дифракцией в пучке когерентного излучения. Отраженное от
334 Глава 12
небольших неоднородностей, имеющихся на поверхности тела,
излучение интерферирует и может привести к возникновению
областей с высокой локальной интенсивностью. Эти области
представляются наблюдателю в виде ярких пятен. Подобные
эффекты аддитивной интерференции возникают нестационарно
и при освещении поверхности обычными некогерентными ис-
точниками света, но возникающая картина хаотически изменя-
ется за времена, малые по сравнению с временем разрешения
человеческого глаза. Поэтому поверхность, освещенная обыч-
ным источником света, кажется равномерно освещенной, тогда
Ливр
. Индикатор
Фотоприемник Частотомер скорости
Дифракционная
решетка
как поверхность, освещенная когерентным лазерным излучени-
ем, имеет гранулированную, пятнистую структуру.
Если отражающая поверхность движется относительно на-
блюдателя, то в движение приходит и указанная пятнистая кар-
тина. При этом вся картина перемещается как единое целое.
Видимая скорость перемещения пятен равна удвоенной скоро-
сти относительного движения отражающей поверхности.
Если заменить глаз че-
ловека фотоприемником с
малой апертурой, то при
перемещении одного све-
тового пятна через апер-
туру на выходе приемника
будет возникать импульс-
ный сигнал. Этот факт
лежит в основе метода
измерения скорости дви-
жущейся поверхности. Ко-
личественные измерения
можно проводить с по-
мощью аппаратуры, схе-
ма которой приведена на
рис. 12.5. На этом рисун-
ке световые пятна схема-
тически изображены в ви-
де иррегулярного распре-
деления отраженного све-
та с яркими боковыми лепестками. Перед фотоприемником поме-
щается дифракционная решетка. Прохождение светлого пятна
дифракционной картины по этой решетке приводит к возникно-
вению серии импульсов на выходе приемника. Частота следо-
вания указанных импульсов равна
<ие
Движущаяся
поверхность
Рис. 12.5. Устройство для измерения ско-
рости перемещения поверхности твердого
тела с использованием иррегулярного рас-
пределения отраженного лазерного излу-
чения.
f=2V/d,
(12.4)
где У —скорость движения поверхности и d — период решетки.
В процессе измерения через решетку проходит большое число
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 335
пятен, каждое из которых инициирует серию импульсов. Фазы
импульсов каждой серии распределены хаотически, но частота
следования импульсов одинакова для всех серий. Поэтому для
определения скорости движения поверхности достаточно лишь
измерить центральную частоту выходного сигнала фотоприем-
ника.
Приборы, использующие описанный принцип измерения ско-
рости с помощью оптической дифракции, могут служить некон-
тактными датчиками, которые пригодны для применения на
поверхностях произвольного цвета и любой структуры. Соглас-
но оценкам, точность измерения скорости в интервале 15—
300 м/мин составляет 0,1 %. Измерители скорости данного типа
успешно опробованы с различными материалами, в числе кото-
рых были алюминий, черненая и полированная сталь, медная
проволока, газетная бумага, прозрачные и непрозрачные пла-
стики, листва, песок и грунт. Их можно использовать для из-
мерения скорости транспортных средств с точностью, более
высокой, чем при использовании специального измерительного
колеса. Особенно удобны такие измерители для обслуживания
автоматических обрабатывающих линий, на которых требуется
обеспечить непрерывное измерение скорости перемещения или
же длины изделий. Они находят применение также для контро-
ля скорости полосы металла на станах для проката стали и
алюминия.
В последнем случае к воздуху в прокатном цехе предъяв-
ляются дополнительные требования. Воздух на всей длине
оптической трассы должен быть достаточно чистым, а поверх-
ность металла свободной от излишков жидкости. Последнее
требование можно удовлетворить путем сдува жидкости с об-
лучаемого участка поверхности воздушной струей. Необходимо
также учесть, что точность измерения может снизиться в том
случае, когда ускорения поверхности настолько велики, что
скорость ее движения существенно изменяется за время про-
хождения мимо дифракционной решетки.
12.2. УГЛОВАЯ СКОРОСТЬ ВРАЩЕНИЯ
Лазеры позволяют создать датчик угловой скорости вра-
щения, или, иначе говоря, лазерный гироскоп. Лазерный гиро-
скоп имеет форму кольца (обычно треугольного), вдоль кото-
рого могут распространяться навстречу друг другу лазерные
пучки. Длина волны такого кольцевого лазера устанавливает-
ся таким образом, чтобы периметр кольца был равен целому
числу длин волн. Изменение периметра кольца приводит к из-
менению длины волны лазера. При вращении кольца вокруг
оси, перпендикулярной его плоскости, возникает разность длин
336 Глава 12
Рис. 12.6. Схема лазерного гироско-
па с треугольным расположением
элементов.
Рис. 12.7. Схема, поясняющая прин-
цип работы лазерного гироскопа
(й — угловая скорость вращения).
оптических путей пучков, распространяющихся в противопо-
ложных направлениях. Пучок, движущийся в направлении вра-
щения кольца, должен будет проходить несколько большее рас-
стояние при каждом обходе кольца. Схема системы с треуголь-
ным кольцом приведена на рис. 12.6. Активная среда лазера
находится в двух сторонах треугольника. Направления распро-
странения пучков задаются зеркалами, расположенными в вер-
шинах треугольника.
За время, которое требуется свету для того, чтобы обойти
кольцо один раз, кольцо слегка изменит положение, в резуль-
тате чего одному из пучков при обходе кольца придется пройти
немного больший путь, тогда как пучок, движущийся навстречу
вращению кольца, пройдет меньшее расстояние. Это эквива-
лентно изменению эффективного расстояния, которое должны
проходить пучки с противоположным направлением вращения.
Частота излучения для каждого из распространяющихся вдоль
кольца пучков определяется длиной соответствующего оптиче-
ского пути. Согласно условию возбуждения излучения, длина
пути пучка в оптическом резонаторе должна равняться целому
числу длин волн. Разность оптических путей пучков, движу-
щихся в противоположных направлениях, приводит к тому, что
для выполнения этого условия частоты пучков должны слегка
различаться.
Для того чтобы понять принцип действия лазерного гиро-
скопа, выведем соответствующие математические соотношения.
Рассмотрим световой пучок, который выходит из точки Q и об-
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 337
ходит один раз равносторонний треугольник, показанный на
рис. 12.7. За время прохождения света по периметру треуголь-
ника точка Q смещается на небольшое расстояние.
Время, в течение которого свет один раз обходит указанный
кольцевой путь, составляет
T=Plc=3Llc, (12.5)
где Р — периметр треугольника и с —скорость света.
Расстояние, которое проходит точка Q за указанное время,
составляет
D=o)Tx, (12.6)
где о — угловая скорость вращения и х — расстояние между
точкой Q и точкой пересечения биссектрис равностороннего
треугольника. Изменение длины оптического пути ДР представ-
ляет собой компоненту D в направлении распространения све-
тового пучка, которая равна
ДР=£) cos 60°=D/2. (12.7)
Из этого следует, что
ДР=со7х/2= УЗ ЫР2/2с, (12.8)
где вместо х использовано его значение, равное V 3LI3. По-
скольку площадь равностороннего треугольника А равна
Л=уЗ£2/4, (12.9)
полученное выражение можно представить в следующем виде:
ДР=2а>А/с, (12.10)
Условие образования стоячих волн имеет вид
NK=P, (12.11)
где N — целое число. Изменение длины оптического пути на
ДР вызывает изменение длины волны на AZ:
ДХ=ДР/ДГ=ХДР/Р (12.12)
и частоты излучения на Af:
ДЦ1=ДШ=ДР/Р. (12.13)
Значения сдвигов частоты лазерных пучков, вращающихся в
противоположных направлениях, одинаковы, но знаки раз-
личны.
338 Глава 12
Пучок,
распространяющийся
против часовой
стрелка
Лучок,
распространяющийся
по часовой
стрелке
гвп
кое зеркала
Рис. 12.8. Схема считывания показаний лазерного гироскопа.
Призма
(показатель аре-
ломленил п)

Таким образом, разность частот А указанных пучков равна
A=2Af=2fAP/P=W/XA (12.14)
Полученное соотношение лежит в основе измерения угло-
вой скорости вращения. Хотя это соотношение и выведено для
случая равностороннего треугольника, оно сохраняет справед-
ливость для любого оптического пути, охватывающего площадь
А и имеющего периметр Р. Оно остается справедливым даже
в рамках общей теории относительности. В соответствии с опи-
санными в гл. 9 методами указанная разность частот может
быть зарегистрирована в форме биений. Из соотношения (12.14)
следует, что частота биений пропорциональна угловой скоро-
сти вращения и при заданной геометрии системы для измере-
ния угловой скорости достаточно измерить частоту биений.
Рассмотрим конкретный пример. Для гелий-неонового лазе-
ра (Х=0,633 мкм) вращение треугольного кольцевого резона-
тора со стороной 10 см с угловой скоростью 0,1 рад/ч приводит,
согласно указанному соотношению, к частоте биений 2,5 Гц.
Такую частоту нетрудно измерить, хотя она и составляет всего
лишь 2-1014 частоты лазера.
Для измерения частоты биений часть каждого из распро-
страняющихся навстречу друг другу пучков отводится с по-
мощью полупрозрачного зеркала, а затем эти части смешива-
ются на фотоприемнике. Один из способов осуществления по-
добной процедуры показан на рис. 12.8.
Если угол при вершине призмы на рис. 12.8 равен 90°, то
угол 6 равен 0 и оба выходящих пучка будут коллинеарны.
Частоты пучков слегка различаются, и соответствующая раз-
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 339
ность частот воспринимается приемником в форме биений. Сна-
чала измеряют частоту биений, а затем, используя соотноше-
ние (12.14) , определяют угловую скорость вращения.
Система не очень критична к отклонению угла при вершине
призмы от 90°. Если указанный угол отличается от 90° на не-
большую величину 6, выходящие из призмы пучки будут расхо-
диться под углом 26и, где п — показатель преломления мате-
риала призмы. В этом случае система интерференционных по-
лос будет перемещаться. Приемник регистрирует указанное
движение полос, которое приводит к модуляции падающего на
него света. Чем выше скорость вращения, тем больше разность
частот и тем быстрее перемещаются полосы.
В принципе лазерный гироскоп должен иметь очень высокую
чувствительность. Анализ основных факторов, ограничивающих
чувствительность лазерного гироскопа, показывает, что мини-
мальные значения измеряемой угловой скорости не превышают
10“6 град./ч. На практике чувствительность оказывается огра-
ниченной конструктивными элементами, чистотой оптики и дру-
гими факторами. Кроме того, возникает проблема, связанная
с так называемым эффектом «захвата» частоты, который за-
ключается в том, что при малых уровнях входного сигнала
системы (т. е. малых угловых скоростях) разность частот дви-
жущихся в противоположные стороны лазерных пучков обра-
щается в нуль. Ситуация в данном случае такая же, как для
двух связанных генераторов со слегка различающимися час-
тотами. Поэтому существует пороговое значение угловой ско-
рости вращения, ниже которого выходной сигнал лазерного
гироскопа равен нулю. Описанное явление иллюстрируется
Разность частот
выходных сигналов
Рис. 12.9 Схема, иллюстрирующая захват частоты при малых значениях
угловой скорости вращения.
340 Глава 12
Крепление
Трубка
с активной средой
Зеркала
(плоское)
Апертура
Заглушка
Анод
Зеркало
(вогнутое)
Трудно
\ Призма для сведения
пучков
Геттер
Котад
Кольцо для защиты
' от распыления
Зеркало для считы-
вопия результатов
Расщепитель луча
— К сротоприемнику
Рис. 12.10. Конструкция лазерного гироскопа, изготовленного иа основе квар-
цевого моноблока.
рис. 12.9. Предложены различные методы решения проблемы
захвата частоты. Один из них заключается в качании гироско-
па (т. е. в последовательном вращении в противоположные
стороны с заданной угловой скоростью), в результате которого
полная угловая скорость оказывается выше порога захвата час-
тоты. При интегрировании по нескольким периодам качания
вклады в полный сдвиг интерференционной картины, обуслов-
ленные встречными перемещениями в процессе качания, взаим-
но уничтожаются и остается лишь сигнал, связанный с вра-
щением, угловую скорость которого нужно определить. Указан-
ный метод позволяет измерять угловые скорости вращения, ко-
торые без качания гироскопа оказались бы ниже порога за-
хвата частоты.
Конструкция лазерного гироскопа весьма проста, вследст-
вие чего прибор может быть относительно недорогим в изго-
товлении. В кварцевом моноблоке просверливаются каналы
в соответствии с приведенной на рис. 12.10 схемой. Затем к об-
работанной заготовке прикрепляются расположенные в верши-
нах треугольника зеркала и монтируются аноды и катоды. По-
сле этого система заполняется смесью гелия и неона и отпаи-
вается. В одном моноблоке можно смонтировать систему,
обеспечивающую измерение угловых скоростей вращения по
трем пространственным осям. Общий вид трехмерного лазерно-
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 311
Рис. 12.11. Трехмерный лазерный гироскоп, смонтированный в кварцевом
моноблоке. (С разрешения Ароновица.)
го гироскопа, смонтированного в кварцевом моноблоке, пока-
зан на рис. 12.11. Подобные устройства прочны и недороги. Они
имеют малое время ввода в рабочий режим и позволяют со-
здавать высокоточные интегрирующие гироскопические устрой-
ства.
В настоящее время достигнуты большие успехи в исследо-
вании и разработке лазерных гироскопов. Использование прин-
ципов лазерной гироскопии позволяет создавать недорогие при-
боры, нечувствительные к ускорениям. Опубликованные данные
указывают на то, что современные лазерные гироскопы обес-
печивают измерение угловых скоростей вплоть до 0,003 град./ч.
В навигационных устройствах осуществляется усреднение по
скорости вращения. Лазерный гироскоп можно жестко крепить
к корпусу транспортного средства без применения карданового
подвеса.
В настоящее время возможности применения лазерных гиро-
скопов определяются нижним пределом измеряемых угловых
скоростей, связанным с захватом частоты, и трудностями обес-
печения достаточно больших сроков службы прибора.
342 Глава 12
Дифракционная
б
Рис. 12.12. Схема измерения диаметра проволоки (а) и изменение наблюдае-
мой интерференционной картины в зависимости от диаметра проволоки (б).
В случае А диаметр проволоки больше, чем в случае В. п — порядок интерференции.
12.3. ИЗМЕРЕНИЕ ДИАМЕТРА ПРОВОЛОКИ
Используя дифракционную картину, образующуюся при ди-
фракции лазерного пучка на объектах малого размера, можно
с высокой точностью измерять размеры этих объектов. В ка-
честве примера приведем процесс измерения диаметра прово-
локи. Дифракционная картина от проволоки, помещенной в
лазерный пучок, диаметр которого превышает диаметр прово-
локи, представляет собой последовательность пятен, располо-
женных вдоль прямой линии, перпендикулярной проволоке
(рис. 12.12). В центре проектируемой на экран картины нахо-
дится пятно недифрагированного излучения, а в направлении,
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 343
перпендикулярном к проволоке, располагаются пятна дифраги-
рованного света, расстояние между которыми обратно пропор-
ционально диаметру проволоки D и изменяется в соответствии
с выражением
8Шфп=пА/Д (12.15)
где фп — угол между направлением на n-е пятно (считая от
места расположения проволоки) и направлением лазерного
пучка, а Л — длина волны лазерного излучения. Приведенное
соотношение можно использовать для определения D по ре-
зультатам измерения расстояний между пятнами дифрагирован-
ного излучения. На рис. 12.12, а, приведена картина, получае-
мая при фиксированном диаметре проволоки, а на рис. 12.12,6
показано, каким образом изменяется приведенная картина при
увеличении диаметра проволоки. В последнем случае расстоя-
ние между пятнами возрастает.
На практике описанный метод позволяет измерять диаметры
проволок или волокон порядка 0,00025 см с погрешностью 5%.
Этот метод обладает рядом преимуществ. Прежде всего отсут-
ствие контакта измерительной аппаратуры с проволокой. Кро-
ме того, дифракционная картина не изменяется при перемеще-
нии проволоки в продольном направлении, что позволяет изме-
рять диаметр проволоки в процессе ее вытягивания.
Таким образом, метод позволяет осуществлять непрерывное
измерение диаметра проволоки в реальном времени в процессе
ее вытягивания. Перемещение проволоки в направлении, пер-
пендикулярном ее длине, не вызывает изменения расстояния
между световыми пятнами, пока проволока не выходит за пре-
делы сечения лазерного пучка. Данный метод чрезвычайно удо-
бен для измерения диаметра тонких проволок.
В рассмотренном выше применении используется высокая
яркость лазерного пучка. Соответствующие дифракционные яв-
ления были известны уже давно, но отсутствие достаточно яр-
ких источников излучения не позволяло практически реализо-
вать этот тип измерений. Разработана автоматизированная
система измерения, в которой регистрация дифракционной кар-
тины осуществляется при помощи решетки фотодиодов или
видикона [5]. На основе результатов анализа выходного сигнала
фотоприемника измеряется расстояние между максимумами ин-
тенсивности дифракционной картины и непосредственно опре-
деляется диаметр проволоки.
Дифракционные методы могут быть положены в основу раз-
нообразных остроумных способов измерения размеров не толь-
ко проволок и волокон, но и объектов иной формы. При этом
в качестве одной из сторон используемой оптической апертуры
может служить грань исследуемого объекта. Другой стороной
346 Глава 12
Предусилитель Синхронный Самописец
детектор
Рис. 12.13. Экспериментальная система для измерения профиля поверхно-
сти [6].
небольшое пятно на поверхности исследуемого объекта. Эта же
линза используется для собирания излучения, рассеянного по-
верхностью. При помощи другой линзы рассеянное излучение
фокусируется на точечную диафрагму, которая приводится в
колебательное движение с помощью камертонного генератора.
Прошедшее через эту диафрагму излучение попадает на фото-
приемник. Переменная составляющая выходного сигнала фо-
топриемника усиливается, а затем детектируется синхронным
детектором, который «привязан» к сигналу камертонного гене-
ратора. Анализ выходного сигнала синхронного детектора поз-
воляет определить, сфокусирован ли лазерный пучок на иссле-
дуемой поверхности. На рис. 12.14 показано напряжение на
выходе синхронного детектора в зависимости от величины сме-
щения поверхности объекта в направлении оси х. Приведенные
результаты получены для диафрагмы диаметром 250 мкм, ко-
торая колеблется с частотой 525 Гц. Знак выходного сигнала
синхронного детектора зависит от направления смещения по-
верхности относительно фокуса лазерного пучка.
Устройство позволяет построить контурные карты, на кото-
рых две координаты характеризуют смещения поверхности объ-
екта по осям х и у. С помощью указанной системы были по-
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 347
строены контурные карты
поверхности гипсовых,
глиняных и медных объ-
ектов. Для неподвижных
поверхностей полученные
результаты воспроизво-
дятся с точностью до
2 мкм. Оцениваемая по-
грешность измерения со-
ставляет менее 40 мкм для
поверхности гипсовых объ-
ектов и 50—80 мкм для
поверхности грубо обра-
ботанных медных объек-
тов. Разрешение системы
определяется диаметром
сфокусированного лазер-
ного пучка, который мо-
жет быть доведен до 5 мкм.
Выходное напряжение
Рис. 12.14. Напряжение
хронного детектора [6].
на выходе син-
Описанная оптическая профилирующая система может ис-
пользоваться для сканирования шаблонов в автоматических
устройствах, обслуживающих штамповочные агрегаты. Кроме
того, она может также применяться для измерения степени об-
работки поверхности деталей.
2. Толщина объектов может быть измерена с помощью си-
стемы, в которой используются два световых пучка, падающих
на поверхность исследуемого объекта под определенным углом.
Схема такой системы приведена на рис. 12.15. Пучки создают
на поверхности объекта два освещенных пятна, расстояние
между которыми зависит от удаления головки измерительного
датчика от исследуемой поверхности. Это расстояние s опреде-
ляется следующим выражением:
s=2Z)/tge,
(12.16)
где D — смещение поверхности относительно номинального по-
ложения и 6 — угол между осью пучка и плоскостью поверхно-
сти. При изменении положения поверхности объекта световые
пятна сближаются или удаляются в зависимости от того, уда-
ляется или же приближается поверхность по отношению к го-
ловке датчика.
В головке датчика измерителя имеется система линз и оп-
тическое сканирующее устройство, которое обеспечивает обзор
поверхности и вырабатывает два импульса в том случае, когда
в его поле зрения оказываются световые пятна. Временной ин-
тервал между импульсами пропорционален расстоянию между
световыми пятнами. Таким образом, интервал между импуль-
344 Глава 12
апертуры служит стационарная плоская поверхность. При из-
менении размеров объекта изменяется ширина апертуры, что
сопровождается соответствующим изменением пространствен-
ного распределения света, дифрагированного на узкой аперту-
ре. Определяя изменение дифракционной картины при помощи
фотоприемника, можно определить величину изменения разме-
ров объекта. Если же объект остается неподвижным, а лазер-
ный пучок сканирует вдоль апертуры, образуемой гранью ис-
следуемого объекта и опорной поверхностью, то по изменениям
дифракционной картины в процессе сканирования пучка можно
судить о таких параметрах поверхности, как ее плоскостность
или волнистость. Описываемые измерения можно проводить с
высокой точностью и обнаруживать с их помощью небольшие
изменения профиля поверхности или размеров объекта. Таким
методом можно решить проблему измерений в тех случаях, ко-
гда применение обычных методов измерений сопряжено с труд-
ностями.
К числу операций, которые могут быть выполнены дифрак-
ционными измерительными приборами, относятся следующие:
измерения диаметра или ширины объектов, изготовляемых пу-
тем выдавливания или вытягивания; измерения толщины пред-
метов, выделываемых из листов пластика, резины или бумаги;
определение степени плоскостности или волнистости поверхно-
стей деталей типа уплотнительных или поршневых колец; конт-
роль концентричности деталей; контроль точности изготовления
лопаток турбины и деталей компрессора и контроль точности
угловой ориентации деталей. В настоящее время серийно изго-
тавливаются системы, предназначенные для решения повсе-
дневно встречающихся в промышленном производстве проблем
измерения, калибровки и контроля продукции.
12.4. ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОФИЛЯ
И ПОЛОЖЕНИЯ ПОВЕРХНОСТИ
При проведении контурных измерений обычно используется
заостренный зонд, который находится в механическом контакте
с исследуемой поверхностью. Изменения положения поверхно-
сти вызывают перемещение зонда, которое можно измерить.
Таким путем можно снять контуры профиля поверхности.
Указанные механические устройства широко используются
в различных областях. В качестве примеров можно привести
обследование деталей с целью контроля чистоты обработки по-
верхности и размерных допусков, непрерывную проверку тол-
щины изделий или определение параметров их поверхности в
процессе автоматического контроля (с использованием серво-
контроля с обратной связью при обработке деталей), а также
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 345
точное измерение размеров шаблона. Для обеспечения точного
воспроизведения размеров полномасштабных изделий в авто-
мобильной промышленности используется метод профиломег-
рии шаблонов.
Использование пучка света в качестве оптического зонда в
профилометре дает ряд очевидных преимуществ. Прежде всего
не повреждается отделка поверхности и не изнашивается из-
мерительный инструмент. Кроме того, имеется возможность
проводить измерения на мягких материалах (например, на гли-
няных шаблонах).
В настоящее время разработаны различные методы примене-
ния лазерных неконтактных профилометров и созданы прото-
типы соответствующих моделей. Указанные модели позволяют
при условии использования сфокусированного лазерного пучка
различать детали микроскопической текстуры поверхности и
степень ее обработки. Разработанные устройства дают возмож-
ность проводить измерения на различных материалах с разной
степенью обработки поверхности, начиная от полированных ме-
таллов и кончая пластиками с матовой поверхностью. Утверж-
дается, что такие устройства могут обеспечить более высокую
точность измерений по сравнению с обычными профилометра-
ми, снабженными измерительным штифтом. Кроме того, они
существенно ускоряют процесс профилирования и съемки топо-
графической карты обследуемого участка.
Предложено несколько вариантов реализации данного мето-
да измерений.
В основе всех этих вариантов лежит оптическое измерение
расстояния между измерительной головкой, которая имеет фик-
сированное положение, и обследуемой поверхностью. Если об-
следование поверхности производится с достаточно высоким
разрешением, то такое измерение в принципе позволяет опре-
делить профиль объекта и построить карту его горизонталей.
Если же измерения производятся с более грубым разрешением,
то их результат может рассматриваться как определение тол-
щины объекта. Подобные устройства могут использоваться для
измерения изделий, непрерывно перемещающихся относительно
измерительной головки.
Приводимые ниже примеры дают некоторое представление
о типах устройств, разработанных для выполнения двух описан-
ных выше видов измерений.
1. Система для измерения профиля объектов. В одной из
систем данного типа отраженный от исследуемой поверхности
лазерный пучок фокусируется в апертуру точечной диафрагмы,
которая совершает колебательное движение [6]. Схема соот-
ветствующего экспериментального устройства приведена на
рис. 12.13. С помощью линзы лазерный пучок фокусируется в
348 Глава 12
пятнами
Рис. 12.15. Система для измерения толщины объекта [8].
сами зависит от положения поверхности исследуемого объекта.
Согласно паспортным данным, точность системы составляет
±7,6 мкм, воспроизводимость полученных результатов 2,5 мкм,
динамический диапазон измерений 5 мм и время отклика 1 мс.
Разработана также аналогичная измерительная система, в ко-
торой используется один лазерный пучок, направленный на
поверхность объекта в соответствии с приведенной на рис. 12.16
смещения
Рис. 12.16. Система для измерения смещения поверхности [8].
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 349
схемой. Рассеянное под заданным углом излучение фокусирует-
ся на секционированный фотоэлемент. В системе используется
принцип нулевого отсчета. Выходной сигнал равен нулю в том
случае, когда обе секции фотоэлемента освещены одинаковым
образом. Сигнал разбаланса секций фотоэлемента регистриру-
ется и подается на сервоусилитель, который осуществляет пе-
ремещение поверхности. Полученные данные о смещении по-
верхности можно также воспроизвести на шкале соответствую-
щего измерительного прибора или зарегистрировать при помощи
записывающего устройства. Паспортные данные системы: точ-
ность 1,3 мкм, воспроизводимость результатов 0,76 мкм, дина-
мический диапазон 127 мкм, скорость измерения 25 мм/с.
Для того чтобы измерить толщину объекта, ее сравнивают
с заранее установленным размером, который получают от
стандарта длины. В процессе непрерывного производства пи-
щевых продуктов в форме пласта, металлических полос, а так-
же при прессовании пластических материалов или резины ма-
териал проходит под неконтактным лазерным зондом. Положе-
ние поверхности материала автоматически сравнивается с
установленным стандратным положением, и выдается цифро-
вой отсчет отклонения размеров от принятого стандарта. Для
работы в указанном режиме необходимо иметь стабильное на-
чало отсчета, в качестве которого служит вращающийся ци-
линдр или фиксированная поверхность.
Для примера приведем измерение толщины пищевых про-
дуктов в процессе их непрерывного производства. Обычные
методы контроля не обладают необходимой точностью или же
не обеспечивают должной скорости измерений, которые требу-
ются в пищевой промышленности. При помощи лазерного при-
бора, контролирующего положение поверхности, можно опре-
делять толщину пищевых продуктов (например, слоя теста).
Получаемая в результате измерения информация может быть
использована для регулировки зазора между валками, величи-
ной которого определяется толщина слоя.
Одновременное применение двух устройств, определяющих
положение поверхности, позволяет измерять толщину слоя в
отсутствие опорной поверхности. В качестве примера рассмот-
рим систему для измерения толщины фанерного листа. Эта си-
стема обеспечивает определение положения обеих сторон фа-
нерного листа в процессе непрерывного производства. Система
расщепителей луча позволяет проводить измерения в десяти
точках на всей ширине листа (2,43 м). Положение каждой из
сторон определяется в результате независимого измерения. По-
лученные данные вводятся в логическую схему, с помощью ко-
торой определяется толщина в каждой из 10 точек измерения.
На выход системы непрерывно поступает информация о тол-
350 Г лава 12
щине движущегося листа в 10 точках. Другим примером могут
служить измерения профиля лопаток турбины, выполненные с
помощью описанного выше двухпучкового профилометра. Для
одновременного измерения обеих сторон лопатки в системе ис-
пользованы две измерительные головки. При сканировании
сечения лопатки на заданном расстоянии вдоль ее оси лопатку
поворачивают до тех пор, пока она не примет нужного поло-
жения. Затем осуществляют сканирование, определяют толщи-
ну лопатки и строят контуры каждой из ее поверхностей. Для
воспроизведения полученной информации можно использовать
различные устройства (например, графопостроители). Сканиро-
вание производится в ряде сечений лопатки в различных точ-
ках ее оси, причем в промежутках между сканированиями ло-
патка поворачивается. Полученные таким образом результаты
полностью определяют профиль лопатки турбины, который
можно сопоставить с шаблоном.
Метод позволяет обследовать лопатки турбин любого раз-
мера со скоростью, обеспечивающей полное обследование про-
филя лопатки с погрешностью до 2,5 мкм не более чем за 1 мин.
Метод вполне допускает полную автоматизацию, за счет чего
можно выполнить 100%-ное обследование.
Раньше профиль лопаток турбины измерялся с помощью
контрольно-измерительного прибора, который был снабжен
, двумя ножевидными пластинами, находящимися в контакте с
краем лопатки турбины. Эти пластины перемещаются по кон-
туру лопатки и приводят в действие датчики положения, кото-
рые вычерчивают профиль лопатки турбины в заданном сече-
нии. Измерения проводились в нескольких сечениях по высоте
лопатки. Полученный профиль затем сравнивался с профилем
шаблона.
Указанный метод измерения получил широкое распростра-
нение, хотя он и обладает рядом недостатков, к числу которых
относятся низкая скорость обследования, трудность обследо-
вания лопаток различной формы и размеров, а также ограни-
ченная точность. Перечисленные недостатки в основном устра-
няются при использовании лазерных профилометрических си-
стем.
12.5. ИЗМЕРЕНИЕ РАЗМЕРОВ ИЗДЕЛИЙ
Существует много способов применения лазеров для изме-
рения размеров обрабатываемых деталей и готовых изделий.
Ряд возможных способов измерения рассмотрен в предыдущих
разделах. В данном разделе рассмотрено несколько способов
измерения размеров готовых изделий и проведено сравнение
лежащих в их основе принципов. Способы применения лазер-
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 351
ного излучения для измерения габаритов изделий весьма разно-
образны. В силу огромного разнообразия видов изготовляемой
продукции и различия требований, предъявляемых при их
контроле, невозможно дать описание какой-то обобщенной си-
стемы. Лазеры предполагается использовать для обследования
самых разных видов продукции. Сюда относятся измерения
толщины пластика, резины и металла; контроль размеров порш-
невых колец, головок цилиндров двигателей, свеч зажигания,
компонент системы инжекции топлива и пружин дроссельной
системы в автомобильной промышленности; измерения диамет-
ра стеклянных трубопроводов, топливных элементов и боепри-
пасов; контроль формы роликовых подшипников и толкателей
клапанов двигателей внутреннего сгорания, а также обследо-
вание пищевых продуктов (например, печенья и мармелада).
Приведенный список не исчерпывает всех областей применения,
а лишь иллюстрирует широкие возможности лазерных измери-
тельных систем. Естественно, что конкретный способ примене-
ния лазерной системы в производстве какого-либо продукта
зависит от характера производственного процесса и от требо-
ваний, предъявляемых к этому продукту.
В принципе существуют три основных метода измерения
размеров:
1) метод измерения, основанный на прерывании лазерного
пучка пересекающим его предметом;
2) метод измерения, основанный на сравнении размеров
(положение поверхности изделия определяют относительно из-
мерительной головки);
3) метод измерения, основанный на использовании явления
дифракции (рассмотрен в предыдущих разделах в связи с ме-
тодами измерения диаметра волокон и проволоки).
Первый из перечисленных методов заключается в том, что
обследуемый объект помещается на пути пучка, которым этот
объект сканируется. Регистрация пучка осуществляется фото-
приемником. Выходной сигнал приемника отсутствует на про-
тяжении промежутка времени, в течение которого пучок пре-
рывается объектом. В одном из вариантов системы прерывание
светового сигнала приводит к формированию хронирующего
сигнала. Цифровой отсчет, соответствующий интервалу време-
ни между хронирующими сигналами в моменты пересечения
пучка краями объекта, непосредственно связан с размерами
объекта. Устройства такого типа позволяют определять разме-
ры быстродвижущихся деталей или непрерывно изготовляемой
продукции, не требуя при этом строгой фиксации измеряемого
объекта. Результаты измерения могут использоваться для конт-
роля производственного процесса с помощью системы обратной
связи. Небольшая модификация системы позволяет применять
352 Глава 12
ее для обследования профиля объекта (путем сканирования
пучка вдоль объекта) или определения степени его сферичности
(путем вращения объекта в пучке).
Данный метод, по-видимому, наиболее прост для примене-
ния и интерпретации результатов. Поскольку пространственный
профиль лазерного пучка неравномерный, требуется калибров-
ка. Края пучка не имеют резко очерченной границы, и поэтому
сигнал приемника постепенно спадает во времени, когда пучок
пересекает край объекта.
Сравнительное измерение размеров основано на принципе,
который описан в разд. 12.4, и заключается в определении по-
ложения края объекта относительно измерительной головки.
Используя две головки, каждая из которых определяет поло-
жение различных сторон плоского слоя прессуемого материала,
можно определить толщину этого материала. Если измеряемые
изделия движутся на ленточном или роликовом транспортере,
то в качестве опорного уровня можно использовать положение
ленты. Такой метод измерения применяется в тех случаях, ко-
гда требуемый размер можно определить из результатов изме-
рений положения поверхности.
Дифракционные методы измерения обладают большой гиб-
костью и отличаются высокой точностью, однако они не обла-
дают универсальной применимостью по отношению к изделиям
всевозможных типов. В частности, необходимо разработать си-
стему, которая позволяла бы измерять объекты с небольшими
размерами (например, щели). Большие объекты измерять труд-
нее, чем объекты малых размеров, поэтому полный диапазон
измеряемых размеров оказывается ограниченным.
В табл. 12.1 приведены паспортные данные промышленных
лазерных систем, предназначенных для контроля размеров. Не-
смотря на то что конкретные условия применения методов
измерения размеров для контроля тех или иных деталей или
изделий варьируются в зависимости от формы или размеров
этих изделий, а также в соответствии с требованиями, которые
предъявляются к той или иной операции, изложенные в данном
разделе общие принципы могут быть применимы для широко-
го класса процессов автоматического контроля в промышлен-
ности. Преимущество описанных в данном разделе методов
лазерных измерений заключается в том, что они являются ди-
станционными и неконтактными и дают возможность прово-
дить измерения быстро и с высокой точностью.
12.6. ИЗМЕРЕНИЕ СТЕПЕНИ ЧИСТОТЫ ОБРАБОТКИ
ПОВЕРХНОСТИ
Описанная в разд. 12.4 профилометрическая система может
быть использована для обследования плоскостности и степени
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 353
шероховатости поверхности в пределах, указанных в ее пас-
портных данных. В данном разделе рассмотрен другой метод
обследования поверхности, который более удобен для обнару-
жения имеющихся на этой поверхности дефектов. Метод осно-
ван на том, что дефекты поверхности рассеивают падающий
на них свет.
Таблица 12.1
Параметры лазерных систем контроля размеров
Метод изме- рения Минимальное разрешение, мкм Точность, % Максимальный размер, см Типичная об- ласть приме- нения
Сканирующий пучок 5 0,12 12 Диаметр прута, профиль тя- нутых изде- лий
Сравнительное измерение 12 1 25 Толщина ли- стовой про- дукции
Дифракцион- ный 0,025 0,12 (мкм) 0,25 Диаметр про- волоки, ши- рина малых зазоров
Различные дефекты поверхности (царапины, раковины, не-
большие бугорки и т. п.) отражают свет иначе, чем идеальные
участки поверхности. Рассеянный дефектами свет можно ре-
гистрировать обычным фотоприемником. Применение указан-
ного метода осложняется наличием отраженного фонового из-
лучения и излучения, рассеянного от других участков поверх-
ности. На практике очень трудно различить свет, рассеянный
от дефекта, и свет, равномерно рассеянный во всех направлени-
ях в результате общей шероховатости поверхности.
Один из методов решения данной проблемы заключается в
освещении поверхности наклонным пучком света и использова-
нии пространственной фильтрации для подавления зеркально
отраженной компоненты света. Типичная схема измерения при-
ведена на рис. 12.17. Пространственный фильтр представляет
собой диафрагму с непрозрачной центральной частью, которая
пропускает лишь рассеянное излучение и подавляет централь-
ный дифракционный максимум, обусловленный зеркально от-
раженной компонентой.
На рис. 12.18 представлены экспериментальные результаты
обследования поверхности стальной пластины с чистотой обра-
ботки 0,2 мкм. На поверхности пластины алмазным резцом на-
12 Дж. Реди
354 Глава 12
Рис. 12.17. Схема измерения чистоты обработки поверхности [9].
несены царапины шириной
~ 10 мкм и длиной 5 мм.
Царапины направлены
перпендикулярно плоско-
сти падения светового
пучка; следует отметить,
что интенсивность рассе-
янного света не очень
сильно зависит от ориен-
тации царапин. Приведен-
ные результаты относятся
к углу падения 88°, кото-
рый соответствует в дан-
ных условиях максималь-
ной интенсивности рассе-
Рис. 12.18. Экспериментальные результаты
измерения с помощью устройства, схема
которого приведена на рис. 12.17 [9].
янного сигнала. С помощью этой системы можно четко разли-
чать сильно и слабо исцарапанные поверхности.
Модифицированная схема измерений позволяет осущест-
влять сканирование поверхности с целью определения места
расположения дефекта. В данном случае пучок гелий-неоново-
го лазера сканируется при помощи осциллирующего зеркала
вдоль прямой линии, проходящей по движущейся относительно
пучка поверхности. Такую систему можно, например, исполь-
зовать для обнаружения вкраплений золота на поверхности
керамики. Напыленные золотые зерна рассеивают под больши-
ми углами значительно больше света, чем остальные участки
поверхности. С помощью фотоприемника, позволяющего регист-
рировать рассеянный под большими углами свет, можно эффек-
тивно определять концентрацию и место положения золотых
зерен.
Приведенные примеры показывают, как можно применять
лазеры при обследовании поверхности с целью обнаружения
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 355
дефектов. Лазерные системы позволяют существенно экономить
время и денежные средства в тех случаях, когда важна высо-
кая степень совершенства поверхности, по сравнению с визу-
альными методами контроля под микроскопом.
12.7. СИСТЕМА ОБНАРУЖЕНИЯ ДЕФЕКТОВ ПОВЕРХНОСТИ
В качестве примера рассмотрим систему обнаружения де-
фектов поверхности, разработанную для 100%-ного контроля
боеприпасов малого калибра [7]. Этот пример иллюстрирует
возможности методов лазерного контроля в тех случаях, когда
трудно обеспечить автоматический контроль обычными средст-
вами, а также те требования, с которыми приходится сталки-
ваться при выборе лазерной системы. Этот способ может быть
применен также для контроля качества поверхности деталей
массового производства в тех случаях, когда необходимо обес-
печить быстрый контроль, а также для контроля листового
материала и небольших точных изделий (например, деталей
автомашин).
В описываемой системе рассеяние света и электрооптические
элементы используются для обнаружения дефектов на всей по-
верхности патронных гильз при скорости контроля, превосхо-
дящей 1200 гильз в 1 мин. Автоматизация контроля поверхно-
сти патронных гильз затрудняется тем, что профиль указанной
поверхности имеет несколько скачков, допустима невысокая
степень чистоты обработки поверхности и изменения окраски
се отдельных участков. Устройство должно обнаруживать раз-
личные типы дефектов, в том числе зубцы, царапины, окалину,
трещины в корпусе гильзы, складки металла, морщины и ис-
кривления формы гильзы, а также изменения формы дульца и
капсюльного гнезда.
Поскольку гильза имеет довольно сложную поверхность, а
контроль необходимо провести быстро, желательно использо-
вать оптические методы. Несмотря на большое разнообразие
поверхностных дефектов, все они могут быть обнаружены по
отклонению распределения рассеянного света от нормального.
С помощью цилиндрической оптики пучок гелий-неонового ла-
зера трансформируется в линию, которая автоматически следит
за вращающейся гильзой, укрепленной на периферии механи-
ческого манипулятора револьверного типа. Свет, рассеянный
от различных зон поверхности гильзы, собирается с помощью
волоконно-оптических элементов и передается на используемые
в качестве приемников фотоумножители. Затем частотные спект-
ры принятых сигналов сравниваются со спектрами сигналов,
получаемых в результате рассеяния на поверхностных дефек-
тах заданного типа (например, зубцах или царапинах), и по-
12*
356 Глава 12
ступают на мини-ЭВМ для принятия решения о приемлемости
или же недопустимости результатов механической обработки.
На каждой ступени контроля держатели захватывают и
вращают гильзу. Во время вращения освещается вся поверх-
ность гильзы. Рассеянный свет собирается совокупностью опти-
ческих волокон, которые расположены вне оси зеркально отра-
женного пучка. Частотный спектр отраженного света сравнива-
ется с эталонным спектром сигнала для анализируемого дефек-
та. Большая величина отношения сигнал/шум для рассеянного
на дефектах излучения позволяет использовать в цифровых
устройствах селекции сигнала простые пороговые схемы для
выработки сигнала о принятии или отбраковке изделия. Сигнал
отбраковки приводит в действие исполнительный механизм,
изымающий бракованную гильзу. С помощью этой системы
можно обследовать до 1200 гильз в 1 мин.
12.8. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Лазеры могут быть применены в различной контрольно-из-
мерительной аппаратуре. Некоторые такие применения были
описаны в предыдущих главах. Материал данной главы не
претендует на исчерпывающую полноту, а скорее представляет
совокупность примеров, которые стимулировали бы мысль чи-
тателя в направлении поиска путей использования лазеров
с целью решения конкретных задач измерения. Кроме описан-
ных здесь методов ниже в связи с обсуждением голографиче-
ских методов будут рассмотрены методы измерения уровня
вибраций и механических напряжений. Обычно явления, лежа-
щие в основе методов измерения, хорошо известны (интерфе-
ренция, дифракция и др.), а сами принципы измерения не
новы. Необычен лишь источник света. Высокая когерентность
и интенсивность лазерного излучения существенно облегчают
проведение многих оптических измерений. В частности, лазеры
привели к возрождению интерферометрических методов. Во
многих случаях применение лазеров значительно упрощает и
удешевляет соответствующие измерения по сравнению с тради-
ционными методами.
В настоящее время лазеры часто используются для того,
чтобы провести измерения, которые трудно выполнить сущест-
вовавшими до сих пор методами. В основном они применяются
для исследования таких явлений, которые трудно исследовать
другими методами. Примером может служить лазерный изме-
ритель скорости, используемый для изучения растрескивания
твердых тел. И лишь в относительно небольшом числе случаев
сделан шаг в направлении повседневного использования ла-
зерных методов с привлечением необученного или прошедшего
Лазерная контрольно-измерительная аппаратура 357
частичную предварительную подготовку персонала. Лазерные
методы нашли применение в ряде областей, включающих конт-
роль размеров изделий, но большинство применений продол-
жает относиться к области специальных измерений, выполняе-
мых под наблюдением квалифицированного персонала. Разумно
ожидать, что по мере разработки серийных приборов, предназ-
наченных для выполнения конкретных измерений, лазеры най-
дут повседневное применение во многих областях промышлен-
ных измерений.
ЛИТЕРАТУРА
1. Foreman J. W. et aL, IEEE J. Quantum Electron., QE-2, 260 (1966).
2. Lennert A. E., Brayton D. B., Crosswy F. L., AEDC Rep. TR-70-101 (1970).
3. Lavoie F. J., Mach. Des., p. 212 (March 20, 1969).
4. Stavis G., Instrum. and Contr. Syst., p. 99 (February 1966).
5. Gagliano F. P., Lurnley R. M., Watkins L. S., Proc. IEEE, 57, 114 (1969).
6. Ando S. et al., Appl. Opt., 5, 1961 (1966).
7. Reich F., Coleman W. J., Opt. Eng., 15, 48 (1976).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 12.1.
Abbiss J. В., Chubb T. W., Pike E. R., Laser Doppler Anemometry, Opt. La-
ser Technol., 6, 249 (1974).
Angus J. C. et al., Motion Measurement by Laser Doppler Techniques, Ind.
Eng. Chem., 61, No. 2, p. 9 (1969).
Durst F., Melling A. Whitelaw J. H., Principles and Practice of Laser Doppler
Anemometry, Academic Press, New York, 1976.
Farmer W. M., Hornkohl J. O., A Two-Component Self-Aligning Laser Vec-
tor Velocimeter, Appl. Opt., 12, 2636 (1973).
Fuller С. E., Craven С. E., Three Dimensional Gas Velocity Measurements
with a Laser Doppler Velocimeter System, Proc. Tech. Program, Electro-
Opt. Syst. Design Conf. East, New York, (September 14—16, 1971).
Grant G. R., Orloff K- L., Two Color Dual-Beam Backscatter'Laser Doppler
Velocimeter, Appl. Opt., 12, 2913 (1973).
Hauer A.. Alwang J. W., Design of Laser Velocimeter for Use in Turbo-Machi-
nery, Proc. Tech. Program. Electro-Opt. Syst. Design Conf. East. New York
(September 14—16, 1971).
Hughes A. J., Pike E. R., Remote Measurement of Wind Speed by Laser Dopp-
ler Systems,Appl. Opt., 12, 597 (1973).
Ippolito S. J., Rosenberg S., Teich M. C., Velocity Measurement of Slowly
Moving Surfaces Using a He—Ne Laser Heterodyne System, Rev. Sci.
Instrum., 41, 331 (1970).
Pfeifer H. J., vom Stein H. D., Application of the Laser Velocimeter in Super-
sonic Wind Tunnel, Opto-Electronics, 5, 53 (1973).
Rudd M. J., The Laser Anemometer — A. Review, Opt. Laser Technol., 3, 200
(1971).
Wang С. P., Snyder D., Laser Doppler Velocimetry: Experimental Study,
Appl. Opt., 13, 98 (1974).
К разд. 12.2.
Aronowitz F., The Laser Gyro, in Laser Applications 1 (Ross M„ ed.), Acade-
mic Press, New York, 1971.
358 Г лава 12
.Aronowitz F., Killpatrick J. E., Callaghan S. P., Power-Dependent Correction
to the Scale Factor in the Laser Gyro, IEEE, J. Quantum Electron., QE-10,
201 (1974).
-Killpatrick J. E., The Laser Gyro, IEEE Spectrum, p. 44 (October 1967).
К разд. 12.3.
Koedam M., Determination of Small Dimensions by Diffraction of a Laser
Beam, Philips Tech. Rev., 27, 208 (1966).
К разд. 12.4.
Ando E. et al., A New Method of Contour Measurement by Gas Lasers,
IEEE J. Quantum. Electron., QE-3, 576 (1967).
Cullen D. L., Miscellaneous Laser Measurements, including Strain and Pro«
duct Dimension, Soc. of Manufacturing Eng. Tech. Paper MR74-970 (1974).
Cullen D. L., Optical Thickness Measurements, Electro-Opt. Systems Design,
p. 52 (July 1975).
Kerr J. R., A. Laser-Thickness Monitor, IEEE J. Quantum Electron., QE-5,
338 (1969).
К разд. 12.5.
Pryor T. R., Cruz J. C„ Laser-Based Gauging and Inspection, Electro-Opt.
Systems Design, p. 26 (May 1975).
К разд. 12.6.
Charschan S. S. (ed.), Laser in Industry, pp. 335—340, Van Nostrand-Rein-
hold, Princeton, New Jersey, 1972.
К разд. 12.7.
Ward S. M., Brew P. H., Design and Analysis of a Laser-Oriented Automatic
Dimensional Inspection System for High-Speed Process Control, /. Vacuum
Sci. Technol., 10. 1044 (1973k
Глава 13
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
МОЩНОГО ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
С МАТЕРИАЛАМИ
Возможность получения с помощью лазеров мощных им-
пульсов излучения означает, что лазеры могут быть использо-
ваны в многочисленных областях техники, где требуется на-
грев, плавление и испарение материала. Особенность лазеров,
на которой основано их применение для обработки металлов,
заключается в возможности создания очень высоких плотно-
стей мощности на ограниченных участках поверхности обраба-
тываемого образца. Обычные источники тепла типа сварочной
горелки создают значительно меньшие плотности мощности
и к тому же не обеспечивают такой же высокой степени ее ло-
кализации. В этом отношении с лазером может сравниться
лишь электронный пучок. Большая полная мощность не так
важна, как возможность фокусировки пучка в небольшое пят-
но, в результате которой достигаются высокие значения плот-
ности мощности. С помощью лампы накаливания мощностью
200 Вт нельзя расплавить металл, в то время как это можно
сделать с помощью непрерывного лазера мощностью 200 Вт.
В данной главе рассмотрены физические процессы, лежащие
в основе взаимодействия мощного лазерного излучения с мате-
риалами. Понимание этих процессов важно для выяснения воз-
можностей применения и выявления пределов применимости
лазерных методов обработки материалов. Соответствующие
механизмы взаимодействия лежат в основе применения лазе-
ров для обработки материалов. Основное внимание уделено
воздействию излучения на металлы, но большая часть полу-
ченных результатов применима и к другим поглощающим ма-
териалам.
Часть энергии лазерного излучения, падающего на поверх-
ность образца, поглощается в нем, а часть отражается. Погло-
щенная энергия вызывает нагрев поверхности. Следует рас-
смотреть несколько режимов воздействия, которые зависят от
длительности воздействия и плотности мощности лазерного
излучения. Так, например, потери тепла в результате тепло-
проводности малы, если лазерные импульсы очень короткие,
360 Глава IS
но эти потери могут стать существенными для импульсов с боль-
шой длительностью. При этом может наблюдаться ряд важных
эффектов, связанных с поглощением излучения в плазме, кото-
рая возникает в материале, испарившемся с поверхности образ-
ца. Мы покажем, что потери, связанные с переизлучением с по-
верхности образца, обычно несущественны.
Нагрев в результате поглощения мощных лазерных пучков
может протекать с высокой скоростью. Поверхность быстро
прогревается до температуры плавления. Плавление под дей-
ствием лазерного излучения представляет интерес с точки зре-
ния применения лазеров для сварки. Иногда желательно рас-
плавить максимальное количество материала без испарения
поверхности. Плавление в отсутствие испарения происходит
в довольно узком интервале параметров импульса лазерного из-
лучения. Если плотность мощности лазерного излучения слиш-
ком велика, то испарение поверхности начинается до того, как
материал успевает проплавиться на заметную глубину. Из это-
го следует, что существует максимальный предел плотности
мощности излучения, при которой желательно проводить плав-
ление. Соответственно при заданной энергии импульса лазерно-
го излучения часто оказывается желательным увеличить дли-
тельность импульса.
Процесс плавления материала под действием лазерного из-
лучения зависит от теплового потока в этом материале. Вели-
чина теплового потока в свою очередь зависит от теплопровод-
ности материала k. Однако тепловой поток определяется не
только теплопроводностью, поскольку изменение температуры
зависит также от удельной теплоемкости материала с. Скорость
нагрева обратно пропорциональна удельной теплоемкости, рас-
считанной на единицу объема материала, которая равна рс, где
р —плотность материала. Основной фактор, определяющий теп-
ловой поток, равен /<?/рс.
Размерность этого фактора (см2/с) такая же, как размер-
ность коэффициента диффузии. Следовательно, фактор k/pc
характеризует процесс «диффузии» температуры (или, строго
говоря, тепла) и называется коэффициентом температуропро-
водности.
В решения всех задач нестационарного распространения
тепла входит величина k/pc, которая определяет, с какой ско-
ростью происходит в материале поглощение и передача тепло-
вой энергии. При сварке высокая температуропроводность обыч-
но обеспечивает большую глубину проникновения фронта плав-
ления в отсутствие теплового удара или растрескивания мате-
риала. Значения коэффициента температуропроводности раз-
личных металлов и сплавов приведены в табл. 13.1. Обычно
температуропроводность сплавов ниже, чем температуропровод-
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 361
ность чистого металла, который является основной компонен-
той сплава. Особенно низкие температуропроводности имеют
нержавеющая сталь и некоторые никелевые сплавы. Низкие
значения коэффициента температуропроводности ограничивают
глубину проникновения тепла и могут сузить сферу примене-
ния лазерной сварки.
Температуропроводность и тепловая постоянная времени
Таблица 13.1
Материал Температуро- проводность, см2/с Тепловая постоянная времени (мс) при толщине образца (см)
0,01 0,02 0,05 0.1
Серебро Алюминиевые сплавы: 1,70 0,015 0,059 0,368 1.47
Технически чистый алюминий 0,850 0,029 0,118 0,74 2,94
Сплав 2024 0,706 0,035 0,142 0,89 3,54
Литейный сплав А13 Медные сплавы: 0,474 0,053 0,2111 1,32 5,27
Электролитическая медь (99,95%) 1.14 0,022 0,088 0,55 2,19
Патронная латунь 0,378 0,066 0,265 1,65 6,61
Фосфористая бронза Железные сплавы: 0,213 0,117 0,470 2,93 11,74
Технически чистое же- лезо 0,202 0,124 0,495 3,09 12,38
Нержавеющая сталь 303 0,056 0,446 1,786 11,16 44,64
Углеродистая сталь (1,22С, 0,35Мп) Никелевые сплавы: 0,119 0,210 0,840 5,25 21,01
Технически чистый никель 0,220 0,114 0,454 2,84 11,36
Монель 0,055 0,455 1,818 11,36 45,46
Инконель 0,039 0,641 2,564 16.03 64,10
Глубина, на которую тепло проникает в течение времени t,
приближенно определяется следующим соотношением:
£)=(Ш)Ч (13.1)
где D — глубина проникновения тепла и k — коэффициент тем-
пературопроводности. Рассмотрим конкретный пример. В ме-
362 Глава 13
талле с коэффициентом температуропроводности, равным
0,25 см2/с, в течение импульса длительностью 90 нс (типичное
значение для лазера с модуляцией добротности) тепловой по-
ток может проникнуть лишь на глубину —3-10~4 см. В то же
время в течение импульса длительностью 100 мкс (типичное
значение для лазера в режиме свободной генерации) тепловой
поток может проникнуть в некоторых металлах на глубину
— 0,01 см.
Высказанные предположения приводят к понятию тепловой
постоянной времени, которая для пластины толщиной х равна
x2/4k. Значение этой постоянной характеризует длительность
импульса, необходимую для того, чтобы обеспечить требуемую
глубину проникновения теплового потока *>.
Для того чтобы обеспечить эффективное плавление выбран-
ного металлического образца, длительность лазерного импуль-
са должна примерно соответствовать тепловой постоянной вре-
мени этого образца. В табл. 13.1 приведены тепловые постоян-
ные времени ряда образцов. Тепловые постоянные времени
тонких образцов (0,01—0,02 см) не превышают (либо по мень-
шей мере сравнимы) длительности импульсов лазеров, рабо-
тающих в режиме свободной генерации (она составляет не-
сколько миллисекунд). Тепловые постоянные времени во всех
случаях значительно больше длительности импульсов, харак-
терных для лазеров с модуляцией добротности (равной — 10-7с).
Это означает, что лазеры с модуляцией добротности практиче-
ски не обеспечивают эффективного плавления. Для сварки при-
годны либо непрерывные лазеры (например, СОг-лазеры и ла-
зеры на АИГ с неодимом), либо лазеры, у которых длитель-
ность импульса по порядку величины равна нескольким милли-
секундам (например, лазеры на рубине).
В более толстых образцах ( — 0,1 см) металлов с низкой тем-
пературопроводностью тепловые постоянные времени оказы-
ваются настолько большими, что тепловой поток не успевает
проникнуть в толщу образца; для металлов с высокой темпе-
ратуропроводностью тепловые постоянные времени составляют
несколько миллисекунд, и за время импульса лазера в режиме
свободной генерации тепловой поток успевает распространиться
.через пластины из таких металлов (серебра, чистого алюминия
и меди).
В еще более толстых металлических образцах (толщиной
>0,1 см) значения тепловых постоянных времени становятся
*) Строго говоря, тепловая постоянная характеризует время, необходимое
для того, чтобы температура нижней поверхности пластины достигла 37%
температуры верхней поверхности, полученной в результате нагрева очень
коротким импульсом. Величина постоянной удобна для оценки времени рас-
пространения теплового потока через пластину.
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 363
большими (несколько миллисекунд даже для металлов с наи-
более высокой температуропроводностью) и намного превы-
шают достижимые длительности лазерных импульсов. Отсюда
следует, что лазерная сварка металлических образцов толщи-
ной 0,1 см и более становится затруднительной. Для того чтобы
удержать световой пучок на заданном месте в течение более
длительного времени, можно, конечно, использовать непрерыв-
ный лазер, однако этот метод обычно не применяется, посколь-
ку тепловой поток при этом распространяется на слишком
большой участок и скорость сварки существенно снижается.
Низкие значения коэффициента температуропроводности
означают, что тепловой поток не успевает проникнуть в глубь
материала. Трудности могут возникнуть и при слишком высо-
кой температуропроводности, так как тепло слишом быстро
отводится от поверхности, а это может привести к уменьше-
нию количества расплавленного материала. Для того чтобы
обеспечить оптимальные условия сварки различных материа-
лов, следует изменять параметры лазерного импульса. Так, на-
пример, при сварке меди для снижения потерь тепла, обуслов-
ленных высокой температуропроводностью, надо повысить мощ-
ность лазерного излучения и уменьшить длительность импуль-
са. Для того чтобы обеспечить достаточную глубину проникно-
вения тепла при сварке нержавеющей стали, необходимо выби-
рать лазер с меньшей мощностью и более длинным импульсом
излучения.
Эффективность лазерного плавления (а следовательно, и
сварки) зависит от характера распространения фронта плавле-
ния через образец в течение времени действия импульса при
выполнении условий, гарантирующих минимальное испарение
поверхности. На рис. 13.1 показано изменение во времени поло-
жения фронта плавления в массивном никелевом образце при
плотности поглощенной мощности 105 Вт/см2. Спустя ~4 мс от
начала импульса начинается испарение поверхности. Существу-
ет предельная глубина проникновения фронта плавления в усло-
виях отсутствия испарения поверхности >. Для того чтобы уве-
личить эту глубину, можно слегка изменить параметры лазер-
ного импульса. Для этой цели обычно снижают плотность мощ-
ности и увеличивают длительность импульса. Конечный резуль-
тат очень чувствителен к изменению параметров импульса. Для
того чтобы найти оптимальное соотношение между глубиной
плавления и отсутствием испарения поверхности, необходима
тщательная подгонка параметров импульса. %
*> Представленные на рис. 13.1 и 13.2 результаты получены путем рас-
чета на аналоговой ЭВМ по методу, предложенному Коэном [1].
364 Глава 13
Рис. 13.1. Расчетная глубина плавления никеля как функция времени при
плотности поглощенной мощности 105 Вт/см2.
Наиболее интересен такой режим сварки, при котором не
происходит испарения поверхности. Плавление в отсутствие
испарения поверхности может быть осуществлено лишь в очень
узком интервале значений параметров лазерного импульса. Если
плотность мощности лазерного излучения слишком высока, то
испарение поверхности начнется до того, как будет проплавлена
существенная толща материала. Отсюда следует, что сущест-
вует максимальный предел плотности мощности, пригодной для
плавления материалов. Другими словами, при заданной энергии
лазерного импульса часто оказывается выгодным добиваться
увеличения длительности импульса для того, чтобы располагать
временем, необходимым для проникновения фронта плавления
в образец. На рис. 13.2 показано изменение во времени глуби-
ны плавления нержавеющей стали *>. При условии тщательного
контроля энергии лазерного импульса хороший режим плавле-
ния может быть достигнут в определенном интервале длитель-
ностей импульса. Для импульсов длительностью менее 1 мс
трудно устранить испарение с поверхности.
Относительно недавно была осуществлена глубокая сварка
с помощью непрерывных СОг-лазеров мощностью, равной не-
скольким киловаттам. Сваривались образцы нержавеющей ста-
*> Представленные на рнс. 13.1 и 13.2 результаты получены путем рас-
чета на аналоговой ЭВМ по методу, предложенному Коэном [1].
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 365
ли толщиной до 2 см. По-видимому, такая сварка возможна
благодаря так называемому кинжальному эффекту, в результа-
нте которого над расплавленной зоной образуется канал, обеспе-
мивающий проникновение излучения в глубь образца и его по-
глощение. После смещения лазерного пучка на новый участок
поверхности канал заполняется потоком расплавленного мате-
риала. Такое явление аналогично глубинной сварке под дейст-
вием электронного пучка.
При использовании излучения непрерывных лазеров рас-
смотренные выше ограничения на величину теплового потока,
распространяющегося в глубь материала, отсутствуют, и это
позволило достигнуть высоких скоростей сварки толстых метал-
лических образцов.
Например, с помощью лазера мощностью 3,6 кВт была осу-
ществлена сварка листов нержавеющей стали толщиной 6,35 мм
со скоростью 127 см/мин. Сварной шов имеет хорошее качество.
Разрушений за пределами зоны плавления нет. Глубинная ла-
зерная сварка осуществлена в лабораторных условиях и в на-
стоящее время близка к промышленному внедрению на авто-
мобильных заводах. Одно из промышленных применений лазер-
ной сварки описано в гл. 15.
Не менее важным параметром является коэффициент отра-
жения от металлической поверхности. Его значением фактиче-
ски определяется доля энергии падающего излучения, которая
поглощается и может быть использована для плавления. По
определению коэффициент отражения равен отношению мощ-
ности излучения, отраженного от поверхности, к мощности па-
Рис. 13.2. Расчетная глубина плавления нержавеющей стали как функция
времени при различных значениях плотности поглощенной мощности лазер-
ного излучения. Стрелкой отмечен момент начала испарения поверхности.
366 Г лава 13
Рис. 13.3. Коэффициент отражения различ-
ных металлов как функция длнны волны.
Л — полированное серебро; В — медь; С — алю-
миний; D — никель; F — углеродистая сталь.
дающего излучения. Таким образом, коэффициент отражения
является безразмерным параметром, величина которого лежит
в пределах 0—1.
На рис. 13.3 приведена зависимость коэффициентов отра-
жения некоторых металлов от длины волны. Результаты полу-
чены для гладкой поверхности металлов. В общем случае зна-
чения коэффициента отражения зависят от различных условий,
в том числе от степени обработки поверхности и наличия на
ней окисных пленок. Поэтому приведенные на рис. 13.3 данные
не могут рассматривать-
ся как абсолютно точные
для выбранного конкрет-
ного металла. В то же
время кривые на рис. 13.3
отражают ряд общих за-
кономерностей. Металлы
типа золота имеют невы-
сокий коэффициент отра-
жения в голубой части
спектра, который увели-
чивается по мере смеще-
ния к красному краю ви-
димой области спектра.
Этим определяется цвет
металлов типа золота. У
металлов типа серебра
или алюминия коэффици-
ент отражения достаточ-
но однороден во всей ви-
димой области спектра, чем собственно и определяется их ви-
димая «белизна». Металлы типа железа (стали и никелевые
сплавы) обычно имеют более низкий коэффициент отражения во
всей видимой области спектра и поэтому выглядят более туск-
ло по сравнению с серебром. Эти металлы представлены на
рис. 13.3 кривой коэффициента отражения углеродистой
стали.
Коэффициент отражения всех металлов возрастает по мере
смещения в дальнюю ПК-область спектра. Для длин волн, пре-
вышающих 5 мкм, коэффициенты отражения практически всех
металлов превышают 90%. В указанной области коэффициент
отражения связан с электропроводностью материала. Металлы
с высокой электропроводностью обладают максимальными зна-
чениями коэффициента отражения в ПК-области спектра. Так,
золото имеет более высокий коэффициент отражения чем алю-
миний, а алюминии в свою очередь имеет более высокий коэф-
фициент отражения, чем сталь. В такой же последовательности
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 367
эти материалы располагаются в зависимости от их электро-
проводности.
Количество света, поглощаемого металлической поверхно-
стью, пропорционально 1—/?, где R— коэффициент отражения.
На длине волны СО2-лазера (10,6 мкм) коэффициент отраже-
ния 1 и величина 1—R становится малой. Отсюда следует,
что лишь небольшая часть падающей на поверхность энергии
поглощается и может быть использована для плавления ме-
талла.
В инфракрасной области спектра важную роль играет зна-
чение 1—R для разных материалов. Так, например, при длине
волны 10,6 мкм значение 1—/? для серебра или меди составля-
ет — 0,02, тогда как для стали оно равно —0,05. Отсюда следу-
ет, что сталь поглощает примерно в 2,5 раза больше падающей
на ее поверхность энергии по сравнении с серебром или медью.
На практике это означает, что при помощи СО2-лазера сталь
сваривается значительно легче, чем металлы типа меди или
алюминия.
Важное значение имеет также правильный выбор длины
волны. В области более коротких волн значение величин 1—R
существенно выше, чем на длине волны СО2-лазера. В частно-
сти, для стали при Х= 1,06 мкм величина 1—R составляет
— 0,35, что в семь раз выше, чем при Х= 10.6 мкм. Отсюда сле-
дует, что если на поверхность стали падают пучки лазеров на
АИГ с неодимом и СО2-лазеров, имеющие одинаковую интен-
сивность, то, по крайней мере в начальной стадии, из пучка
лазера на АИГ с неодимом поглощается в семь раз больше
энергии. Поэтому в некоторых случаях сварочные операции вы-
полняются легче более коротковолновым лазером.
Существуют данные о том, что коэффициент отражения мо-
жет уменьшаться в течение действия лазерного импульса. Так,
например, в одном из экспериментов [2] при облучении поверх-
ности алюминия импульсом излучения лазера на АИГ с неоди-
мом интенсивностью 107 Вт/см2 коэффициент отражения в тече-
ние 200 мкс от начала импульса непрерывно снижался от пер-
воначального значения 70% До 20%, а затем оставался при-
мерно постоянным до конца импульса, полная длительность
которого составляла 1 мс. Таким образом, лазерная энергия эф-
фективно поглощается материалом, так как среднее значение
коэффициента отражения в течение импульса оказывается
низким.
Особенно важную роль коэффициент отражения поверхности
играет при использовании СО2-лазеров. Одна из трудностей
сварки металлов при помощи СО2-лазера заключается в высо-
ком значении коэффициента отражения на волне 10,6 мкм. Из-
за этого трудно передать энергию лазерного пучка сваривае-
368 Глава 13
Рис. 13.4. Зависимость коэффициента отражения поверхности нержавеющей
стали, облучаемой импульсом ТЕА-лазера на СО2 длительностью 100 нс, от
времени. Плотность мощности 2-Ю8 Вт/см2, Л=10 мкм.
мому образцу. Покрытие металлической поверхности краской
или другими материалами не всегда эффективно в начальной
стадии нагрева из-за плохого теплового контакта между покры-
тием и находящимся под ним металлом. Кроме того, покрытие
эффективно испаряется с поверхности. На практике высокий
коэффициент отражения затрудняет применение СОг-лазеров для
сварки таких металлов, как золото. Коэффициент отражения
металлических сплавов, содержащих железо, на длине волны
10,6 мкм несколько меньше, и поэтому эти сплавы более при-
годны для сварки с помощью СО2-лазеров. Снижение коэффи-
циента отражения поверхности, которое может наблюдаться
в течение лазерного импульса, оказывается особенно полезным
при сварке с помощью СОг-лазера. Именно благодаря сниже-
нию коэффициента отражения, которое возникает при воздей-
ствии на поверхность мощного сфокусированного пучка СОг-
лазера, эти лазеры нашли практическое применение для сварки.
На рис. 13.4 приведена временная зависимость коэффици-
ента отражения поверхности нержавеющей стали, на которую
действует последовательность импульсов излучения ТЕА-лазе-
ра на СОг длительностью 100 нс, создающая на поверхности
поток энергии, равный 2-108 Вт/см2. Величина коэффициента
отражения быстро уменьшается в течение нескольких сотен на-
носекунд с начала облучения.
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 36&
До сих пор мы считали, что испарение поверхности нежела-
тельно. Однако в ряде случаев (например, при резке материа-
Iiob или пробивании отверстий) этот эффект оказывается полез-
ши. Если плотность мощности лазерного излучения на поверх-
юсти металла достаточно высока, то температура поверхности
быстро достигает точки кипения материала и в результате ис-
парения на поверхности образуется отверстие. Для сверления
Отверстий чаще всего используются лазеры, у которых длитель-
ность импульса лежит в пределах 100 мкс—1 мс.
При воздействии на поверхность импульсов излучения лазе-
ра, работающего в режиме свободной генерации (длительность
импульса —1 мс), процесс удаления материала с поверхности
включает плавление и испарение. Такая длительность импульса
достаточно велика для того, чтобы испаренный материал успе-
вал выноситься за пределы зоны взаимодействия. Этот матери-
ал удаляется без последующего взаимодействия с лазерным
пучком. Испарение идет с постоянно подвергающейся облуче-
нию поверхности. В наиболее типичных условиях температура
достигает точки кипения за очень короткое время. Время, в те-
чение которого температура достигает точки кипения tB, опре-
деляется следующим выражением:
/в= (л/4) (/грс/Я) (Тв-Тоу, (13.2)-
где k, р и с — соответственно теплопроводность, плотность и
удельная теплоемкость материала, Тв— точка кипения, То—-
температура окружающей среды й F— плотность мощности по-
глощенного излучения.
В табл. 13.2 приведены значения tB, полученные путем рас-
чета по приведенной выше формуле при плотности мощности
поглощенного излучения 105, 106 и 107 Вт/см2. Указанные пре-
делы соответствуют плотности мощности, получаемой на по-
верхности при использовании стандартных лазеров на рубине
или стекле с неодимом с простейшей фокусирующей оптикой.
Вследствие отражения излучения от поверхности плотность по-
глощенной мощности может оказаться ниже плотности мощно-
сти в падающем пучке. Приведенные в табл. 13.2 значения
времени tB могут быть очень малыми. При высоких значениях
плотности поглощенной мощности испарение поверхности начи-
нается очень быстро.
Приведенные в табл. 13.2 значения вычислены в предполо-
жении о равномерном распределении поглощенной мощности
лазерного излучения на бесконечной плоскости. На рис. 13.5-
показано, как на эти результаты влияет конечное значение диа-
метра лазерного пучка на поверхности. Приведенные кривые
характеризуют плотность мощности лазерного излучения, кото-
рая необходима для того, чтобы началось испарение поверхно-
370 Глава 13
IO'7 1О'В 1O~S 10* 10~3 10'2 w' 1
Длительность импульса, с
Рис. 13.5. Плотность мощности лазерного излучения, необходимая для нагре-
вания поверхности массивного алюминиевого образца до точки кипения, в
зависимости от длительности импульса к радиуса гауссова пучка а.
сти. Плотность мощности представлена как функция длитель-
ности лазерного импульса и диаметра лазерного пучка на
поверхности алюминиевого образца. При очень малых длитель-
ностях импульса перенос тепла в поперечном направлении ока-
Таблица 13.2
Металл Время (мкс) при плотности мощности поглощенного излучения (Вт/см2)
10s 10’ юг
Свинец 118 1,18 12-10-3
Цинк 128 1,28 13-Ю-3
Магний 245 2,45 24,5-10~3
Титан 319 3,19 31,9-10-3
Хром 1,54-103 15,4 154-10-3
Никель 1,84-103 18,4 184-Ю-3
Железо 1,86-103 ' 18,6 186-10-3
Алюминий 3,67-103 36,7 367-10“3
Молибден 5,56-103 55,6 556-10-3
Медь 8,26-103 82,6 826-Ю-3
Вольфрам 10,46-103 104,5 1046-Ю-3
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 371
зывается несущественным и полученный результат не зависит
^от размеров облучаемого пятна. В этих случаях результат хо-
рошо описывается выражением (13.2). При увеличении дли-
тельности импульса становится существенным перенос тепла
ф поперечном направлении и конечный результат зависит от
размеров облучаемого пятна. При малых размерах облучаемого
пятна поперечные градиенты температуры становятся высокими
и тепловой поток очень быстро распространяется в сторону от
фокальной области. Таким образом, для того чтобы вызвать
испарение при небольшом диаметре облучаемого пятна, тре-
буется более высокая плотность мощности.
До того как начнется процесс кипения материала, поверх-
ность должна хотя бы частично расплавиться. Из-за очень вы-
сокой скорости развития процесса кипения не хватает времени
для того, чтобы расплавить достаточно большое количество
материала. Таким образом, при высоких плотностях мощности
лазерного излучения преобладает процесс испарения, а плавле-
ние играет менее важную роль. Лазерная энергия, продолжаю-
щая поступать к поверхности материала после того, как ее тем-
пература достигнет точки кипения, идет на покрытие расхода
на скрытую теплоту испарения. Удаляемый из образца мате-
риал находится в паровой фазе. В результате в образце обра-
зуется отверстие.
Часто время, которое необходимо для того, чтобы темпе-
ратура поверхности достигала точки кипения, составляет лишь
небольшую часть длительности импульса. После этого устанав-
ливается равновесие и испарение поверхности идет с постоян-
ной скоростью VB, которая определяется следующим соотноше-
нием:
Vb=F/{p[L+c(Tb-T0)]}, (13.3)
где L — удельное значение скрытой теплоты испарения. При
разумном выборе условий работы указанная скорость может
сохраняться в течение почти всего импульса лазера, работаю-
щего в режиме свободной генерации. Для импульса длительно-
стью 1 мс глубина испарившейся части для типичного металла
составляет ~ 1 мм. Таковы масштабы процесса, который обыч-
но осуществляется с помощью рубинового лазера, работающего
в режиме свободной генерации.
Дополнительные данные о глубине испарения материала в
различных условиях приведены в гл. 16. Отметим, что одним
из важнейших факторов является скрытая теплота испарения.
Металлы с низким значением скрытой теплоты испарения испа-
ряются в значительно большем количестве по сравнению с ме-
таллами, имеющими высокую скрытую теплоту испарения (на-
пример, вольфрам). Количество испарившегося материала за-
висит от условий облучения материала лазерным пучком, вслед-
372 Глава 13
Рис. 13.6. Кратер, образовавшийся на поверхности нержавеющей стали в ре-
зультате воздействия нескольких импульсов ТЕА-лазера с плотностью мощно-
сти 3-108 Вт/см2. Диаметр участка составляет 1,8 мм.
ствие чего результаты, полученные разными исследователями,
могут различаться. Важно отметить, что глубина отверстия,
которое может быть получено при помощи импульсного лазе-
ра, ограничена. В частности, с помощью лазера, работающего
в режиме свободной генерации, можно проделать отверстие
в металле толщиной всего лишь несколько миллиметров.
В процессе пробивки отверстий в материалах при помощи
лазеров испаряется не весь удаляемый материал. Давление па-
ров, возникающих в процессе пробивки отверстия, вызывает
образование потока, направленного к выходу из образовавшего-
ся углубления. С этим потоком может выноситься некоторое
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 373
количество расплавленного материала со стенок углубления.
В результате вымывания под действием потока часть мате-
риала удаляется в виде неиспарившихся капель, и поэтому
Удаленная масса оказывается выше, чем только при одном ис-
парении. Расплавленный материал с поверхности углубления
может выбрасываться в виде сферических частиц. Обычно во
многих металлах наряду с паром наблюдается поток светящих-
ся нагретых частиц.
На рис. 13.6 показан фотоснимок участка, подвергшегося
воздействию нескольких импульсов СО2-лазера длительностью
100 нс. Фотоснимок получен при помощи сканирующего элек-
тронного микроскопа. Да-
же при столь малой дли-
тельности импульса от-
четливо видно растекание
материала в углублении и
его разбрызгивание за
пределы возникающего
кратера. В определенных
условиях основная масса
материала удаляется в ви-
де жидкости. На рис. 13.7
приведены, данные о доле
материала, удаляемой в
виде жидкости при воз-
действии импульса лазера
на неодимовом стекле
мощностью 30 кВт. В на-
чальной стадии импульса
материал в основном уда-
ляется в виде пара, но уже
спустя несколько сотен
микросекунд примерно
90% материала удаляется
в виде жидких капель.
время, мкс
Рис. 13.7. Зависимость доли материала,
удаляемой в виде жидкости, от времени [2].
Можно предположить, что для увеличения скорости выноса
материала следует использовать лазеры с очень высокой пико-
вой мощностью. Однако, как это ни парадоксально, лазеры
с максимальной пиковой мощностью не являются оптимальны-
ми для процесса удаления материала с поверхности. При вы-
соких плотностях мощности излучения, получаемых с помощью
лазеров с модуляцией добротности, испаряется лишь небольшое
количество материала, которое оказывается разогретым до вы-
сокой температуры. В начальной стадии импульса с поверхно-
сти испаряется некоторое количество материала, которое в ре-
зультате нагрева частично ионизуется и образует непрозрачную
374 Глава 13
Рис. 13.8. Зависимость глубины испарения металлической мишени, подверг-
шейся воздействию лазерного импульса длительностью 30 нс, от времени [4].
Легко различается эффект экранировки поверхности мишени материалом,
испарившимся в начале импульса.
высокотемпературную плазму. Эта плазма эффективно экрани-
рует поверхность материала от последующего воздействия ла-
зерного излучения, а вынесенный с поверхности материал про-
должает взаимодействовать с лазерным пучком. Из сказанного
следует, что при возрастании плотности мощности лазерного
излучения важную роль начинает играть новый физический
процесс. Сущность этого процесса иллюстрируется рис. 13.8.
Форма лазерного импульса типична для лазера с модуляцией
добротности. В начале импульса начинается испарение поверх-
ности, после чего образуется плазма, поглощающая падающее
излучение. Плоская часть приведенной на рисунке кривой соот-
ветствует интервалу, в течение которого излучение не достигает
поверхности. В последующие моменты плазма расширяется и
становится прозрачной, в результате чего удаляется дополни-
.тельная порция материала. Количество материала, которое
можно удалить при помощи лазера с модуляцией добротности,
строго ограничено. Такие лазеры далеко не оптимальны с точки
зрения пробивки отверстий и резки материалов.
Экранирование поверхности образца высокотемпературной
непрозрачной плазмой приводит к возникновению так называе-
мой волны поглощения, индуцированной лазерным излучением.
Эта волна связана с плазмой, которая образуется на поверхно-
сти образца, и распространяется навстречу лазерному пучку.
Возникнув, такая волна эффективно экранирует поверхность
образца.
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 375
Рис, 13.9. Выброс испарившегося материала с поверхности алюминия, под-
вергшейся воздействию импульса СО2-лазера с плотностью мощности
1,5-106 Вт/см2 [3].
Пучок падает сверху. Кадры сверхскоростного фоторегистратора показывают отрыв
светящегося облачка и экранировку поверхности от пучка по прошествии 2,72 мс.
Под каждым кадром указано время, прошедшее с начала лазерного импульса, в милли-
секундах.
С помощью газодинамических лазеров, обеспечивающих по-
лучение импульсов, которые создают на поверхности образца
плотность мощности 1—2 МВт/см2, проведены эксперименты
[3], непосредственно подтверждающие существование волны по-
глощения, индуцированной лазерным излучением. Длительность
лазерного импульса составляла 5 мс.
В экспериментах исследовалось взаимодействие пучка ука-
занного лазера с поверхностью образца из алюминиевого спла-
ва типа 2024. В процессе взаимодействия возникало облачко
светящихся алюминиевых частиц, которое распространялось от
поверхности образца по направлению к лазеру. Фотоснимки
облачка, полученные с помощью сверхскоростного фоторегист-
ратора, приведены на рис. 13.9. Спустя примерно 1,71 мс после
начала импульса облачко начинает отделяться от поверхности
вследствие вызываемого им ослабления лазерного пучка. При-
близительно через-1 мс после этого облачко полностью отдели-
376 Глава 13
ется от образца, и начиная с этого момента на поверхность
образца попадает лишь небольшая часть энергии лазерного из-
лучения.
При этом поверхность образца перестает испускать светя-
щиеся алюминиевые частицы, облачко начинает рассасываться
и вызываемое им ослабление лазерного пучка снижается. Тем
временем облачко продолжает продвигаться навстречу лазерно-
му пучку до тех пор, пока не достигнет области с пониженной
плотностью мощности лазерного излучения. Через 4,54 мс после
начала импульса лазерный пучок вновь достигает поверхности
и продолжает взаимодействовать с ней вплоть до окончания
лазерного пмпульса (т=5,14 мс), после чего облачко быстро
расплывается и исчезает до начала взаимодействия следую-
щего импульса с поверхностью.
Образцы разных материалов дают сильно различающиеся
картины взаимодействия. Для MgO существуют примерно че-
тыре цикла возникновения газового облачка, его отрыва от по-
верхности, исчезновения и повторного возникновения в тече-
ние импульса длительностью 5 мс. Для пирокерамики наблю-
дается примерно восемь таких циклов, а мишени из графита
и сочетания стеклопластика с эпоксидной смолой продолжают
взаимодействовать с пучком в течение всего лазерного импуль-
са. Таким образом, оптимальная длительность лазерного им-
пульса зависит от материала облучаемого образца. Если дли-
тельность импульса превышает оптимальное значение для об-
разца заданного состава, то энергия лазерного пучка будет
тратиться на поддержание волны поглощения, индуцированной
лазерным излучением.
Эффект экранировки поверхности волной поглощения иллю-
стрируется рис. 13.10, на котором приведены данные об удель-
ном количестве удаляемого с поверхности материала (т. е. мас-
сы, отнесенной к энергии лазерного излучения). Данные свиде-
тельствуют об эффективности процесса удаления материала.
По мере увеличения плотности мощности лазерного излучения
удельное количество удаляемого материала возрастает до тех
пор, пока эта плотность не достигнет ~107 Вт/см2. При даль-
нейшем увеличении плотности мощности возникает индуциро-
ванная лазерным излучением волна поглощения, которая экра-
нирует поверхность, и процесс выноса материала с поверхности
становится неэффективным. Дальнейшее повышение плотности
мощности лазерного излучения приводит к уменьшению удель-
ного количества удаляемого материала.
В результате поглощения энергии лазерного излучения на
поверхности в материале образца могут возникать сильные
волны сжатия. Один из механизмов, приводящих к возникно-
вению таких волн, связан с испарением материала с поверхно-
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 377
Рис. 13.10. Относительное количество материала, удаляемого с поверхности
глинозема под воздействием импульса СОг-лазера длительностью 1 мкс, как
функция плотности мощности лазерного излучения.
Удельная скорость удаления материала представляет количество удаляемого материала,
отнесенное к единице падающей на поверхность энергии. Она характеризует эффектив-
ность использования падающей энергии иа удаление материала.
сти образца, в результате чего нагретый материал получает
импульс отдачи, направленный от поверхности в глубь мате-
риала. В результате может начаться перемещение образца как
единого целого. Импульс, передаваемый облучаемому образцу,
был измерен во многих экспериметальных исследованиях, в ко-
торых были использованы в основном высокомощные лазеры.
В этом случае с поверхности удаляется значительное количе-
ство материала.
Была исследована зависимость изменения передаваемого
образцу импульса от интенсивности лазерного излучения. Им-
пульс, передаваемый сфокусированным пучком рубинового ла-
зера простому маятнику в виде сферы из исследуемого мате-
риала, подвешенной на нити в вакуумной камере, измерялся
через окно камеры при помощи калиброванного микроскопа.
Изменение удельного передаваемого импульса в зависимости от
интенсивности лазерного излучения для различных металлов
показано на рис. 13.11’). Удельный импульс оказывается зна-
чительно больше импульса, который может быть передан маят-
нику за счет эффекта отражения фотонов. Из результатов экс-
периментов следует, что для каждого материала существует
* Удельный передаваемый импульс (или просто удельный импульс) опре-
деляется как отношение передаваемого импульса к энергии.
378 Глава 13
оптимальная интенсивность лазерного излучения, при которой
передаваемый импульс в расчете на 1 Дж энергии лазерного
излучения максимален. Если интенсивность меньше оптималь-
ной, то часть энергии теряется в результате теплопроводности.
Если же энергия оказывается выше оптимального значения, то
часть лазерной энергии тратится на увеличение степени иони-
зации и повышение температуры испарившегося материала,
в результате чего передаваемый импульс оказывается меньше,
чем в случае, когда это же количество энергии затрачивается
для испарения большого количества материала.
Пиковые давления, достигнутые в металлических материа-
лах, которые облучались импульсами мощных лазеров на нео-
димовом стекле, работающих в режиме модуляции добротно-
сти, составляют десятки килобар. Импульс давления может
оказаться достаточным для того, чтобы вызвать откол на об-
ратной поверхности тонких металлических листов.
При очень высоких значениях плотности мощности лазерно-
го излучения преобладают плазменные процессы. При плотно-
стях 10&—1012 Вт/см2 определяющим является процесс, назы-
ваемый обратным тормозным эффектом. В основе этого про-
цесса (рис. 13.12) лежит поглощение лазерного фотона сво-
бодным электроном плазмы, в результате чего электрон пере-
ходит в более высокое энергетическое состояние непрерывного
спектра. Избыточный же импульс передается иону. Сечение
данного процесса пропорционально квадрату длины волны ла-
зерного излучения, вследствие чего этот процесс достигается
значительно проще, если вместо лазеров, работающих в види-
мой или ближней инфракрасной области спектра, использовать
СОг-лазеры.
Рис. 13.11. Удельный импульс, передаваемый различным металлам, в зави-
симости от мощности импульса рубинового лазера, работающего в режиме
модуляции добротности [5].
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 379
При более высоких значениях плотности мощности
(>1013 Вт/см2) важную роль начинают играть коллективные
плазменные процессы, суть которых заключается в том, что по-
глощение света осуществляется в результате взаимодействия
с группой плазменных частиц, а не с одиночным электроном.
Эти процессы приводят к генерации ионных волн в плазме,
коллективным колебаниям частиц плазмы и возникновению
других типов электромагнитных колебаний (например, генера-
ции света с частотами, отличающимися от частоты падающего
лазерного излучения) (рис.
13.12). Теоретическая интер-
претация описанных явле-
ний находится еще в началь-
ной стадии, но можно ожи-
дать, что соответствующие
сечения будут возрастать по
мере уменьшения длины
волны лазерного излучения.
Поэтому исследователи, за-
нимающиеся лазерным тер-
моядерным синтезом, заин-
тересованы в мощных лазе-
рах, работающих в коротко-
волновой части оптического
спектра. Исследования в об-
ласти лазерного термоядер-
ного синтеза проводятся с
лазерами, с помощью кото-
рых можно получить на ми-
Рис. 13.12. Поглощение излучения в ре-
зультате обратного тормозного эффекта
(а) и коллективных эффектов, приводя-
щих к возбуждению ионных или плаз-
менных волн (б).
шени плотность мощности
выше 1016 Вт/см2. При таких плотностях мощности оказываются
существенным влияние коллективных плазменных эффектов.
Мы рассмотрели основные физические явления и теперь под-
ведем итоги. Физические явления, возникающие при взаимо-
действии лазерного излучения с веществом, схематично пред-
ставлены на рис. 13.13. Лазерное излучение, падающее на по-
верхность образца, поглощается в соответствии с экспоненци-
альным законом Бугера—Ламберта
/(х)=70-“ж,
(13-4)
где 1(х)—интенсивность лазерного излучения, проникшего на
глубину х; /0 — интенсивность падающего лазерного излучения
(для простоты не учитывается доля отраженного излучения).
В металлах коэффициент поглощения а по порядку величины
равен 10s см-1; таким образом, поглощенная энергия выделяет-
ся в слое толщиной ~10-5 см. Выделившееся тепло проникает
380 Глава 13
Лазерное
излучение
Поглощение и нагревание
Тепловой
поток
а» 1Oscm~‘
Плавление
Рис. 13.13. Физические процессы, протекаю-
щие при воздействии мощного лазерного
пучка на поглощающую поверхность.
в глубь материала за
счет теплопроводности
(рис. 13.3, а). После того
как температура поверх-
ности достигнет точки
плавления, начинается
распространение границы
жидкой фазы в глубь ма-
териала (рис. 13.13, б).
При дальнейшем облуче-
нии начинается процесс
испарения поверхности
(рис. 13.13, в) и в мате-
риале формируется отвер-
стие. Если интенсивность
излучения достаточно ве-
лика, то после поглоще-
ния в удаляемом с поверх-
ности материале образу-
ется высокотемператур-
ная непрозрачная плазма.
Образовавшаяся плазма
может распространяться
навстречу лазерному пуч-
ку в форме индуцирован-
ной лазерным излучением
волны поглощения. Воз-
никшая плазма поглощает
«
падающее лазерное из-
лучение и экранирует по-
верхность (рис. 13.13, г).
Диапазоны изменения
плотности мощности ла-
зерного излучения, в ко-
торых преобладает тот
или или иной механизм
взаимодействия, приведены в табл. 13.3. Соответствующие зна-
чения приводятся для спектральных участков: видимой и ближ-
ней инфракрасной областей, а также для области генерации СО2-
лазера в окрестности 10 мкм. Приведенные в таблице данные
следует рассматривать как приближенные. Их значения могут
изменяться в зависимости от длительности импульса, характе-
ристик облучаемой мишени и т. п. При относительно невысо-
ких значениях плотности мощности излучения преобладает
плавление. Повышение плотности мощности приводит к тому,
что основную роль начинает играть испарение. Оно носит обыч-
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 381
ный характер и не сопряжено с заметным взаимодействием
между падающим пучком и испарившимся материалом.
При дальнейшем повышении плотности мощности излучения
возникают индуцированные волны поглощения, которые оказы-
вают преобладающее влияние на физические процессы, в то
время как роль испарения снижается. Для СОг-лазеров порог
возникновения волн поглощения примерно на порядок ниже,
чем для лазеров, работающих в более коротковолновой части
оптического спектра. Приведенные в табл. 13.3 данные о поро-
ге возникновения волн поглощения относятся к случаю воздей-
ствия лазерного микросекундного импульса на титановую ми-
шень. Величина порога зависит от условий облучения. Тем не
менее приведенные в табл. 13.3 значения можно использовать
для оценки порога возникновения рассматриваемых процессов
взаимодействия по порядку величины.
Таблица 13.3
Диапазоны плотности мощности лазерного излучения,
в пределах которых преобладают те или иные процессы
Плотность мощности. Вт/см2
Процесс
Видимая и ближняя
ИК-области
СОз-лазер
Плавление
Испарение
Индуцированная волна
поглощения
Обратный тормозной
эффект в плазме
Коллективные эффекты
в плазме
~105
10е—1,5-10*
> 1,5-10«
<1012
>1013
~105
106—2,5-Ю7
>2,5-107
?
?
И наконец, при очень высоких значениях плотности мощно-
сти излучения начинают действовать дополнительные механиз-
мы поглощения, к числу которых относится поглощение лазер-
ного излучения в индуцированной им плазме в результате
обратного тормозного эффекта или коллективных процессов,
протекающих в плазме. Теория указанных эффектов в настоя-
щее время подвергается экспериментальной проверке. В данном
диапазоне плотностей мощности излучения взаимодействие из-
лучения с плазмой становится особенно сильным. Подобные
механизмы поглощения более четко выражены для лазеров, ра-
ботающих в коротковолновой части оптического спектра. Число
экспериментов, выполненных в этом диапазоне плотностей с ис-
пользованием СОг-лазеров, в настоящее время невелико. Дан-
384 Глава 13
Gonsalves J. N., Duiey W. W., Interaction of CO2 Laser Radiation with So-
lids, I. Drilling of Thin Metallic Sheets, Can. J. Phys., 49, 1708 (1971).
Lowder J. E., Pettingill L. C., Measurement of CCh-Laser-Gencrated Impulse
Pressure, Appl. Phys. Lett., 24, 204 (1974).
Magee T. J., Armistead R. A.. Krehl P„ Laser-Induced Stresses in Coated
and Uncoated Targets, J. Phys. D: Appl. Phys., 8, 498 (1975).
Metz S. A. et al., Effect of Beam Intensity on Target Response to High-In-
tensity Pulsed CO2 Laser Radiation, J. Appl. Phys., 46, 1634 (1975),
Prokhorov A. M. et al.. Metal Evaporation under Powerful Optical Radiation,
IEEE J. Quantum Electron., QE-9, 503 (1973).
Ready J. F., Effects due to Absorption of Laser Radiation, J. Appl. Phys.,
36, 462 (1965).
Ready J. F., Effects of High-Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971, Chapter 3.
Ready J. F., Impulse Produced by the Interaction of CO2 TEA Laser Pulses,
Appl. Phys. Lett., 25, 558 (1974).
Ready J. F., Change of Reflectivity of Metallic Surfaces during Irradiation by
CO2-TEA Laser Pulses, IEEE J. Quantum Electron., QE-12, 137 (1976).
Robin J. E., Nordin P., Effects of Gravitationally Induced Melt Removal on
CW Laser Melt-Through of Opaque Solids, Appl. Phys. Lett., 27, 593
' (1975).
Sanders B. A., Gregson V. G., Optical Reflectivity of Some Metals Using
a CO2 TEA Laser, in Proc. Tech. Program, Electro-Opt. Systems Design
Conf., New York (September 18—20, 1973).
Shkarofsky I. P., Review on Industrial Applications of High-Power Laser
Beams III, RCA Rev., 36, 336 (1975).
Sparks M., Theory of Laser Heating of Solids: Metals, J. Appl. Phys., 47,
837 (1976).
Stegman R. L., Schriempf J. T., Hettche L. R., Experimental Studies of La-
ser-Supported Absorption Waves with 5-ms Pulses of Ю.611 Radiation,
J. Appl. Phys., 44, 3675 (1973).
Von Allmen M„ Laser Drilling Velocity in Metals, J. Appl. Phys., 47, 54*'1’
Wagner R. E., Laser Drilling Mechanics, J. Appl. Phys., 45, 4631 (1974).
Zavecz T. E., Saifi M. A., Notis M., Metal Reflectivity under High-Intensity
Optical Radiation, Appl. Phys. Lett., 26, 165 (1975).
Глава 14
ВОЗМОЖНОСТИ ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРОВ
ДЛЯ ОБРАБОТКИ МАТЕРИАЛОВ
Под обработкой материалов подразумеваются различные
промышленные операции, в ходе которых лазер используется
для плавления или удаления части материала обрабатываемого
образца. К числу возможных применений относятся сварка,
пробивка отверстий, резка и термообработка материалов, а так-
же подгонка параметров электронных компонент.
Для перечисленных применений наиболее важны степень
коллимации лазерного пучка и его когерентность. Именно эти
свойства позволяют сконцентрировать энергию лазерного ис-
точника при помощи линзы и получить чрезвычайно высокие
значения плотности мощности в фокальном пятне.
Сравним стандартный ССЬ-лазер с большой дуговой ртут-
ной лампой. Допустим, что такой лазер излучает пучок мощно-
стью 100 Вт с угловой расходимостью 10-2. Этот пучок можно
сфокусировать с помощью линзы с фокусным расстоянием 1 см
в пятно диаметром 0,01 см. Величина диаметра фокального
пятна определяется следующим соотношением:
D=fQ, (14.1)
где D — диаметр фокального пятна, f — фокусное расстояние
линзы и 0 — угловая расходимость пучка лазера. Все излуче-
ние лазера можно собрать и сконцентрировать в небольшом
пятне. Плотность мощности излучения в пределах фокального
пятна приближенно определяется следующим соотношением:
P^IO2 Вт/(0,01)2 см2=106 Вт/см2. (14.2)
В этой формуле опущен коэффициент л/4, который по порядку
величины близок к 1.
Рассмотрим теперь ртутную дуговую лампу мощностью
1000 Вт, которая равномерно излучает в пределах телесного
угла 4л ср. Такая лампа имеет большие размеры и требует
мощного источника питания. Поскольку не все излучение лам-
пы можно собрать при помощи фокусирующей оптики и угло-
вая расходимость довольно большая, площадь фокального пят-
13 Дж. Реди
382 Глава 13
Рис. 13.14. Диапазоны плотности мощности и длительности импульсов ла-
зерного излучения, пригодные для различных процессов обработки мате-
риалов.
ные исследования представляют особый интерес для тех, кто
занимается проблемой лазерного термоядерного синтеза.
С точки зрения лазерных методов обработки материалов
(сварка, пробивка отверстий и т. п.) наибольший интерес пред1
ставляет область, расположенная ниже порога возникновения
волны поглощения. В этой области энергия лазерного излуче-
ния тратится на изменение состояния облучаемого объекта, то-
гда как в области выше порога энергия в основном идет на
поддержание индуцированной волны поглощения и других плаз-
менных явлений. Внешне волна поглощения сопровождается
громким звуком и яркой вспышкой света, однако воздействие
на поверхность твердой мишени при этом может быть очень
незначительным. Поэтому желательно работать при плотностях
мощности лазерного излучения, лежащих ниже порога возник-
новения волны поглощения. На рис. 13.14 показаны области
с различными режимами взаимодействия и отмечены их воз-
можные применения. Так, например, в области «сварка» можно
получить разумную глубину плавления материала. В области,
расположенной ниже кривой «плавление отсутствует», темпе-
ратура поверхности не достигает точки плавления. Над линией
«испарение поверхности» начинается процесс испарения поверх-
Взаимодействие мощного лазерного излучения с материалами 383
ности, и режим сварки в указанной области менее благоприя-
тен. В области, лежащей слева от области «сварка», глубина
проникновения теплового потока слишком мала, тогда как
в области, лежащей справа, тепловой поток распространяется
на довольно большую площадь. На схеме выделены также об-
ласти, наиболее благоприятные для резания материалов, про-
бивки отверстий и удаления части материала (например, уда-
ления небольших количеств материала из тонких пленок при
подгонке сопротивлений). В области, расположенной выше ли-
нии «образование плазмы», начинают возникать волны погло-
щения.
Следует отметить, что деление на характерные области
(рис. 13.14) не является строго фиксированным; оно может
изменяться в зависимости от параметров материала, длины
волны лазерного излучения и т. д. Однако приведенные грани-
цы определяют примерное положение областей, в которых наи-
более эффективно реализуются те или иные применения лазе-
ров. В следующих трех главах подробно рассмотрен ряд воз-
можных применений.
ЛИТЕРАТУРА
1. Cohen М. I., J. Franklin Inst., 283, 271 (1967).
2. Chun М. К., Rose К., /. Appl. Phys., 41, 614 (1970).
3. Schriempf J. T., Stegnian R. L., Nash G. E., IEEE J. Quantum Electron.,
QE 9, 648 (1973).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
Allen F. J., Surface Temperature and Disposition of Beam Energy for a La-
ser-Heated Target, J. Appl. Phys., 42, 3145 (1971).
Brewer W. D., Ablative Material Response to CO2 Laser Radiation, J. Spa-
cecr., 7, 1449 (1970).
Charschan S. S. (ed.), Lasers in Industry, Van Nostrund — Reinhold, Prince-
ton, New Jersey, 1972, Chapter 3.
Chun M. K., Rose K., Interaction of High-Intensity Laser Beams with Metals,
J. Appl. Phys., 41, 614 (1970).
DeMichelis C., Laser Interaction with Solids — A Bibliographical Review,
IEEE J. Quantum Electron., QE-6, 630 (1970).
Duley W. W., CO2 Lasers, Effects and Applications, Academic Press, New
York, 1976, Chapters 4 and 5.
Fairand В. P. et aL, Quantitative Assessment of Laser-Induced Stress Waves
Generated at Confined Surfaces, Appl. Phys. Lett., 25, 431 (1974).
Fox J. A., Barr D. N., Laser-Induced Shock Effects in Plexiglas and 6061-T6
Aluminum, Appl. Phys. Lett., 22, 594 (1973).
Gagliano F. P., Lumley R. M., Watkins L. S., Lasers in Industry, Proc. IEEE,
57, 114 (1969).
Gagliano F. P., Paek U. C., Observation of Laser-Induced Explosion of Solid
Materials and Correlation with Theory, Appl. Opt., 13, 274 (1974).
386 Глава 14
на оказывается существенно больше, а плотность мощности
в фокальном пятне существенно меньше, чем для СОг-лазера.
Можно показать (хотя мы и не будем приводить здесь подроб-
ный расчет), что линза с фокусным-расстоянием 1 см создает
плотность мощности в фокальном пятне 100 Вт/см2. Таким
образом, хотя полная мощность излучения ртутной лампы
в 10 раз выше, чем у лазера, плотность мощности, создаваемая
лазером на поверхности образца, оказывается в 10 000 раз
больше.
Естественно, что импульсные лазеры позволяют получать
в коротком импульсе значительно большие плотности мощности.
Так, например, небольшие рубиновые лазеры создают на мише-
ни плотность мощности 109 Вт/см2 в импульсе длительностью
1 мс. Ни один другой источник (за исключением электронного
пучка) не в состоянии обеспечить получение столь высокой
плотности мощности.
>—ИЕюли мощный пучок излучения воздействует на поверхность
образца, то он, как было показано в гл. 13, может вызвать плав-
ление или испарение материала. Благодаря этому лазер может
оказаться очень удобным средством для обработки материалов/
В настоящее время лазерные методы используются лишь для
специальных видов обработки и не в состоянии полностью за-
менить обычные методы. Стоимость лазеров пока еще достаточ-
но высока, что требует тщательного выбора области их приме-
нения. Если обычные методы обработки экономичны и гаран-
тируют получение хороших результатов, то лазерные методы
часто оказываются неконкурентоспособными. Применение лазе-
ров наиболее перспективно в тех случаях, когда использование
обычных методов сопряжено с трудностями. Однако постоянное
совершенствование лазерной техники ведет к тому, что лазеры
становятся конкурентоспособными во многих областях широко
распространенных применений.
Развитие лазерной техники позволит создать более удобные
и экономичные лазеры. На первых этапах исследований исполь-
зовались лазеры на рубине и стекле с неодимом. В ряде слу-
чаев их применение оказывалось перспективным, но затраты
оставались слишком высокими. Сложившаяся ситуация изме-
нилась с появлением импульсных СОг-лазеров, работающих
в режиме повторяющихся импульсов, мощных лазеров непре-
рывного действия на СОг и АИГ с неодимом, а также лазеров
с модуляцией добротности на АИГ с неодимом, работающих
в режиме повторяющихся импульсов. Перечисленные лазеры
открывают возможность создания экономичных методов обра-
ботки. В настоящее время для обработки большинства мате-
риалов используются СОг-лазеры или лазеры на АИГ с нео-
димом.
Возможности применения лазеров для обработки материалов 387
Лишь немногие из современных лазеров пригодны для об-
работки материалов. Они перечислены в табл. 14.1. Приведен-
ные в этой таблице результаты характеризуют уровень промыш-
ленных лазеров, а не максимально достигнутый уровень. СО2-
лазеры и лазеры на АИГ с неодимом применяются почти в
каждом из возможных применений. Механизмы взаимодейст-
вия и способы применения должны изменяться в соответствии
с требуемой операцией. Так, выбор режима работы с макси-
мальной пиковой мощностью может повлиять на частоту по-
вторения и длительность импульса.
Лазеры на рубине и неодимовом стекле, по-видимому, наи-
более удобны в тех случаях, когда требуется получить мощ-
ные одиночные импульсы (например, для точечной сварки или
пробивки больших отверстий). Но наиболее гибкими и эконо-
мичными являются лазеры на СО2 и АИГ с неодимом, рабо-
тающие в различных режимах. Лазеры на СО2 и АИГ с неоди-
мом имеют надежную конструкцию и обладают сроком службы,
достаточным для их промышленного применения.
Важным шагом явилось создание высоковольтных импульс-
ных СО2-лазеров. Выходной сигнал этих лазеров имеет форму
повторяющихся импульсов, энергия которых обычно составляет
~1 Дж, а длительность находится в пределах 10—100 мкс.
Частота повторения импульсов может достигать 100 Гц при
средней мощности лазера 100 Вт. Пиковые мощности, разви-
ваемые в режиме повторяющихся импульсов, обеспечивают
разрушение металлической поверхности в одиночном импульсе,
несмотря на большую долю отраженной энергии. Как только
началось испарение поверхности, дальнейшее поглощение энер-
гии происходит уже эффективно.
СО2-лазер, работающий в таком режиме, может оказаться
более эффективным при обработке материалов по сравнению
с СО2-лазерами, имеющими такую же среднюю мощность, но
работающими в непрерывном режиме. СО2-лазеры, работаю-
щие в режиме повторяющихся импульсов, могут оказаться эко-
номичными в эксплуатации. Согласно оценкам, стоимость га-
зовой смеси, электроэнергии и текущего обслуживания в расче-
те на 1 ч работы составляет 1 долл, (это значение может ока-
заться еще меньше, если осуществить регенерацию гелия из
газовой смеси). В течение часа можно обработать несколько
сотен деталей, и в результате стоимость обработки одной дета-
ли составит долю цента.
Непрерывные СО2-лазеры мощностью несколько сотен ватт
можно использовать для обработки металлов и сварки тонких
металлических листов. Современные СО2-лазеры из орудия для
лабораторных исследований превратились в надежные инстру-
менты, пригодные для промышленных применений. В настоя-
13*
Возможности применения лазеров для обработки материалов 389
_ Таблица 14.1
Промышленные лазеры, пригодные для обработки материалов
щее время созданы СОг-лазеры с выходной мощностью, дости-
гающей многих киловатт. Таких лазеров пока не очень много
(по состоянию на 1977 г.), и их купить труднее, чем СОг-лазе-
ры меньшей мощности. Уровень мощности имеющихся в прода-
же лазеров составляет около 1000 Вт. Лазеры большей мощно-
сти изготовляются по специальным заказам и стоят значительно
дороже.
В табл. 14.1 приведены ТЕА-лазеры на СОг с длительно-
стью импульса 10 мкс. Рабочая смесь таких лазеров содержит
относительно небольшое количество СОг и обогащена азотом,
благодаря чему ТЕА-лазеры могут работать в указанном ре-
жиме при несколько меньших пиковых мощностях. Подобные
ТЕА-лазеры пригодны в ряде случаев для пробивки отверстий.
В более обычном режиме работы при длительности импульсов
— 100 нс и очень высоких пиковых мощностях не рекомендует-
ся использовать ТЕА-лазеры для обработки материалов из-за
возникновения волн поглощения, которые могут экранировать
мишень от падающего на нее излучения.
Длина волны излучения СОг-лазера не является препятст-
вием для его использования. Существующие материалы для
ИК-оптики позволяют легко использовать излучение с длиной
волны 10,6 мкм. Соответствующие материалы для линз и опти-
ческих окон описаны в гл. 7. Иногда утверждают, что СОг-ла-
зер менее удобен, чем лазер на АИГ с неодимом, поскольку
пучок такого лазера невозможно сфокусировать в небольшое
пятно. Обычно это не играет большой роли, поскольку из-за
конечной теплопроводности обрабатываемого образца излуче-
ние распространяется на больший участок по сравнению с тем,
на который оно падает. Нередко ширина разреза или сварного
шва, получаемая с помощью СОг-лазеров, оказывается сравни-
мой с шириной разреза, получаемой с помощью лазеров с бо-
лее короткой длиной волны излучения, хотя в тех случаях, ко-
гда необходимо получить фокальное пятно очень малого диа-
метра, более пригоден лазер на АИГ с неодимом.
В настоящее время созданы лазеры на АИГ с неодимом, ра-
ботающие в режиме модуляции добротности с непрерывной
накачкой и повторяющимися импульсами и в режиме непрерыв-
ной генерации при мощностях —1000 Вт. Мощные непрерывные
лазеры удобны для плавки и испарения металлов, поскольку на
длине волны неодимового лазера (Х=1,06 мкм) коэффициенты
отражения металлических поверхностей не слишком высоки.
Однако при больших уровнях мощности срок службы крипто-
новых ламп, необходимых для накачки мощных лазеров, неве-
лик, и поэтому стоимость эксплуатации лазеров на АИГ с нео-
димом при мощности несколько сотен ватт оказывается высо-
кой. При меньших мощностях (по-видимому, начиная с 10 Вт)
390 Глава 14
непрерывные лазеры на АИГ с неодимом могут быть очень
экономичными.
В лазерах на АИГ с неодимом, работающих в режиме мо-
дуляции добротности с повторяющимися импульсами, источник
накачки включен постоянно, а оптический канал между актив-
ным элементом лазера и зеркалом периодически открывается
при помощи акустооптического переключателя. Если необходи-
мо получить лазерный импульс, то с помощью дифракции све-
тового пучка на акустических волнах в преобразователе вызы-
вают отклонение пучка с таким расчетом, чтобы он достиг зер-
кала и возникло лазерное излучение. Длительность импульса
в режиме модуляции добротности составляет несколько сотен
наносекунд, а частота повторения таких импульсов достигает
нескольких килогерц. Пиковая мощность импульса может до-
стигать нескольких десятков киловатт. Работа лазера на АИГ
с неодимом в указанном режиме может быть экономичной.
В том случае, когда требования к выходной мощности не
слишком высоки, стоимость эксплуатации такого лазера может
быть менее 0,5 долл, в 1 ч.
Лазеры на рубине и неодимовом стекле используются в тех
областях промышленности, где частота повторения импульсов
не имеет большого значения. Они пригодны для таких опера-
ций, как точечная сварка, но из-за слишком низкой частоты
повторения импульсов часто не подходят для шовной сварки.
В данном случае речь идет лишь о режиме свободной генера-
ции, когда длительность импульса близка к 1 мс. Лазеры, ра-
ботающие в режиме модуляции добротности, обычно непри-
годны для этих целей вследствие экранировки поверхности
образца испарившимся материалом. Возможности применения
лазеров на рубине и неодимовом стекле, работающих в режи-
ме модуляции добротности, для промышленной обработки ма-
териалов открываются не так уж часто.
Обычно плотность мощности в несфокусированном лазерном
пучке оказывается недостаточной для нагрева поверхности
материала до точки плавления. Кроме того, диаметр такого не-
сфокусированного пучка, типичное значение которого составля-
ет несколько миллиметров, слишком велик для тех случаев,
когда размер зоны, подвергающейся обработке, должен быть
малым. Поэтому в большинстве случаев применения лазеров
для обработки материалов выходящий из лазера пучок необ-
ходимо фокусировать или концентрировать.
Применения лазеров для обработки материалов имеют це-
лый ряд преимуществ по сравнению с обычными методами об-
работки:
1. Лазерные методы обработки не требуют вакуума. В боль-
шинстве случаев обработка может проводиться в любой атмо-
Возможности применения лазеров для обработки материалов 391
сфере, хотя для некоторых химически активных металлов мо-
жет потребоваться защитная среда.
2. Отсутствует контакт обрабатываемого образца с какими
бы то ни было материалами, в связи с чем снижается опасность
загрязнения.
3. Размер подвергающейся нагреву зоны, которая окружает
обрабатываемый участок, достаточно мал.
4. Лазеры обладают преимуществами при обработке мате-
риалов, которые считаются «трудными» с точки зрения обыч-
ных методов. С помощью лазеров хорошо обрабатываются
твердые, хрупкие и тугоплавкие материалы. В ряде случаев они
обеспечивают сварку таких металлов, которые не поддаются
сварке обычными методами.
5. Лазером можно пробивать отверстия малого диаметра.
6. Процесс обработки протекает очень быстро на протяже-
нии ~1 мс.
7. Процессы лазерной обработки легко автоматизируются.
8. Для лазерной сварки не нужны электроды.
9. Лазерная сварка обеспечивает получение чрезвычайно
малых сварных соединений на хрупких материалах.
10. Лазерным пучком можно обрабатывать труднодоступ-
ные участки и даже заключенные в оболочку материалы.
11. Лазеры позволяют получать высокую плотность мощно-
сти на обрабатываемом образце без какого бы то ни было до-
полнительного подогрева.
Однако лазерным методам обработки присущи следующие
недостатки:
1. Ограниченная глубина пробиваемых лазером отверстий,
которая, правда, может быть увеличена за счет повторного
воздействия.
2. Переконденсация испаренного материала на стенках и
краях отверстия, которая приводит к образованию выступаю-
щей закраины вокруг входа отверстия.
3. Стенки отверстия обычно очень неровны.
4. Поперечное сечение пробитого лазером отверстия не яв-
ляется идеально круглым, а само отверстие сужается к выход-
ному концу.
5. Методы контроля размеров и допусков пробиваемых ла-
зером отверстий далеки от совершенства.
6. Для того чтобы предотвратить испарение поверхности
при лазерной сварке, необходим строгий контроль параметров
лазерного импульса.
7. Размер свариваемых образцов и глубина сварного шва
относительно невелики (за исключением лазеров мощностью не-
сколько киловатт).
8. Высокая стоимость обработки. Наиболее серьезным не-
392 Глава 14
достатком может оказаться высокая стоимость. Во многих слу-
чаях лазерная обработка является слишком дорогой, хотя и
обеспечивает хорошее качество.
К числу условий, в которых может потребоваться лазерная
обработка, относятся следующие:
1. Необходимость обеспечить малый размер зоны нагрева.
2. Требование отсутствия электрического заряда на обраба-
тываемом образце.
3. Сложность обработки выбранного материала (например,
пробивка отверстий в керамике).
На раннем этапе развития лазерной техники лазеры были
очень сложным инструментом. С их помощью можно было про-
демонстрировать техническую осуществимость рассматриваемой
операции, но они не годились для постоянного использования
в условиях поточного производства. Однако с течением време-
ни в разработке и изготовлении лазеров был достигнут сущест-
венный прогресс. Срок службы серийно изготовляемых лазеров
позволяет использовать их в условиях заводских цехов, а стои-
мость их обслуживания не слишком высока. В настоящее вре-
мя лазеры повседневно используются в ряде отраслей промыш-
ленности. Конечно, лазеры не занимают ведущего положения
во всевозможных вариантах сварки, резки и подгоночных опе-
раций, которые используются в промышленности. Основные
области их применения, по-видимому, останутся связанными
с обработкой небольших образцов и теми случаями, когда
применение обычных методов обработки затруднительно.
Чаще всего лазер используется не как самостоятельный ин-
струмент, а в сочетании с другим оборудованием. В этих слу-
чаях для достижения желаемого результата от применения ла-
зера необходимо обеспечить совместную работу всех элементов
используемого оборудования. Следует помнить о том, что лазер
является всего лишь одним из элементов системы и сам по себе
не в состоянии полностью выполнить требуемую операцию.
В состав системы входят лазер, фокусирующая оптика, устрой-
ства контроля энергии, средства крепления и передвижения
образца, сам обрабатывемый образец и устройства, обеспечи-
вающие безопасность эксплуатации. В ряде случаев предусмат-
риваются средства для наблюдения за воздействием пучка на
образец, а иногда программно-управляемые устройства для
автоматического перемещения образца. Все перечисленные эле-
менты взаимосвязаны. Так, например, излучение лазера конт-
ролируется с помощью измерителя мощности, а результат из-
мерения используется в свою очередь для изменения уровня
выходного сигнала с таким расчетом, чтобы получить желае-
мый эффект. Кроме того, параметры отдельных элементов
должны выбираться таким образом, чтобы максимально соот-
Возможности применения лазеров для обработки материалов 393
ветствовать выбранному лазеру. Например, характеристики
пропускания и диаметр используемой оптики следует выбирать
в соответствии с принятой моделью лазера. Для того чтобы
прийти к успешному результату, потребитель должен тщательно
продумать конструкцию и отобрать все элементы системы.
Не следует забывать также о двух следующих обстоятель-
ствах:
1. Не всегда существует возможность полностью защитить
весь оптический путь. Эффективным средством повышения без-
опасности установок (в особенности работающих в ИК-области
спектра) являются полые трубы с укрепленными на их концах
призмами, которые служат для изменения направления пучка.
2. Иногда для защиты линзы от воздействия удаляемого из
образца материала полезно расположить между образцом и
линзой слой защитного материала, поскольку сменить слой про-
зрачного для лазерного излучения материала намного дешевле,
чем заменить вышедшую из строя линзу.
Разнообразные операции лазерной обработки могут произво-
диться как с металлическими, так и неметаллическими мате-
риалами, в том числе с керамикой, драгоценными камнями,
стеклом, кремнием и органическими материалами. Многие из
таких операций могут дать большой экономический эффект
в повседневной промышленной практике. Для того чтобы до-
стигнуть оптимальных результатов применения лазеров, необ-
ходимо тщательно подбирать параметры лазера (длину волны
излучения, мощность и длительность импульса).
На рис. 14.1 показана лазерная система, используемая для
промышленной сварки. Основой установки является непрерыв-
ный СОг-лазер мощностью 600 Вт, который расположен в боль-
шом шкафе, показанном в левой части рисунка. Газовая смесь
СОг—N?—Не поступает по трем Z-образным трубам длиной
3 м каждая. В режиме автоматической сварки лазер управля-
ется с помощью цифрового программного устройства, которое
включает и выключает лазер в заданные моменты времени.
Безопасность установки обеспечивается тем, что пучок переда-
ется к рабочему столу по металлической трубе, а сам рабочий
стол защищен люситовыми пластинами, которые непрозрачны
для излучения с Х=10,6 мкм. Эти щиты сблокированы с диа-
фрагмой, перекрывающей пучок таким образом, что он не мо-
жет попасть на рабочий стол до тех пор, пока не закрыты
щиты. Лазерный пучок поворачивается на 90° и фокусируется
на образце при помощи линзы. Обрабатываемый образец кре-
пится в поворотном, зажиме, который может перемещаться от-
носительно пучка для получения сварного шва. Перемещение
образца автоматически контролируется с помощью цифрового
программируемого устройства. Приведенный пример дает пред-
Глава 15
ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ ДЛЯ СВАРКИ
И ТЕРМООБРАБОТКИ
В двух предыдущих главах описаны физические механизмы,
лежащие в основе взаимодействия мощного лазерного излуче-
ния с материалами, и рассмотрены возможные применения это-
го взаимодействия для обработки материалов. Данная глава
посвящена применению лазеров для сварки. В начале 1960 г.
было установлено, что с помощью рубинового лазера можно
выполнить некоторые виды сварочных работ и что в ряде слу-
чаев лазерная сварка обладает техническими преимуществами,
такими, например, как небольшой размер зоны нагрева. В са-
мых первых работах по лазерной сварке для этой цели приме-
нялись рубиновые лазеры. Основное внимание уделялось точеч-
ной сварке, но была также показана принципиальная возмож-
ность получения сварных швов за счет перекрытия последова-
тельных импульсов, хотя скорость сварки при этом была низкой.
В конце 60 г. появились сообщения о применении рубиновых
лазеров для точечной сварки в ряде отраслей промышленности.
Начиная с 1970 г. для сварки используются СО2-лазеры и ла-
зеры на АИГ с неодимом. С помощью этих лазеров, работаю-
щих в непрерывном режиме или режиме повторяющихся им-
пульсов, можно получать сварные швы с более высокой скоро-
стью. В 1971 г. появилось сообщение о глубокой сварке,
осуществленной при помощи СОг-лазеров мощностью в несколь-
ко киловатт. К середине 1970 г. лазерная сварка в ряде отрас-
лей промышленности находит широкое применение.
рДКачество лазерной сварки зависит от параметров лазерного
Пучка и свойств свариваемого образца. Важную роль играет
температуропроводность образца. Высокая температуропровод-
ность гарантирует эффективную передачу тепла и, как правило,
обеспечивает большую глубину сварки. При высоком коэффи-
циенте отражения может уменьшиться энергия, поглощенная
поверхностью металла. В то же время при воздействии доста-
точно мощного лазерного пучка коэффициент отражения может
скачкообразно снизиться в течение действия лазерного импуль-
са, и в результате на поверхности поглотится большая часть
Применение лазеров для сварки и термообработки 397
---------,.-------------------------------------------------
энергии лазерного импульса даже при высоком начальном ко-
эффициенте отражения. Для сварки хорошо отражающих ме-
таллов требуется больше энергии, чем для сварки металлов
с менее высокими коэффициентами отражения. Отражение от
поверхности можно снизить путем нанесения покрытия, но такая
мера не всегда эффективна, поскольку покрытие может испа-
риться. Коэффициент поглощения, а следовательно, и глубина
плавления зависят от степени обработки поверхности. Глубина
проплава снижается при полировке поверхности.
Очень важно отметить, что лазер нельзя рассматривать как
самостоятельный элемент, а следует его считать лишь частью
системы, которая как единое целое выполняет требуемую опе-
рацию. При этом должны быть учтены следующие важные мо-
менты:
1) подбор операций, которые могут быть выполнены с по-
мощью лазера;
2) экономическая целесообразность применения лазера;
3) выбор подходящего типа лазера;
4) тщательная разработка конструкции зажимного приспо-
собления, обеспечивающего перемещение образца;
5) создание оптической системы для наведения пучка на
образец;
6) контроль эффектов воздействия пучка с целью управле-
ния параметрами лазера при помощи петли обратной связи;
7) безопасность системы.
Входящий в состав системы лазер должен удовлетворять
следующим требованиям:
1) длина волны должна обеспечивать хорошее поглощение
излучения в образце;
2) уровень мощности должен быть достаточно высоким для
того, чтобы обеспечить плавление;
3) длительность импульса должна быть достаточно большой
для того, чтобы обеспечить проникновение тепла в глубь, мате-
риала;
4) в тех случаях, когда требуется получить сварной шов,
необходимо иметь достаточно высокую частоту повторения им-
пульсов;
5) плотность мощности и длительность импульса следует
выбирать так, чтобы в выбранном режиме работы не происхо-
дило чрезмерного испарения поверхности.
Как уже отмечалось выше, при лазерной сварке материал
должен плавиться в результате проникновения теплового пото-
ка в глубь образца. Следует не допускать испарения материа-
ла, а длительность импульса или же время воздействия пучка
на заданный участок поверхности необходимо выбирать так.
чтобы обеспечить нужную глубину проникновения теплового
398 Глава 15
.-----------------------------------------------j.--------
потока. При соответствующем контроле параметров лазерного
импульса испарение можно свести к минимуму. Оптимизация
процесса сварки в большой степени зависит от длительности
импульса. Для многих видов импульсной сварки желатель-
но как можно больше растянуть лазерный импульс во вре-
мени.
В принципе для сварки толстых образцов пригодны непре-
рывные лазеры, поскольку в этом случае время воздействия
пучка можно сделать сколько угодно большим. Мощность не-
прерывных лазеров первого поколения была недостаточна для
проведения сварки, но современные лазеры на СОг и АИГ
с неодимом с выходной мощностью порядка нескольких сотен
ватт и выше позволяют осуществлять сварку.
Наиболее важным параметром для лазерной сварки являет-
ся мощность, приходящаяся на единицу площади поверхности
свариваемого образца. Ее величина определяется выходной
мощностью лазера и характеристиками фокусирующей оптики.
Для промышленной сварки используются все перечисленные
в табл. 14.1 лазеры, за исключением ТЕА-лазеров на СО2 и ла-
зеров на АИГ с неодимом, работающих в режиме модуляции
добротности.
Мы начнем с описания шовной сварки при помощи лазеров,
средняя мощность которых не превышает 1000 Вт. В этой об-
ласти основным механизмом передачи тепла вглубь является
теплопроводность. Затем мы рассмотрим сварку при помощи
лазеров, средняя мощность которых превышает несколько кило-
ватт и для которых несущественны ограничения, налагаемые
теплопроводностью, и поэтому возможна более глубокая свар-
ка. Опишем точечную сварку, для которой величина средней
мощности не имеет столь важного значения. Затем мы уделим
внимание термообработке, которую можно рассматривать как
процесс незавершившейся сварки. В конце главы приведен при-
мер применения лазерной сварки для решения сложной про-
мышленной проблемы.
15.1. ШОВНАЯ СВАРКА ПРИ УРОВНЯХ МОЩНОСТИ
МЕНЕЕ КИЛОВАТТА
Рассмотрим сначала шовную сварку при уровнях мощности
не более 1000—1500 Вт. Для получения сварного шва требует-
ся лазер, который работает либо в непрерывном режиме, либо
в режиме повторяющихся импульсов с достаточно высокой час-
тотой повторения. Поэтому для шовной сварки обычно исполь-
зуются СОг-лазеры или же лазеры на АИГ с неодимом. Как
показано в гл. 13, при уровнях средней мощности, лежащих
в пределах 1000—1500 Вт, энергия лазерного пучка поглощает-.
Применение лазеров для сварки и термообработки 399
ся на поверхности образца и ее проникновение вглубь ограни-
чивается процессом теплопроводности. При уровнях средней
мощности порядка нескольких киловатт начинают играть роль
другие процессы переноса тепла. Поэтому сварка, выполняемая
при помощи лазеров мощностью в несколько киловатт, будет
рассмотрена ниже отдельно.
Для шовной сварки пригодны импульсные и непрерывные
СО2-лазеры со средней мощностью, равной нескольким сотням
ватт. Сварной шов, получаемый с помощью импульсного СО2-
лазера, образуется в результате перекрытия отдельных точеч-
ных соединений, и поэтому для формирования шва необходимо
иметь достаточно высокую частоту повторения импульсов. Ана-
логичные замечания относятся также к лазерам на АИГ с нео-
димом, работающим в непрерывном режиме и режиме повторя-
ющихся импульсов.
Лазер со средней мощностью 100 Вт, работающий в режиме
повторяющихся импульсов, может быть использован для сварки
некоторых металлов. Непрерывный лазер, используемый для
тех же целей, должен обладать мощностью, равной нескольким
сотням ватт, поскольку высокая пиковая мощность в импульсе
приводит к снижению эффективного коэффициента отражения
от поверхности и более эффективному использованию энергии
лазерного излучения. Для сварки можно применять непрерыв-
ные лазеры (как на СО2, так и на АИГ с неодимом) мощно-
стью в несколько сотен ватт. Экспериментально подтверждены
широкие возможности мощных непрерывных СО2-лазеров. При
этом достигнуты большие скорости сварки и чистота сварного
шва.
Взаимосвязь между глубиной и скоростью образования свар-
ного шва, полученного при помощи непрерывного СО2-лазера
мощностью 375 Вт, показана на рис. 15.1. Приведенные данные
характеризуют сварку различных типов стали встык в услови-
ях проплавления всей толщины материала. Такая связь между
глубиной сварного шва и скоростью сварки удовлетворяет тре-
бованиям, которые предъявляются к сварке во многих отраслях
промышленности. Однако из-за ограничений, налагаемых теп-
лопроводностью, высокие скорости сварки возможны лишь для
тонких материалов. Но даже при очень низких скоростях сварки
глубина не превышает ~1 мм для нержавеющей стали и 1,5 мм
для углеродистой стали.
На рис. 15.2 приведена аналогичная кривая для случая свар-
ки нержавеющей стали марки 302 при помощи непрерывного
СО2-лазера мощностью 1500 Вт [1]. Повышенная мощность поз-
воляет осуществлять более глубокую сварку, но даже при очень
малой скорости сварки ее максимальная глубина ограничива-
ется примерно 3 мм.
400 Глава 15
Рис. 15.1. Связь между глубиной и скоростью образования сварного шва
в различных типах стали, свариваемых при помощи СОг-лазера непрерыв-
ного действия мощностью 375 Вт. (Данные фирмы Photon Sources, Inc.)
Сопоставим результаты применения СОг-лазеров и лазеров
на АИГ с неодимом для сварки. На рис. 15.3 приведены скоро-
сти сварки нержавеющей стали марки 304, достигаемые при
использовании непрерывного лазера на АИГ с неодимом [2].
Полученные результаты показывают, что мощности, необходи-
мые для достижения заданной скорости сварки при фиксиро-
ванной толщине материала, оказываются примерно одинаковы-
ми для лазеров на АИГ с неодимом и СОг-лазеров с сопоста-
вимыми уровнями выходной мощности. Таким образом, разли-
чия коэффициентов отражения при Х= 1,06 и 10,6 мкм для
стали оказываются не столь существенными. Ухудшение отра-
жающих свойств поверхности в результате воздействия лазер-
ного излучения означает, что в обоих случаях энергия излуче-
ния поглощается достаточно хорошо. Однако для металлов
с высокой проводимостью, например Си и А1 (см. рис. 13.3),
различия коэффициентов отражения более существенны, и для
сварки таких металлов более удобен лазер на АИГ с неодимом.
В литературе имеется большое число публикаций, посвящен-
ных лазерной сварке, начало которых относится к 1960 г., ко-
гда для сварки можно было использовать лишь лазеры на ру-
Применение лазеров для сварки и термообработки 401
Скорость сВарки, м/иин
Рис. 15.3. Связь между глубиной и
скоростью образования сварного шва
в нержавеющей стали марки 304,
получаемого при помощи непрерыв-
ного лазера на АИГ с неодимом с
указанными уровнями мощности [2].
Рис. 15.2. Связь между глубиной и
скоростью образования сварного шва
в нержавеющей стали марки 302, по-
лучаемого при помощи непрерывно-
го СО2-лазера мощностью 1500 Вт [I].
бине и неодимовом стекле с низкой частотой повторения им-
пульсов. За счет перекрытия зон воздействия последовательных
импульсов эти лазеры позволяли получать сварные швы, но
скорость сварки при этом была низкой. С разработкой СОг-
лазеров и лазеров на АИГ с неодимом, работающих в режиме
повторяющихся импульсов, появилась возможность получать
сварные швы методом перекрытия зон воздействия с достаточ-
но большой скоростью.
На рис. 15.4 представлены данные о сварных швах, полу-
чаемых с помощью мощных импульсных лазеров на АИГ
с неодимом [3]. Представленные данные относятся к лазеру на
АИГ с неодимом, средняя мощность которого составляет 400 Вт,
а пиковая мощность в импульсе достигает нескольких кило-
ватт. Сваривались образцы из нержавеющей стали марки 300.
На рисунке приведены скорости сварки в различных режимах
работы. Кривые, относящиеся к сварке в режиме теплопровод-
ности, получены при такой фокусировке пучка, когда не про-
исходит заметного испарения поверхности. Сварка в режиме
глубокого проникновения происходила при такой фокусировке
пучка, при которой плотность мощности излучения значительно
выше и наблюдается существенное испарение. В указанном ре-
жиме на поверхности возникает углубление и достигается более
глубокое проникновение зоны плавления в образец. Такой ре-
жим работы сходен с описываемым в следующем разделе ре-
жимом сварки с большой глубиной проникновения, который
реализуется при использовании СОг-лазеров мощностью не-
сколько киловатт. При работе в режиме глубокого проникно-
394 Глава 14
Рис. 14.1. Система для промышленной сварки на основе ССЬ-лазера мощ-
ностью 600 Вт.
1 — трехсекцпонный резонатор; 2— гранитная плита; 3—вакуумная система; 4— масля-
ное охлаждение; 5 — высоковольтная система; 6 — система перемешивания газов; 7—
программируемая система цифрового контроля; 8— система цифрового контроля ICON:
9 — диафрагма перекрытия пучка; 10— зеркало для поворота пучка; 11— система ви-
зуального контроля; 12 — рабочее место; 13— поворотный зажнм.
ставление о некоторых элементах системы, используемой для
лазерной сварки.
К числу процессов лазерной обработки материала относятся
термообработка, сварка, пробивка отверстий, резка и разметка.
В последующих двух главах мы подробно остановимся на не-
которых перечисленных здесь процессах.
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
Charschan S. S. (ed.). Lasers in Industry, Van Nostrand — Reinhold, Prince-
ton, New Jersey, 1972, Chapter 3.
Cohen M. I.. Material Processing, in Laser Handbook, Vol. 2 (Arecchi F. T.,
Schulz-Dubois, eds.), North-Holland Publ.. Amsterdam, 1972.
Election M., Materials Processing with Lasers, IEEE, Spectrum, p. 62 (April,
(972).
Gregson V. G. et al.. Basis of Laser Material Processing, Electro-Opt. Syst.
Design, p. 25 (November 1976).
Возможности применения лазеров для обработки материалов 395
Heog Е. et al., Performance Characteristics of a 10-kW Industrial CO2 Laser
System, Appl. Opt., 13, 1959 (1974).
Locke E. V., Multikilowatt Industrial CO2 Lasers, Soc of Manufacturing Eng.
Tech. Paper MR74-952 (1974).
Pasturel M., CO2 Industrial Laser Machining, Electro-Opt. Syst. Design, p. 23
(May 1976).
Ready J. F., Selecting a Laser for Material Working, Laser Focus, p. 38
(March 1970).
Ready J. F„ Effects of High Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971, Chapter 8.
Schaffer G., Lasers in Metalworking, Am. Mach., p. 41 (July 1, 1975).
402 Глава 15
Рис. 15.4. Скорости сварки нержавеющей стали при помощи лазеров иа АИГ
с неодимом [3].
Приведены кривые изменения глубины сварки в различных режимах работы.
вения достигаются значительно большие глубины сварного шва
при более высоких значениях отношения толщины шва к его
ширине. На рис. 15.4 приведены также данные о шовной свар-
ке, осуществленной при помощи непрерывного лазера с при-
мерно таким же уровнем мощности. Эти данные совпадают
с данными о сварке с помощью непрерывного лазера, представ-
ленными на рис. 15.3. Большая глубина сварного шва, который
получается при помощи лазеров, работающих в режиме повто-
ряющихся импульсов, достигается за счет более высоких зна-
чений пиковой мощности импульса.
Представленные на рис. 15.1—15.4 значения глубины сварки
характеризуют тот уровень, который может быть достигнут при
использовании лазеров со средней мощностью порядка несколь-
ких сотен ватт. При указанном уровне мощности энергия ла-
Применение лазеров для сварки и термообработки 403
1,25 1,25 2,5 3,75 5,0
Смещение фокального пятна
относительно поверхности, мм
Рис. 15.5. Глубина и ширина сварного шва
в нержавеющей стали марки 1018 в зави-
симости от положения фокального пят-
на [1].
Сварка производилась при помощи непрерывного
СОг-лазера "
125 см/мин.
фокусными
зерного излучения поглощается на поверхности образца и рас-
пространяется вглубь за счет теплопроводности. В итоге глу-
бина проникновения энергии ограничивается этим процессом
и толщина сварного шва получается относительно небольшой.
Типичное значение глубины проникновения тепла для лазеров
данного типа составляет несколько десятых долей миллиметра.
Для непрерывных лазеров глубину проникновения можно, ко-
нечно, повысить путем увеличения времени воздействия лазер-
ного пучка. Однако при этом снижается скорость сварки и
увеличивается размер зоны, подвергающейся тепловому воздей-
ствию. Как будет показано ниже, указанные проблемы значи-
тельно упрощаются при использовании непрерывных СО2-лазе-
ров мощностью несколько киловатт, которые позволяют прово-
дить более глубокую сварку.
Полезно также рассмотреть эффект, вызываемый изменени-
ем размеров фокального пятна пучка. На рис. 15.5 показано из-
менение глубины и шири-
ны сварного шва в стали
марки 1018 в зависимос-
ти от условий фокусиров-
ки [4]. Сварка осуществля-
лась с помощью непрерыв-
ного СО2-лазера мощно-
стью 1500 Вт со скоростью
125 см/мин. Отчетливо
виден эффект измене-
ния условий фокусировки.
Максимальная глубина
Проникновения обеспечи-
вается в условиях, когда
пучок фокусируется в точ-
ку, расположенную не-
сколько ниже поверхности.
Глубина проникновения
увеличивается для линз с
коротким фокусным рас-
стоянием, однако при этом
соответственно увеличи-
вается полуширина кривой
явление связано с тем, что
ется короткофокусной линзой (разд. 7 гл. 2).
Примеры малых размеров зоны сварки, осуществляемой при
помощи СОг-лазера, приведены на рис. 15.6а и 15.66. На
рис. 15.6а показано поперечное сечение области сварки между
стальной цилиндрической камерой сгорания и коллектором.
Заметна потеря металла в результате испарения с поверхности,
мощностью 1500 Вт со скоростью
Использовались линзы с указанными
расстояниями.
глубины
область
проникновения. Последнее
теретяжки пучка формнру-
406 Глава 15
ними проходила через фокальное пятно лазерного пучка. Все
способы фиксации свариваемых образцов рассмотреть здесь,
безусловно, нельзя. Мы лишь отметим, что от фиксации зави-
сит результат работы всей лазерной сварочной системы.
ojst
Прижимающая
сила
Прижима-
ющая сила
Прижимающая
сила
Прижимающая б
сила
Рис. 15.7. Допуск на точность фиксации
деталей встык (а) и внахлест (б) [1].
сечение. В соответствии с рисунком
На рис. 15.7, а приве-
дены, приближенные пра-
вила оценки допуска на
точность фиксации дета-
лей при сварке встык. Ве-
личина допуска выражена
через толщину сварива-
емого материала t. Свари-
ваемые части следует рас-
полагать так, чтобы зазор
между ними не превы-
шал 0,15/, а расстыковка
по высоте не превышала
0,25/. Края частей долж-
ны' быть прямолинейны-
ми и иметь прямоугольное
желательно, чтобы части
прижимались одна к другой. Соблюдение указанных условий га-
рантирует полную проверку стыкового соединения. Рис. 15.7, б
иллюстрирует оценку допуска при соединении внахлест.
В большинстве систем лазерной сварки осуществляется не-
прерывный контроль мощности лазерного излучения для уве-
ренности в том, что мощность находится в нужных пределах.
При выборе режима сварки оптимальная выходная мощность
лазера определяется экспериментальным путем. В процессе
сварки часть пучка может отводиться, например, при помощи
прозрачной пластинки, вводимой в пучок под углом к его оси.
При этом основная часть пучка проходит через пластинку и
попадает на образец, а небольшая доля энергии отражается от
пластинки и направляется на предварительно откалиброванный
фотоприемник, который позволяет таким образом контролиро-
вать выходную мощность лазера. Если значение выходной мощ-
ности лазера отклоняется от заданной величины, то выходной
сигнал приемника можно через петлю обратной связи напра-
вить на питающее устройство и восстановить нужный режим
работы.
Размер зоны, подвергающейся тепловому воздействию, мо-
жет быть малым, если толщина материала небольшая. Это со-
ставляет одно из важных свойств лазерной сварки. Поскольку
тепловой поток необходимо передать через толщу материала,
очень трудно получить сварное соединение, ширина которого
была бы меньше толщины образца. В материалах же неболь-
Применение лазеров для сварки и термообработки 407
Рис. 15.8. Сварной шов между монелем н мельхиором на корпусе реле. (Сни-
мок любезно предоставлен Дж. М. Вебстером.)
Сварка со скоростью 15 см/мин осуществлялась при помощи импульсного СОг-лазера
с пиковой мощностью 500 Вт.
шой толщины можно получать сварные швы шириной несколь-
ко десятков микрометров.
Сварка при помощи непрерывных лазеров на АИГ с нео-
димом или непрерывных СО2-лазеров с уровнем мощности по-
рядка сотен ватт успешно осуществляется в разнообразных
областях. К числу применений сварки относятся герметизация
корпусов реле с термочувствительными элементами, приварка
наконечников к лопастям газовых турбин, создание контурных
швов на турбинных лопатках из инконеля, приварка циркалое-
вых наконечников к топливным элементам, ядерных реакторов
и приварка режущих кромок из закаленной стали к полотнам
металлорежущих пил.
В качестве примера на рис. 15.8 показан сварной шов на
корпусе малогабаритного реле с чувствительными элементами.
Полученный при помощи СО2-лазера мощностью 500 Вт, рабо-
404 Глава 15
Рис. 15.6а. Поперечное сечение сварного шва между корпусом из нержавею-
щей стали и коллектором, полученного при помощи непрерывного СОг-ла-
зера мощностью 360 Вт.
Линейная скорость образования шва составляла 91,4 см/мии. Снимок охватывает участок
размером 1,2 мм.
но налицо также полное проплавление в области шва, в резуль-
тате чего получено герметичное соединение. О быстром осты-
вании сварного шва свидетельствует мелкозернистая структура
металла в указанной области. Совершенно очевидно также,
что протяженность зоны, подвергающейся тепловому воздейст-
вию и прилегающей к сварному шву, мала и составляет
— 0,05 мм. На рис. 15.66 показан продольный разрез сварного
шва в верхней части набора пластин из сплава с высоким со-
держанием кобальта и прикрывающей их справа пластины из
нержавеющей стали. Отчетливо видно растекание расплавлен-
ного металла в процессе сварки.
Рассмотрим теперь ряд практических моментов, касающихся
лазерной сварки. Для обеспечения хороших результатов свар-
ки необходимо создать плотный контакт между свариваемыми
Применение лазеров для сварки и термообработки 405
Рис. 15.66. Разрез сварного шва в верхней части набора пластин из сплава
с высоким содержанием кобальта. (Этот снимок и снимок на рис. 15.6а лю-
безно предоставлены Р. Е. Густафсоном.)
Концевая пластина справа изготовлена из нержавеющей стали. Сварка проводилась
непрерывным СОг-лазером мощностью 500 Вт. Снимок охватывает участок размером
2,5 мм.
образцами, чтобы расплавленные материалы этих образцов
могли взаимно перемешиваться. Как правило, пучок должен
в равной мере воздействовать на оба образца.
Необходимо обеспечить надлежащее расположение и креп-
ление свариваемых образцов. Соответствующая операция по-
лучила название фиксации. Методы фиксации могут изменять-
ся в широких пределах в зависимости от размеров и формы
свариваемых образцов. Если, например, требуется приварить
крышку сосуда, то фиксируют крышку в требуемом положении
и затем вращают обе детали относительно пучка, который фо-
кусируется на область контакта между крышкой и сосудом.
Если необходимо сварить встык два плоских куска металла, их
подгоняют и тщательно прижимают один к другому, а затем
передвигают таким образом, чтобы граница раздела между
408 Глава 15
тающего в режиме повторяющихся импульсов, сварной шов
отличается высокой чистотой. Локализация зоны теплового воз-
действия позволяет осуществлять сварку без повреждения внут-
ренних элементов.
15.2. СВАРКА ПРИ ПОМОЩИ
НЕПРЕРЫВНЫХ ЛАЗЕРОВ МОЩНОСТЬЮ,
равной нескольким киловаттам
Мы уже отмечали выше ограниченную глубину проникнове-
ния тепла при получении сварных швов с помощью лазеров,
средняя мощность которых не превышает — 1500 Вт. В 1970 г.
с появлением мощных непрерывных систем на основе СО2-ла-
зеров стала возможной сварка с большей глубиной проникно-
вения. Появились сообщения о сварке с большой глубиной про-
никновения, выполненной при помощи СО2-лазеров мощностью
Рис. 15.9. Глубина лазерной сварки в за-
висимости от мощности лазерного излуче-
ния [5].
Кривые, построенные по результатам исследова-
ния различных материалов, указывают на пере-
ход в режим с глубоким проникновением в об-
ласти ~ 1 кВт.
том числе нержавеющую сталь, титан
несколько киловатт. На
рис. 15.9 приведена зави-
симость глубины лазер-
ной сварки от мощности
падающего излучения [5].
Штриховой линией пред-
ставлена зависимость для
сварки нержавеющей ста-
ли при мощностях, не пре-
вышающих 1000 Вт. Как
уже отмечалось . выше,
глубина проникновения в
этом случае ограничена.
При мощностях 1000—
1500 Вт начинают играть
роль другие физические
процессы и кривые изги-
баются вверх в соответст-
вии с заштрихованной об-
ластью, которая характе-
ризует ряд металлов, в
и алюминий. В указанной
области глубина проникновения возрастает с мощностью лазер-
ного излучения примерно по степенному закону с показателем
степени 0,7 и достигает для нержавеющей стали 2 см при мощ-
ности 20 000 Вт.
В режиме сварки с глубоким проникновением энергия ла-
зерного пучка поступает на поверхность быстрее, чем ее можно
отвести за счет теплопроводности. В материале образуется от-
верстие, через которое энергия лазерного пучка проходит в
Применение лазеров для сварки и термообработки 409
глубь материала. В резуль-
тате оказывается возмож-
ным более глубокое проник-
новение энергии в образец,
поскольку оно более не
определяется теплопровод-
ностью. При перемещении
пучка по поверхности пере-
мещается и образуемое им
отверстие, которое затем
заполняется окружающим
его расплавленным метал-
лом. Описанный процесс по-
зволяет получать сварные
швы с большой величиной
Жидкий
металл
Зона
затвердевшего
металла
Пары с Высоким.
. давлением
Направление
сварки
Сфокусированный
лазерный пучок
Рис. 15.10. Схема режима сварки с глу-
боким проникновением.
отношения глубины к ширине. Схема процесса поясняется
рис. 15.10.
Лазеры мощностью несколько киловатт позволяют получать
глубокие и узкие сварные швы, похожие на швы, получаемые
методом электронно-лучевой сварки. Лазерный пучок может
распространяться в атмосфере. Процесс лазерной обработки
может быть упрощен за счет применения пневматических или
магнитных захватов, которые невозможно использовать при
электронно-лучевой сварке. Кроме того, для доставки лазерно-
го пучка к желаемому месту можно использовать отклоняющее
зеркало, что позволяет осуществлять сварку в местах, недо-
ступных другим методам сварки.
В настоящее время достижимая глубина сварки составляет
2 см за один проход. На рис. 15.11 показаны сечения сварных
швов, полученных при трех различных значениях скорости пе-
ремещения лазерного пучка мощностью 15 000 Вт по поверхно-
сти пластины из нержавеющей стали марки 304. При скорости
0,85 см/с глубина проникновения составляет —17,8 мм. По мере
возрастания скорости перемещения пучка ширина сварного шва
уменьшается, но глубина проникновения остается большей 15 мм
даже при скорости 2,5 см/с.
Форма зоны плавления определяется рядом условий. Одно
из этих условий связано с положением фокального пятна пучка
относительно поверхности образца. В одном эксперименте [6]
осуществлялось смещение фокальной плоскости пучка мощно-
стью 16 000 Вт на расстояние 1,5 мм. Максимальная глубина
проникновения достигалась в условиях, когда пучок фокусиро-
вался в плоскости, расположенной немного ниже поверхности.
При смещении фокальной плоскости в ту или иную сторону
глубина проникновения уменьшается. В ряде случаев сечение
зоны плавления имеет форму, напоминающую песочные часы.
410 Глава 15
Рис. 15.11. Сварные швы, образованные в процессе ’ проплавления пластины
из нержавеющей стали марки 304 толщиной 25 мм пучком СОз-лазера мощ-
ностью 15 кВт при различных значениях скорости перемещения пучка [5].
При этом положение области перетяжки определяется положе-
нием фокальной плоскости.
На рис. 15.12 приведены данные о глубине проникновения
сварного шва в нержавеющую сталь марки 304 при различных
скоростях перемещения лазерного пучка мощностью до 17 кВт.
Глубина проникновения оказывается достаточной для практиче-
ского применения сварки в различных случаях.
На рис. 15.13 сопоставляются результаты вакуумной элек-
тронно-лучевой сварки и лазерной сварки нержавеющей стали
марки 304 при мощности 10 кВт. При скоростях перемещения
пучка от 1,2 до 12,7 м/мин глубина проникновения лазерного
шва составляет ~70% глубины проникновения электронного
пучка. При меньших значениях скорости перемещения пучка
глубина проникновения электронного пучка продолжает возра-
стать, тогда как глубина проникновения лазерного сварного
шва стремится к насыщению. Указанный эффект может быть
связан с образованием поглощающей плазмы. Таким образом,
СОг-лазеры мощностью несколько киловатт могут успешно со-
перничать в области сварки с электронным пучком и не тре-
буют при этом вакуумной системы.
Сварка в режиме глубокого проникновения позволяет чрез-
вычайно эффективно использовать энергию лазерного излуче-
ния. На рис. 15.14 приведены результаты сварки ряда металлов
с помощью лазера мощностью 5000 Вт. Результаты выражены
через безразмерную скорость сварки Vbjk, где V — скорость
образования сварного шва, b — ширина зоны плавления и k —
Применение лазеров для сварки и термообработки 411
Рис. 15.12. Глубина сварного шва в нержавеющей стали марки 304 в за-
висимости от мощности СО2-лазера при различных значениях скорости свар-
ки [6].
Рис. 15.13. Зависимость глубины сварного шва от скорости сварки [6].
412 Глава 15
Нормированная мощность лазера Р/МД
Рис. 15.14. Нормированная скорость лазер-
ной сварки как функция нормированной
мощности лазерного излучения [5].
Прямые линии характеризуют различную эффек-
тивность использования лазерной энергии для
плавления.
коэффициент температу-
ропроводности. Использу-
емая для сварки мощ-
ность выражена через
безразмерный параметр
P/hKA, где Р — мощность
лазерного излучения, h —
глубина зоны плавления,
К — коэффициент тепло-
проводности и
Ь=Тт-Т0+Н/с, (15.1)
где Тт — температура
плавления металла, То —
температура окружающей
среды, Н — скрытая теп-
лота плавления и с —
удельная теплоемкость.
Верхняя из приведенных
на рис. 15.14 кривых соот-
ветствует 100%-ному ис-
пользованию лазерного
пучка для нагрева металла до температуры плавления и покры-
тия расхода на скрытую теплоту плавления. Действительно, если
Vblk=PlhK\, (15.2)
то
р= (Vb/k)hKA= (Vb/k)hK(Tm-T0+H/c) =
= (Vbpc/K) hK(Tm- To+H/c) =
= (^Л)р[с(7'то-Т0)+Щ (15.3)
Поскольку Vbh представляет объем материала, расплавлен-
ного за единицу времени, а
рИЛп-ту+Я]
— энергию, необходимую для расплавления единицы объ-
ема металла, то из написанного выше соотношения следует,
что вся мощность лазерного излучения затрачивается на плав-
ление металла в отсутствие каких бы то ни было потерь. На
этом же рисунке приведены также кривые, соответствующие
различным значениям эффективности использования лазерной
энергии. Нетрудно видеть, что для ряда металлов на практике
вполне достижима 70%-ная эффективность использования энер-
гии. В левой части рисунка приведены результаты для метал-
лов с высокой теплопроводностью, которые характеризуются
Применение лазеров для сварки и термообработки 413
более низкой эффективностью сварки (по-видимому, в резуль-
тате отвода части тепла от зоны сварки за счет теплопровод-
ности). Приведенные на рис. 15.14 результаты могут быть полу-
чены лишь при условии предварительного снижения исходного
коэффициента отражения поверхности металлов, о котором го-
ворилось в гл. 13.
Прочность полученных указанным способом сварных соеди-
нений может быть очень высока и достигать прочности свари-
ваемого металла. В табл. 15.1 приведены значения прочности
на разрыв для сварных соединений высокотемпературных спла-
вов на основе никеля и железа [5]. Полученные сварные соеди-
нения обладают удовлетворительной степенью пластичности.
Предел прочности на разрыв высокотемпературных сплавов,
подвергшихся лазерной сварке
Таблица 15.1
Марка сплава Основной металл Основные ле- гирующие добавки Толщи- на, MM Прочность сварного соединения, 103 кг/см2 Прочность исходного металла. 103 кг/см2
РКЗЗ | Ni Fe, Cr, Ti 1 1 10 10,3
РКЗЗ Al, Co, Mo J 2 10,9 10,6
С263 С263 | Ni Fe, Mn, Cr, Si J 1 10,2 9.9
2 9.9 10.0
N75 N75 j Ni Fe, Cr, Ti 1 1 7,3 8.2
Co, Mo J 2 7,45 8,2
М152 1 9.1 9,3
М152 J Fe Ni, Cr, Mo J
2 8,9 8,9
На рис. 15.15 приведены примеры односторонних и двусто-
ронних сварных соединений, которые получены с помощью ла-
зера на стали, применяемой для изготовления труб арктических
нефтепроводов. Соединения выполнены лазером мощностью
12 КВт со скоростью —1,06 см/с в случае односторонней сварки
и со скоростью —2,5 см/с в случае двусторонней сварки. При
испытаниях полученного соединения на разрыв в поперечном
направлении наблюдалось разрушение самого материала.
В настоящее время изучаются возможности применения ла-
зерных систем мощностью несколько киловатт для автоматиче-
ской сварки кузовов автомобилей, сварки тонких листов титана
и алюминия при строительстве скоростных надводных судов,
а также для сварки газопроводов, предназначенных для экс-
плуатации в арктических условиях.
414 Глава 15
Двусторонняя сборка
(12 кВт, 2р4 см/с)
Односторонняя сборка
(12 кВ/л, 1,06 см/с)
1,32см
132 см
Рис. t5.15. Результаты лазерной сварки арктических трубопроводов из стали
марки ,Х-80. (Из работы [5].)
Примером области, в которой применение лазеров мощно-
стью несколько киловатт достигло промышленного уровня, мо-
жет служить сварка пластины из чистого свинца для кислотных
аккумуляторов [7]. Положительные электроды аккумулятора
отливаются из чистого свинца и имеют форму дисков, вдоль
диаметра которых располагаются шесть контактов. Размеры
контакта составляют 5,25X80X22,5 мм. Соседние контакты сва-
риваются пучком СОг-лазера мощностью 2 кВт, который пере-
мещается со скоростью 8,5 см/с. Имеющиеся на поверхности
электрода выступы обнаруживаются при помощи двух полупро-
водниковых инжекционных лазеров. Излучение этих лазеров
отражается от выступов и попадает на фотоприемники. Ука-
занный лазерный сварочный аппарат находится в серийном про-
изводстве и обеспечивает сборку примерно девяти аккумулятор-
ных батарей в 1 ч (в каждой батарее имеется 106 сварных
соединений). Такой сварочный аппарат может заменить четыре
обычных аппарата, каждый из которых обеспечивает сборку
9—10 батарей за смену.
Были проведены эксперименты по сварке при помощи не-
прерывных лазеров мощностью, достигавшей 100 кВт [8]. Полу-
ченные результаты показывают, что глубина сварного шва воз-
растает с увеличением мощности лазерного излучения по сте-
Применение лазеров для сварки и термообработки 415
пенному закону с показателем, равным 0,7. При мощности
80 кВт можно сваривать нержавеющую сталь толщиной 5 см
со скоростью 2,7 м/мин. Применение лазеров с такими высоки-
ми мощностями в повседневной промышленной практике потре-
бует, по всей вероятности, дополнительных разработок.
15.3. ТОЧЕЧНАЯ СВАРКА
Лазерные установки для точечной сварки уже давно превра-
тились в многоцелевые устройства, обеспечивающие сварку не-
больших деталей. Они особенно удобны в тех случаях, когда
желателен нагрев лишь небольшой области (например, для
сварки компонент, расположенных вблизи от мест спая метал-
ла со стеклом, или для присоединения вводов к полупроводни-
ковым схемам, очень чувствительным к тепловым воздействи-
ям). В этих случаях метод точечной лазерной сварки вполне
может конкурировать с широко распространенными методами
(например, сваркой сопротивлением).
Большинство ранних работ по лазерной сварке, вышедших
в течение 60-х годов, было посвящено точечной сварке, по-
скольку в то время для этих целей можно было использовать
лишь лазеры на рубине и неодимовом стекле с относительно
малой частотой повторения импульсов. Такие лазеры наиболее
пригодны для точечной сварки, и значительная часть опубли-
кованных работ описывает именно эту область применений.
С помощью таких лазеров можно получать и сварные швы за
счет перекрытия областей сварки, но обычно к этому никогда
не прибегают из-за малой скорости образования сварного шва,
которая определяется относительно низкой частотой повторения
импульсов.
Для выполнения точечной сварки могут быть использованы
одиночные импульсы лазеров на рубине или неодимовом стек-
ле. Точечная сварка никелевого контакта с клеммой из никеле-
вого сплава на основании транзисторов вошла в повседневную
практику промышленного производства. Указанный процесс
позволяет получить соединение с хорошими металлургическими
свойствами при небольших размерах зоны, подвергающейся
воздействию теплового потока.
На рис. 15.16 приведена зависимость энергии (которой дол-
жен обладать рубиновый лазер для того, чтобы обеспечить
сварку медной и никелевой проволоки) от диаметра проволоки
[9]. Приведенные данные относятся к рубиновому лазеру с им-
пульсом излучения длительностью — 3 мс, для фокусировки ко-
торого используется простая линза. Как уже отмечалось выше,
лазеры с модуляцией добротности непригодны для сварки, по-
скольку длительность их импульса слишком мала ( — 100 нс)
416 Глава 15
для того, чтобы зона плав-
ления успела распростра-
ниться на достаточную глу-
бину. Лазеры с длитель-
ностью импульса ~ 1 мс
более пригодны для про-
бивки отверстий, чем для
сварки. Приведенные на
рис. 15.16 данные харак-
теризуют сварку с макси-
мальным уровнем прочно-
сти, когда прочность свар-
ного соединения равна
прочности исходной про-
волоки. Если энергия ла-
зерного импульса слиш-
ком мала, то проволока
расплавляется не полно-
стью. Если же эта энергия
слишком велика, то про-
Рис. 15.16. Зависимость энергии рубиново-
го лазера с длительностью импульса 3 мс,
необходимой для точечной сварки, от диа-
метра проволоки [9].
исходит частичное испарение металла с поверхности и проч-
ность сварного соединения снижается. Приведенные на рис. 15.16
кривые характеризуют энергию лазерного импульса, необхо-
димую для оптимальной сварки медных и никелевых проволок.
Медь обладает относительно высоким коэффициентом отраже-
ния. Для проволок из металлов с более низкими коэффициен-
тами отражения (например, стали или никеля) хорошее каче-
ство сварки достигается при меньших энергиях лазерного им-
пульса.
На ранних этапах применения лазеров в электронной про-
мышленности лазеры в основном использовались для сварки
микросхем. С помощью рубинового лазера осуществлялась
сварка различных электронных компонент, в том числе присо-
единение вводов к печатным платам и к контактам на кремние-
вых пластинках, спайка тонких проводов с тонкими пленками,
а также присоединение интегральных схем с компланарными
выводами к печатным платам. Доказано, что лазер позволяет
получать истинно сплавные соединения, в которых происходит
плавление и перемешивание материалов, находящихся по раз-
ные стороны контакта. Продемонстрирована техническая воз-
можность применения процесса лазерной сварки для взаимного
соединения микроэлектронных компонент. Лазерная сварка мо-
жет применяться при сборке электронных компонент с любым
из известных в настоящее время типом компоновки, но осо-
бенно выгодна она для устройств с так называемыми балоч-
ными выводами. Присоединение таких выводов ведется под
Применение лазеров для сварки и термообработки 417
микроскопом, который можно использовать одновременно для
фокусировки лазерного пучка в центре поля зрения микро-
скопа.
Для того чтобы несколько выводов одновременно присоеди-
нить к интегральной схеме или печатной плате, их автомати-
чески устанавливают в нужном положении и с помощью спе-
циальной оптики лазерный пучок расширяют таким образом,
чтобы он охватывал одновременно все выводы схемы. Так, на-
пример, в одном из случаев осуществляется одновременное при-
соединение четырех выводов. Для этой цели пятно пучка ру-
бинового лазера растягивают в линию с помощью цилиндриче-
ской линзы, а затем приваривают четыре вывода из сплава
Ti—Pt, которые находятся на обращенной к лазеру стороне
платы, к тонкой золотой пленке, нанесенной на керамическую
подложку. Лазерное излучение хорошо поглощается материа-
лом выводов и вызывает их плавление, но не разрушает золо-
тую пленку, обладающую более высоким коэффициентом отра-
жения.
Одним из важнейших применений снсрки, которая осуществ-
ляется с помощью лазера на АИГ с неодимом, работающего
в режиме повторяющихся импульсов, является точечная сварка
изолированных медных проводов с выводными клеммами [10].
Было выявлено два неожиданных обстоятельства, которые ука-
зывают на возможность применения лазерной сварки в про-
мышленной практике. Во-первых, лазерное излучение одновре-
менно служит для удаления изоляции и для создания сварного
соединения. Во-вторых, при использовании метода создания
волн сжатия в свариваемом образце осуществляется контроль
качества сварного соединения в реальном масштабе времени.
Была осуществлена сварка медной проволоки диаметром
312 мкм в полиуретановой изоляции. Проволока наматывалась
на буртик выводной клеммы, что обеспечивало защиту прово-
локи от прямого воздействия лазерного излучения. Благодаря
такой геометрии предотвращалось оголение проволоки в про-
цессе сварки. Лазерный пучок фокусировался на головке клем-
мы, расплавлял ее и сваривал с проволокой. Выводы были
сделаны из сплава монель с температурой плавления, более вы-
сокой, чем у меди. Когда температура монеля в месте контак-
та с проволокой достигает точки плавления монеля, то сначала
плавится медь с более низкой температурой плавления и на
месте контакта образуется расплавленная зона. Использован-
ный для сварки лазер генерировал импульсы излучения дли-
тельностью 3,5 мс с энергией 8—10 Дж, которые фокусирова-
лись на поверхности контакта в пятно диаметром 0,125 см.
Исследование волн напряжения, возникающих в процессе
сварки, позволяет оценивать качество сварного соединения во
14 Дж. Реди
420 Глава 15
фсктивное применение лазеров. Основное внимание уделяется
сварке малогабаритных деталей в тех случаях, когда примене-
ние обычных методов сопряжено с трудностями. Повышенная
надежность сварных соединений и увеличение выхода годных
изделий могут обеспечить процессу лазерной сварки конкурен-
тоспособность в экономическом отношении.
До сих пор многие точечные соединения выполняются с по-
мощью сварочных аппаратов сопротивления. Считается, что
такой метод относительно недорог. В то же время проведенный
в работе [12] анализ показывает, что при большом числе свар-
ных соединений стоимость единичной операции сварки, выпол-
няемой при помощи автоматической системы лазерной точечной
сварки, может оказаться меньше стоимости выполняемой вруч-
ную операции сварки сопротивлением. Капитальные затраты
на автоматическую систему лазерной сварки, безусловно, пока
выше затрат на аппаратуру сварки сопротивлением с той же
производительностью. Однако это компенсируется более высо-
кой стоимостью труда, затрачиваемого на обслуживание аппа-
ратуры сварки сопротивлением. Проведенный анализ основы-
вался на трехлетием сроке амортизации аппаратуры при уровне
производительности 107 сварных соединений в год. Учитыва-
лась заработная плата операторов, накладные расходы и стои-
мость потребляемых материалов. Из результатов анализа сле-
дует, что стоимость операции лазерной сварки в указанных
условиях составляет 45 центов, а стоимость сварки сопротивле-
нием — 63 цента. Кроме того, лазерная сварка обеспечивает
лучшее качество соединения, а также исключает тепловое по-
вреждение и искажение свариваемых деталей. Из этого следу-
ет, что в ряде случаев лазерная техника уже в настоящее вре-
мя может конкурировать с существующими методами даже в
экономическом отношении.
15.4. ТЕРМООБРАБОТКА
Мощные СО2-лазеры могут применяться для термообработ-
ки металлов. При облучении поверхности материала лазером
происходит быстрый нагрев тонкого слоя, прилегающего к по-
верхности. По мере перемещения лазерного пучка на другие
участки поверхности выделившееся в этом тонком слое тепло
быстро отводится и нагретый участок так же быстро остывает.
Подобный процесс можно использовать для закалки поверх-
ностных слоев, в результате которой повышается их твердость.
Основная цель лазерной термообработки заключается в по-
вышении твердости поверхности материалов в результате из-
менения их структуры. Лазеры неэффективны для нагрева боль-
ших объемов материала, но с их помощью можно быстро по-
Применение лазеров для сварки и термообработки 421
Твердость, Кс
Рис. 15.18. Результаты термообработки углеродистой стали марки 1040 С
помощью СОг-лазера, мощность которого равна нескольким киловаттам [6].
а — зернистость в зависимости от глубины; четко различается поверхностный слой с по-
вышенной твердостью; б — твердость в зависимости от глубины (но Роквеллу).
высить температуру поверхности. Если прекратить подвод
лазерной энергии, то поверхность материала (в особенности
металла) чрезвычайно быстро охладится. В ряде материалов
такой процесс закалки приводит к повышению твердости по-
верхностных слоев в результате структурных изменений. Он
полностью эквивалентен тепловой закалке подвергающихся ла-
зерному облучению материалов и может использоваться для
селективного повышения твердости участков поверхности, под-
вергающихся износу.
Иногда процесс лазерной термообработки рассматривают
как «незавершенную» сварку. Как и в процессе сварки, лазер-
ный пучок перемещается по поверхности, но его перемещение
осуществляется настолько быстро, что процесс плавления не
успевает начаться. Поэтому очень важен контроль скорости
перемещения пучка. Глубина зоны термообработки определяет-
ся теплопроводностью материала. Температуру нагрева поверх-
ности и глубину проникновения теплового потока можно регу-
лировать путем изменения мощности лазерного пучка, степени
его фокусировки и скорости перемещения пучка по поверхности
материала.
На рис. 15.18 приведены результаты обработки углеродистой
стали марки 1040. На рис. 15.18, а иллюстрируется изменение
зернистой структуры вблизи поверхности. На рис. 15.18. б пока-
418 Глава 15
время его формирования. Такие волны напряжения возникают
в результате высвобождения энергии в твердом теле, испыты-
вающем пластическую деформацию. Установлено, что в процес-
се точечной лазерной сварки происходит выделение энергии
механических напряжений, которая распространяется по всему
материалу в виде упругих волн. Эту энергию можно обнару-
жить на поверхности материала при помощи пьезоэлектриче-
ского кристалла (например, кристалла цирконаттитаната свин-
ца), расположенного на поверхности на некотором удалении от
зоны сварки. Найдено эмпирическое соотношение между харак-
теристиками волнового пакета, формирующегося в результате
возбуждения упругих волн, и прочностью лазерной сварки.
Указанное соотношение позволяет в процессе сварки выявлять
особенности, которые связаны с механизмами, приводящими
к нарушению прочности сварки (например, обгорание изоляции
провода или нарушение условий фокусировки пучка на поверх-
ности контакта). Характеристики волнового пакета анализиру-
ются электронным устройством, которое вырабатывает сигнал
на продолжение или прерывание процесса сварки по результа-
там сравнения огибающей полученной характеристики с эта-
лонной. Таким образом, возникает возможность судить о каче-
стве получаемого сварного соединения в реальном масштабе
времени.
Рассмотрим два примера, в которых точечная лазерная
сварка достигла уровня широкого промышленного применения.
Это облегчит понимание различных аспектов практического
применения лазеров. В обоих случаях лазеры используются для
преодоления трудностей, которые возникают при применении
обычных методов. В первом случае речь идет о сварке никеле-
вого вывода с контактом на основе никелевого сплава в тран-
зисторе, выполняемой с помощью рубинового лазера. Примене-
ние лазерной сварки позволяет избежать растрескивания нахо-
дящегося вблизи соединения металла со стеклом. При обычной
контактной сварке сопротивлением выделяющееся тепло в дан-
ном случае часто вызывает растрескивание стекла, а получен-
ный сварной контакт не выдерживает вибрационных испыта-
ний. Проведенный анализ показал, что лазерная сварка обеспе-
чивает хорошее перемешивание материалов свариваемых дета-
лей и гарантирует высокую механическую прочность сварки.
Растрескивание стекла исключается благодаря малому размеру
зоны, подвергающейся тепловому воздействию. Полученное
сварное соединение отличается высокой надежностью по отно-
шению к вибрациям. Сварка осуществляется при помощи ру-
бинового лазера с энергией 7,5 Дж в импульсе длительностью
3 мс. Установка позволяет сваривать до шести транзисторов
в 1 мин П11.
Применение лазеров для сварки и термообработки 419
Рис. 15.17. Результаты сварки проволок из сплава Paliney 7 с пружинкой
из фосфористой бронзы, выполненной с помощью импульса рубинового ла*
зера с энергией 6 Дж [11].
Второй пример касается сварки проволоки из драгоценного
сплава Paliney 7 с пружинкой из фосфористой бронзы. Такое
соединение трудно получить методом обычной сварки сопро-
тивлением из-за большого различия электрических сопротив-
лений свариваемых деталей. Электрические свойства соеди-
няемых деталей несущественны для лазерной сварки. Сварка
осуществляется импульсами излучения рубинового лазера с энер-
гией 6 Дж и длительностью 3 мс, которые фокусируются при
помощи линзы с фокусным расстоянием 43 мм. Место сварки
удалено от фокальной плоскости на 0,19 мм, чем обеспечива-
ется такая расфокусировка, которая гарантирует одновремен-
ное перекрытие в одном лазерном импульсе обеих проволок.
Глубина прогреваемой зоны не превышает 50 мкм, и поэтому
жесткость пружины из фосфористой бронзы не изменяется.
Прочность получаемого сварного соединения оказывается по
меньшей мере такой же, как у исходной проволоки толщиной
25 мкм. Фотоснимок такого сварного соединения приведен на
рис. 15.17 [11].
Эти два примера приведены для иллюстрации ряда обстоя-
тельств, которые необходимо учитывать, чтобы обеспечить эф-
14*
422 Глава 15
зано изменение твердости в зависимости от глубины. В данном
случае размеры пятна пучка СОг-лазера составляли 1,7 см (ши-
рина) и 1 см (длина перемещения). Пучок перемещался вдоль
поверхности со скоростью 305 см/мин. Видны изменения свойств
материала вблизи поверхности. Твердость (по Роквеллу) основ-
ного материала составляет ~40 и увеличивается до 57 в по-
верхностном слое толщиной 0,025 см. Таким образом, быстрый
нагрев и закалка, осуществленные в результате облучения
СОг-лазером мощностью несколько киловатт, существенно уве-
личивают твердость материалов. Глубину слоя закалки можно
увеличить (снизить) за счет снижения (повышения) скорости
перемещения луча.
Для охвата больших площадей можно перемещать пучок
с частичным перекрытием облучаемых зон. Однако при таком
перекрытии наблюдается частичный отпуск на границах сосед-
них зон и соответственное снижение жесткости на некоторых
участках поверхности. Предложено несколько разных способов
снижения уровня этого отрицательного эффекта. Можно, в част-
ности, перемещать немного расфокусированный пучок вдоль
прямой линии или же перемещать остросфокусированный пу-
чок, заставляя его совершать высокочастотные колебания в на-
правлении, поперечном направлению перемещения. При линей-
ном перемещении расфокусированного пучка из-за неравно-
мерности его пространственного профиля глубина прогрева
оказывается больше в местах с максимальной плотностью мощ-
ности излучения. В итоге возникает закаленная зона с неодно-
родной глубиной. Для компенсации этого эффекта можно при-
менить многократное перемещение с перекрытием. Однако и
такой способ не обеспечивает полной однородности глубины
зоны закалки. Большей однородности глубины зоны закалки
можно добиться, используя высокочастотные колебания скани-
рующего лазерного пучка, но при этом возрастает степень слож-
ности системы. Равномерное распределение глубины зоны за-
калки может быть обеспечено в условиях, когда на некоторой
глубине внутри металла осциллирующее тепловое поле вырав-
нивается и превращается в практически постоянный поток теп-
ла, определяемый теплопроводностью.
Наилучшим решением проблемы, по-видимому, является ис-
пользование пучка с однородным профилем и такой ширины,
которая гарантирует полное перекрытие образца при одном
проходе пучка. Профиль пучка ряда высокомощных лазеров
имеет уплощенную вершину с быстрым спаданием мощности
к краям. Такой пучок трудно сфокусировать в пятно малых
размеров, которое необходимо, например, для резки материала,
но он практически удобен для охвата широкой площади при
относительно высокой равномерности распределения мощности.
Применение лазеров для сварки и термообработки 423
Некоторые исследователи характеризуют качество пучка
с помощью диаграмм Харта. На этих диаграммах приводятся
кривые равной глубины прогрева. В качестве ординаты служит
плотность поступающей на поверхность лазерной энергии,
а роль абсциссы играет скорость перемещения образца. Такие
кривые могут быть весьма полезны при оценке качества пучка
и для контроля эффективности выполняемой операции.
Твердость поверхности всех металлов, прочность которых
повышается в результате изменения их структуры, может быть
увеличена путем лазерного облучения. В качестве примеров
можно назвать углеродистые стали, инструментальные стали и
чугуны. Была осуществлена трансформация аустенитной стали
в мартенситную. Степень повышения твердости стали возрастает
по мере увеличения доли углерода в их составе. Для сталей,
содержащих 0,75% углерода, измеренные значения твердости
(по Роквеллу) превышают 60.
Практическая глубина зоны закалки зависит от материала и
желаемой толщины слоя повышенной твердости. Для СО2-лазе-
ра мощностью несколько киловатт, пучок которого облучает до
130 см2 поверхности в 1 мин, глубина зоны закалки составляет
~0,76 см. На рис. 15.19 приведены кривые зависимости скоро-
сти термообработки от глу-
бины закалки серого чугу-
на, проводимой с помощью
СО2-лазера мощностью
1500 Вт, пучок которого с
диаметром пятна 1,27 мм
осциллирует с указанной
частотой в направлении,
перпендикулярном направ-
лению перемещения [13]. В
области, заштрихованной на
рис. 15.19, поперечная ско-
рость настолько мала, что
происходит оплавление по-
верхности. Таким образом,
наряду с другими возмож-
ными методами выбор ре-
жима закалки с оплавлени-
ем поверхностного слоя или
путем изменения частоты поперечных колебаний пучка.
Важно, чтобы энергия лазерного излучения эффективно по-
глощалась в поверхностном слое. Поскольку для осуществления
термообработки материалов с приемлемой скоростью пригоден
лишь СО2-лазер, могут возникнуть трудности, связанные с вы-
соким коэффициентом отражения инфракрасного излучения.
1
Без плавления
60
65
50
45
«О г
Рис. 15.19. Связь между глубиной за-
калки и скоростью термообработки се-
рого чугуна при помощи пучка СО2-ла-
зера мощностью 1500 Вт [13].
О 0,1 02 0,3 0,4 0,6 0,6
Глубина закалки, мм

Плавление
поверхности

без него может быть осуществлен
424 Глава 15
Рис. 15.20. Закаленный слой, образовавшийся на поверхности серого чугуна
в результате обработки пучком СОг-лазера мощностью 1000 Вт. Ширина
слоя составляет 0,53 мм. (С разрешения М. Дж. йессика.)
В этих случаях коэффициент поглощения энергии пучка можно
повысить за счет нанесения на поверхность тонкого слоя сильно
поглощающего материала. Чтобы обеспечить эффективную пе-
редачу энергии к обрабатываемому образцу, покрытие должно
быть очень тонким ( — 25 мкм). Если же покрытие окажется
слишком толстым, то уменьшится глубина проникновения теп-
ла и снизится толщина закаленного слоя.
В качестве покрытий используются самые разнообразные
матёриалы. Наилучшими для покрытия являются поликристал-
лический вольфрам, окись меди и графит [14]. Поскольку до-
вольно трудно получить качественные покрытия из указанных
материалов в заводских условиях, наиболее подходящим по-
крытием будет сульфат магния. Такое покрытие обладает боль-
шим коэффициентом поглощения (хотя и не столь высоким, как
у трех указанных выше материалов) и может быть нанесено
без особых трудностей в заводских условиях.
Таким образом, существуют надежные покрытия, позволяю-
щие повысить коэффициент поглощения поверхности до 80—
90% и достигнуть хороших результатов при поверхностной за-
калке металлов, обладающих свойством термической трансфор-
мации. Однако для внедрения в заводскую практику нужны
более эффективные поверхностные покрытия.
На рис. 15.20 показан закаленный слой, образовавшийся на
поверхности образца из серого чугуна. Слой возник в результа-
те обработки излучением СО2-лазера мощностью 1000 Вт. Ла-
зерный пучок перемещался по поверхности со скоростью
10,2 мм/с и одновременно совершал быстрые колебания в по-
перечном направлении (что осуществлялось при помощи зер-
кала) с целью расширения зоны воздействия пучка и обеспече-
ния большей равномерности облучения. Ширина зоны закалки
составляла 6,8 мм, а глубина 0,53 мм. По структуре зона за-
калки представляет собой матрицу из мелкозернистого мартен-
сита, в которую вкраплены чешуйки графита. Твердость зака-
ленной зоны (по Роквеллу) лежит в пределах 58—62.
Применение лазеров для сварки и термообработки 425
Лазеры можно использовать для закалки образцов непра-
вильной формы, в частности областей, прилежащих к углам и
углублениям трубопроводов и зубчатых колес. Подробно ис-
следованы возможности применения лазерной закалки в авто-
мобильной промышленности, где наиболее остро ощущается
проблема износа отдельных участков поверхности деталей. Об-
следована возможность лазерной закалки головок цилиндров
двигателя, направляющих клапанов, распределительных валов,
шестерен, подпятников вала, седел клапанов и деталей рулево-
го устройства. Лазерная закалка применима в тех случаях,
когда требуется создать на выбранных участках поверхности
зоны повышенной твердости с небольшой глубиной закалки без
изменения размеров детали.
Твердость тонкого поверхностного слоя металла можно уве-
личить также путем соответствующей химической обработки.
Для этого через поверхность нагреваемого в печи материала
пропускают углерод или азот. Другой метод закалки основан
на индукционном нагреве поверхностного слоя толщиной от не-
скольких десятых миллиметра до нескольких миллиметров.
Лазерная закалка оказывается весьма перспективной в тех слу-
чаях, когда закаливаемая деталь имеет неправильную форму,
а глубина закалки не должна быть слишком большой. Лазер-
ная закалка позволяет существенно повышать твердость поверх-
ностного слоя при высокой скорости обработки и минимальном
уровне искажений формы деталей.
В настоящее время исследуются также и другие методы об-
работки поверхностей при помощи лазерного излучения. К их
числу относятся ударная закалка, легирование и глазурование
поверхности. При ударной закалке короткий импульс лазерного
излучения с высокой плотностью мощности (>109 Вт/см2) на-
правляют на поверхность. В результате быстрого испарения
поверхности и возникновения индуцированной лазерным излу-
чением волны поглощения в глубь материала начинает распро-
страняться фронт ударной волны. При прохождении ударной
волны материал упрочняется в результате наклепа. С помощью
лазеров на неодимовом стекле, работающих в режиме модуля-
ции добротности, осуществлена закалка алюминиевого сплава
марки 7075-Т73 [15]. Ударная закалка с помощью лазерного
излучения увеличивает прочность материала на разрыв и повы-
шает предел текучести на 0,2%. Наряду с этим улучшается со-
противление усталостной нагрузке при малой частоте нагру-
жения.
При легировании поверхности с целью повышения ее твер-
дости на нее наносится порошок, содержащий легирующие при-
садки, а затем подвергают обработке лазерным пучком. Как
правило, для указанной цели используют непрерывные СОг-ла-
426 Глава 15
зеры мощностью несколько киловатт. Скорость обработки, по-
верхности в данном случае оказывается несколько ниже, чем
при обработке с термической трансформацией материала, из-за
необходимости частичного расплавления поверхностного слоя.
При облучении происходит плавление и взаимное перемешива-
ние тонкого поверхностного слоя и порошка, а после прохожде-
ния пучка поверхность вновь затвердевает. При этом твердость
тонкого .слоя, содержащего примесные компоненты, оказывает-
ся выше, чем в необработанном материале. В одном из экспе-
риментов для закалки седла клапана автомобильного двигателя
на его поверхность наносился порошок, в состав которого вхо-
дили углерод, бор, кремний и хром [16]. Плавление порошка
и легирование поверхностного слоя осуществлялись при помощи
пучка СОг-лазера мощностью 18 кВт. Весь процесс предвари-
тельной обработки и закалки одного седла клапана занимал не
более 1,5 с.
Частичное оплавление поверхности предусматривает также
и процесс глазурования [17]. При соответствующем подборе
значений плотности мощности лазерного излучения и скорости
перемещения пучка непрерывного СОг-лазера мощностью в не-
сколько киловатт на поверхности возникает тонкий слой рас-
плавленного материала, внутренние области которого остаются
холодными. После отвода пучка происходит быстрое отвердение
расплавленного слоя. Поверхностный слой при этом закали-
вается. В результате образуется поверхностный слой с весьма
необычными и часто полезными свойствами. Из-за очень высо-
кой скорости закалки указанный слой имеет чрезвычайно мел-
козернистую структуру. Очень часто этот слой обладает струк-
турой стекла, откуда и появился термин «лазерное глазурова-
ние». Этот метод позволяет также повышать твердость поверх-
ности. Метод лазерного глазурования применим как к метал-
лам, так и к керамике. Он позволяет получать тщательно конт-
ролируемые и воспроизводимые результаты.
Методы ударной закалки, поверхностного легирования и
глазурования при помощи лазера изучены менее подробно, чем
описанные выше методы термообработки, основанные на терми-
ческой модификации материала, но они относятся к числу про-
цессов, имеющих большие перспективы в будущем.
15.5. ПРИМЕР, ИЛЛЮСТРИРУЮЩИЙ ВОЗМОЖНОСТИ
ЛАЗЕРНОЙ СВАРКИ
Рассмотрим пример, наглядно показывающий возможности
применения локального лазерного нагрева для решения необыч-
ных проблем. Речь идет о герметизации миниатюрного детона-
тора методом лазерной сварки, которая производится на рас-
Применение лазеров для сварки и термообработки 427
стоянии 1 мм от чувствительного к повышению температуры
инициирующего взрывчатого вещества. В условиях массового
производства очень трудно обеспечить простую и в то же время
высоконадежную герметизацию миниатюрных взрывных уст-
ройств типа детонаторов, запалов, взрывателей и т. п.
Рассматриваемый детонатор имеет форму цилиндра диамет-
ром 2,5 мм и длиной 6,3 мм. Герметизация осуществляется пу-
тем сварки корпуса, имеющего металлостеклянное уплотнение,
с капсюлем, содержащим сильное взрывчатое вещество. В ка-
честве материала корпуса и капсюля служит нержавеющая
сталь марки 320. Сварочная установка обеспечивает тщатель-
ную юстировку и фокусировку лазерного пучка, в результате
чего размер зоны сварки не превышает 127 мкм в диаметре и
76 мкм по глубине. Указанная особенность позволяет ограни-
чить зону, в которой происходит выделение тепла при сварке,
областью с контролируемыми малыми размерами. Сварка про-
изводится при помощи СОг-лазера, работающего в режиме по-
вторяющихся импульсов. Энергия отдельного импульса состав-
ляет 0,1’—0,3 Дж, а длительность —40 мкс. Под воздействием
пучка образуются отдельные перекрывающиеся зоны плавления
металла, которые при за-
твердевании формируют
однородный сварной шов.
На рис. 15.21 приведен
фотоснимок сварного шва,
полученного при помощи
описанного лазера [18]. В
верхней части фотосним-
ка виден корпус детона-
тора. Сварной шов про-
ходит по периферии рас-
положенного под ним кап-
сюля с взрывчатым веще-
ством. Ширина шва сос-
тавляет — 0,38 мм. На
снимке видны следы,
оставленные перекрываю-
щимися областями воздей-
Рис. 15.21. Сварной шов по периферии кор-
пуса микродетонатора, выполненный при
помощи СО2-лазера, работающего в режи-
ме повторяющихся импульсов [18].
ствия лазерных импульсов.
Сварной шов герметичен и настолько прочен, что изделия
выдерживают 28-суточные испытания в неблагоприятных усло-
виях с циклическими изменениями температуры и влажности,
с воздействием ударных нагрузок до 1300g и тепловых на-
грузок, которые непрерывно изменяются в пределах от —55 до
+ 71°С. Другие методы сварки, в том числе и сварка с помощью
электронного пучка, оказались малоэффективными, так как
430 Глава 15.
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 15.1.
Conti R. J., Carbon Dioxide Laser Welding, Weld J., p. 800 (October 1969).
Duley W. W., CO2 Lasers, Effects and Applications, Academic Press, New
York 1976, Chapter 6.
Mason J. H., Wasko J. H., Spot and Continuous Welding with Solid State
Lasers, Soc. of Manufacturing Eng. Tech. Paper MR74-955 (1974).
Ready J. F„ Effects of High Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971, Chapter 8.
Siekman J. G., Morijn R. E., The Mechanism of Welding with a Scaled-Off
Continuous СОг-Gas Laser, Phillips Res. Rep., 23, 367 (1968).
Shkarofsky I. P., Review on Industrial Applications of High Power Laser
Beams III, RCA Rev., 36, 336 (1975).
Staff Report, State of the Art in Continuous Nd: YAG Laser Welding, Metal
Progr., p. 61 (November 1970).
Thurber W. C., Laser Welding: Theory, Status and Prospects, Record Symp.
Electron, Ion, Laser Beam Technol., 11th San Francisco Press, San Fran-
cisco, California, 1971.
Webster J. M., Welding at High-Speed with the CO2 Laser, Metal Progr., p. 59
(November 1970).
К разд. 15.2.
Baardsen E. L., Schmatz D. J., Bisaro R. E., High Speed Welding of Sheet
Steel with a Carbon Dioxide Laser, Weld. I., 54, 227 (1973).
Duley W. W., CO2 Lasers, Effects and Applications, Academic Press, New
York, 1976, Chapter 6.
Gagliano F. P., Application of Lasers in Battery Welding, in Proc. Ind. Appl.
High Power Laser Technol., Vol. 86 (Ready J. F., ed.), Soc. of Photo-Opt.
Instrum. Eng., Palos Verdes Estates, California, 1976.
Locke E. V., Hoag E. D., Hella R. A., Deep Penetration Welding with High
Power СОг Lasers, IEEE J. Quantum Electron., QE 8, 132 (1972).
Locke E. V., Hella R. A., Metal Processing with a High Power CO2 Laser,
IEEE J. Quantum Electron., QE-10, 179 (1974).
Overstreet G. E., High Power CO2 Lasers in Industry, Ind. Res., p. 40 (May
Swift-Hook D. T., Gick A. E. F., Penetration Welding with Lasers, Welding
Research Supplement, Weld. J., p. 492-S (November 1973).
К разд. 15.3.
Anderson J. E., Jackson J. E., Theory and Application of Pulsed Laser Wel-
ding, Weld. J., 44, 1018 (1965).
Cohen M. L, Epperson J. P., Application of Lasers to Microelectronic Fabri-
cation, in Electron Beam and Laser Beam Technology, Advances in Elec-
tronics and Electron Physics (Marton L., El-Karh A. B., eds.), Academic
Press, New York, 1968.
Cohen M. I., Material Processing, in Laser Handbook (Arecchi F. T., Schulz-
Dubois E. O., eds.), North Holland Publ., Amsterdam, 1972.
Earvolino L. P., Kennedy J. R., Laser Welding of Aerospace Structural Al-
loys, Weld J., p. 127-S (March 1966).
Fairbanks R. H., Adams С. M., Laser Beam Fusion Welding, Weld. J., 43,
p. 97-S (March 1964).
Gagliano F. P., Lumley R. M., Watkins L. S., Lasers in Industry, Proc. IEEE,
57, 114 (1969).
Gagliano F. P., Zaleckas V. J., Laser Processing, in Lasers in Industry
(Charschan S. S., ed.), Van Nostrand — Reinhold, Princeton, New Jersey,
1972.
Применение лазеров для сварки и термообработки 431
Miller К. J-, Nunnikhoven J. D, Production Laser Welding for Specialized
Applications, Welcl.E, 44, 480 (1965).
Moorhead A. J., Laseh Welding and Drilling Applications, Weld. J., p. 97
(February 1971). \
Ready J. F., Effects of High Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971, Chapter 8.
Schmidt A. O„ Ham L, Hoshi T., An Evaluation of Laser Performance in
Microwelding, Weld I., p. 481-S (November 1975).
К разд. 15.4.
Breinan E. M., Kear В. H., Banas С. M., Processing Materials with Lasers,
Phys. Today, p. 44 (November 1976).
Bryant A. L., Koltuniak F. A., Heat Treating with a High Energy Laser, Soc.
of Manufacturing Eng. Tech. Paper MR74-964, 1974.
Engel S. L., Heat Treating with Lasers, Am, March., p. 107 (May 1976).
Hill J. W., Lee M. J., Spaulding I. J., Surface Treatments by Laser, Opt. La-
ser Technol., p. 276 (December 1974).
Locke E. V., Hella R. A., Metal Processing with a High Power CO2 Laser,
IEEE J. Quantum Electron., QE-10, 179 (1974).
Photon Sources, Inc., Application Guidelines, Laser Surface Hardening (Sep-
tember 1975).
Yessik M., Schmatz D. J., Laser Processing in the Automotive Industry, Soc.
of Manufacturing Eng. Tech. Paper MR74-962 (1974).
Yessik M., Scherer R. P., Practical Guidelines for Laser Surface Hardening,
Soc. of Manufacturing Eng. Tech. Paper MR75-570, 1975.
К разд. 15.5.
Barrett J. A., Hargreaves C. R., Bernal G. E., Ready J., F., The Laser Wel-
ding of Miniature Explosive Detonators,Proc. Symp. Explosives Pyrotech-
nics, 7th, Franklin Inst. Res. Lab., Philadelphia, Pennsylvania (September
8—9, 1971).
Глава 16
ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ
ДЛЯ СВЕРЛЕНИЯ, РЕЗКИ,
ИЗГОТОВЛЕНИЯ КОМПОНЕНТ
ЭЛЕКТРОННЫХ СХЕМ
И МАРКИРОВКИ
В гл. 15 рассмотрены применения процессов нагрева и плав-
ления, протекающих под действием лазерного излучения. Во
всех описанных случаях мы обычно стремились предотвратить
испарение и удаление материала. В данной же главе рассмот-
рены применения лазеров с целью удаления части материала.
В общем случае эти операции осуществляются при более высо-
ких значениях плотности мощности лазерного излучения, чем
сварка. Поэтому для указанных операций часто требуется более
точная фокусировка лазерного пучка, чем для сварки или тер-
мообработки.
16.1. УДАЛЕНИЕ МАТЕРИАЛА ПОД ДЕЙСТВИЕМ
ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
Мы уже обсудили ряд вопросов, связанных с удалением ма-
териала под действием лазерного излучения, в гл. 13. В данной
главе основное внимание уделяется тем аспектам процесса уда-
ления материала, которые непосредственно связаны с конкрет-
ными применениями.
Для удаления материала можно использовать различные ти-
пы лазеров. Их перечень несколько отличается от перечня ла-
зеров, применяемых для сварки, так как в данном случае тре-
буются более высокие уровни мощности. Для удаления мате-
риала можно использовать ТЕА-лазер на СОг и лазер на АИГ
с неодимом, работающий в режиме повторяющихся импульсов
с модуляцией добротности. В гл. 13 уже отмечалось, что для
операций удаления материала требуются импульсы с меньшей
длительностью, чем для сварки, но с большей плотностью мощ-
ности излучения. Непрерывные лазеры применяются для про-
бивки отверстий и удаления материала значительно реже, чем
для сварки и термообработки. Это связано с тем, что при ис-
пользовании непрерывных лазеров выделившееся тепло за счет
теплопроводности может проникнуть слишком глубоко внутрь
образца.
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 433
Большую ро^ь играют также параметры обрабатываемого
материала. Наиболее существенны температуропроводность,
скрытая теплота испарения и коэффициент отражения лазерно-
го излучения. Если исходить из того, что весь удаляемый мате-
риал испаряется, то количество материала, которое можно уда-
лить с помощью лазера, будет ограничиваться величиной скры-
той теплоты испарения. Проведем простой расчет. Максимальная
глубина слоя испаряемого материала определяется следующим
выражением:
£>=£оМр[с(7в-7'о)+^], (16.1)
где с — удельная теплоемкость, Тв — температура кипения, То —
температура окружающей среды, L — скрытая теплота испаре-
ния в расчете на единицу массы, р — плотность материала, Ео —
энергия лазерного импульса и Л —площадь, облучаемая пуч-
ком. Приведенное соотношение является прямым следствием
закона сохранения энергии. Оно основывается на предполо-
жении о том, что вся энергия лазерного импульса затрачива-
ется на нагрев удаляемого материала до температуры кипения
и передачу ему скрытой теплоты испарения. Оно представляет
собой максимальное количество удаляемого материала. Для
типичного металла (например, алюминия) перечисленные выше
параметры имеют следующие значения: р = 2,7 г/см3, с =
=0,97 Дж/г-°С, Т'в-7'о=2447°С, L=10 900 Дж/г. Если взять-
рубиновый лазер с выходной энергией 10 Дж, пучок которого
фокусируется в пятно площадью 10~3 см2, то, согласно приве-
денной выше формуле, максимальная глубина пробиваемого
отверстия составит 0,28 см. На практике глубина отверстия за-
висит от целого ряда других факторов. К уменьшению разме-
ра отверстия приводят потери энергии лазерного излучения
в результате отражения пучка от поверхности и отвода тепла-
в глубь образца за счет теплопроводности. Расплескивание рас-
плавленного материала, который не успевает полностью испа-
риться, ведет к увеличению глубины отверстия. Приведенные
соображения указывают на общие ограничения, которые прису-
щи рассматриваемому методу.
На рис. 16.1 приведены данные, характеризующие количе-
ство материала, которое может быть удалено в результате-
воздействия лазерного импульса [1]. Приведенные кривые ука-
зывают на взаимосвязь между скрытой теплотой испарения и
коэффициентом температуропроводности. Из рисунка видно, что
кривые для алюминия и железа пересекаются. При относитель-
но малых уровнях плотности мощности лазерного излучения
важное значение имеет утечка тепла в глубь образца. У алю-
миния температуропроводность выше, чем у железа, и поэтому
указанные потери больше. По этой причине глубина отверстия
434 Глава 16
Рис. 16.1. Экспериментальные данные о глубине слоя, испаряемого импуль-
сом излучения лазера на неодимовом стекле длительностью 700 мкс [1].
в алюминии меньше, чем в железе. По мере возрастания плот-
ности мощности лазерного излучения сокращается время, в те-
чение которого достигается температура кипения материала.
В итоге уменьшается время отвода тепла в глубь образца и
соответствующие потери тепла становятся менее существенны-
ми. В указанном режиме процесс удаления материала опреде-
ляется в основном скрытой теплотой испарения, а поскольку
скрытая теплота испарения у железа выше, чем у алюминия,
то количество испаряемого алюминия оказывается выше.
Очень часто в качестве преобладающего процесса удаления
материала выступает простое испарение, в ходе которого погло-
щение лазерного излучения происходит на непрерывно смещаю-
щейся в глубь материала поверхности жидкой фазы. Испарен-
ный материал может просто диффундировать в окружающую
атмосферу без взаимодействия с пучком. Верхний предел коли-
чества удаляемого материала определяется формулой (16.1).
Количество удаляемого материала может снизиться в резуль-
тате отвода тепла за счет теплопроводности. Приведенные на
рис. 16.1 данные получены в условиях, когда важна теплопро-
водность.
Как уже отмечалось в гл. 13, наряду с описанным выше ме-
ханизмом могут действовать также и другие механизмы. К чис-
лу механизмов, увеличивающих количество удаляемого мате-
риала, относятся выплескивание жидкого материала [2] и
выброс твердых частиц в результате происходящих под поверх-
ностью взрывов [3]. Поглощение лазерного излучения в уда-
ляемых материалах может привести к экранировке поверхно-
сти и уменьшить количество удаляемого материала. Таким об-
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 435
Рис. 16.2. Зависимость коэффициента поглощения различных материалов от
длины волны.
А — стекло пирекс толщиной 3,2 мм; В — глиноземная керамика AD-5 (массивный обра-
зец); С — кремний у~типа толщиной 1,68 мм; D — железо (массивный образец).
разом, при решении вопроса о применении лазера для удаления
материала необходимо провести экспериментальное исследова-
ние с целью определения оптимальных параметров лазера.
О коэффициенте отражения поверхности можно высказать
соображения, аналогичные тем, которые высказывались в отно-
шении сварки. Часть энергии лазерного излучения может быть
утрачена в результате отражения от поверхности. В инфракрас-
ной области коэффициент отражения поверхности велик и по-
этому очень трудно добиться ее эффективного испарения. Ра-
зумную эффективность испарения поверхности можно обеспе-
чить при использовании СОг-лазеров, так как отражающие
свойства поверхности ухудшаются после того, как начнется ее
разрушение и энергия излучения начинает достаточно хорошо
поглощаться в образце. Указанное явление уже описывалось
в гл. 13.
На рис. 16.2 показана относительная доля энергии излуче-
ния, поглощаемая различными материалами, в зависимости
от длины волны. На этом рисунке в основном представлены
данные о неметаллических материалах, поскольку лазерные
методы пробивки отверстий чаще всего применяются именно
к таким материалам, которые трудно сверлить обычными ме-
тодами (например, керамику). Приведенные на рисунке кривые
428 Г лава 15
сварное соединение оказывается очень близким к взрывчатому
веществу, которое очень чувствительно к повышению темпера-
туры.
Структура сечения полученного при помощи лазера сварно-
го соединения показана на рис. 15.22. Срез обрабатывался рас-
твором, содержащим равные части цианистого калия (10%) и
персульфата аммония (10%), а затем раствором реагента
Marble. Размер литой зоны при сварке составляет 254X76 мкм.
Рис. 15.22. Протравленный срез сварного
шва, показанного на рис. 15.21. Снимок
охватывает участок размером 0.38 мм.
Наличие такой литой зо-
ны еще раз указывает
на скоротечность процес-
са сварки. При сварке
происходит турбулентное
перемешивание материа-
ла. Размер зерен в литой
зоне чрезвычайно мал.
Сечение сварного шва не
обладает такой чистотой,
как сечение швов, полу-
ченных другими метода-
ми, но этот шов имеет вы-
сокую прочность и обеспе-
чивает требуемую герме-
тичность.
В настоящее время су-
ществует много областей
применения, в которых
лазерная сварка достигла
промышленного уровня.
Она успешно конкурирует
с такими хорошо извест-
ными методами сварки,
как дуговая сварка, свар-
ка сопротивлением п свар-
ка с помощью электронно-
го пучка. Во многих слу-
чаях применение лазер-
ной сварки сулит определенные преимущества, которые могут
оказаться решающими для конкретной области применения.
К числу преимуществ лазерной сварки относятся следующие:
1. Отсутствие контакта со свариваемым образцом (следова-
тельно, отсутствие загрязняющих примесей).
2. В отличие от электронно-лучевой сварки, для которой не-
обходим вакуум, лазерная сварка может производиться в атмо-
сфере.
Применение лазеров для сварки и термообработки 429
3. Малый размер зоны, подвергающейся тепловому воздей-
ствию, что чрезвычайно важно в тех случаях, когда сварка
должна осуществляться в непосредственной близости от чув-
ствительных к нагреву элементов (например, мест спая метал-
ла со стеклом).
4. Сварка может проводиться в местах, которые недоступны
для других методов сварки (например, при восстановительном
ремонте внутри отпаянного вакуумного объема).
Благодаря перечисленным преимуществам лазеры находят
все более широкое применение при проведении обычных сва-
рочных операций. Однако в настоящее время область их при-
менения в основном связана с малогабаритными деталями из-
за небольшой глубины проникновения теплового потока в глубь
образца для лазеров всех типов, за исключением дорогостоя-
щих СОг-лазеров мощностью несколько киловатт.
ЛИТЕРАТУРА
1. Engel S. L., Laser Focus, р. 44 (February 1976k
2. Mason J. H., Wasko J. H., Society of Manufacturing Engineers Technical
Paper MR74-955, 1974.
3. Marshall H. L., in Industrial Applications of High Power Laser Techno-
logy (Ready J. F., ed.), Vol. 86, Proc. Soc. Photo-Opt. Instrum. Eng., Pa-
los Verdes Estates, California, 1976.
4. Engel S. L., Society of Manufacturing Engineers Technical Paper MR75-579,
1975.
5. Breinan E. M., Banas C. M„ Greenfield M. A., laser Welding —The
Present State of the Art, United Technologies Research Center Report
R75-111087-3, June 1975.
6. Locke E. V„ Hella R. A., IEEE J. Quantum Electron., QE 10. 179 (1974).
7. Gagliano F. P., Society of Manufacturing Engineers Teclmical Paper
MR74-954, 1974.
8. Banas С. M., at the Society of Manufacturing Engineers Conference on
Lasers in Modern Industry, Chicago, January 25—27, 1977.
9. Murray W. A.. Laser Focus, p. 42 (March 1970).
10. Saifi M. A., Vahaviolos S. J., IEEE J. Quantum Electron., QE-12, 129
(1976).
11. Gagliano F. P„ Lumley R. M„ Watkins L. S„ Proc. IEEE, 57, 114 (1969).
12. Bolin S. R., Proc. Tech. Program Electro-Opt. Syst. Design Conf., Ana-
heim, November 11—13, 1975.
13. Engel S. L., American Machinist, p. 107 (May 1976).
14. Engel S. L., at the Society of Manufacturing Engineers Conference on
Lasers in Modern Industry, Chicago, January 25—27, 1977.
15. Fairand В. P. et al., J. Appl. Phys., 43, 3893 (1972).
16. Hella R., at the 1975 IEEE/OSA Conference on Laser Engineering and
Applications, Washington, D. C., May 28—30, 1975.
17. Breinan E. M., Kear В. H., Banas С. M., Phys. Today, p. 44 (November
. 1976).
18. Ready J. F., Effects of High Power Laser Radiation, Academic Press,
New York, 1971.
436 Глава 16
характеризуют количество поглощенной энергии, т. е. параметр,
играющий наиболее важную роль. Потери энергии могут быть
-связаны с отражением, а в случае неметаллических материа-
лов— с частичным прохождением излучения. Поэтому для не-
металлических материалов указывается толщина образца. Доля
поглощенной энергии зависит от многих факторов, в том числе
•от чистоты материала в характера обработки поверхности.
Так, например, небольшой максимум, наблюдаемый на кривой
поглощения' кремния в окрестности 9,5 мкм, обусловлен при-
месью кислорода в кремнии. Таким образом, приведенные на
рис. 16.2 данные следует рассматривать как представляющие
наиболее типичные условия, а не как универсальные точные
.значения, пригодные во всех случаях.
Приведенные на рис. 16.2 данные помогают выбрать лазер,
необходимый для пробивки отверстий в выбранном материале.
Так, например, стекло и плексиглас обладают высокой прозрач-
ностью в видимой и ближней инфракрасной областях спект-
ра, и поэтому в них поглощается лишь небольшая часть энер-
гии лазера на АИГ с неодимом, но они сильно поглощают
излучение на длине волны СО2-лазера (10,6 мкм). Указанная
-особенность характерна для большинства органических мате-
риалов, которые обладают сильным поглощением в окрестности
линии излучения СО2-лазера с длиной 10,6 мкм. Как следует из
приведенных на рисунке кривых, различные керамики также
-обладают высоким поглощением в окрестности длины волны
10 мкм. У кремния более высокий коэффициент поглощения
п ближней инфракрасной области, и он эффективнее поглощает
энергию лазера на АИГ с неодимом по сравнению с энергией
излучения СОг-лазера. Кривая для железа типична для всех
^металлов, имеющих высокий коэффициент отражения в даль-
ней инфракрасной области.
16.2. ПРОБИВКА ОТВЕРСТИЙ
Пробивка отверстий в металлах при помощи лазера может
оказаться выгодной во многих областях (например, для изго-
товления небольших отверстий в соплах и устройствах для
контролируемого напуска газов, апертур для электронно-луче-
шой аппаратуры и точечных диафрагм для оптических уст-
ройств). При помощи лазера можно без особого труда пробить
в тонких металлических листах аккуратные отверстия размером
не более 25 мкм. Метод позволяет формировать близкие к за-
данной конфигурации отверстия без нагрева и загрязнения
прилегающих областей. При необходимости можно пробивать
•очень небольшие отверстия специальной формы в таких изде-
лиях, где обычные методы не приводят к хорошим результатам.
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 437
Размер подвергающейся тепловому воздействию зоны вокруг
отверстия может быть очень малым (обычно 25—50 мкм). Как
и в случае сварки, количество удаляемого металла зависит от
его свойств. Как правило, используются импульсы излучения
с длительностью порядка нескольких сотен микросекунд (или
же более короткие). Значительно реже для указанной цели
используются лазерные импульсы длительностью более 1 мс.
В табл. 16.1 приведены значения глубины пробитых лазе-
ром отверстий для двух режимов: с коротким импульсом излу-
чения высокой мощности и с более длинным импульсом мень-
шей мощности. Указанные результаты получены на одном и том
же лазере на неодимовом стекле [4]. В одном случае этот лазер
работал без модуляции добротности и генерировал импульсы
длительностью 600 мкс. В режиме модуляции добротности этот
лазер генерировал импульсы длительностью 44 нс. Из получен-
ных результатов следует, что короткие импульсы излучения
менее эффективны для удаления материала, о чем уже говори-
лось выше.
Таблица 16.1
Глубина отверстий, пробитых лазерным излучением
Материал Глубина для импульса длительностью 44 нс при Ю9 Вт/см2, см Глубина для импульса длительностью 600 мкс при 5000 Дж/см2. см
Нержавеющая сталь 0,00011 0,061
Латунь 0,00025 0,078
Алюминий 0,00036 0,078
Медь 0,00022 0,090
Никель 0,00012 0,058
На рис. 16.3 показано изменение осевого сечения отверстия
в листе алюминия, полученного в результате испарения под
действием импульса излучения рубинового лазера, который фо-
кусировался при помощи линзы с фокусным расстоянием 30 мм
{5]. По мере увеличения энергии импульса возрастают как глу-
бина, так и диаметр отверстия. На этом рисунке показана типич-
ная форма отверстия, пробитого при помощи лазера. Отверстие
обладает определенной конусностью. Диаметр максимален на
входе в отверстие и убывает по мере увеличения глубины.
Если подвергнуть один и тот же участок поверхности образ-
ца повторному воздействию лазерных импульсов, то можно
получить отверстие большей глубины. На рис. 16.4 показана
•связь между числом импульсов и глубиной отверстия в сапфи-
438 Глава 16
Рис. 16.3. Изменение формы отверстий, пробитых в алюминиевой пластине
толщиной 1,6 мм, при увеличении энергии лазерного импульса [5].
О 0,36 Дж; X 1,31 Дж; А 4,25 Дж.
ровом образце [6]. Пробивка отверстий в материалах, подобных
сапфиру, представляет особый интерес в связи с тем, что такие
материалы очень тверды и с трудом поддаются другим мето-
дам сверления. Отверстия, характеристики которых представ-
лены на рис. 16.4, пробиты излучением рубинового лазера,
Рис. 16.4. Глубина отверстия, пробитого в сапфире, как функция числа ла-
зерных импульсов. (Данные предоставлены S. Shimakawa, Japan Society for
Laser Material Processing.)
П рименение лазеров для сверления, резки и маркировки 439
Рис. 16.5. Осевое сечение отверстия, про-
битого в массивном латунном образце им-
пульсом лазера иа неодимовом стекле с
энергией 5 Дж. Лазерный пучок фокуси-
ровался на поверхности образца при по-
мощи линзы с фокусным расстоянием
31 мм [7].
пучок которого фокусировался при помощи линзы с фокусным
расстоянием 30 мм. Лазерный импульс длительностью 1,5 мс
имел энергию 2 Дж. Приведенная на рис. 16.4 кривая показы-
вает увеличение глубины отверстия по мере возрастания числа
импульсов примерно до 30. Дальнейшее увеличение числа им-
пульсов не вызывает роста глубины отверстия.
Пробивку отверстий в металлах можно осуществлять при
помощи импульсных лазеров на рубине или неодимовом стекле,
а также импульсных СОг-лазеров. Пример осевого сечения ти-
пичного отверстия, пробитого в массивном образце, приведен
на рис. 16.5 [7]. Это от-
верстие пробито в лату-
ни одиночным импульсом
лазера на неодимовом
стекле с энергией 5 Дж,
который фокусировался
при помощи простой лин-
зы. На рисунке видны де-
фекты отверстия: неров-
ности стенок, искажения
круглой формы отверстия,
конусность и смещение
осевой линии отверстия
от нормали к поверхно-
сти. Такие дефекты труд-
но предотвратить, и они
могут сильно осложнить
применение лазеров в тех
случаях, когда требуется
получить отверстие хоро-
шего качества.
Попытки снизить степень конусности пробиваемых лазером
отверстий основываются на соответствующем контроле про-
странственного и временного профиля лазерного пучка. Жела-
тельно, чтобы лазер работал на чистой TEMoo-моде и в распре-
делении интенсивности не было бы «горячих пятен». Этим
путем можно добиться некоторого улучшения формы пробивае-
мых лазером отверстий, но полностью уничтожить конусность
невозможно.
С помощью одиночного лазерного импульса с высокой энер-
гией или последовательности импульсов меньшей энергии, на-
правляемых на одно и то же место, в металлических листах
можно пробить отверстия глубиной порядка нескольких милли-
метров. Максимальная глубина отверстия, которое может быть
получено на практике при помощи лазера, составляет —13 мм.
Для того чтобы уменьшить степень неровности стенок проби-
440 Глава 16
ваемого в металлической пластине отверстия, можно осуществ-
лять продувку отверстия газом в процессе его формирования.
На практике пробивка отверстий с помощью лазера имеет
ряд недостатков. Один из них заключается в ограниченной глу-
бине проникновения лазерного пучка, которая определяется
ограниченным количеством энергии в лазерном импульсе. Этот
недостаток можно было бы устранить, если использовать не-
прерывной СО2-лазер и направлять его пучок на одно и то же
место в течение длительного времени. Однако при этом тепло-
вая энергия распространяется на значительно большую пло-
щадь и теряются все преимущества использования лазера. Вто-
рой недостаток состоит в том, что удаляемый материал вновь
конденсируется вокруг входа в отверстие, в результате чего
входной край отверстия приобретает форму кратера. Причина
этого явления состоит в том, что выходящий из отверстия ис-
паряющийся материал легко конденсируется на первой же хо-
лодной поверхности, которая встречается на его пути. Образо-
вавшиеся вокруг отверстия закраины нетрудно удалить, но это
означает добавление еще одного этапа к процессу пробивки
отверстия. Третий недостаток связан с общей неровностью сте-
нок отверстия, которая обычно нежелательна. Для твердых
хрупких материалов типа алмаза можно вводить этап оконча-
тельной обработки отверстия, пробитого с помощью лазера.
Лазеры обладают также и рядом преимуществ, благодаря
которым возможно их применение для пробивки отверстий.
К числу этих преимуществ относится полное отсутствие кон-
такта какого-либо материала с обрабатываемым изделием,
а следовательно, и отсутствие возможности внесения загрязне-
ний. С помощью лазера можно проделать отверстие в твердых
хрупких материалах (например, в керамике и драгоценных кам-
нях), которые трудно обрабатывать другими способами. Раз-
мер зоны, подверженной тепловому воздействию, может быть
очень малым. И наконец, лазером можно пробить отверстия
очень малого диамера. Так, например, в тонких материалах
можно без особого труда сделать отверстие диаметром —0,5 мм.
Лазеры нетрудно приспособить для обработки неметалличе-
ских материалов. Обычно с помощью лазера с фиксированными
параметрами можно испарить значительно большее количество
неметаллического материала, чем металла, что, по крайней
мере частично, обусловлено различием значений удельной теп-
лопроводности. Особенно легко испаряются органические мате-
риалы. В данном случае выгоднее использовать СОг-лазеры,
поскольку многие неметаллические материалы имеют очень
сильное поглощение на длине волны 10,6 мкм. Для эффектив-
ной пробивки отверстий во многих неметаллических материа-
лах можно использовать СО2-лазер, работающий в режиме
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 441
повторяющихся импульсов со средним уровнем мощности
~ 100 Вт. Для этих же целей используются также рубиновые
лазеры и лазеры на АИГ с неодимом, работающие в непрерыв-
ном режиме или режиме повторяющихся импульсов.
С помощью рубинового лазера можно пробивать узкие глу-
бокие отверстия в относительно толстых образцах хрупких
материалов (например, в керамике или кремнии). Так, в гли-
ноземе были сделаны отверстия с аспектным отношением (от-
ношением глубины отверстия к его диаметру), превышающим
25. Такое аспектное отношение выше достижимых отношений
при изготовлении отверстий малого диаметра в керамике обыч-
ными методами. Рубиновым лазером, работающим в режиме
повторяющихся импульсов, можно пробить керамику толщиной
3,2 мм.
В пластине из хрупкого материала лазером можно пробить
отверстия, расположенные вблизи друг от друга пли от края
пластины. Лазеры можно использовать для пробивки отверстий,
предназначенных для присоединения вводов к подложкам ин-
тегральных схем. Сверление подобных материалов обычными
методами сопряжено с большими трудностями. Применение
лазеров позволяет полностью исключить проблемы износа и
поломки сверлильных головок.
В нескольких областях применение лазеров для пробивки
отверстий достигло промышленных масштабов. Одна из них—-
пробивка отверстий в драгоценных камнях. Лазеры обычно ис-
пользуются для пробивки отверстий в алмазах, предназначен-
ных для применения в качестве фильер для вытягивания прово-
локи. Применение лазеров в этой области сулит большие выго-
ды, поскольку из-за высокой твердости алмаза применение
прежних методов оказывается слишком трудоемким и дорого-
стоящим. Исходные отверстия для фильер пробиваются одним
или несколькими импульсами рубинового лазера. Для того что-
бы сгладить стенки полученных отверстий, необходима допол-
нительная чистовая обработка, но пробитые лазером исходные
отверстия очень удобны для окончательной доводки. Данный
пример относится к области применения, в которой лазеры име-
ют существенные преимущества по сравнению с другими мето-
дами. Пробивка отверстий в рубиновых камнях для часов ста-
ла обычной процедурой.
Возможность пробивки отверстий в керамике с помощью ла-
зера находит применение в электронной промышленности. Для
пробивки отверстий в глиноземной подложке плат электронных
схем обычно используются импульсные ССД-лазеры. Как сле-
дует из рис. 16.2, керамические материалы имеют хорошее по-
глощение на длине волны СОг-лазера. Использование лазера
для пробивки отверстий в твердой обожженной при высокой
442 Глава 16
температуре глиноземной керамике может оказаться перспек-
тивным, поскольку обычные методы сверления керамики очень
сложны и требуют, как правило, применения сверлильных го-
ловок из закаленной стали с алмазными наконечниками. Чрез-
вычайно трудно на основе существующей технологии получить
небольшие отверстия диаметром менее 0,25 мм. В том случае
когда толщина керамики превышает диаметр получаемого от-
верстия, часты поломки сверла. С помощью лазера можно про-
бивать в указанном хрупком материале небольшие отверстия
без риска растрескивания образца.
Типичные значения диаметра отверстий, полученных в гли-
ноземной керамике толщиной —0,6 мм с помощью импульсного
СОг-лазера, лежат в пределах 0,13—0,25 мм с допуском
— 13 мкм. Для пробивки отверстий с очень малым диаметром
более выгодны лазеры на рубине или АИГ с неодимом, имею-
щие более короткую волну излучения. Пробивка точных отвер-
стий производится при помощи лазеров на АИГ с неодимом,
работающих на длине волны 0,53 мкм. В тонких образцах про-
биваются отверстия диаметром всего 5 мкм. Отверстия очень
малого диаметра удается пробивать лишь при условии некото-
рого ухудшения их однородности. Обычно длину лазерного им-
пульса, предназначенного для пробивки отверстия, подбирают
таким образом, чтобы она находилось в пределах 300—700 мкс.
Из-за высокой хрупкости керамики сверление обычными спо-
собами, как правило, выполняется на «сыром» материале, до
того как он подвергнется обжигу. При обжиге размеры изделия
могут измениться. Лазерная пробивка отверстий выполняется
уже после обжига, и поэтому эти проблемы не возникают.
В настоящее время все более широкое распространение по-
лучают автоматизированные лазерные системы для пробивки
сложной совокупности отверстий в материалах толщиной
— 0,6 мм. В состав такой системы входят крепежное устройство
для керамики, ступенчатый двигатель для перемещения кре-
пежного устройства в необходимое для пробивки отверстия
положение и устройство цифрового контроля (которое по су-
ществу является небольшой ЭВМ), осуществляющее включение
и выключение лазера и двигателя, в результате чего обеспе-
чивается пробивка отверстий в строго определенных местах.
Оператору остается лишь установить керамическую пластинку
и включить систему. Остальной процесс выполняется автомати-
чески, и в керамике пробиваются нужные отверстия. На рис. 16.6
показаны отверстия, пробитые при помощи лазера.
Лазерная пробивка отверстий в металлах не получила
столь широкого распространения, как пробивка отверстий в ке-
рамике и аналогичных ей материалах, из-за описанных выше
недостатков лазерных методов (конусность, неровность стенок
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 443
Рис. 16.6. Отверстия диаметром 0,3 мм, пробитые в пластине глиноземной
керамики толщиной 0,7 мм с помощью СО2-лазера.
отверстия и т. д.), а также из-за того,, что обычные методы
сверления отверстий в металлах часто дают вполне удовле-
творительные результаты. Но в применении к твердым хрупким
материалам типа керамики, которые легко раскалываются и
быстро изнашивают сверлильные головки, обычные методы
сверления, как правило, не дают хороших результатов. Приме-
нение лазеров для пробивки отверстий в таких материалах час-
то дает целый ряд преимуществ.
16.3. РЕЗКА
Лазеры можно использовать для резки или фасонной обра-
ботки разнообразных неметаллических материалов. Под резкой
в данном случае понимается испарение части материала вдоль
выбранной линии с целью разделения этого материала на кус-
ки. Методы фасонной обработки путем скрайбирования или
раскалывания будут рассмотрены в последующих разделах.
Для того чтобы обеспечить резку металлов с необходимой для
практических применений скоростью, часто приходится прибе-
гать к использованию газовой струи, способствующей прожи-
444 Глава 16
ганию металла. Применение газолазерной резки с продувкой
кислорода существенно расширяет возможности промышленно-
го использования лазеров.
В большинстве случаев резка осуществляется при помощи
мощных непрерывных СО2-лазеров. Резка неметаллических ма-
териалов выполняется обычно довольно легко. Для резки ме-
таллов требуются более высокие мощности из-за более высоких
значений коэффициента отражения и коэффициента теплопро-
водности.
16.3.1. РЕЗКА НЕМЕТАЛЛИЧЕСКИХ МАТЕРИАЛОВ
Для резки органических материалов за счет испарения наи-
более перспективно использование непрерывных СО2-лазеров.
Практически все органические материалы имеют высокий ко-
эффициент поглощения на длине волны 10,6 мкм, но многие
из них достаточно прозрачны для излучения лазера на рубине
и АИГ с неодимом.
Во многих случаях для операции резки вполне достаточно
непрерывного СО2-лазера мощностью 100 Вт. Осуществлена
лазерная резка самых разнообразных материалов, в том числе
бумаги, резины, пластмасс, керамики, стекла, тканей и дерева.
Так, например, была продемонстрирована возможность резки
акрилового полотна толщиной 1,6 мм при помощи СО2-лазера
со скоростью 25,6 м/мин, в результате которой получен срез
с гладкими слегка оплавленными краями, а также осуществлена
резка листов бумаги со скоростью свыше 5 м/с, при которой
качество получаемого среза сравнимо с качеством механиче-
ского среза.
Для того чтобы при лазерной резке горючих материалов
получался гладкий необожженный край среза, может возник-
нуть необходимость в обдувке края среза струей инертного
газа.
К преимуществам резки, осуществляемой при помощи СО2-
лазера, относятся: отсутствие износа режущего инструмента,
снижение потерь материала в процессе резки, а в ряде случаев
также и улучшение качества среза. В отдельных случаях эко-
номические показатели лазерной резки тканей, ковровых изде-
лий и бумаги могут сравниваться с аналогичными показателя-
ми механической резки.
На рис. 16.7 приведены данные о резке различных пласти-
ков с помощью СО2-лазера мощностью 375 Вт. В ряде случаев
скорость резки оказывается достаточно высокой для практиче-
ских применений. В качестве дополнительных примеров в
табл. 16.2 приведены экспериментально измеренные значения
скоростей резки различных неметаллических материалов с по-
П рименение лазеров для сверления, резки и маркировки 445
Рис. 16.7. Зависимость скорости резки различных пластиков при помощи
СО2-лазера мощностью 375 Вт от их толщины. (Данные фирмы Photon
Sources, Inc.)
1 — целлюлоза; 2 — акриловая эпоксидная смола; 3 — пластик ABS; 4— винил; 5 —
поликарбонат; 6 — полиэтилен.
мощью СОг-лазера. Эти значения получены при различающих-
ся условиях и поэтому не обязательно являются оптимальными
[8-П].
Рассмотрим одну из областей, в которых лазерная резка
достигла уровня промышленного применения [12]. Соответствую-
щая система предназначена для лазерной резки ткани, нало-
женной в один слой. Она состоит из двух непрерывных СО2-
лазеров мощностью до 350 Вт каждый, оптической системы для
фокусировки п перемещения лазерного пучка, системы переме-
щения ткани по координатам х и у, мини-ЭВМ с запоминаю-
щим устройством на магнитной ленте, а также ячеистой
алюминиевой поверхности с системой вакуумного удержания,
перемещения и автоматического натяжения ткани. Система ла-
зерной резки ткани является полностью автоматической и рабо-
тает под контролем ЭВМ. Разрезаемый материал натягивается
на ячеистую поверхность, затем перемещается в требуемое по-
ложение относительно лазерной головки и после этого отреза-
ется с помощью сфокусированного лазерного пучка. Сам лазер
неподвижен, и его пучок перемещается по заданному контуру
446 Глава 16
с помощью линз и зеркал. В процессе резки ткани лазерный
пучок перемещается по контуру отрезаемого куска под контро-
.лем ЭВМ. Диаметр фокального пятна на поверхности ткани
•составляет —0,25 мм. После отрезки партии заготовок запу-
скается конвейер и заготовленные детали поступают в прием-
ное устройство, а новая партия ненарезанного материала по-
ступает на разрезной стол. Система допускает резку со скоро-
стью до 1 м/с, но средняя скорость резки обычно ниже. Если
исходить из того, что для раскройки мужского костюма необ-
ходимо сделать разрезы общей длиной примерно 5 м, то лазер-
ная система с двумя режущими головками сможет обеспечить
раскройку материала примерно для 40—50 костюмов в 1 ч.
Таблица 16.2
Резка неметаллических материалов излучением СОг-лазера
Материал Толщина, мм Мощность лазера, Вт Скорость резки, м/мнн Обдувающий газ
Натриевое стекло [8] 2,0 350 0,76 Воздух
Кварц [9] 3,2 500 0,74 Не указан
Стекло [10] 3,2 _ 5000 4,57 Используется
Керамическая плитка Ч 6,4 850 0,48
Фанера [8] 4,8 350 5,31 Воздух
Фанера О 6,4 850 5,41 Используется
Картон [8] 3,8 300 0,91 Воздух
Картон > 4,8 850 4,57 Используется
Синтетический каучук ’> 2,5 600 4,80 Отсутствует
Фанера [11] 25,4 8000 1,52
Стекло [11] 9,6 20000 1,52
Эпоксидная смола с борным запол- нителем [11] 8,1 15000 1.65
Эпоксидная смола со стекловолок- ном [11] 12,7 20000 4,57
1 Данные фирмы Ferranti, Ltd. -
Одновременно разрезается только один слой ткани. Досто-
инство лазерной системы заключается в высокой скорости
резки, которая создает возможность одновременно разрезать
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 447
только один слой ткани. Этим обеспечивается более точная
раскройка, чем в случае раскроя нескольких слоев ткани, на-
ложенных один на другой. Высокая точность раскроя исклю-
чает необходимость припуска на краях раскраиваемой детали.
В итоге обеспечивается лучшее использование раскраиваемого
материала п существенно экономится его расход. Высокая ско-
рость резки гарантирует также возможность быстрого измене-
ния фасона. Изготовитель может выпускать небольшие партии
продукции без заметного увеличения стоимости раскроя. Благо-
даря этому возможно значительное сокращение запаса заготов-
ленных деталей.
Лазерная резка обеспечивает хорошее качество края раз-
резаемых кусков. Прекрасно заделываются края разреза ткани
с высоким содержанием синтетического волокна. Край такого
разреза имеет существенно меньшую тенденцию к распуска-
нию, чем край разреза, выполненного обычным методом.
Согласно оценкам, стоимость раскроя костюма составляет
1,09 долл. Такая стоимость сравнима со стоимостью раскроя
обычными методами и, кроме того, предоставляет изготовите-
лю возможность быстро изменять фасон и уменьшать запасы
заготовленных деталей. Было проведено сравнение лазерного
метода резки ткани с различными обычными методами резки
(резка обычными ножницами, гильотиной, дисковыми ножами,
а также плазменная и ультразвуковая резка). Методы лазер-
ной резки позволяют применять современные автоматизирован-
ные технологические процессы в тех областях промышленности,
в которых в обычных условиях трудовые затраты велики.
Лазерную резку можно также применять при производстве
штанцевальных штампов. При помощи лазера можно прорезать
в деревянной планке щели, в которых затем крепятся стальные
высечки, используемые для отрезания или фальцовки заготовок
для картонных коробок. Обычно основой штампа служит кле-
новый брусок толщиной 19 мм. Применение лазерной резки
позволяет полностью автоматизировать процесс изготовления
сложной системы щелей для крепления стальных высечек. По-
лучаемые с помощью лазера щели имеют лучшую прямолиней-
ность и однородность по сравнению со щелями, изготовленными
с помощью механического лобзика. Описанный метод обеспе-
чивает возможность создания новых автоматических устройств
для изготовления картонных коробок, широко используемых
в пищевой промышленности. На рис. 16.8 показано серийное
устройство для изготовления штампов, основанное на приме-
нении СОг-лазера.
Другая область успешного применения лазерной резки свя-
зана с распиловкой керамических подложек сложной формы.
Простое разделение пластины глиноземной керамики на прямо-
450 Глава 16
Рис. 16.9. Скорость лазерно-кпслородной
резки малоуглеродистой стали [14].
Рис. 16.10. Верхний н нижний пределы
скорости резки малоуглеродистой стали
при помощи СО2-лазера мощностью 1 кВт
[14].
нижний предел скорости
резки, за которым начи-
нается интенсивное горе-
ние материала. На рис.
16.10 приведены данные
о верхнем и нижнем пре-
делах скорости резки ма-
лоуглеродистой стали при
помощи СОг-лазера мощ-
ностью 1 кВт. Нижний
предел соответствует ми-
нимальной скорости рез-
ки, при которой еще не
наступает сгорание ма-
териала.
В табл. 16.3 приведе-
ны значения скорости
резки, достижимые при
использовании лазерно-
кислородного метода на
СО2-лазерах с мощно-
стью порядка нескольких
сотен ватт [8, 15—17]. Без
продувки кислорода резка
осуществляется на суще-
ственно меньших скорос-
тях. Данные в табл. 16.3
приведены лишь для того,
чтобы проиллюстрировать
уровень достигнутых в
экспериментальных усло-
виях скоростей резки, и
поэтому отнюдь не обяза-
тельно являются опти-
мальными. Более того, полученные различными авторами значе-
ния скорости резки могут различаться даже при одинаковых ус-
ловиях проведения эксперимента. Причиной указанных различий
могут быть неконтролируемые параметры и возможные разли-
чия методик измерения мощности. Данные в табл. 16.3 характе-
ризуют по порядку величины возможности лазерно-кислородного
метода резки. Значения скорости резки довольно большие и
представляют интерес для промышленности.
Лазерно-кислородный метод наиболее удобен для резки хи-
мически активных металлов типа титана. Все исследования,
результаты которых опубликованы, выполнены с помощью не-
прерывных СОг-лазеров. В ходе процесса получается узкий
Прчменение лазеров для сверления, резки и маркировки 451
разрез с небольшой шириной зоны, подвергающейся тепловому
воздействию.
Таблица 16.3
Резка металлов излучением СО2-лазера
с одновременным обдувом струей кислорода
Материал Толщина, мм Мощность лазера, Вт Скорость резки, м/мин
Титан (чистый) [15] 0,5 135 15,0
Титан (чистый) [8] 17.0 240 6,1
Титан (сплав 6A14V) [15] 1,3 210 7,6
Титан (сплав 6A14V) [15] 2,2 210 3,8
Титан (сплав 6A14V) [15] 6,4 250 2,8
Титан (сплав 6A14V) [15] 7,4 260 2,5
Титан (сплав) И 5,0 850 3,3
Углеродистая сталь [15] 3,2 190 0,56
Нержавеющая сталь марки 302 [16] 0,3 200 2,3
Нержавеющая сталь марки 410 [17] 1,6 250 1,3
Нержавеющая сталь марки 410 [17] 2.8 250 0,25
Нержавеющая сталь [8] 0,3 350 4,3
Сплав Rene 41 [17] 0,5 250 2,0
Сплав Rene [17] 1,3 250 0.5
Сплав циркалой [15] 0,5 230 15,0
1 Данные фирмы Ferranti, Ltd.
С помощью СОг-лазера мощностью несколько киловатт
можно осуществлять резку только за счет энергии лазерного
излучения без поддува кислорода. Для того чтобы предотвра-
тить сгорание материала, можно воспользоваться защитным
инертным газом (например, гелием). Значения толщины раз-
резаемого материала и достигнутые скорости резки очень ве-
лики. В табл. 16.4 приведены опубликованные данные по резке
с применением СОг-лазера мощностью несколько киловатт
[12—18]. Приведенные значения не являются оптимальными, а
лишь характеризуют уровень результатов, достигнутых в ла-
бораторных условиях. На рис. 16.11 приведен пример выреза-
ния квадратных отверстий в листе нержавеющей стали тол-
щиной 0,5 мм с помощью СОг-лазера.
Применение лазерно-кислородного метода резки обеспечи-
вает значительную экономию при резке некоторых металлов
за счет снижения расхода материала и уменьшения требова-
15*
448 Глава 16
Рис. 16.8. Устройство для изготовления штампов, основанное на применении
•СО2-лазера. (С разрешения фирмы Coherent Radiation, Inc.)
угольные подложки с прямолинейными краями отреза можно,
по-видимому, осуществить значительно проще путем скрайби-
рования. которое рассмотрено в разд. 16.5. При изготовлении
многих интегральных схем возникает необходимость в нарезке
керамических подложек сложной формы. Процесс изготовления
таких подложек обычными методами оказывается слишком
дорогостоящим и медленным. В то же время применение СО2-
лазеров позволяет нарезать подложки неправильной формы из
стандартных прямоугольных заготовок и существенно сокра-
щает расходы на их изготовление. В одной из таких систем
применен непрерывный СО2-лазер мощностью 250 Вт [13]. Она
позволяет нарезать из глиноземной пластины толщиной 0,6 мм
подложки со сложным контуром при линейной скорости резки
1,2 см/с. Перемещение лазерного пучка по заданному контуру
осуществляется с помощью пантографа. Время, необходимое
для вырезания типичной подложки из исходной заготовки при
условии хорошего воспроизведения деталей контура и высо-
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 449
кого качества края отреза, не превышает 30 с. Стоимость из-
готовления подложки указанным способом оказывается ниже,
чем при использовании обычных методов резки. Кроме того,
лазерный метод позволяет значительно сократить разнообразие
форм исходных заготовок, поскольку достаточно иметь лишь
прямоугольные заготовки.
16.3.2. резка металлов
На начальном этапе развития лазерной техники технология
резки металлов развивалась очень медленно. Чтобы обеспечить
резку металлов, обладающих высокой теплопроводностью и
высоким коэффициентом отражения от поверхности, с доста-
точно высокой скоростью, необходимы большие значения сред-
ней мощности излучения. Указанную проблему удалось разре-
шить в результате создания мощных лазеров. Требуемая мощ-
ность лазерного излучения была снижена за счет применения
метода лазерной резки с одновременной продувкой кислорода.
Так как средняя мощность излучения должна быть большой,
для резки металлов чаще всего используются СОг-лазеры.
Процесс лазерной резки металлов и других материалов зна-
чительно ускоряется при обдуве материала струей кислорода.
В этом случае большая часть энергии, затрачиваемой на резку,
получается за счет экзотермических реакций между металлом
и кислородом. Лазерное излучение нагревает материал до точ-
ки возгорания, а сам процесс резки протекает в результате
реакции металла с кислородом. Указанный процесс позволяет
разрезать с высокой скоростью металлические пластины боль-
шой толщины при мощности источника лазерного излучения
всего лишь в несколько сотен ватт. В присутствии кислородной
струи скорость резки возрастает примерно на 40% по сравне-
нию с резкой в присутствии струи инертного газа.
В наиболее типичной конструкции кислородная форсунка
располагается коаксиально с лазерным пучком. Пучок СО2-ла-
зера фокусируется через форсунку на поверхность обрабаты-
ваемого образца с помощью линз, изготовленных из прозрач-
ного в ПК-области материала (например, германия или галои-
дов щелочных металлов). Обычно для подачи кислорода
используются конусные форсунки диаметром 1,3—2,5 мм, рабо-
тающие при давлении 1—2 атм.
На рис. 16.9 представлены данные о скорости резки листов
малоуглеродистой стали различной толщины в зависимости от
мощности лазерного излучения [14]. Как следует из рисунка,
скорости резки достаточно высоки для того, чтобы обеспечить
возможность практического применения лазерно-кислородного
метода в промышленности. Для этого метода резки существует
15 Дж. Реди
454 Глава 16
16.4. ПРОИЗВОДСТВО КОМПОНЕНТ ЭЛЕКТРОННЫХ СХЕМ
Лазеры нашли разнообразные применения в электронной
промышленности. В предыдущих разделах уже рассматрива-
лась лазерная сварка и ее применение в производстве компо-
нент электронных схем. В данном разделе описано использо-
вание эффекта испарения вещества под действием лазерного
излучения для изготовления элементов электронных схем или
же для подгонки параметров компонент к заданному номиналу.
(Процесс скрайбирования подложек электронных схем, кото-
рый можно рассматривать в качестве одного из важнейших
применений лазеров в электронной промышленности, рассмот-
рен в разд. 16.5.)
Лазеры позволяют изготовлять элементы электронных схем
путем непосредственного испарения части нанесенной на ди-
электрическую подложку тонкой пленки с целью придания
этой пленке необходимой геометрической формы. Методом ис-
парения под действием лазерного излучения можно изготовлять
резисторы и конденсаторы непосредственно на тонкопленочных
структурах. Возможность реализации такого метода была ус-
пешно продемонстрирована с помощью системы на основе
лазера на АИГ с неодимом, работавшего в режиме повторяю-
щихся импульсов с применением модулятора добротности на
основе вращающегося зеркала [20]. Лазер испускает непрерыв-
ную последовательность импульсов с пиковой мощностью 1 кВт,
длительностью 200 нс и частотой повторения —400 Гц. С по-
мощью объектива микроскопа лазерный пучок фокусируется
в пятно диаметром —8 мкм. При перемещении пучка происходит
испарение узкой полосы тонкой металлической пленки, нанесен-
ной на кварцевую или сапфировую подложку. Система позволяет
испарять полосу шириной — 1 мкм на золотой пленке и —0,4 мкм
на нихромовой пленке со скоростью —2,5 мм/с. Процесс сопро-
вождается относительно слабым повреждением материала под-
ложки. Полосы на поверхности пленки свободны от остатков
металла.
С помощью той же лазерной системы наносится совокуп-
ность тонких полос при изготовлении пленочных конденсаторов
со структурой тантал — хром — золото. Метод позволяет изго-
товлять конденсаторы емкостью —20 пФ с малыми отклоне-
ниями от номинала. Величина емкости изменяется путем регу-
лирования ширины зазора между металлическими полосами.
С помощью лазера можно целиком изготовить тонкопленочную
схему со всеми находящимися на ней резисторами, и конденса-
торами. Лазеры могут также применяться для изготовления
фотошаблонов, используемых для травления микросхем, или
шаблонов, пригодных для напыления элементов схемы на под-
ложку.
Ирименение лазеров для сверления, резки и маркировки 455
В работе [21] описана полная система для изготовления
элементов электронных схем с устройством для нанесения дву-
мерных структур. Сканирование пучка лазера на АИГ с неоди-
мом, работающего в режиме модуляции добротности, в системе
осуществляется с помощью зеркал, управляемых гальваномет-
ром, на который поступают сигналы от цифровой ЭВМ. Данная
система использовалась для изготовления токопроводов, шаб-
лонов и окулярных сеток путем прямого испарения металли-
ческих пленок.
Лазеры могут также использоваться для подгонки пара-
метров электронных компонент к номиналу за счет селектив-
ного удаления части материала. При помощи лазеров осущест-
вляется быстрая и аккуратная подгонка резисторов к номиналу,
обеспечивающая малый уровень разброса. Подгонка резисторов
в данном случае означает изменение его сопротивления путем
частичного разреза образующей этот резистор пленки. Началь-
ное сопротивление резистора выбирается несколько ниже тре-
буемого номинала, после чего на резисторе делается частичный
надрез. В процессе надреза осуществляется непрерывный конт-
роль сопротивления и при достижении требуемого значения
лазер выключается.
Для подгонки резисторов к номиналу путем изменения раз-
меров или же частичного удаления материала в сечении рези-
стора можно использовать лазеры, работающие в режиме по-
вторяющихся импульсов малой длительности. Система, обеспе-
чивающая измерение сопротивления в реальном масштабе
времени и имеющая обратную связь для управления лазером,
позволяет производить быструю подгонку резисторов к номи-
налу с разбросом менее 0,1%. Имеет место дрейф величины
сопротивления после подгонки, но его воспроизводимость до-
статочно хорошая. Поэтому сопротивление резистора подгоня-
ют до уровня, от которого оно достигает требуемого значения
в результате дрейфа. На практике удается осуществлять под-
гонку с погрешностью, не превышающей 0,1%.
Лазер может оказаться особенно удобным для подгонки
толстопленочных резисторов. По сравнению с методом подгон-
ки путем абразивной обработки лазерный метод отличается
высокой чистотой. Он позволяет подгонять сопротивления с
высокой точностью в условиях контроля его величины в реаль-
ном масштабе времени. Имеется возможность быстро приоста-
новить процесс подгонки после того, как будет достигнуто тре-
буемое сопротивление. После подгонки осуществляется герме-
тизация резистора.
Наиболее удобен для подгонки резисторов лазер на АИГ
с неодимом, работающий в режиме повторяющихся импульсов
с модуляцией добротности. Для этой цели разумно использо-
452 Глава 16
ний к последующей чистовой обработке. В табл. 16.5 приведены
стоимостные оценки резки листового титана различными мето-
дами. Полностью автоматизированная лазерная система резки
характеризуется высокими начальными капитальными затрата-
ми. В полную стоимость резки в расчете на единицу длины
сделанного разреза входят расходы на сам процесс резки и на
операции по вторичной обработке. Применение лазерных мето-
дов резки обеспечивает значительное снижение стоимости резки
в расчете на единицу длины (в особенности для достаточно
большой толщины материала).
Методы лазерной резки достигли уровня промышленного
применения в таких областях, как производство самолетов и
Таблица 16.4
Резка металлов излучением СО2-лазеров мощностью несколько киловатт
Материал Толщина, мм Мощность лазера, кВт Скорость резки, м/мин
Алюминий марки 6061 [18] 12,7 10 1,02
Алюминий [12] 1,0 3,0 6,35
Алюминий [12] 3,2 4,0 2,54
Алюминий [12] 6,4 3,8 1,02
Алюминий [12] 12.7 5,7 0,76
Инконель [18] 12.7 11 1,27
Нержавеющая сталь марки 300 [12] 3,2 3,0 2,54
Малоуглеродистая сталь [12] 3,2 3,0 2,54
Малоуглеродистая сталь [12] 16,8 3,0 1,14
Титан [12] 6,4 3,0 3,56
Титан [12] 31,8 3,0 1,27
Титан [12] 50,8 3,0 0,51
Таблица 16.5
Стоимостные оценки различных методов резки титаиа [17]
Метод Капитальные затраты, долл. Полная стоимость резки при заданной толщине материа- ла, долл./м
3.2 мм 6,4 мм 12,7 мм
Ленточная пила 2 000 5,0 7,15 13,62
Лазерная система (250 Вт) 96 000 2,33 3,90 42,0
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 453
Рис. 16.11. Лазерная резка нержавеющей стали. (С разрешения С. Л. Энгеля
и фирмы GTE Sylvania.)
космических летательных аппаратов, где они применяются для
резки металлов типа титана. Производительность одной из ла-
зерных установок для резки материала на основе СО2-лазера
мощностью 250 Вт составляет ~ 30 000 м/год [17]. Для разрезки
поверхностей со сложным контуром используются сложные си-
стемы с перемещением по нескольким степеням свободы. Про-
цесс резки алюминия в авиационной промышленности пока еще
не достиг стадии промышленного применения и в настоящее
время подвергается тщательной проверке [19].
458 Глава 16
находится еще в стадии разработки, но он, несомненно, явится
мощным средством для создания контактов в заданных местах
микросхемы. Поскольку такая модификация осуществляется
уже на полностью готовой схеме, с ее помощью можно снизить
затраты и ускорить процесс внесения необходимых изменений.
Следует отметить также применение лазеров для экспониро-
вания фоторезистора и формирования рисунка микросхемы.
Указанная область применения не связана с удалением мате-
риала, но внедрение в нее лазерной техники очень важно для
электронной промышленности, так как позволяет получать с
высокой точностью рисунки сложных микросхем. В качестве
прототипа таких систем можно рассматривать описанную в ра-
боте [23] систему на основе аргонового лазера с механическим
сканирующим устройством и акустоопт'ическим модулятором,
которая используется для получения рисунка схемы на фото-
пластинке. Она полностью автоматизирована и управляется
при помощи ЭВМ. Система для создания исходных рисунков
электронных схем работает уже на протяжении нескольких лет
и является примером существенного прогресса в области из-
готовления шаблонов для электронных схем.
Примером промышленного процесса, в котором использу-
ется испарение материала под действием лазерного излучения,
может служить процесс подгонки монолитных кристаллических
фильтров с помощью устройства на основе лазера на АИГ с
неодимом [24]. При помощи лазера испаряется часть золотых
полос, служащих для связи между электродами, и это позволя-
ет настроить фильтр с центральной частотой, равной 8 МГц,
с точностью до 3 Гц.
Для иллюстрации распространенности лазерной техники в
табл. 16.6 перечислены области электронной промышленности,
в которых применение лазеров достигло уровня серийного про-
изводства.
Таблица 16.6
Области широкого применения лазеров в электронной промышленности
Область применения Материалы Тнп лазера
Подгонка тонкопленоч- ных резисторов Та, Cr, Ni—Сг АИГ с неодимом
Подгонка толстопленоч- Керметы АИГ с неодимом, СО2-
ных резисторов лазер
Скрайбирование подло- жек Глинозем СО2-лазер
Скрайбирование подло- жек Кремний АИГ с неодимом
Пробивка отверстий Глинозем СО2-лазер
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 459
16.5. ДРУГИЕ ПРОЦЕССЫ, СВЯЗАННЫЕ
С УДАЛЕНИЕМ МАТЕРИАЛА
16.5.1. .МАРКИРОВКА
При идентификации готовых промышленных изделий воз-
никает ряд проблем. Для идентификации продукции, нанесения
на изделия соответствующей информации, а также с целью
предотвращения хищений готовой продукции нужно осущест-
влять маркировку изделий. Обычно для этих целей используют
трафаретную печать, клеймение, механическую или ручную
гравировку, травление и пескоструйную обработку. В ряде слу-
чаев требования к созданию длительно сохраняющейся марки-
ровки находятся на пределе возможностей существующих ме-
тодов.
Новый простой метод маркировки изделий основан на при-
менении лазеров. Как правило, лазеры, необходимые для мар-
кировки готовой продукции, значительно дороже обычно при-
меняемых для этой цели устройств (например, стальных штам-
пов). Поэтому к лазерной маркировке следует прибегать лишь
в тех случаях, когда требования к маркировке не могут быть
достаточно хорошо выполнены обычными методами. Такая си-
туация возникает в тех случаях, когда изделия имеют малые,
размеры или очень хрупки, а также при необходимости обес-
печить высокую скорость маркировки.
Предложены два метода маркировки изделий с помощью
лазеров. Первый метод заключается в сканировании сфокуси-
рованного лазерного пучка по поверхности изделия, модуляции
его интенсивности для испарения части материала в заранее
намеченных местах и осуществления таким образом требуемой
маркировки. Часто метка представляет собой комбинацию ал-
фавитно-цифровых знаков. Второй метод, получивший название
«микрообработки меток», заключается в одновременном форми-
ровании всей метки целиком путем обработки поверхности
мощным сфокусированным пучком лазерного излучения, кото-
рому заранее придана желаемая форма. В данном разделе
описаны оба метода маркировки.
Метод, основанный на сканировании, используется для на-
несения идентификационных меток на изделиях типа кристал-
лов кремния или дорогостоящих пишущих машинок. Мощный
лазерный пучок фокусируется на поверхности изделия, скани-
руется по заданному контуру, а его интенсивность увеличива-
ется в тех местах, где требуется сделать метку. Знаки метки
формируются в виде совокупности точек или линий. Для ука-
занных целей часто используется лазер на АИГ с неодимом;
его излучение обычно хорошо поглощается материалом марки-
руемого изделия и, кроме того, его можно получить в виде
456 Глава 16
Рис. 16.12. Надрезы, выполненные в процессе подгонки толстопленочного ре-
зистора. Надрезы сделаны с помощью лазера на АИГ с неодимом, работаю-
щего в режиме модуляции добротности с системой динамического контроля
импульсов на основе обратной связи. Фактический размер сфотографирован-
ного участка 2,3X3,! мм.
вать также и СО2-лазер, работающий в аналогичном режиме.
Для быстрого удаления материала без глубокого проникнове-
ния тепла в подложку желательно работать в режиме модуля-
ции добротности. При обработке тонких пленок небольшая
глубина слоя, испаряемого с помощью лазера в режиме с мо-
дуляцией добротности, не является недостатком. Преимущества
лазера на АИГ с неодимом по сравнению с СО2-лазером за-
ключаются в меньшей ширине полосы удаляемого материала,
более высоком поглощении излучения в металлической пленке
и меньшем поглощении в материале подложки. Поэтому в
большинстве случаев операции по подгонке тонкопленочных и
толстопленочных резисторов выполняются при помощи лазеров
на АИГ с неодимом, работающих в режиме повторяющихся
импульсов с модуляцией добротности. На рис. 16.12 показаны
надрезы, выполненные с помощью лазера на АИГ с неодимом
в процессе подгонки толстопленочного резистора.
Исследованы различные варианты геометрии надреза. Ши-
роко применяется L-образный надрез. Вначале осуществляют
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 457
частичный надрез поперек оси резистора, а затем изменяют
направление надреза на 90°. Такая форма надреза позволяет
лучше контролировать величину сопротивления. Если же над-
рез производится только поперек резистора, то в этих условиях
значительно труднее выполнить необходимую точность подгон-
ки (в особенности в тех случаях, когда надрез охватывает по-
чти все сечение резистора). С помощью надреза L-образной
формы возможно более постепенное приближение величины
сопротивления к требуемому уровню.
Определенные трудности возникают при тепловом ударе и
разрушении слоя вдоль линии надреза, которые являются при-
чиной дрейфа величины сопротивления после окончания про-
цесса подгонки. Устранение разрушения слоя и послеподгоноч-
ного дрейфа существенно облегчается при снижении мощности
лазерного излучения до минимального уровня, при котором еще
обеспечивается чистый надрез пленки.
Лазерные устройства для подгонки резисторов широко ис-
пользуются в промышленном производстве электронных схем.
Преимущества методов лазерной подгонки резисторов с авто-
матической системой измерения сопротивления в реальном мас-
штабе времени и системой обратной связи для управления
лазером способствовали широкому использованию этих методов
в промышленных устройствах. Методы лазерной подгонки зна-
чительно повысили точность обеспечения номинальных значе-
ний сопротивлений, позволили увеличить плотность размещения
элементов на плате схемы и тем самым улучшить конструкцию
схем и технологию их изготовления.
Другие разработки применений лазерной техники в элект-
ронной промышленности связаны с возможностью создания низ-
коомных контактов между проводниками на кристаллике изго-
товленной микросхемы. Так, например, имеется возможность
создавать контакты между слоями кремния и алюминия в за-
данных точках структуры металл — окисел — полупроводник
(в МОП-структурах). Для указанной цели использовались им-
пульсы излучения лазера на красителе длительностью в не-
сколько наносекунд [22]. С помощью лазерных импульсов мож-
но сделать отверстия в МОП-структуре и перераспределить
проводящий материал вокруг краев этих отверстий таким об-
разом, чтобы создать контакт между слоями, не нарушая
свойств прилегающих участков структуры. Такой метод позво-
ляет произвольно выбирать место создания контакта на готовой
микросхеме и тем самым облегчает модификацию или приспо-
собление схемы для конкретного применения. Можно опреде-
лить интервал допустимых значений параметров процесса, ко-
торый обеспечивает создание надежных и хорошо воспроизво-
димых контактов. Лазерный метод модификации микросхем
460 Глава 16
Рис. 16.13. Схема метода микрообработки меток.
коротких импульсов с высокой пиковой мощностью, достаточ-
ной для испарения метки на поверхности.
Лазерная маркировка может оказаться довольно перспек-
тивной при нанесении идентификационных меток на кремние-
вые пластины, поскольку указанный материал является очень
хрупким, и, кроме того, метки, заранее нанесенные на пластины
какими-либо иными методами, могут быть нарушены в процессе
обработки пластин. Качество нанесения идентификационных
меток на пишущие машинки с помощью лазерной маркировки
такое высокое, которого не удается добиться другими метода-
ми. Кроме того, лазерная маркировка пишущих машинок может
производиться уже на заключительных этапах их изготовления.
Метод микрообработки меток позволяет наносить сложные
знаки с помощью всего лишь одного лазерного импульса. Соот-
ветствующая схема показана на рис. 16.13. Оптическая схема
такой системы аналогична схеме диапроектора. На пути лазер-
ного пучка помещается маска, соответствующая требуемому
знаку. При помощи линзы на поверхности образца формируется
изображение этой маски. При достаточно высокой мощности
лазерного излучения происходит испарение материала с осве-
щенного участка поверхности и на поверхности остается отпе-
чаток изображения маски.
- Одна из основных тенденций в проведенных исследованиях
заключается в том, чтобы нанести с помощью одного импульса
лазерного излучения метку с максимально большой площадью.
Естественно, что для этой цели необходимы высокие импульс-
ные мощности лазерного излучения. Наиболее легко маркиру-
ются органические материалы. Исследовалась также возмож-
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 461
ность маркировки бумаги и деревянных изделий. Чаще всего
для указанных целей применяется СОг-лазер, излучение кото-
рого хорошо поглощается органическими материалами.
СОг-лазер ТЕА-типа с разумными выходной мощностью и
габаритами позволяет наносить на типичный упаковочный ма-
териал метку площадью ~ 1 см2, которая достаточна для ука-
заний даты или идентификационного знака партии изделий.
16.5.2. СКРАЙБИРОВАНИЕ
Скрайбирование представляет собой широко распространен-
ный метод резки и фасонной обработки образцов, в ходе кото-
рого испарением охватывается лишь часть поверхности вдоль
границы раздела. Этот метод применим для обработки хруп-
ких материалов типа керамики, кремния или стекла. Скрайби-
рование осуществляется путем нанесения на поверхности сплош-
ной канавки или пробивки последовательности близко распо-
ложенных отверстий, после чего материал легко надламывается
вдоль линии скрайбирования.
Обычно для скрайбирования керамики используется СО2-
лазер, работающий либо в непрерывном режиме, либо в режи-
ме повторяющихся импульсов. Керамика, как правило, хорошо
поглощает излучение с длиной волны 10,6 мкм, но для скрай-
бирования кремния более удобен лазер на АИГ с неодимом,
излучение которого имеет высокий коэффициент поглощения
в полосе ~ 1 мкм.
В разд. 16.3 описана прямая резка глиноземных образцов
сложной формы при помощи СО2-лазера. По сравнению с ука-
занным методом лазерное скрайбирование требует меньших
затрат энергии на единицу длины, поскольку для его осущест-
вления не требуется прорезать всю толщу материала. По этой
причине процесс разделения образца на куски с прямолиней-
ными краями выполняется методом скрайбирования значитель-
но быстрее, чем путем прямой резки или распиловки. Края
кусков, получаемых в результате разделения по методу скрай-
бирования, менее подвержены разрушению в результате из-
быточного нагрева и менее искажены термическими напряже-
ниями. Поэтому в тех случаях, когда нужны лишь прямолиней-
ные разрезы (например, при разрезке прямоугольной заготовки
на более мелкие прямоугольные куски), выгоднее пользоваться
методом скрайбирования. Методы же прямой резки следует
применять лишь в тех случаях, когда требуется получить куски
с резкими краями или со сложной формой. Например, при по-
мощи лазера на АИГ с неодимом осуществлено скрайбирование
кристалликов для кремниевых транзисторов со скоростью
15 мм/мин, а при помощи непрерывного СОг-лазера мощностью
462 Глава 16
----------------------------------------------------------
100 Вт — скрайбирование глиноземной керамики толщиной
0,63 мм со скоростью 150 см/мин. (
Применение лазерного скрайбирования для разделения
кремниевых кристалликов позволило существенно увеличить
масштабы производства интегральных схем при качестве,; бо-
лее высоком, чем при использовании метода алмазной распи-
ловки кристаллов. Лазерный пучок обеспечивает нанесение пря-
мой однородной линии с хорошо контролируемой глубиной.
Отдельные интегральные схемы получаются путем разламыва-
ния кристаллической пластины на сотни кристалликов вдоль
нанесенных методом скрайбирования линий. Согласно сделан-
ным в работе [25] оценкам, в процессе скрайбирования керами-
ческих пластин ежедневно пробивается до 2 млрд, отверстий.
Скрайбирование позволяет изготовлять образцы различных
размеров, в результате чего обеспечивается экономия подложек
нестандартного размера.
В работе [26] указывается на возможность существенной
экономии средств при использовании метода лазерного скрай-
бирования вместо скрайбирования при помощи алмаза. В про-
веденной оценке приняты во внимание только текущие расходы
и не учтены капитальные затраты на оборудование. Оценка
учитывает увеличение количества выпускаемой продукции
и связанную с ней экономию. При производстве 120 000
кристаллов в год стоимость лазерного скрайбирования не пре-
вышает 20% стоимости скрайбирования при помощи алмаза.
16.5.3. раскалывание
Хрупкий материал можно расколоть за счет механических
напряжений, возникающих в результате быстрого нагрева. Если
можно контролировать процесс раскалывания, то такой метод
можно использовать для разделения на куски хрупких мате-
риалов типа керамики или стекла. При поглощении энергии
лазерного излучения происходит быстрый нагрев поверхности
хрупкого материала, в результате которого возникают механи-
ческие напряжения, приводящие к локальному расколу мате-
риала. При перемещении материала относительно лазерного
пучка трещина распространяется вдоль пути, проходимого пуч-
ком. Разделение материала на куски происходит без разруше-
ния его поверхности и без потерь самого материала.
Метод контролируемого раскола можно использовать в тех
случаях, когда в процессе разделения возникает опасность
разрушения или загрязнения материала (например, при раз-
делении готовых печатных плат) в результате нагрева. Экспе-
риментально продемонстрирована возможность контролируемо-
го раскола при воздействии излучения СОг-лазера мощностью
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 463
м\нее 50 Вт [27]. Процесс разделения пластин глиноземной ке-
рамики толщиной 0,68 мм идет со скоростью 150 см/мпн. Линия
раздела может иметь произвольную форму и не обязательно
должна быть прямой. Разделение происходит без потерь мате-
риала и не сопровождается разрушением поверхности. Метод
раскола можно применять для разделения мелких хрупких
кристалликов для микросхем.
П6 сравнению со скрайбированием метод раскола обладает
следующим недостатком: трещина может распространяться за
пределы намеченной линии раздела (что часто наблюдается
при попытке получить угол с резкими очертаниями). Поэтому
для контролируемого разделения хрупких материалов обычно
используется метод скрайбирования, а метод раскола применя-
ется в тех случаях, когда необходимо избежать потерь мате-
риала в процессе разделения.
Ряд исследователей отмечает трудности получения воспро-
изводимых результатов при расколе (см., например, работу
ПО]). В частности, надежный контроль процесса раскалывания
удается осуществить лишь в случае малых скоростей. При по-
вышении скорости процесс распространения трещины становит-
ся неконтролируемым.
В конце 60-х годов высказывались оптимистические предпо-
ложения о возможностях метода контролируемого раскола.
В настоящее время этот оптимизм в значительной степени утра-
чен. Метод контролируемого раскола не получил широкого рас-
пространения.
16.5.4. БАЛАНСИРОВКА
Лазер позволяет осуществлять динамическую балансировку
деталей в процессе их движения. Суть большинства обычных
методов балансировки заключается в том, что на движущейся
детали отыскивают несбалансированный участок, затем оста-
навливают систему и удаляют часть материала с этого участка,
после чего вновь определяют положение несбалансированного
участка. Такой метод проб и ошибок часто оказывается очень
трудоемким.
Лазерный импульс малой длительности можно использовать
для удаления материала с несбалансированного участка дета-
ли, вращающейся в опорах испытательного устройства. Такая
процедура может значительно упростить и, возможно, удеше-
вить процесс динамической балансировки. Момент излучения
лазерного импульса нетрудно синхронизовать с моментом ре-
гистрации несбалансированного участка вращающейся детали
таким образом, чтобы импульс все время попадал на указан-
ный участок. Эффект разбалансировки обнаруживается обыч-
464 Глава 16
ними методами. Сигнал разбалансировки поступает на схему
контроля лазерных импульсов, которая срабатывает так, чтобы
каждый импульс лазерного излучения попадал на несбаланси-
рованный участок. /
С помощью пмпульса обычного рубинового лазера можно
удалить —1 мг металла. Такое количество материала достаточ-
но для большинства операций по балансировке. Длительность
лазерного импульса должна быть мала. При высоких скоростях
вращения импульс длительностью 1 мс будет охватывать боль-
шой угловой сектор. Поэтому для балансировки желательно
использовать импульсы длительностью несколько десяткЬв мик-
росекунд. Импульсы такой длительности позволяют осуществ-
лять балансировку роторов, вращающихся со скоростью до
24 000 об/мин. Из-за вращения энергия пмпульса поглощается
на несколько большей площади, а количество испаренного ма-
териала оказывается несколько меньше того, которое удаля-
ется с неподвижной детали. Но даже в этом случае для осу-
ществления динамической балансировки достаточен лазер с
энергией импульса ~10.Дж при условии достаточно большой
частоты повторения импульсов.
16.5.5. ЗАЧИСТКА ПРОВОДОВ
В промышленности применяются разнообразные операции
по зачистке проводов. В большинстве случаев эти операции до-
статочно удовлетворительно выполняются обычными способа-
ми. Однако в ряде случаев обычные способы зачистки не удов-
летворяют предъявляемым требованиям. Лазерные устройства
для зачистки проволоки позволяют удалять некоторые виды
жесткой изоляции (которые, например, используются в авиа-
космической промышленности) и одновременно исключают воз-
можность образования задиров. К изоляции такого типа отно-
сится, в частности, полиамидная пленка Kapton, используемая
в авиакосмической промышленности из-за малого веса. Чисто
тепловые или механические методы не обеспечивают надежной
зачистки такой пленки.
Лазерные устройства для зачистки проволоки основаны на
применении СОг-лазеров, излучение которых хорошо поглоща-
ется в органических материалах. В настоящее время созданы
модели, в которых проволока помещается непосредственно в
зачисточиую головку, при помощи которой лазерный пучок вра-
щается относительно проволоки и создает круговой надрез изо-
ляции. Затем для облегчения съема изоляции на ней делается
продольный разрез. Устройство обеспечивает высокую чистоту
зачищаемой поверхности и не оказывает влияния на металл
проволоки, о чем свидетельствует высокий коэффициент отра-
жения металлической поверхности на длине волны 10,6 мкм.
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 465-
\ Для зачистки проводов диаметром до 16,5 мм можно исполь-
зовать непрерывный ССД-лазер мощностью ~50 Вт. Лазерные
устройства обеспечивают надежную зачистку проводов в авиа-
космической промышленности в тех случаях, когда применение
механических устройств часто приводит к задиру или обрыву
проволоки.
16.6. ПРИМЕР. ПОВЫШЕНИЕ ВЫХОДА
ГОДНЫХ ФОТОМАСОК
Лазерное излучение используется для испарения небольших
количеств хрома из пленки на поверхности стеклянных пластин
с изображением фотомасок, используемых при производстве
кристаллов-подложек для интегральных схем. Применение та-
кого метода в широком промышленном производстве позволя-
ет уменьшить число дефектов, приходящихся на одну маску,,
и повысить выход годных кристаллов для интегральных схем.
В устройстве использован импульсный лазер на ионах ксе-
нона, работающий на длине волны 0,535 мкм. Такой выбор, по-
видимому, оптимален, поскольку излучение с указанной длиной
волны хорошо поглощается хромом, а лазеры с более длинно-
волновым излучением могут вызвать повреждение стеклянной
подложки. Кроме того, более короткая длина волны позволяет
получить фокальное пятно меньших размеров по сравнению
с фокальным пятном лазеров ИК-диапазона.
Обрабатываемые маски обследуются визуально с помощью
микроскопа, а их изображения воспроизводятся на экране конт-
рольного телевизора. Через поле зрения устройства проходит
вся поверхность маски. Если хромовое пятно обнаружено, его
помещают в центре поля зрения воспроизводящего устройства,
где имеется перекрестие, соответствующее точке наводки ла-
зерного пучка. Диаметр фокального пятна лазерного пучка
можно изменять в зависимости от размеров хромового пятна,
доводя его размер до 1 мкм. Затем включают лазер, излучаю-
щий импульс длительностью 0,5 мкс и мощностью 500 Вт. Ла-
зер включают последовательно столько раз, сколько необходи-
мо для удаления хромового пятна. Для удаления небольших
пятен, как правило, оказывается достаточным одного лазерного
пмпульса. Система, обеспечивающая повышение выхода годных
фотомасок, показана на рис. 16.14.
ЛИТЕРАТУРА
1. Braginskii V. В., Minakova I. I., Rudenko V. V., Sov. Phys. Tech. Phys., 12,
753 (1967).
2. Chun M. K„ Rose K., /. Appl. Phys., 41, 614 (1970).
3. Gagliano F. P., Paek U. C., Appl. Optics, 13, 274 (1974).
466 Г лава 16
Рис. 16.14. Устройство для лазерной очистки фотомасок. (С разрешения
фирмы Electromask, Inc.)
4. Ready J. F„ J. Appl. Phys., 36, 462 (1965).
5. Kato T., Yamaguchi T., NEC Res. Dev., 12, 57 (October 1968),
6. Shimakawa S., Japan Society for Laser Material Processing. (Частное со-
общение.)
7. Ready J. F., Effects of High-Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971.
8. Harry J. E„ Lunau F. W„ IEEE Trans. Ind. Appl., 1A-8, 418 (1972).
9. Feinberg B., Mfr. Engineering and Development (December 1974).
10. Chui G. K., Ceramic Bull., 54, 515 (1975).
11. Locke E. V., Hoag E. D., Hella R. A., IEEE J. Quantum Electron., QE-8,
132 (1972).
12. Wick D. W., Applications for Industrial Lasercutter Systems, Society of
Manufacturing Engineers Technical Paper MR75-491, 1975.
13. Longfellow J., Solid State Technol., p. 45 (August 1973).
14. Engel S. L., Society of Manufacturing Engineers Technical Paper MR 74-960,
1974.
15. Booklet, СОг Applications, Coherent Radiation, Inc., Palo Alto, California,
1969.
16. Duley W. W., Gonsalves J. N., Opt. and Laser Technol., p. 78 (April 1974).
17. Williamson J. R., in Industrial Applications of High Power Laser Techno-
logy (Ready J. F., ed), Vol. 86, Proc. Coc. Photo-Opt. Instrum. Engineers,
Palos Verdes Estates, California, 1976.
18. Locke E. V., Hella R. A., IEEE J. Quantum Electron., QE-10, 179 (1974).
19. Aerospace Industries Association of America, Report on Project 74.12, De-
cember 1975.
20. Cohen M. L, Unger B. A., Milkosky J. F., Bell System Tech. J., 47, 385
(1968).
21. Raamot J„ Zaleckas V. J., IEEE J. Quantum Electron., QE-9, 648 (1973).
22. Cook P. W., Schuster S. E., von Gutfeld R. J., Appl. Phys. Lett., 26, 124
(1975).
23. Poole К. M., Bell Syst. Tech. J., 49, 2031 (1970), and succeeding articles.
24. Laser Focus, p. 21 (February 1972).
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 467
25. Barber R., Society of Manufacturing Engineers Technical Paper MR 74-951,
Ю74.
26. MicroWaves, p. 71 (August 1970).
27. Lomley R. M., Ceramic Bull., 48, 850 (1969).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд.\16.1.
Charschayi S. S. (ed.), Lasers in Industry, Van Nostrand—Reinhold, Prince-
ton, New Jersey, 1972, Chapter 3.
Cohen M; L, Epperson J. P.. Application of Lasers to Microelectronic Fabri-
cation, in Electron Beam and Laser Beam Technology (Marton L., El-Ka-
reh A. B., eds.), Academic Press, New York, 1968.
Cohen M. L, Material Processing, in Laser Handbook (Arecchi F. T., Schulz-
DuBois E. O., eds.), North-Holland Publ., Amsterdam, 1972.
Dabby F. W., Paek U. C„ High-Intensity T aser-Induced, Vaporization and
Explosion of Solid Material, IEEE J. Quantum Electron., QE-8, 106 (1972).
Duley W. W., CO2 Lasers, Effects and Applications, Academic Press, New
York, 1976, Chapter 4.
Gagliano F. P., Lumley R. M., Watkins L. S., Lasers in Industry, Proc.
IEEE, 57, 114 (1969).
Gagliano F. P., Paek U. C., Observation of Laser-Induced Explosion of Solid
Materials and Correlation with Theory, Appl. Opt., 13, 274 (1974).
Paek U. C., Gagliano F. P., Thermal Analysis of Laser Drilling Processes,
IEEE I. Quantum Electron., QE-8, 112 (1972).
Ready J. F„ Effects due to Absorption of Laser Radiation, J. Appl. Phys.,
36, 1522 (1965).
Ready J. F., Effects of High-Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971. Chapter 3.
Shkarofsky I. P., Review on Industrial Applications of High-Power Laser
Beams III, RCA Rev., 36, 336 (1975).
Ulmer W., On the Behavior of Different Materials during Treatment with CO2
Lasers, Electro-Opt. Syst. Design, p. 33 (July 1974).
Wagner R. E., Laser Drilling Mechanics, J. Appl. Phys., 45, 4631 (1974).
Weaver L. A., Machining and Welding Applications, in Laser Applications,
Vol. 1 (Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1971.
К разд. 16.2
Charschan S. S. (ed.), Lasers in Industry, Van Nostrand—Reinhold, Prince-
ton, New Jersey, 1972, Chapter 4.
Cohen M. L, Epperson J. P., Application of Lasers to Microelectronic Fabri-
cation, in Electron Beam and Laser Beam Technology (Marton L., El-Ka-
reh A. B., eds.), Academic Press, New York, 1968.
Cohen M. L, Material Processing, in Laser Handbook (Arecchi F. T., Schulz-
Dubois E. O., eds.), North Holland Publ., Amsterdam, 1972.
Duley W. W., Young W. A., Kinetic Effects in Drilling with the CO2 Laser,
J. Appl. Phys., 44, 4236 (1973).
Duley W. W., Young W. A. A Study of Stress and Defect Structures Adjacent
to Laser-Drilled Holes in Fused Quartz, J. Phys. D.: Appl. Phys., 7, 937
(1974).
Duley W. W., CO2 Lasers, Effects and Applications, Academic Press, New
York, 1976, Charter 5.
Gagliano F. P„ Lumley R. M., Watkins L. S., Lasers in Industry, Proc.
IEEE, 57, 114 (1969).
Gonsalves J. N., Duley W. W., Interaction of CO2 Laser Radiation with So-
lids. I. Drilling of Thih Metallic Sheets, Can. J. Phys., 49, 1708 (1971).
468 Глава 16
Gonsalves J. N., Duley W. W., Interaction of CO2 Laser Radiation with Solids.
II. Drilling of Fused Quartz, Can, J. Phys., 50, 216 (1972).
Herziger G., Stemme R., Weber H., Modulation Technique to Control taser
Material Processing, IEEE, J. Quantum Electron., QE-10, 175 (1974).
Longfellow J., Production of an Extensible Matrix by Laser Drilling, Rev.
Sci. Instrum., 41, 1485 (1970).
Nakada Y., Giles M. A., X-ray and Scanning Electron Microscope Studies
of Laser Drilled Holes in Alumina Substrate. J. Am. Ceram. Soc., 54, 354
(1971).
Norton J. F., McMullen J. G., Laser-Formed Apertures for Electron Beam
Instruments, J. Appl. Phys., 34, 3640 (1963).
Shkarofsky I. P., Review on Industrial Applications of High-Power Laser
Beams III, RCA Rev., 36, 336 (1975).
К разд. 16.3
Belforte D. A., CO2 Laser Cuts Metals — And Costs, Electro-Opt. Syst. Design,
p. 18 (May 1975).
Belforte D. A., Precision Metal Cutting with a Laser, Proceeding of the Tech-
nical Program, Electro-Opt. Syst. Design Conf., 1975, Anaheim (November
11—13, 1975). ’
Chui G. K., Laser Cutting of Hot Glass, Ceram. Bull., 54, 514 (1975).
Duley W. W., Gonsalves J. N., CO2 Laser Cutting of Thih Metal Sheets with
Gas Jet Assist, Opt. Laser Technol., p. 78 (April 1974).
Duley W. W„ CO2 Lasers, Effects and Applications, Academic Press, New
York, 1976, Chapter 6.
Feiberg B., Advent of the Job-Shop Laser, Manufacturing Engineering and
Management (December 1974).
Harry J. E., Lunau F. W., Electrothermal Cutting Processes Using a CO2
Laser, IEEE Trans. Ind. Appl., IA-8, 418 (1972).
. Locke E. V., Hella R. A., Metal Processing with a High-Power CO2 Laser,
IEEE I. Quantum Electron., QE-10, 179 (1974).
Longfellow J., Sawing Alumina Substrates with a CO2 Laser, Solid State
Technol., p. 45 (August 1973).
Ready J. F., Effects of High Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971, Chapter 8.
Shkarofsky I. P., Review on Industrial Applications of High-Power Laser
Beams III, RCA, Rev., 36, 336 (1975).
Weaver L. A., Machining and Welding Applications, in Laser Applications,
Vol. 1 (Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1971.
К разд. 16.4
Arruda J., Prifti W., Microelectronic Package Sealing with a Laser, Electro-
Opt. Syst. Design (May 1973).
Berg A. L., Lood D. E., Effects of Laser Adjustment on Cr-Sio, Solid State
Electron., 11, 773 (1968).
Braun L., Breuer D. R., Laser Adjustable Resistors for Precision Monolithic
Circuits, Solid State Technol., p. 56 (Mau 1969).
Bube K- R-, Laser-Induced Microcrack in Thick-Film Resistors — A Problem
and Solutions, Ceram. Bull., 54, 528 (1975).
Cadenhead R. L., Production Trade-offs in Laser Trimming Operations, Solid
State Technol., p. 39 (January 1976).
Charschan S. S. (ed.), Lasers in Industry, Van Nostrand—Reinhold, Princeton,
New Jersey, 1972, Chapter 4.
Cohen M. L, Epperson J. P., Application of Lasers to Microelectronic Fabri-
’ cation, in Electron Beam and Laser Beam Technology (Marton L., El-Ka-
reh A. B„ eds.), Academic Press, New York, 1968.
Cohen M. L, Unger B. A., Milkosky J. F., Laser Machining of Thin Films
and Integrated Circuits, Bell. Syst. Tech. ]., AT, 385 (1968).
Применение лазеров для сверления, резки и маркировки 469
“I----------------------------------------------------------------------------
Cobk Р. W., Schuster S. Е., von Gutfeld R. J., Connections and Disconnecti-
ons on Integrated Circuits Using Nanosecond Laser Pulses, Appl. Phys.
Lett., 26, 125 (1975).
Dapkus P. D., Weick W. W., Dixon R. W., Laser-Machined Gap Monolithic
Displays, Appl. Phys. Lett., 24, 292 (1974).
Gagliano F. P., Lumley R. M., Watkins L. S., Lasers in Industry, Proc. IEEE,
57, 114 (1969).
Hardway G. A., Applications of Laser Systems to Microelectronics and Silicon
Wafer Slicing, Solid State Technol., p. 63 (April 1970).
Headley R. C., Laser Trimming Is an Art Taht Must be Learned, Electronics,
p. 121 (June 1973).
Hokanson J. L., Unger B. A., Laser Machining Thin Film Electrode Arrays
on Quartz Crystal Substrates, J. Appl. Phys., 40, 3157 (1969).
Maydan D., Micromachining and Image Recording on Thin Films by Laser
Beams, Bell. Syst. Tech. I., 50, 1761 (1971).
Mino T. D., Oberholzer D. J., Strittmatter C. A.,. Solid State Technol., p. 37
(August 1974).
Sard R., Maydan D„ A Structural Investigation of the Laser Machining of
Thin Bismuth Films, J. Appl. Phys., 42, 5084 (1971). ---------
Schmidling J., Laser Trimmer Branches Out, Electro-Opt. Syst. Design, p. 54
(July 1975).
Schuster S. E., Cook P. W., Laser Personalization of Integrated Circuits, in
Proc. Ind. Appl. High Power Laser Technol., Vol. 86 (Ready J. F., ed.),
Soc. of Photo-Opt. Instrum. Eng., Palos Verdes Estates, California, 1976.
Swenson E. J., Laser Trimming of Hybrid Microelectronics, Soc. of Manu-
facturing Eng. Tech. Paper MR74-963, 1974.
Waite G. C., Laser Application to Resistor Trimming, in Proc. Ind. Appl. High
Power Laser Technol., Vol. 86 (Ready J. F., ed.), Soc. of Photo-Optical
Instrumentation Eng., Palos Verdes Estates, California, 1976.
Unger B. A., Laser Applications in the Fabrication of Thin Film Circuits, Soc.
of Manufacturing Eng. Tech. Paper MR74-961, 1974.
Waters R. L., Weiner M. J., Resistor Trimming and Micromachining with
a YAG Laser, Solid State Technol., p. 43 (April 1970).
Webster J. M., The Microelectronics Horizon for Lasers, Electronic Packaging
and Production, p. 23 (March 1971).
Weick W. W., Laser Generation of Conductor Patterns, IEEE J. Quantum
Electron., QE-8, 126 (1972).
Whitehouse D. R., Ilgenfritz R. W., Laser Beam Technology for the Micro-
electronics Industry, Solid State Technol., p. 32 (July 1972).
К разд. 16.5.
Beaulieu A. J., Rapid Balancing of Gyroscopes with TEA CO2 Laser, Electro-
Opt. Syst. Design, p. 36 (May 1973).
Charschan S. S. (ed.), Lasers in Industry, Van Nostrand—Reinhold, Princeton,
New Jersey, 1972, Chapter 4.
Cohen M. L, Material Processing, in Laser Handbook, (Arecchi F. T., Schulz-
Dubois E. O., eds.), North-Holland Publ., Amsterdam, 1972.
Gagliano F. P., Lumley R. M., Watkins L. S., Lasers in Industry, Proc. IEEE,
57, 114 (1969).
Holzinger G., Kosanke K., Menz W., Printing of Part Numbers Using a
High Power Laser Beam, Opt. Laser Technol., 5, 256 (1973).
Iceland W. F., Design and Development of Equipment for Laser Wire Strip-
ping, Proc. Ind. Appl. High Power Laser Technol., Vol. 86 (Ready J. F.,
ed.), Soc. of Photo-Opt. Instrumentation Eng., Palos Verdes Estates,
California, 1976.
Laser Microbalances Inertial Gyros, Electro-Technology, p. 39 (August 1969).
Laserscribing, Quantronix Corp., Smithtown, New York, 1973.
470 Глава 16
Lumley R. M., Controlled Separation of Brittle Materials Using a Laser,
Ceram. Bull., 48, 850 (1969).
Nilson J. A., Image Micro-machining with TEA СОг Lasers, Soc. of Manu-
facturing Eng. Tech. Paper MR75-584, 1975.
Ready J. F., Effects of High Power Laser Radiation, Academic Press, New
York, 1971, Chapter 8.
Weaver L. A., Machining and Welding Applications, in Laser Applications,
Vol. 1 (Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1971.
К разд. 16.6.
Lee F. Correction of Mask Defects, Laser Focus, p. 87 (May 1975).
Глава 17
ОСНОВЫ ГОЛОГРАФИИ
Голография представляет собой метод безлинзовой трехмер-
ной фотографии, который был изобретен в 1948 г. Однако бур-
ное развитие голографии началось только с момента появления
лазеров в начале 60-х годов; для получення хороших голограмм
требуется лазер с мощным когерентным монохроматическим из-
лучением.
17.1. ПОЛУЧЕНИЕ ГОЛОГРАММ
В обычных фотографиях фиксируется лишь амплитуда све-
товой волны; в голографии фиксируется как амплитуда, так
и фаза. Это означает, что голограмма воссоздает истинное трех-
мерное представление световой волны, как если бы она исходи-
ла от объекта-оригинала.
Голография представляет собой двухступенчатый процесс:
1. Запись на фотопленке сложной интерференционной кар-
тины, создаваемой наложением двух световых волн.
2. Восстановление изображения по записанной интерферен-
ционной картине, которое осуществляется путем освещения
записи-отпечатка световой волной, идентичной световым волнам,
использованным в процессе записи. Результатом восстановле-
ния является изображение — дубликат объекта-оригинала. Оно
обладает всеми свойствами пространственной глубины и пер-
спективы трехмерного объекта.
Процесс записи состоит в соединении когерентной монохро-
матической световой волны с другой волной, являющейся
частью излучения, отраженного от данного объекта. Общая
схема этого процесса приведена на рис. 17.1. Монохроматиче-
ский когерентный лазерный луч расширяется коллиматором.
Затем он делится на две части расщепителем луча. Один из
лучей направляется непосредственно на фотопленку после отра-
жения от зеркала. Назовем его опорным лучом.
Другая часть луча освещает объект и отражается от него.
Этот рассеянный луч несет информацию об объекте. Отражен-
472 Глава 17
Рис. 17.1. Общая схема записи голограммы.
ные световые волны содержат образ, характерный именно для
этого объекта. Если этот свет попадает в глаз человека, то он
видит объект. Часть света, рассеянного объектом, достигает
фотопленки. Свет, проходящий путь от объекта до пленки, на-
зовем объектным лучом. Световые волны объектного и опорного
лучей накладываются друг на друга на поверхности фотоплен-
ки. Здесь они образуют сложную интерференционную картину,
состоящую из множества пятен, образованных ослабляющей
и усиливающей интерференцией. Форма и интенсивность этих
пятен зависят от фазы и амплитуды двух различных волн.
Фотопленка экспонируется и затем проявляется в соответст-
вии с обычной техникой проявления. Она сохраняет интерфе-
ренционную картину, образованную интерференцией обоих лу-
чей. В этом состоит основной процесс записи. Полученный лист
проявленной пленки и есть голограмма. Он имеет вид туманно-
го негатива; при обычном осмотре не обнаруживается ничего
похожего на объект.
Возможны самые различные схемы расположения объекта,
пленки, расщепителя луча, зеркал, параллельных, сходящихся
или расходящихся лучей. Различные схемы называются по-раз-
ному. Однако наиболее обычная схема подобна показанной на
рис. 17.1. Она называется внеосевой голографией, так как опор-
ный и объектный лучи достигают пленки под некоторым углом
друг к другу.
С_хема-воспроизведения голограммы приведена на рис. 17.2.
Голограмма (проявленная пленка) освещается одним опорным
лучом. Объект можно убрать или закрыть заслонкой либо прос-
Основы голографии 473
Рис. 17.2. Общая схема воспроизведения голограммы.
то перенести голограмму в другое место и освещать ее лучом
лазера в направлении первоначального опорного луча. Этот
луч теперь называется воспроизводящим лучом.
При освещении голограммы лучом лазера под углом паде-
ния первоначального опорного луча из-за дифракции света,
отраженного на голограмме, возникают два изображения. Пер-
воначальный процесс образования голограммы можно рассмат-
ривать как возникновение определенной дифракционной карти-
ны с тесно расположенными интерференционными полосами,
точный вид которых определяется природой объекта. При по-
вторном освещении этой дифракционной картины дифрагиро-
ванный свет будет иметь характеристики, заданные первона-
чальным объектом. Ниже мы опишем этот процесс подробнее
и покажем, что дифрагирующий свет действительно воспроиз-
водит световые волны, исходившие от объекта.
Рассмотрим теперь оба изображения объекта, образованные
при воспроизведении голограммы. Одно из них — мнимое. Его
видно при рассматривании сквозь голограмму. Наблюдатель
увидит неискаженное изображение объекта, как если бы этот
•объект был в действительности. Изображение является трех-
мерным, т. е. до некоторой степени его можно осмотреть с раз-
ных сторон. Оно называется мнимым изображением, так как
для его наблюдения нужна линза (линза глаза наблюдателя).
По законам элементарной оптики для получения мнимого
изображения требуется линза, будь то линза человеческого гла-
за или линза фотокамеры. Таким образом, можно смотреть на
это распределение света и видеть изображение первоначального
•объекта.
Второе изображение образуется при прохождении света в
другом направлении. Это действительное (реальное) изобра-
474 Глава 17
жение, оно может проектироваться на экран, и для его полу-
чения линза не требуется. В самом деле, чтобы увидеть реаль-
ное изображение, его нужно спроецировать на некоторую по-
верхность.
Наконец, некоторая часть света будет пропущена непосред-
ственно сквозь голограмму без дифракции. Недифрагированный
свет будет исходить из голограммы в направлении воспроизво-
дящего луча. Этот недифрагированный свет не представляет
большого интереса. Оба световые распределения, соответствую-
щие двум изображениям, располагаются с противоположных
сторон недифрагировавшего луча. Относительное расположение
изображений показано на рис. 17.2.
Прежде чем описывать этапы голографического процесса,
напомним кратко историю изобретения голографии. Впервые
голография была предложена профессором Д. Габором в 1948 г.
Габор разработал новый метод микроскопических исследова-
ний. При голографическом процессе достигается увеличение,
точное значение которого зависит от радиуса кривизны волно-
вых фронтов, используемых для получения и воспроизведения
голограммы. Однако при разумных условиях увеличение вос-
производимого изображения может достигать величины, равной
отношению длины волны света, использованного для воспроиз-
ведения голограммы, к длине волны света, используемого для
получения голограммы. Идея Габора состояла в том, чтобы по-
лучить голограмму в рентгеновских лучах, а воспроизвести ее
в видимом свете. Это дало бы увеличение в несколько тысяч
раз.
Однако применению голографии в микроскопии высокого
увеличения препятствовало два обстоятельства: 1) отсутствие
высококачественного рентгеновского источника для получения
голограмм и 2) отсутствие мощного источника когерентного
излучения для воспроизведения голограмм. В результате этого
интерес к голографии несколько снизился, и только с появле-
нием лазера — мощного когерентного источника излучения —
голография получила мощный импульс для развития. Быстро
было признано, что использование в голографии лазеров может
обеспечить высококачественные трехмерные изображения, и на-
чиная с 60-х годов интерес к голографии резко возрос. Этому
способствовали также дальнейшие усовершенствования, осу-
ществленные Лейтом и Упатниексом в Мичиганском универси-
тете. В первоначальной работе Габора опорный и объектный
лучи для получения голограммы проходили в одном и том же
направлении. Соответственно при воспроизведении голограммы
с использованием луча вдоль направления первоначального
опорного луча все три изображения совмещались. Иными сло-
вами, реальный объект, мнимый объект и недифрагированный
Основы голографии 475
прошедший луч были коллинеарны в пространстве. Это приво-
дило к неудобствам при различении разных изображений.
Лейт и Упатниекс применили внеосевую геометрию
(рис. 17.1), в которой опорный и объектный лучи падают под
углом друг к другу. При воспроизведении голограммы светом,
идущим в том же направлении, что и опорный луч, три обра-
зующихся луча разделены в пространстве. Недифрагированный
прошедший луч идет в том же направлении, что и воспроизво-
дящий луч. Однако реальное и мнимое изображения создаются
в направлениях под углом к опорному лучу, по обе его сторо-
ны. Такое физическое разделение существенно облерчает рас-
сматривание изображений. /
Данные усовершенствования способствовали развитию мно-
гих приложений. Было предложено много других'методов и гео-
метрических схем получения голограмм. Первое приложение,
предложенное Габором в микроскопии, все еше не вошло в прак-
тику из-за отсутствия высококачественного /рентгеновского ис-
точника для получения голограмм. Уже с^но это, кроме других
причин, оправдывает исследования рентгеновских лазеров.
При общей схеме расположения объектного и опорного
лучей и фиксирующей среды, показанной на рис. 17.1, голо-
грамма называется френелевой. Френелева голограмма полу-
чается при достаточно близком расположении фотопластинки
к объекту, точнее в ближней зоне дифракционного рассеяния
объекта. Этот способ естествен при получении голограмм, по-
скольку не требуются линзы. Варианты френелева процесса
включают использование сходящихся и расходящихся лучей,
соответственно освещение фиксирующей среды объектным и
опорным лучами, приходящими с противоположных сторон.
Возможны голограммы, которые можно рассматривать в свете,
отраженном от голограммы или прошедшем через голограм-
му. Анализ всех типов голограмм выходит за рамки данной
главы.
Мы обратим внимание лишь на голограммы с преобразова-
нием Фурье. В них распределение амплитуд плоских волн на
голограмме определяется фурье-преобразованием излучения.
Схема получения голограммы с преобразованием Фурье при-
ведена на рис. 17.3. Для воспроизведения фурье-голограмм
применяются другие методы, не требующие использования линз.
Однако здесь мы назовем лишь основные особенности фурье-
голограмм. Они получаются только в том случае, если объект
находится в одной плоскости. Поэтому основным объектом
фурье-голограмм являются просвечиваемые фотографии. Метод
фурье-голограмм менее пригоден к объектам с большей толщи-
ной. Фурье-голограммы представляют особый интерес для рас-
познавания оптических образов и в устройствах оптической
476 Глава 17
Рис. 17.3. Схема получения фурье-голограммы.
Обозначения: / — фокальное расстояние линзы; х, у — пространственные координаты
в передней фокальной плоскости; т] — пространственные координаты в задней фо-
кальной плоскости; s — распределение света объекта; 8 — распределения света в плос-
кости преобразования. Опорный луч, проходящий сквозь точечное отверстие на рассто-
янии в от объектного луча, может быть описан 6-функцией.
памяти в вычислительных машинах. В этих случаях представ-
ление данных на плоскости не является недостатком.
Преимущество фурье-голограмм состоит в том, что линза
обращает распределение света в одной из ее фокальных плоско-
стей в распределение, записываемое в виде фурье-преобразо-
вания в другой фокальной плоскости б. Так, если распределение
света в первой фокальной плоскости линзы есть f(x, у), то рас-
пределение света во второй фокальной плоскости будет фурье-
преобразованием f(x, у). При воспроизведении второй линзой
осуществляется другое преобразование Фурье. Окончательным
результатом двух преобразований Фурье является возврат
к первоначальному распределению света f(x, у) в фокальной
плоскости второй линзы, за исключением того, что изображение
оказывается обращенным и перевернутым. Тот же процесс пре-
Двумерное преобразование Фурье F (р, q) функции f (х, у) записывает-
ся в виде
Г(Р, <7)=П/
(х, у) e,<t’x+w'>dxdy.
Здесь хну можно рассматривать как координаты в передней фокальной
плоскости линзы, а р, q — как координаты в задней фокальной плоскости.
Основы голографии 477
Плоские волны
Рис. 17.4. Получение пластинки с зонами Френеля 0].
вращает сопряженное изображение, которое всегда является
обращенным, в то же распределение света, какое было в пер-
воначальном волновом фронте. Таким образом, фурье-голо-
грамма дает два изображения, обращенные относительно друг
друга на противолежащих сторонах недифрагпрованного луча.
Преимущество фурье-голограммы состоит в том, что угол рас-'
сеяния воспроизводящего луча может быть большим [1].
17.2. ГОЛОГРАФИЧЕСКИЙ ПРОЦЕСС
Рассмотрим теперь, как осуществляется голографический
процесс. Начнем с того, как получается и воспроизводится го-
лограмма с целью наблюдения изображения первоначального
объекта. Рассмотрим объект, являющийся точечным источни-
ком. При дифракции плоской когерентной волны на точечном
отверстии образуется сферическая волна. После взаимодейст-
вия сферической волны с плоской опорной волной распределе-
ние интенсивности состоит из кольцевых зон усиливающей и
ослабляющей интерференции (рис. 17.4) [2]. Это распределе-
ние аналогично пластинке с зонами Френеля. Известно, что
пластинка с зонами Френеля состоит из серии концентрических
окружностей с радиусами, пропорциональными корню квад-
ратному из четных целых чисел. Пластинка с зонами может
быть воспроизведена рисунком концентрических окружностей
на бумаге с радиусами, пропорциональными квадратному
корню из последовательных целых чисел 1, 2, 3 и т. д. Каж-
дая кольцевая зона через одну заштриховывается. Затем ри-
478 Глава 17
Рис. 17.5. Воспроизведение точечного изображения с пластинки с зонами
"Френеля [2].
•сунок может быть фотографическим способом уменьшен. Ре-
зультирующее изображение представляется пластинкой с зона-
ми Френеля. Известно, что пластинка с зонами действует как
дифракционная решетка с фокусирующими свойствами (как
положительная и отрицательная линзы). Если коллимирован-
ный свет падает на зонную пластинку, часть дифрагированного
•света будет сходиться в точку, которая является действитель-
ным изображением и характеризует свойство положительной
"фокусировки зонной пластинки. Часть дифрагированного света
•окажется расходящейся от мнимого изображения за зонной
пластинкой. Этот случай соответствует отрицательной фокуси-
ровке зонной пластинки.
В соответствии со свойством положительной фокусировки
зонная пластинка из концентрических окружностей (получен-
ная способом, показанным на рис. 17.4) действует как линза и
будет снова фокусировать плоскую волну в точку, соответст-
вующую первоначальному объекту (точечному источнику). Этот
процесс представляет собой воспроизведение. Пластинка с зо-
нами Френеля образует два световых луча. Один является сфе-
рической волной, расходящейся от положения первоначального
точечного отверстия. Это мнимое изображение. При рассмат-
ривании данного луча мы увидим яркую световую точку, рас-
положенную на месте первоначальной точки. Второй луч явля-
ется сходящимся пучком световых лучей, соответствующим дей-
ствительному изображению. Если в фокус пучка поместить лист
•бумаги, на нем будет наблюдаться яркое световое пятно
(рис. 17.5).
Более сложный объект можно рассматривать как совокуп-
ность точечных объектов. Каждая точка образует свою зону на
Основы голографии 479
этого воспользуемся рис. 17.6, на
Призма
Рис. 17.6. Запись голограммы.
пластинке при интерференции с'опорным лучом. Все зоны скла-
дываются, образуя сложный интерференционный узор. При
воспроизведении используется тот же самый опорный луч, вос-
создающий все точки сложного объекта. Поэтому при рассмат-
ривании реконструкции видят точно то же изображение с со-
хранением трехмерных свойств, как если бы смотрели непосред-
ственно на объект.
Приведенные выше аргументы позволяют лишь интуитивно
понять, как осуществляется голографический процесс. Рассмот-
рим теперь этот процесс более строго с привлечением матема-
тических соотношений. Д
котором изображен про-
цесс записи голограммы.
На нем показаны все ос-
новные особенности: пло-
ский опорный’ луч и объ-
ектный луч, пересекаю-
шиеся под углом в плос-
кости фотопленки. Источ-
ник лучей (лазер, расще-
питель пучка и т. и.) не
показан. Объект также
показан в виде двумерно-
го просвечивающего изо-
бражения. В плоскости фотопленки будет наблюдаться харак-
терное для объекта распределение интенсивности.
Соответствующее объекту распределение света можно пред-
ставить в виде
S(x, y)—S0(x, у) exp фсоН-2л;г/2,-|-<р (х, у)], (17.1)
где х и у — координаты в плоскости пленки, z— направление
распространения света, со — циклическая частота света, So—
амплитудная функция, ср — фаза световой волны1). Отметим,
что So и ср — функции х и у, a S—-комплексная величина.
So представляет собой постоянное распределение амплитуды
света в плоскости пленки.
1 Например, электрическое поле волны, колеблющееся с циклической ча-
стотой со, может быть представлено как Е(х, у, t)=E0(x, у) cos[o)/+<p(x, «/)],
где Ео (амплитуда) — максимальное значение электрического поля — и <р
(фаза) описывают состояние отдельной точки в процессе циклического изме-
нения. Используем здесь комплексные обозначения, учитывая соотношение-
e*“=cos c+z sin а. Определенную выше амплитудную функцию можно рас-
сматривать как амплитуду волноподобиого движения световой волны. Интен-
сивность, определяющая поставляемую волной мощность на единицу площади,
равна квадрату абсолютной величины амплитуды. Важно понять следующее
различие. Все детекторы, в том числе и фотопленка, регистрируют интенсив-
ность, а не амплитуду. Дифракционные же явления, на которых основывается
голография, должны описываться функциями, соответствующими волновой
природе света, т. е. с помощью амплитудной и фазовой функции.
480 Глава 17
Мгновенное значение амплитуды опорного луча (плоской
гволны) описывается выражением
R(x, y)=/?oexpz[oj/-j-(2nx/X)cosO+(23TzA)sin0]. (17.2)
Функция Ro для опорного луча в виде плоской волны явля-
•ется постоянной величиной. Волна имеет постоянную амплитуду
на фронте, который движется под углом 0 к оси х. Этому соот-
ветствует постоянный фазовый член (2jicos0)/X, который обо-
значим через а.
В представлении объектной и опорной волн имеется мно-
житель е””(. Поскольку процесс записи включает усреднение
по многим циклам оптического поля, этот член даст только по-
стоянный коэффициент, которым мы в дальнейшем пренебре-
жем. Наконец, если пленка относительно тонкая, изменение
координаты z внутри пленки будет несущественным. Не теряя
•общности, можно положить 2=0. Ниже мы рассмотрим случай,
когда пленку нельзя считать тонкой.
При этих приближениях для объектного и опорного лучей
«имеем соответственно
S(x, y)=S0(x, y)e^x’V) (17.3)
!И
R(x, y)=Roeiax. (17.4)
Интенсивность световой волны определяется квадратом абсо-
лютной величины амплитуды. Так, если на пленку падает толь-
ко объектный луч, интенсивность равна
|5(х, у)|2=[5о(х, у)]2. (17.5)
Это распределение интенсивности будет записано соответству-
ющей фотографией. Фотопленка записывает интенсивности,
усредненные по времени. Таким образом, все члены с множите-
лями eiu>t не дают вклада. Отпечаток на фотопленке сохраняет
амплитудную функцию So, но вся информация о фазовой функ-
ции <р утрачивается.
Рассмотрим теперь результат записи на пленку распределе-
ния интенсивности при сложении объектного и опорного лучей.
Опуская обозначение аргументов функций R, S, Ro, So и <р,
получим распределение интенсивности 1(х, у), фиксируемое
пленкой:
1(х, у) = IR+S|2= |R|2+ |Sp+RS*+RS* =
=Ro2+So2+RoSo (е^е-{ах+е~^е{ах) =
=Ro24~So24~RoSo[cos (ах—<р) 4~i sin (<р — ах) +
-|-cos (<р—ах) —i sin (ф — ах)]=
=Ro2+So2+2RoSoCOs(ax-<p). (17.6)
Основы голографии 481
Символы S* и R* означают комплексно-сопряженные функ-
ции S* и R*. Согласно уравнению (17.6), на пленке фиксирует-
ся сумма квадратов амплитудных функций плюс член, осцил-
лирующий по закону косинуса. Эта запись характеризует ин-
терференционную картину. Члены /?о2+5о2 описывают относи-
тельно медленно меняющийся фон, на который накладывается
интерференционный узор с высокой пространственной частотой.
Таким образом, запись содержит информацию как об ампли-
тудной функции So, так и о фазовой функции <р(х, у).
Следующим этапом
является проявление фо-
топленки. Прежде чем го-
ворить об этом процес-
се, рассмотрим характе-
ристики чувствительности
фотографических фикси-
рующих сред. Характери-
стики фотопленок обычно
определяются так назы-
ваемой кривой почерне-
ния (рис. 17.7). На рис.
17.7 построен график оп-
тической плотности про-
явленной пленки в зави-
симости от логарифма экспозиции (в единицах энергии на
1 см2). Оптическая плотность D определяется уравнением
D=-lgT,
(17.7)
где Т — относительное пропускание проявленной пленки. Так,
если £>=1, то это означает, что пропускание составляет 0,1.
В общем случае почернение фотопленки зависит только от пол-
ной энергии на единицу площади, падающей на пленку. Это
свойство назовем законом обратного отношения. При этом не-
важно, доставляется ли энергия медленно при низкой мощности
или более быстро с большей мощностью. Во всех случаях име-
ет значение только полная удельная энергия. Закон обратного
отношения нарушается при очень коротких выдержках, но вы-
полняется в широком интервале времен экспозиции в диапазо-
не, представляющем интерес для многих фотографических и
голографических целей.
Согласно кривой, приведенной на рис. 17.7, если средством
записи является обычная фотопленка, результатом экспониро-
вания и проявления является изменение прозрачности пленки
при высокой интенсивности света. Зерна хлористого серебра
в эмульсии при экспозиции и проявлении преобразуются в ато-
мы серебра. Наибольшая плотность атомов серебра — в местах
16 Дж- Редн
482 Глава 17
наибольшей интенсивности падающего света, где пропускание
будет соответственно низким. Таким образом, интерференцион-
ный узор световой интенсивности записывается в виде интер-
ференционного узора поглощения света, пропущенного через
голограмму.
Обратим внимание на форму кривой на рис. 17.7. При ма-
лых экспозициях чувствительность относительно мала. Почер-
нение определяется уровнем фона (вуалью) неэкспонированной
пленки. Справа на рис. 17.7 хвост кривой постепенно возраста-
ет и приближается к постоянному значению. Таким образом,
при высоких интенсивностях света фоточувствительность насы-
щается. Это соответствует проявлению всех зерен серебра на
пленке. В общем случае в голографии стараются работать на
линейном участке кривой почернения. Наклон кривой на этом
участке обычно обозначают -у. Величина у зависит от типа плен-
ки и характеристик проявления, включая тип используемого
проявителя, время и температуру проявления. Значение у для
заданных условий часто указывается изготовителем фотоплен-
ки. Для большинства типов пленки у приблизительно равно 2.
На линейном участке кривой почернения пропускание 7' при-
близительно пропорционально Е-?, где Е — экспозиция (энергия
на единицу площади). Для негатива (у>0), как и ожидалось,
пропускание падает с ростом экспозиции. Если пленка отпеча-
тана как позитив, у должно считаться отрицательной величиной.
Рассмотренное выше пропускание является пропусканием
для интенсивности света. Введем пропускание световой ампли-
туды Та, где
Та=ГК (17.8}
Таким образом, Та пропорциональна Е~^12. При соответствую-
щем контроле времени проявления, температуры и т. д., при
котором у=—2 (т. е. при печати фотографического позитива),
Та будет пропорциональна Е, т. е.
Та=АЕ, (17.9)
где А— постоянная пропорциональности для данных условий
проявления. Если пои проявлении получаются иные значения
у, то в математическое описание процесса должны быть вклю-
чены добавочные члены. Это приведет к дополнительным изо-
бражениям, которые можно наблюдать. Такие дополнительные
изображения действительно часто наблюдаются в голограммах.
В нашем случае предполагается получение фотографическо-
го позитива. При печати фотографического негатива области
высокого и низкого пропускания взаимно меняются. Светлые п
темные интерференционные полосы обращаются. При этом го-
Основы голографии 483
yzyy
Рис. 17.8. Воспроизведение голограммы.
лографический процесс реализуется в соответствии с приведен-
ным ниже описанием.
Результатом обработки при соответствующем контроле яв-
ляется лист проявленной пленки с амплитудой пропускания
Та=A[Ro2+So2+2PoSo cos (ах (17.10)
где использовались уравнения (17.6) и (17.9).
Если осветим теперь пленку только опорным лучом, про-
пущенный пленкой свет соответствует интенсивности опорного
луча, умноженной на пропускание пленки, т. е.
7?(х, у)Та(х, у) =AR0eiax[R02+So2+2R0SoCos(ax—<р)], (17.11)
где мы опустили обозначение аргументов функций Ro, So и <р.
Распределение света, пропущенного пленкой, будет иметь вид
RTa=AR 1512-h4R | R12+Л | R12S4-ZR2S*=
=ARS02+ARR02+ARo2S+AR2S*, (17.12)
где использована первая часть уравнения (17.6).
В этом уравнении сумма двух первых членов AR (Ro2+S02)
эквивалентна интенсивности воспроизводящего луча, умножен-
ной на относительно медленно меняющийся множитель /1(/?02+
+So2).
Поэтому она описывает недифрагированный свет, проходя-
щий в направлении воспроизводящего луча. На рис. 17.8 этот
луч показан как луч, проходящий через голограмму без от-
клонений.
Член
AR02S=AR02SQ(x, у)е^.у) (17.13)
16*
484
’oea 17
Рис. 17.9. Фотоснимки воспроизведенной голограммы.
Для обоих фотоснимков, снятых под несколько отличными углами, наблюдается па-
раллакс. соответствующий трехмерной природе голограммы. Яркое пятно сверху'— не-
дифрагпроваиный луч.
Основы голографии 485
описывает распределение света первоначального объекта, умно-
женное на постоянное число AR02. Нетрудно убедиться в том,
что постоянный множитель не меняет основных свойств изобра-
жения, а изменяет только его яркость. Таким образом, этот
член представляет собой распределение света, идентичное ис-
ходящему от первоначального объекта. Наблюдение этого све-
та дает вид первоначального объекта. При этом представлены
амплитудная и фазовая функции, т. е. имеется полная инфор-
мация об объекте. Она содержит трехмерные свойства объекта.
Изображение является мнимым.
Свет от мнимого изображения является расходящимся, как
если бы он исходил из места, в котором находился объект при
записи. Таким образом, с помощью линзы можно собрать и
снова сфокусировать этот свет, чтобы сделать изображение ви-
димым. Мнимое изображение кажется расположенным за голо-
граммой. Чтобы увидеть его, следует расслабить глаз и смот-
реть сквозь голограмму. На рис. 17.8 свет от мнимого изобра-
жения и недифрагированный свет идут по разным направле-
ниям.
На рис. 17.9 приведены два фотоснимка воспроизведения
мнимого изображения с помощью голограммы. Фотоснимки (ра-
зумеется, двумерные) сняты при двух различных углах наблю-
дения воспроизведенного изображсни^- Трехмерная—природа
изображения проявляется в параллаксе между обоими фото-
снимками.
Член AR02S0(x, у)exp [йр(х, у)] описывает реальный свет,
исходящий из голограммы при воспроизведении. Наличие этого
света с распределением, идентичным свету, исходящему от пер-
воначального объекта, является существенным моментом голо-
графического процесса. Информация об объеме хранится в ин-
терференционном узоре пленки. При дифракции на нем воспро-
изводящего луча испускаемый свет распределяется таким обра-
зом, что формируется изображение первоначального объекта.
Последний член уравнения (17.12)
AR2S*=AR02S0(x, t/)exp i[2ax—ф(х, #)] (17.14)
описывает свет с сохраненными амплитудной и фазовой функ-
циями. Однако отрицательный знак перед фазой означает, что
свет является скорее сходящимся, чем расходящимся. Этот свет
может образовать изображение на плоской поверхности, поме-
щенной в плоскость схождения света. Таким образом, он пред-
ставляет собой действительное изображение. Угол 6', под кото-
рым направлен свет относительно оси х, определяется угловым
фактором е’2ах Итак,
cos6'=2aV2n=2cos0. (17.15)
486 Глава 17
Таким образом, cos б7>cos 6, где 0 — угол между осью х и
воспроизводящим лучом. Как показано на рис. 17.8, действи-
тельное изображение появляется с противоположной стороны
от недпфрагированного луча (противоположная сторона от мни-
мого изображения).
17.3. ТИПЫ ГОЛОГРАММ И ИХ КОЭФФИЦИЕНТЫ
ПОЛЕЗНОГО действия
До сих пор мы рассматривали случай тонких фиксирующих
сред, в которых записываются линейчатые очертания контуров
максимальной интенсивности света. В относительно толстых
фоточувствительных средах границы поверхностей максималь-
ной интенсивности проходят в толще среды. На рис. 17.10 при-
Тонкии
слой
Интерференционные полосы
Толстый
слой
Рис. 17.10. Тонкая и толстая голографи-
ческие фиксирующие среды.
ведены тонкая и толстая
голограммы. В толстой
голограмме появляется
много интерференцион-
ных полос, которые про-
ходят через материал и
которые можно обнару-
жить, двигаясь сквозь ма-
териал в направлении,
перпендикулярном его по-
верхности. Различие меж-
ду толстыми и тонкими
голограммами связано не
только с физической толщиной материала. Образец пленки
заданной толщины может быть и тонкой, и толстой голограм-
мой в зависимости от метода записи голограммы. Можно пока-
зать, что, если в уравнениях (17.1) и (17.2) сохранить члены,
зависящие от z, уравнение (17.6) примет вид
| |2=/?o2+So2+27?o50[cos (ах—<p) cos (£z—kz} —
— sin (ах—<p)sin((3z—kz)],
(17.16)
где k~2nlk и p= (2л sin 0)/%. Таким образом, в толстой голо-
грамме контуры максимальной интенсивности зависят как от
координаты х, так и z в толще пленки.
Свойства тонких и толстых голограмм различны. В частно-
сти, для толстых голограмм к. п. д. может быть существенно
больше. Толстые голограммы называют иногда объемными го-
лограммами. Значения к. п. д. для различных голограмм при-
ведены ниже.
Основы голографии 487
Существуют методы записи голограмм путем изменения по-
казателя преломления эмульсии Эти голограммы называют-
ся фазовыми. Запись интерференционной картины можно свести
к созданию участков с изменяющейся оптической длиной в сре-
де за счет изменения показателя преломления. В таких голо-
граммах не происходит поглощения падающего воспроизводя-
щего света, поэтому возможны более высокие значения к. п. д.
К материалам, которые можно использовать для получения фа-
зовых голограмм, относится просветленная фотопленка, в кото-
рой сначала получают амплитудную голограмму и затем ее
просветляют с помощью химических процессов. При просветле-
нии серебро удаляется и среда становится прозрачной. При
этом показатель преломления изменяется в участках, в которых
находились проявленные зерна серебра. Так получается фазо-
вая голограмма.
Существуют среды, в которых фазовая голограмма получа-
ется непосредственно, минуя этап просветления. Одной из таких
сред является желатинбихромат, получаемый пропиткой пленки
желатиновой эмульсии химикатом типа бихромата аммония.
Взаимодействие света с бихроматом аммония ведет к дублению
желатина и изменению показателя преломления. Таким обра-
зом, пленки желатинбпхромата непосредственгто используются
для получения фазовых голограмм без промежуточного этапа
просветления. Однако пленки на основе желатинбпхромата ме-
нее чувствительны к свету, чем обычная фотоэмульсия. Их
спектральная чувствительность не простирается в оранжевую
или красную области спектра, поэтому гелий-неоновые лазеры
не могут быть использованы для получения голограмм на плен-
как желатинбпхромата. Для экспонирования пленки на основе
желатинбпхромата требуется много больше энергии на едини-
цу площади, чем для обычных фотопленок.
Следует также различать голограммы с просвечиванием све-
том и голограммы с отражением света. До сих пор мы говорили
только о голограммах с просвечиванием. Интерференционные
полосы для света высокой интенсивности ориентированы пер-
пендикулярно поверхности эмульсии. Опорный и объектный
лучи падают с одной и той же стороны пленки, и объект рас-
сматривается при пропускании воспроизводящего луча через
проявленную пленку. В голограммах с отражением света объ-
ектный и опорный лучи падают с противоположных сторон
первоначальной пленки. Интерференционные поверхности ста-
1 Выше мы предполагали, что падающий свет изменяет относительное
пропускание пленки. В основе действия подобных голограмм лежит погло-
щение воспроизводящего луча (или, по крайней мере, части его). Такне го-
лограммы называются абсорбционными или амплитудными.
488 Глава 17
новятся почти параллельными голографической фиксирующей
среде. Совокупность интерференционных полос образуется в
толще материала и приблизительно параллельна его поверхно-
сти. Таким образом, запись интерференционной картины при-
водит к совокупности близко расположенных плоскостей, дей-
ствующих как отражательный фильтр. Он может быть как
амплитудным, например
в виде отражающих пло-
скостей из проявленных
зерен серебра, так и фа-
зовым— в случае плоско-
стей с изменяющимся по-
казателем преломления.
Отражательная голограм-
ма является обязательно
объемной. При воспроиз-
ведении освещающая вол-
на падает со стороны на-
правления наблюдения и
изображение видят так,
как если бы оно было от-
раженным от голограм-
мы. Поэтом}' эти голо-
граммы называются отра-
жательными. Известен
ряд интересных свойств
отражательных голо-
грамм. Они достаточно
селективны, поэтому для
воспроизведения объекта может быть использован белый свет.
Процессы записи и воспроизведения отражательных голограмм
показаны на рис. 17.11.
В табл. 17.1 приведена классификация рассмотренных выше
голограмм. Голограммы могут быть толстыми и тонкими в за-
висимости от отношения характерной интерференционной тол-
а
Опорный
луч
Наблюдатель рт*
Объектный
луч
Отражательные
голограммы
Интерференци-
^онныв полосы
/ Недифраги-
/ роВанный сВет
СВет
для получения
изображения
б
Воспроизводящий
луч
Рис. 17.11. Запись
(б) отражательных
(а) и воспроизведение
голограмм.
Таблица 17.1
Классификация голограмм
Г олограммы
Толстые Тонкие
1 I I
Просвечивающиеся Просвечивающиеся Отражательные
Абсорбционные Фазовые Абсорбционные Фазовые Абсорбционные Фазовые
Основы голографии 489
щины к толщине фиксирующей среды. Толстые (или объемные)
голограммы могут быть просвечивающимися и отражательными.
Тонкие голограммы бывают только просвечивающимися. Нако-
нец, каждый тип голограммы может быть получен как фазовая
голограмма или как абсорбционная голограмма.
Теперь рассмотрим вопрос о коэффициенте полезного дей-
ствия голограммы. К. п. д. определяется как отношение мощ-
ности света, дифрагированного в изображение, к мощности све-
та в воспроизводящем луче. Мы приведем здесь (табл. 17.2)
лишь максимальные теоретические значения к. п. д. некоторых
типов голограмм, указанных в табл. 17.1. Из табл. 17.2 видно,
что максимальные теоретические значения к. п. д. относительно
велики для фазовых- голограмм и во всех случаях значительно
превосходят к. п. д. абсорбционных голограмм соответствующе-
го типа. Причина этого очевидна: в основе абсорбционных го-
лограмм лежит поглощение света, следовательно, потери энер-
гии, используемой для их освещения при воспроизведении, для
них больше. В то же время фазовые голограммы почти полно-
стью прозрачны и преобразуют воспроизводящий свет гораздо
более эффективно. Приближение к теоретическому значению
к. п. д. достигнуто в каждом из рассмотренных выше случаев.
Так, для толстых 1ЦХ)свечиваю1цихся ф'азовь1Х голограмм на
основе желатинбихромата экспериментально получены макси-
мальные значения к. п. д., равные 90%.
Таблица 17.2
Максимальные значения к. п. д. различных типов голограмм
Абсорбционные голограммы Фазовые голограммы
тонкие просвечи- вающиеся толстые просвечи- вающиеся толстые отража- тельные тонкие просвечи- вающиеся толстые просвечи- вающиеся тонкие отража- тельные
6,25% 3,7 % 7,2 % 33,9% 100% 100%
В общем случае стремятся получить высокие значения к. п. д.
Воспроизводимое изображение в этом случае будет ярче и тре-
бования к мощности воспроизводящего лазера меньше. Для
тонких абсорбционных голограмм в большинстве случаев в изо-
бражение переходит ~6% воспроизводящего света, в то время
как для толстых фазовых голограмм в изображение может пе-
реходить большая часть воспроизводящего света. Таким обра-
зом, толстые фазовые голограммы имеют важное значение,
хотя их сложнее получить.
490 Глава 17
17.4. ПРАКТИЧЕСКИЕ АСПЕКТЫ ГОЛОГРАФИИ
Рассмотрим некоторые практические аспекты голографии.
Луч лазера должен быть расширен и сколлимирован, чтобы по-
крыть достаточно большую площадь, охватывающую весь уча-
сток, для которого изготавливается голограмма. Для этого ну-
жен коллиматор (рис. 17.1). Свет должен быть пространствен-
но когерентным по всей площади, иначе будет смазана конт-
растность интерференционной картины. Поэтому обычно рабо-
тают с лазером в одномодовом режиме, обеспечивающем хоро-
шую пространственную когерентность.
Для получения удачной голограммы лазер должен быть
высокомонохроматичным, т. е. должна быть высокой временная
когерентность. Когерентная длина обратно пропорциональна
ширине полосы частотного спектра лазера. Ширина полосы
увеличивается, если лазер работает на более чем одной про-
дольной моде. Если лазер излучает единственную продольную
моду, спектральная ширина на половине интенсивности состав-
ляет ~105 Гц для гелий-неонового лазера. Когерентная длина
в этом случае ~105 см, что много больше оптической длины в
большинстве голографических приложений. В этом случае бу-
дут получены хорошие голограммы, даже если опорный и объ-
ектный лучи проходят существенно разные расстояния.
Однако, если на выходе лазера присутствует более чем одна
продольная мода, спектральная ширина возрастает. Поскольку
две различные продольные моды с небольшой разностью длин
волн проходят голографический участок с неравными длинами
путей для опорного и объектного лучей, обе моды при достиже-
нии фиксирующей среды не будут в фазе. Это ухудшает вид
интерференционной структуры на голограмме. Критерием по-
лучения хорошей интерференционной структуры является сле-
дующее условие:
D^M=dH,f, (17.17)
где D — разность длин путей объектного и опорного лучей, Д/—
когерентная длина, Д/—ширина частотного спектра лазера.
Если лазер имеет длину L и работает на N продольных модах,
то
Af—(N—l)c/2L. (17.18)
Тогда условие (17.17) примет вид
£><2L/(/V-l). (17.19)
При работе с многомодовым лазером длины путей объект-
ного и опорного лучей должны тщательно контролироваться.
В противном случае интерференционная каотина будет оазмы-
Основы голографии 491
Рис. 17.12. Интерференционная функция видностп голограммы в зависимо-
сти от разности длин путей объектного и опорного лучей для лазеров с раз-
личным числом продольных мод.
той из-за дефазировки в различных участках спектра. Однако
при использовании одномодового лазера ограничение на раз-
ность оптических длин снимается. Соответственно в уравнении
(17.17) используют просто ширину Af одной продольной моды.
Максимальное значение D можно также интерпретировать
как возможную пространственную глубину области, изображе-
ние которой можно записать на голограмме. Чтобы получить
голограмму объекта с глубиной более нескольким сантиметров,
следует использовать лазер с одной продольной модой.
Если лазер работает на N отдельных продольных модах,
вводится интерференционная функция видности V, определяе-
мая выражением
V=\sin(NnD/2L)/Nsin(nD/2L) |, (17.20)
где L — длина газового лазера и D—-разность длин путей, про-
ходимых объектным и опорным лучами при записи голограм-
мы. График этой функции приведен на рис. 17.12. Из графика
видно, что интерференционная функция видности уменьшается,
если разность длин путей D превышает несколько сантиметров
при наличии нескольких продольных мод. Это проявляется в
сокращении допустимой глубины изображаемого объекта. Если
используется лазер в многомодовом режиме, для сохранения
хорошего качества интерференционной картины разность длин
путей для двух лучей не должна превышать нескольких санти-
метров.
492 Глава 17
Крайне важный фактор — устранение относительных пере-
мещений голографической установки. При изменении длины
пути на половину длины световой волны светлые интерферен-
ционные полосы заменяются темными. Таким образом, всякое
смешение, изменяющее разность оптических путей между объ-
ектным и опорным лучами, может очень резко изменить интер-
ференционную картину. Изменение на половину длины волны
при экспозиции полностью сотрет интерференционную картину.
Изменение более чем приблизительно на одну десятую длины
волны приведет к существенному уменьшению контрастности.
Таким образом, монтаж системы должен быть жестким, уста-
новка устойчивой и без вибраций. Часто голографические сто-
лы сооружают из гранитных блоков, изолируемых от сотрясе-
ний разными способами. Одним из способов является установка
гранитной плиты на опоре из пневматических амортизаторов.
Жесткость гранита предотвращает относительные смещения
монтируемых на нем компонент установки. Смещение гранит-
ного блока как целого не влияет на относительное расположе-
ние компонент и не изменит интерференционной картины. Более
дорогая система содержит гидравлические столы.
Для записи голограмм движущихся объектов используют
очень короткие импульсы лазера с модулируемой добротностью.
Например, были получены голограммы летящих пуль с по-
мощью импульсов рубинового лазера длительностью —10 нс.
В течение экспозиции смещение пули составляло незначитель-
ную долю длины волны.
Потоки воздуха и изменения температуры могут менять оп-
тическую длину пути за счет изменения показателя преломле-
ния воздуха. Это может ухудшать качество голограммы. Обыч-
но голографическое оборудование должно быть защищено от
потоков воздуха.
Ряд материалов, которые использовались для голографиче-
ской записи, приведен в табл. 17.3. Список материалов, безу-
словно, не является исчерпывающим. Много других типов ма-
териалов используется по крайней мере экспериментально. От-
метим, однако, что фотопленка до сих пор является наиболее
распространенным типом среды для записи голограмм. Другие
типы записывающих материалов применяются либо экспери-
ментально, либо когда требуются особые свойства (например,
способность к стиранию).
В табл. 17.3 указаны значения энергии на единицу площади,
которые требуются для голографической экспозиции. Эти зна-
чения, безусловно, приближенные, так как изменяются с дли-
ной волны используемого лазера.
Для сокращения времени экспозиции предпочтительны фик-
сирующие среды с разумно высокой чувствительностью. Чем
Основы голографии 493
выше чувствительность пленки, тем короче необходимая вы-
держка и меньше влияние вибраций. Интерференционные по-
лосы расположены очень близко друг к другу, так что пленка
должна воспроизводить тонкие детали. Обычно применяются
пленки с разрешением порядка нескольких тысяч линий на
1 мм. Такое высокое разрешение обычно недостижимо для пле-
нок с очень большой чувствительностью, поэтому необходимо
делать выбор между разрешением и временем экспозиции. Та-
ким образом, обычно используются тонкозернистые пленки
(табл. 17.3), хотя существуют пленки с более грубым зерном
и более высокой чувствительностью.
Таблица 17.3
Фиксирующие материалы для голографии
Материал Удельная энер- гия, эрг/см2 Максимальный к. п. д., % Разрешение, лнн./мм
Пленка Кодак 649F 20 000—80 000 4 2000
Кодак SO-243 5—10 6 500
(пленка для аэрофото- съемки) Пленка AGFA 8Е75 110—210 4 3000
Пленка AGFA 10Е75 30-60 3 2800
Пленка AGFA 14С75 5—10 0,4 1500
Магнитная пленка (MnBi) 300 000 0,01 500
Металлическая пленка (Bi) 500 000 6 1000
Просветленная пленка 649FD 20 000—80 000 33 2000
Желатинбихромат И 20 000—50 000 90 5000
Фотополимеры *> ~ 100 000 45 >3300
Термопластик ’> 200 10 >1100
Для фазовых голограмм.
Типы фотопленок, приведенные в табл. 17.3, имеют малые
размеры зерен для обеспечения максимального разрешения.
То, что серебро выделяется в виде отдельных зерен с конечны-
ми размерами, определяет пределы разрешения, поскольку за-
писываемая интерференционная линия по ширине не должна
превышать размеров отдельного зерна. В других средах (на-
пример, в желатинбихромате) зерен нет, и поэтому это ограни-
чение на их разрешающую способность отсутствует.
494 Глава 17
Из пленок, приведенных в табл. 17.3, только пленка типа
649F является стандартной, которая использовалась очень ши-
роко на ранних этапах голографии из-за ее высокого разреше-
ния. Из сравнения этой пленки с пленкой типа SO-243 выте-
кает, что за счет снижения разрешения можно повысить чувст-
вительность. В последнее время появились новые типы пленок
с разными значениями отношения чувствительность — разре-
шение.
Чтобы не выходить из диапазона чувствительности пленки,
обеспечивающего максимальное изменение оптической плотно-
сти в интерференционных линиях, полная экспозиция должна
лежать в линейной области чувствительности пленки. Это озна-
чает, что относительно постоянный опорный луч должен обес-
печить экспозицию вблизи линейного участка кривой почерне-
ния (рис. 17.7). В свою очередь для этого в общем случае тре-
буется, чтобы интенсивность опорного луча (на поверхности
фиксирующей среды) приблизительно в 5—10 раз превышала
интенсивность объектного луча. Это отношение обычно прини-
мается как отношение, обеспечивающее максимальную интер-
ференционную модуляцию.
В табл. 17.3 семь первых материалов соответствуют ампли-
тудным записывающим средам, четыре нижних — фазовым сре-
дам. Из табл. 17.3 видно, что при переходе к фазовым средам
к.п.д. голограмм увеличивается.
Один из процессов получения просветленных фазовых голо-
грамм приведен в табл. 17.4. Этот процесс разработан фирмой
«Истмен Кодак» для получения высококачественных фазовых
голограмм на фотопленках. После экспозиции, пленку обраба-
тывают так, как описано в табл. 17.4.
Так как фотопленки наиболее доступны и их технология
хорошо разработана, они наиболее часто используются для
записи голограмм. В ряде случаев по некоторым другим сооб-
ражениям могут потребоваться другие материалы; например,
термопластики и магнитные пленки MnBi обеспечивают стирае-
мость, желатинбихромат — высокое разрешение и максималь-
ное значение к. п. д.
В случае применения нетрадиционных материалов для запи-
си голографической интерференционной картины используются
различные физические и химические явления. Тонкие пленки
металлического висмута легко испаряются в местах высокой
интенсивности света. Магнитные пленки MnBi нагреваются и
размагничиваются в местах, где свет наиболее интенсивен; за-
тем при воспроизведении изображения используются магнито-
оптические эффекты. Интенсивный свет вызывает деформацию
поверхности термопластиков в присутствии приложенного внеш-
него электрического поля. Интенсивный ультрафиолетовый свет
Основы голографии 495
приводит к полимеризации фотополимеров. Оба этих эффекта
легко приводят к изменению длины оптического пути в участ-
ках наибольшей интенсивности света.
Таблица 17.4
Процесс просветления фазовых голограмм
Этап Материал* Время Температура, °C
Проявление Раствор Л плюс рас- твор В (смешива- ние равных частей непосредственно перед применени- ем) 5—8 мин 24
Фиксирование Раствор С 15 с 21—26
Прополаскивание Проточная вода 1 мин 21—26
Просветление Раствор D 2 мин 21—26
Промывка Проточная вода 5 мин 21—26
Сушка — По потребно- сти 21—26
1 Раствор А: 750 мл воды, 8 г сульфита натрия, 40 г пирокатехола, 100 г сульфата
натрия, добавляется вода до получения объема 1 л.
Раствор В: 750 мл воды, 20 г NaOH, 100 г сульфата натрия, добавляется вода
до получения объема 1 л.
Раствор С: 1 л воды, 48 мл уксусной кислоты (28%).
Раствор Л: 1 л воды, 9,5 г бихромата калия, 12 мл концентрированной серной
кислоты.
В заключение более подробно рассмотрим желатинбихро-
мат для записи голограмм. В табл. 17.5 описана процедура
изготовления голограммы из тонкого ( — 15 мкм) желатинового
покрытия на стеклянной пластинке1). Для получения голограмм
с несколько отличающимися характеристиками можно варьи-
ровать операции, приведенные в табл. 17.5 [3, 4]. Процесс сво-
дится к дублению или связыванию желатина в местах высокой
интенсивности света, что в свою очередь изменяет показатель
преломления в этих местах. Так получается фазовая голограм-
ма. Химические реакции этих процессов пока не совсем ясны.
Этап восстановления хрома может быть полностью опущен, од-
нако при этом окончательная голограмма оказывается «молоч-
ной» и может сильно рассеивать свет. Этап проявления вклю-
чает растворение бихромата аммония для предотвращения
дальнейших реакций со светом. Сушка изопропиловым спиртом
1 Желатин на стеклянной пластинке может быть получен путем раство-
рения хлористого серебра эмульсии непроявленной фотопластинки в фикси-
рующем растворе с промывкой желатиновой пленки в воде и метиловом
спирте.
496 Глава 17
устраняет из голограммы воду и необходима для достижения
наибольших значений к. в. д. Небольшие отклонения от точных
химических концентраций, временных и температурных интер-
валов не влияют решающим образом на этих этапах.
Таблица 17.5
Запись голограмм в тонких желатиновых пленках на стекле
Этап Материал Условия
Сенсибилизация пласти- нок 4%-ный водный раствор бихромата аммония и 1 ч. на 20 000 син- трапола N (смачива- ющий агент) Вертикальное погруже- ние в раствор на 2 мин
Сушка В вертикальном поло- жении
Хранение В темноте при темпера- туре <20°С, исполь- зовать ие позже 12 ч после сенсибилизации
Экспозиция Аргоновый лазер, экс- позиция до 20 000— 50 000 эрг/см2
Восстановление хрома 0,5%-ный водный рас- твор бихромата ам- мония, затем быстро- действующий фиксаж фирмы «Кодак» В каждом растворе по 5 мин
Проявление Вода с 1 ч. на 20 000 синтрапола N Вертикальное погруже- жение на 1 мин при 25— 40°С
Обезвоживание Изопропиловый спирт 70°С на 30 с
Сушка Сухой воздух Поток воздуха, направ- ленный на голограмму
Конечным результатом записи голограммы на любом из
этих материалов являются записи серии интерференционных
полос на фиксирующей среде. Методы получения интерферен-
ционных полос могут быть разными (фотохимическое восста-
новление хлористого серебра, дубление желатина и т. д.), и
результатом является голограмма того или иного типа (см.
табл. 17.1) в соответствии со способом экспозиции. Конечным
результатом является всегда отпечаток интерференционной
картины в записывающей среде. Эта картина, как правило, не
имеет никакой явной аналогии с первоначальным объектом.
Но при освещении интерференционного образца свет дифраги-
рует так, что формируется изображение объекта. Более того,
Основы голографии 49Т
интерференционная картина распространяется на всю голограм-
му, поэтому информация о полном изображении распределена
по всей голограмме. Таким образом, все изображение может-
быть воспроизведено по любому малому участку голограммы
(по крайней мере, участку, достаточно большому, чтобы содер-
жать необходимое количество интерференционных полос). Это
означает в отличие от обычной фотографии, что при разрезании-
голограммы пополам мы получим две голограммы, каждая из;
которых содержит целое изображение.
ЛИТЕРАТУРА
1. Rosen A. L., Appl. Phys, belt., 9, 337 (1966).
2. Kock W. E., Rosen L., Rendeiro J., Proc. IEEE, 54, 1599 (1966).
3. Brandes R. G., Francois E. E., Shankoff T. A., Appl. Opt., 8. 2346 (1969)..
4. Lin L. H., Appl. Opt., 8, 963 (1969).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 17.1.
Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical/Holography, Academic
Press, New York, 1971, Chapter 1. [Имеется перевод: Кольер P. и др.,.
Оптическая голография. — М.: Мир, 1973.] /
Franyon М., Holography, Academic Press, New York, 1974. [Имеется перевод:
Франсом М., Голография. — М.: Мир, 1972.]
Gabor D., A New Microscopic Principle, Nature (London), 161, 777 (1948).
Gabor D., Holography, 1948—1971, Proc. IEEE, 60, 655 (1972).
Leith E. N., Upatnieks J., Wavefront Reconstruction with Diffused Illumina-
tion and Three-Dimensional Objects, I. Opt. Soc. Am., 54, 1295 (1964).
Leith E. N., Upatnieks J., Photography by Laser, Sci. Am., p. 24 (June 1965).
Leith E. N„ Upatnieks J., Progress in Holography, Phys. Today, p. 28-
(March 1972).
Pennington K. S., Advances in Holography, Sci. Am., p. 40 (February 1968).
Stroke G. W., Lensless Photography, Int. Sci. Technol., p. 52 (May 1965).
К разд. 17.2.
Brown J. C., Harte J. A., Holography in the Undergraduate Optics Course,.
Am. I. Phys., 37, 441 (1969).
Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical Holography, Academic
Press, New York, 1971, Chapter 2. [Имеется перевод: Кольер P. и др.,.
Оптическая голография. — М.: Мир, 1973.]
DeVelis J. В., Reynolds G. О., Theory and Applications of Holography, Ad-
dison-Wesley, Reading, Massachusetts, 1967, Chapters 2 and 3. [Имеется:
перевод: Де Велис Д., Рейнольдс Д., Голография (теория и приложе-
ние).— М.: Воениздат, 1970.]
Kock W. Е., Rosen L., Rendeiro J., Proc. IEEE, 54, 1599 (1966).
Smith H. M., Principles of Holography, Wiley (Interscience), New York, 1969,
Chapters 2 and 3.
К разд. 17.3
Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical Holography, Academic-
Press, New York, 1971, Chapter 9. [Имеется перевод: Кольер P. и др._
Оптическая голография. — М.: Мир, 1973.]
498 Глава 17
Friesem A. A., Walker J. L., Thick Absorption Recording Media in Holo-
graphy, AppZ. Opt., 9, 201 (1970).
Leith E. N. et al., Holographic Storage in Three-Dimensional Media, Appl.
Opt., 5, 1303 (1966).
Leith E. N., White-Light Holograms, Sci. Am., p. 80 (October 1976).
Ramberg E. J., The Hologram — Properties and Application, RCA Rev., 27,
467 (1966).
Shankoff T. A., Phase Holograms in Dichromated Gelatin, Appl. Opt., 7, 2101
(1968).
Smith H. M., Principles of Holography, Wiley (Interscience), New York, 1969,
Chapter 3 and 4.
К разд. 17.4.
Amodei J. J., Mezrich R. S., Holograms in Thin Bismuth Films, Appl. Phys.
Lett., 15, 45 (1969).
Brooks R. E. et al., Holographic Photography of High Speed Phenomena
with Conventional and Q-switched Ruby Lasers, Appl. Phys. Lett., 7, 92
(1965).
Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical Holography, Academic
Press, New York, 1971, Chapters 7 and 10. [Имеется перевод: Кольер P.
и др., Оптическая голография. — М.: Мир, 1973.]
•Сох М. Е., Buckles R. G., Influence of Selected Processing Variables on
Holographic Film Parameters: Kodak 80-243, Appl. Opt., 10, 916 (1971).
Felber С. K-, Massialas F. G., Design Features of Holographic Apparatus,
Mater. Res. Std., p. 19 (September 1971).
Jenney J. A., Holographic Recording with Photopolymers, 1. Opt. Soc. Am.,
60, 1155 (1970).
Knowles С. H., Do It Yourself Laser Holography, Popular Electron., p. 27,
(January 1970).
Kodak Plates for Science and Industry, Eastman Kodak Co., Rochester, New
York (1967).
Lamberts R. L., Kurtz C. N., Reversal Bleaching for Low Flare Light in Holo-
grams, Appl. Opt., 10, 1342 (1971).
Lee T. C., Holographic Recording on Thermoplastic Films, Appl. Opt., 13, 883
(1974).
Long L. T., Parks J. A., Inexpensive Holography, Am. J. Phys., 35, 773
(1967).
Mezrich R. S., Curie-Point Writing of Magnetic Holograms on MnBi, Appl.
Phys. Lett., 14, 132 (1969).
Pennington K. S., Harper J. S., Techniques for Producing Low-Noise Improved
Efficiency Holograms, Appl. Opt., 9, 1643 (1970).
Rogers G. L., When to Use Holography... and When Not To, Optical Spectra,
p. 20 (November 1970).
Ruff B., Pulsed Laser Holography, Opt. Spectra, p. 48 (January 1967).
Smith H. M., Principles of Holography, Wiley (Interscience), New York,
1969, Chapter 6.
Stong C. L., How to Make Holograms and Experiment with Them or with
Ready-Made Holograms, Sci. Am., p. 122 (February 1967).
Urbach J. C., Meier R. W., Thermoplastic Xerographic Holography, Appl. Opt.,
5, 666 (1966).
Webb R. H., Holography for the Sophomore Laboratory, Am. J. Phys., 36, 62
(1968).
Young M., Kittredge F. H., Amplitude and Phase Holograms Exposed on Agfa-
Gevaert 10E75 Plates, Appl. Opt., 8, 2353 (1969).
Глава 18
ПРИМЕНЕНИЯ ГОЛОГРАФИИ
В этой главе рассмотрены некоторые практические приме-
нения голографии. Наиболее важным применением голографии
в промышленности до сих пор является интерферометрия, ко-
торая служит ценным инструментом при анализе вибраций и
механических напряжений, а также в дефектоскопии. Таким
образом, большая часть этой главы посвящена голографической
интерферометрии.
Полезно также, хотя бы поверхностно, рассмотреть весь
диапазон применений голографии. Некоторые из них (напри-
мер, голографическое кино) находятся еще на раннем этапе
развития. Другие применения (например, использование голо-
графии как формы искусства) — вне рамок данной книги.
Однако разнообразие приложений может стимулировать вооб-
ражение.
18.1. голографическая интерферометрия
Голографическая интерферометрия является областью наи-
более важных промышленных применений голографии. Тради-
ционная интерферометрия обычно используется при определе-
нии поверхностного рельефа для поверхностей с относительно
простой формой. Примером является контроль поверхностей
зеркал и оптических плоскостей в оптической промышленности.
Такие интерференционные измерения ранее были возможны
лишь для отражающих поверхностей простой формы. С появ-
лением голографической интерферометрии интерференционные
методы стали применяться для контроля поверхностей относи-
тельно сложной формы и зеркально неотражающих поверх-
ностей.
Голограмма может рассматриваться как устройство, которое
запоминает волновой фронт, описывающий изображение неко-
торого объекта. Запечатленный волновой фронт воссоздается
при воспроизведении голограммы. В голографической интер-
500 Глава 18
<ферометрии волновой фронт воссоздается и используется при
интерференции с некоторым другим волновым фронтом с обра-
зованием ярких и темных полос в участках, усиленных или
ослабленных интерференцией. Два фронта могут представлять
объект в различные моменты времени. Например, можно сде-
лать голограмму объекта, а затем слегка изменить объект.
Если воспроизведенное изображение, полученное из голограм-
мы при воспроизведении, проинтерферировать со светом изме-
ненного объекта, интерференционная картина может дать очень
точную информацию о степени изменения объекта. Так как
каждый интерференционный порядок соответствует изменению
размеров на одну длину волны света, чувствительность метода
измерений высока и сопоставима с длиной волны используе-
мого света.
Имеется несколько способов применения основного метода
толографической интерферометрии в зависимости от способа
получения различных волновых фронтов, представляющих объ-
ект. Опишем три различных типа голографической интерферо-
метрии:
1) голографическая интерферометрия в реальном времени;
2) двухэкспозиционная голографическая интерферометрия;
3) усредненная по времени голографическая интерферо-
метрия.
Л8.1.1. ГОЛОГРАФИЧЕСКАЯ ИНТЕРФЕРОМЕТРИЯ
В РЕАЛЬНОМ ВРЕМЕНИ
В основе этого метода — получение голограммы при изме-
няющемся объекте и затем интерференция света воспроизведен-
ного изображения, запечатленного в голограмме, со светом
изменяющегося объекта. Так как состояние объекта меняется
непрерывно, изменения объекта можно наблюдать непрерывно
по движению системы интерференционных полос. Поэтому этот
метод иногда называют голографической интерферометрией
< живыми интерференционными картинами.
Процедура состоит из следующих этапов. Прежде всего соз-
дается голограмма желаемого объекта. Голограмма проявля-
ется обычными фотографическими способами и снова помеща-
ется в положение, которое она занимала при получении голо-
граммы. С помощью первоначального опорного луча воспроиз-
водится изображение. Таким образом получают изображение
первоначального объекта. Это изображение накладывается на
реальный физический объект, занимающий прежнее положение.
Таким образом, имеются два образа объекта: один — создавае-
мый самим объектом, другой — воспроизведенное голографиче-
ское изображение.
Применение голографии 501
Оба волновых фронта, представляющих оба этих образа,
будут интерферировать. Если разность длин световых путей из
той же самой точки в двух различных изображениях изменится
на длину световой волны, появится интерференционная кар-
тинка.
Если объект совсем не изменился после получения голограм-
мы, оба волновых фронта в точности совпадают и никакой ин-
терференционной картины не возникнет. На практике обычно
этого трудно достичь и избежать искажения голограммы. При
проявлении могут измениться размеры фотопленки. Кроме того,
трудно точно поместить голограмму в положение, занимаемое
ранее при экспонировании. Таким образом, обычно имеются
фоновые интерференционные полосы, даже если объект не из-
менился. При тщательной технологии число таких полос будет
небольшим. Проявление пленки на месте может устранить проб-
лему ее установки в прежнее положение.
Если объект изменился после изготовления голограммы, по-
явятся интерференционные полосы, видимые на наложенных
изображениях, каждая из которых соответствует накопившейся
деформации объекта на одну длину световой волны.
Рассмотрим характерный пример. Если объект помещен под
нагрузку и подвергнут деформации, оптическая длина от глаза
наблюдателя до некоторой выбранной точки смещенной поверх-
ности изменится. Лучи света, приходящие в глаз наблюда-
теля из двух соответствующих точек на изображении и дефор-
мированном объекте, таким образом, будут сдвинуты по фазе,
что приведет к видимой интерференционной картине. Последняя
определяет величину деформации поверхности. Если на объекте
имеются неизменившиеся участки, на них интерференционные
полосы не возникнут. Таким образом, некоторый имеющийся
постоянный фон будет вычитаться. С помощью голографической,
интерферометрии можно обнаружить малые изменения объекта.
Движение системы интерференционных полос наблюдается
одновременно с деформацией объекта. Интерференционная кар-
тина меняется и распространяется по поверхности наложенных
изображений в соответствии с деформацией объекта в реальном
времени. Поэтому для описания этого процесса и использовано
название голографической интерферометрии в реальном вре-
мени.
Схема голографической интерферометрии в реальном време-
ни показана на рис. 18.1. На рис. 18.1, а голограмма получена
в соответствии с описанным выше голографическим методом.
На рис. 18.1,6 голограмма проявлена и помещена в первона-
чальное положение. Объект, показанный здесь как некоторая
емкость (бачок), имеет торец, который под действием возра-
стающего давления воздуха выпячивается. В результате полу-
502 Глава 18
Рис. 18.1. Схема голографической интер-
ферометрии в реальном времени.
а — получение голограммы торца бачка; б —
голограмма проявлена н снова установлена
в прежнее положение, прн этом возросшее
давление воздуха заставляет торец выпячи-
ваться; в — интерференция двух волновых
фронтов (физического объекта н голографи-
чески воспроизведенного изображения), при-
водящая к появлению кольцевых интерфе-
ренционных полос.
чается система круговых
интерференционных полос
(18.1, в). Деформация торца
максимальна в центре, так
что максимальный порядок
интерференционных полос в
интерференционной картине
находится в центре. При на-
блюдении этой картины в
реальном времени будут
видны новые полосы, обра-
зующиеся в центре торца
бачка и постепенно сбегаю-
щие к краям при возраста-
нии давления воздуха.
Расстояние между поло-
сами и их движение могут
быть измерены и соотнесе-
ны с величиной деформации
торца. Таким образом, го-
лографическая интерферо-
метрия в реальном времени
может быть чувствительным
инструментом для измере-
ния механических напряже-
ний в объектах, деформиру-
емых в реальном времени.
Например, если на поверх-
ности есть слабый участок,
он деформируется сильнее.
Вокруг слабого участка ин-
терференционные полосы
группируются теснее. Следо-
вательно, этот метод можно
использовать для обнаруже-
ния дефектов или ослаблен-
ных участков в структуре.
На практике голографическая интерферометрия в реальном
времени создает ряд проблем. Одна из них — установка голо-
граммы точно в то же положение, которое она занимала при
экспонировании. Голограмма должна быть установлена с точ-
ностью до долей длины световой волны. Для этого установочное
устройство голограммы должно снабжаться микрометрическим
приводом для точной юстировки. Юстировка осуществляется
визуально по интерференционным полосам изменением поло-
жения голограммы, пока число видимых на изображении полос
Применение голографии 503
не станет минимальным. Этот процесс требует времени. Для
ускорения решения этой задачи голограмму можно проявлять
на месте. Проявляющая система разрабатывается так, чтобы
добавление химикатов и обработка фотопленки производились
на месте без перемещения.
Вторая проблема возникает из-за искажений фотопленки.
Некоторые изменения размеров фотоэмульсии в процессе про-
явления неизбежны. Тщательный контроль проявления сводит
искажения к минимуму, но на практике некоторое искажение
всегда остается. Оно приведет к некоторому фоновому смеще-
нию в поле зрения небольшого числа полос.
Третьей проблемой является интерпретация интерференци-
онной картины для получения количественной меры изменений
объекта. Если нужна информация, например, лишь о наличии
или расположении дефектов, то по скоплению полос их нетруд-
но обнаружить. Но если требуется полное количественное опи-
сание изменений объекта, обработка данных может быть очень
трудоемкой. Для этого вначале необходимо применить теорию
локализации полос. Интерференционные порядки в голографи-
ческой интерферометрии располагаются на некоторой поверх-
ности. Поверхность локализации является поверхностью, на ко-
торой полосы наблюдаются с наибольшим контрастом при ис-
пользовании наблюдателем апертурной оптической системы.
Положение этой поверхности сложным образом зависит от всех
параметров экспериментальной установки. Однако в общем слу-
чае она не будет поверхностью объекта. Это обстоятельство
приводит к затруднениям. Невозможно сфокусировать оптиче^
скую систему так, чтобы одновременно видеть и поверхность
объекта, и высококонтрастные интерференционные полосы.
Рассмотрим вначале простой случай, когда поверхность ло-
кализации является поверхностью объекта. Одним из случаев,
когда полосы располага-
ются на поверхности объ-
екта, является чистое вра-
щение объекта вокруг оси
на поверхности с наблю-
дением полос в направле-
нии, перпендикулярном
поверхности. В других
случаях (перенос поверх-
ности или сочетание пере-
носа и вращения) полосы
будут локализованы на
некоторой другой поверх-
ности в пространстве, на-
ходящейся где-то между
Повернутая
,в поверхность
г—-----Первоначальная
поверхность
Освещение
Наблюдение
Рис. 18.2. Схема для интерпретации ди-
фракционной картины, получаемой в голо-
графической интерферометрии, при поворо-
те поверхности иа угол 6. Интерференци-
онная картина состоит из полос, парал-
лельных в направлении у.
504 Г лава 18
первоначальной поверхностью объекта и бесконечностью. По-
лосы располагаются вне поверхности объекта, что в общем слу-
чае усложняет анализ.
Проанализируем теперь случай, когда имеется простой по-
ворот вокруг оси на поверхности и наблюдение ведется в на-
правлении, перпендикулярном поверхности (рис. 18.2). Ось Z
является направлением освещения и наблюдения. Сдвиг фазы
б между двумя волнами, исходящими из голографического изо-
бражения и первоначального объекта, определяется уравнением
б=4лл6/Х, (18.1)
где х — расстояние вдоль оси х, 6 — угол поворота, А — длина
волны света. Интенсивность интерференционных полос равна
7=C(l+cos6), {18.2)
где величина С — приблизительно постоянна по всей интерфе-
ренционной картине. Таким образом, наблюдатель увидит пря-
молинейные интерференционные полосы, изменяющиеся по за-
кону косинуса. При перемещении приемника параллельно по-
верхности в направлении х получим изменения амплитуды по
косинусоидальному закону. Максимальная интенсивность, отме-
чаемая приемником, соответствует сдвигу фазы, равному цело-
му кратному 2л. Поэтому при изменении на одну целую полосу
сдвиг фазы изменяется на 2л. Согласно уравнению (18.1), это
означает изменение х на 7./2G. Поэтому при измерении простран-
ственной частоты полос легко получают угол поворота в про-
странстве. Из этого примера видно, как можно найти деформа-
цию поверхности в простом случае.
В большинстве случаев ситуация много сложнее. В общем,
деформация поверхности в некоторой точке будет комбинацией
переноса и поворота, и величина переноса и поворота будет ме-
няться от точки к точке. Кроме того, полосы в общем случае не
локализуются на поверхности. Положение локализации полос
меняется при изменении направления наблюдения. Разработа-
ны методики определения смещения поверхности по измерени-
ям полос. Они довольно сложны, и мы не будем их здесь рас-
сматривать. Опишем лишь кратко одну из них.
О соотношении смещения поверхностей с наблюдениями по-
лос можно судить по рис. 18.3, на котором создающая изобра-
жение линза сфокусирована на поверхности мишени. Показана
поверхность локализации полос. Ось создающей изображение
линзы ориентирована вдоль линии РА, где Р — точка на по-
верхности локализации. Плоскость изображения линзы диа-
фрагмирована для наблюдения света только из малой области
в окрестности точки А на поверхности изображения. Чем мень-
ше апертура, тем больше глубина, на которой можно с хоро-
Применение голографии 505
шим контрастом наблю-
дать полосы. При доста-
точно малой апертуре по-
лосы и объект могут на-
блюдаться одновременно.
Фокусировка линзы
осуществляется сквозь го-
лограмму на приблизи-
тельно совмещающиеся
первоначальную и дефор-
мированную поверхности;
это позволяет одновре-
менно наблюдать высоко-
контрастные интерферен-
ционные полосы. Затем
определяют смещение ма-
лого участка поверхности
в окрестности точки А на
поверхности объекта. На-
блюдения ведутся по по-
лосам вблизи А. Пусть
Рис. 18.3. Схема для интерпретации ин-
терференционной картины в голографиче-
ской интерферометрии при расположении
полос не на поверхности объекта.
Видимая точка поверхности А смещена на Лг.
Ось системы наблюдения пересекает поверхность
локализации полос в точке Р.
наблюдение ведется в направлении единичного вектора Пр Раз-
ность фаз 6i между лучами с участка А при двух положениях
поверхности равна
б[= (2лД)Аг- (п0 —п(),
(18.3)
где Аг— вектор смещения между двумя поверхностями и По —
единичный вектор в направлении освещения. После этого уча-
сток вокруг точки А рассматривается из нового направления
наблюдения, определяемого единичным вектором п2. При изме-
нении направления наблюдения считают число полос т, пере-
мещающихся через А. Направление освещения, конечно, не
изменяется, и разность фаз б2 теперь равна
б2=(2лД)Аг-(по-п2). (18.4)
Вычитая, получим
61 —б2= (2п/Х)Аг- (п2—ni) = ±2nzn, (18.5)
где 2пт — число радиан, соответствующих передвижению т
полос через точку А. Правильный знак определяется из других
соображений. Уравнение является линейным относительно трех
неизвестных компонент смещения Аг. При проведении еще двух
измерений будут получены два дополнительных уравнения, из
которых можно определить все три компоненты смещения Аг.
На выполнение этой процедуры требуется относительно много
506 Глава 18
времени, а информация о смещении получается только для
одной точки поверхности. Более полная характеристика сме-
шения поверхности потребует дополнительных измерений в дру-
гих точках.
Разработка методов определения трехмерных перемещений
поверхности по полосам, возникающим при воспроизведении
голографических интерферограмм, осуществлялась в течение
многих лет. Было предложено и реализовано много методов,
но, как показывает приведенный выше пример, большинство из
них оказываются трудоемкими и включают обширные измере-
ния и расчеты. Ожидается, что дальнейшая работа в этой об-
ласти рано или поздно приведет к упрощению методов.
В одном частном случае существует простой метод, не тре-
бующий обширных расчетов [1]. Это случай, когда наблюдает-
ся локально плоское искажение при прямом падении с помощью
оптической системы, имеющей апертуру в виде узкой щели,
а составляющие перемещения объекта лежат в его плоскости.
Если направление вдоль апертуры совпадает с направлением х,
получим
дЬх1дх— CKl2dx)dDxldx, dLxfdy= {Kl2dx)dDxldy, (18.6)
где Lx — составляющая перемещения объекта в направлении х,
Dx — расстояние плоскости локализации от поверхности, X —
длина волны, dx — расстояние между полосами в направлении
х. При повороте апертуры на 90° (измерения проводятся вдоль
направления у) получим
dLvldx=(Kl2dy)dDyldx, dLvldy= Ckl2dy)dDyldy, (18.7)
где Ly — составляющая перемещения объекта в направлении у,
Dy — расстояние поверхности объекта до плоскости локализа-
ции в направлении у, dv — расстояние между полосами в на-
правлении у. Отметим, что частные производные Dx и Dy опре-
деляют наклон плоскости локализации. Так, dDjdx — наклон
плоскости локализации в направлении х при апертуре вдоль х.
С помощью этих уравнений можно найти все параметры, что-
бы охарактеризовать поворот в плоскости и механические на-
пряжения через параметры, которые могут быть измерены
(а именно расстояния между полосами и наклоны плоскости
локализации полос).
На рис. 18.4 показана интерференционная картина, получен-
ная при голографической интерферометрии в реальном време-
ни для объекта с относительно сложной формой [2]. Голограм-
ма на рис. 18.4, а сделана в отсутствие нагрузки. При наложе-
нии нагрузки образуются полосы, движение которых по поверх-
ности могло наблюдаться (рис. 18.4, б). Каждую полосу можно
рассматривать как полосу, представляющую изменение поверх-
Применение голографии 507
ности на постоянную ве-
личину, так что гологра-
фическая интерферограм-
ма подобна контурной
карте. В этом примере де-
формация объекта может
контролироваться непре-
рывно по мере изменения
нагрузки. Очевидно, что
интерферограмма ярко
демонстрирует напряже-
ния и ее математическая
обработка для получения
количественных результа-
тов трудоемка.
18 .1.2. ДВУХЭКСПОЗИЦИОННАЯ
ГОЛОГРАФИЧЕСКАЯ
ИНТЕРФЕРОМЕТРИЯ
Двухэкспозиционная
голографическая интерфе-
рометрия отличается от
голографической интерфе-
рометрии в реальном вре-
мени тем, что объект экс-
понируется дважды (в
различные моменты вре-
мени). Таким образом, в
двухэкспозиционном ме-
тоде объект сравнивают в
двух различных состояни-
ях. При воспроизведении
Рис. 18.4. Интерференционная картина го-
лографической интерферометрии в реаль-
ном времени при нагружении сложного
объекта [2].
а — без нагрузки; б — с нагрузкой.
получают два отдельных
голографических изображения с возникающей интерференцией
волновых фронтов, представляющих оба изображения. В отли-
чие от голографической интерферометрии в реальном времени
здесь при воспроизведении объект не требуется. Волновой
фронт, характеризующий объект в его первоначальном состоя-
нии, запечатлевается в голограмме так же, как волновой фронт,
представляющий измененное состояние объекта.
Этот метод осуществляется проще, чем интерферометриче-
ская голография в реальном времени. В двухэкспозиционном
методе не требуется также установка голограммы, так как в ней
запечатлеваются оба изображения. Она может быть воспроиз-
ведена без особой точности установки и юстировки. Искажения
508 Глава 18
за счеу усадки эмульсии также устраняются, так как усадка
одна/и та же при обеих экспозициях.
/По сравнению с голографической интерферометрией в ре-
альном времени недостаток двухэкспозиционного метода состо-
ит в том, что первоначальный объект сравнивается только с од-
ним его измененным состоянием. Поэтому этот метод менее
гибок и дает менее полную информацию о непрерывном из-
менении объекта. Во многих практических случаях непрерыв-
ный контроль за деформацией поверхности не является необ-
ходимым. Может быть полезной регистрация относительных
смещений поверхности через заданный интервал времени. Из-за
отказа от непрерывного слежения за изменениями метод двой-
ной экспозиции иногда называют методом замороженной ин-
терференционной картины.
Здесь уместны те же самые замечания о локализации полос
и остаются те же трудности в интерпретации интерференцион-
ных картин при получении количественной информации о по-
верхности.
Двухэкспозиционную голографическую интерферометрию
можно использовать для обнаружения дефектов. Приводимый
на рис. 18.5 пример относится к испытанию покрышек. Одна
экспозиция сделана при низком давлении воздуха в шине
(рис. 18.5, а), вторая — после возрастания давления воздуха
(рис. 18.5, б). Показаны две интерференционные картины, по-
лученные при воспроизведении двухэкспозиционных голограмм.
Слабые участки на покрышке деформируются тем сильнее, чем
больше приложенное напряжение. Таким образом, полосы груп-
пируются гуще на слабых участках. Эти области являются мес-
тами, в которых покрышка ослаблена и, возможно, имеет де-
фекты.
18 .1.3. ГОЛОГРАФИЧЕСКАЯ ИНТЕРФЕРОМЕТРИЯ
С УСРЕДНЕНИЕМ ПО ВРЕМЕНИ
Общее правило, применимое к большинству голографиче-
ских ситуаций, состоит в том, чтобы объект не изменялся во
времени в течение экспозиции голограммы. Это правило явно
нарушается в голографической интерферометрии с усреднением
по времени. В течение экспозиции объект непрерывно движет-
ся. Усредненная по времени голографическая интерферометрия
в общем случае применяется при исследовании вибрирующих
поверхностей. Голограмму, получаемую при высокочастотных
вибрациях поверхности, можно рассматривать как предельный
случай большого числа экспозиций для многих различных по-
ложений поверхности. Математический анализ этого случая
сложен, и мы не будем его здесь рассматривать. Для понима-
ния основной идеи результата проанализируем упрощенную мо-
Применение голографии 509
Рис. 18.5. Двухэкспозициоиная голографическая интерферограмма покры-
шек, в которых между моментами экспонирования давление воздуха было
увеличено.
а — стрелки указывают участки с относительно большим искажением и с тесно группи-
рующимися полосами. В этих участках могут быть дефекты; б — участки с тесно груп-
пирующимися полосами, указывающие на границы соединения корда в каждом плеч^-
покрышки.
510 Глава 18
Рис. 18.6. Схема интерпретации интер-
ференционных полос на вибрирующей
поверхности в голографической интер-
ферометрии с усреднением по времени.
При движении по поверхности в направлении
х максимальное колебательное смещение по-
верхности из состояния равновесия равно
D (х).
Этим
можно
дель. Рассмотрим экспони-
рование непрерывно вибри-
рующей поверхности по ана-
логии с двухэкспозиционной
голографической интерферо-
граммой, для которой две
различные экспозиции соот-
ветствуют положениям, в
которых находится поверх-
ность большую часть време-
ни. Эти два положения соот-
ветствуют крайним точкам
движения поверхности, в ко-
торых скорость колебаний
минимальна. В таком очень
упрощенном представлении
оба волновых фронта исхо-
дят от поверхности в ее
крайних положениях коле-
бательного движения. Си-
туация схематически изо-
бражена на рис. 18.6.
с высокой точностью ампли-
туду вибраций диффузно отражающих поверхностей. Метод
довольно прост в применении. Он включает получение одной
голограммы при вибрации поверхности. Время экспозиции
должно охватывать много периодов вибраций поверхности.
Обычное для голографии ограничение — неподвижность объек-
та при экспонировании — здесь снимается. Голограмму полу-
чают, как если бы поверхность была неподвижна. После прояв-
ления и повторного освещения измеряются возникающие по-
лосы, которые содержат информацию об относительных ампли-
тудах колебаний на вибрирующей поверхности. Подобные
измерения могут быть очень полезными при определении мод
сложных колебаний, которые трудно измерить обычными спо-
собами. Голографическая интерферометрия с усреднением по
времени наиболее пригодна для анализа вибраций.
Переход от наблюдаемых интерференционных картин к ко-
личественным измерениям амплитуды вибраций поверхности
можно осуществить с помощью рис. 18.6. Интенсивность света I
в зависимости от положения х дается уравнением
I ~ 1/4nD (х) cos2 [4лГ> (х)/1-л/4], (18.8)
где D(x)—смещение поверхности от ее равновесного или не-
деформированного положения в зависимости от пеперечной
координаты х. В данном случае новая полоса появляется при
Применение голографии 511
Рис. 18.7. Воспроизведение интерферометрической картины вибраций днища!
пенала для пленки, колеблющегося со звуковой частотой [3].
изменении величины на л, а не на 2л, поскольку уравне-
ние содержит квадрат косинуса. Поэтому одна полоса соответ-
ствует изменению D на ’Д волны света. Счет полос в общей
картине дает, таким образом, смещение в зависимости от по-
ложения. Этот анализ верен лишь при условии
4лЛД>1. (18.9)
Если это условие не выполняется, необходимо использовать-
более сложные выражения, чем уравнение (18.8).
Уравнение (18.8) даёт возможность получить из анализа ин-
терференционной картины максимальную амплитуду вибраций
в зависимости от положения на поверхности. Согласно уравне-
нию (18.8), амплитуда полос уменьшается при возрастании
смещения D. Это уменьшение интенсивности ограничивает чис-
ло полос, которые могут наблюдаться. Поэтому существует
максимальное смещение поверхности от положения равновесия,,
для которого голографическая интерферометрия с усреднением,
по времени еще применима.
Частный пример применения голографической интерферо-
метрии с усреднением по времени к анализу вибраций показан
на рис. 18.7 [3]. Вибрации дна пенала для 35-миллиметровой
пленки вызываются смонтированным внутри пенала соленои-
дом, питаемым генератором звуковой частоты. На рис. 18.7 вид-
на одна из мод вибраций при возбуждении пенала на не-,
которой звуковой частоте. Каждая замкнутая полоса представ-
ляет собой контур с постоянной амплитудой. Таким образом,
512 Глава 18
интерферограмму можно интерпретировать как контурную кар-
ту. Колебательная картинка симметрична относительно цент-
ральной линии, вдоль которой амплитуда равна нулю. При дви-
жении по поверхности пенала в направлении, перпендикуляр-
ном этой линии, амплитуда возрастает от нуля до максимума
у края, падает до нуля в центре линии, возрастает до другого
максимума и снова падает до нуля у противоположного края.
На рис. 18.7, б напряжение на генераторе звуковой частоты
увеличено по сравнению с напряжением на рис. 18.7, а. Ампли-
туда колебаний возросла, и стало видно больше полос. Точная
величина амплитуды может быть получена при решении урав-
нения (18.8).
Метод голографической интерферометрии с усреднением по
времени оказался ценным для анализа движения поверхности
музыкальных инструментов, анализа вибраций лопаток турбин
в авиационной промышленности, для исследования вибраций
двигателей, кузовов, тормозных систем в автомобильной про-
мышленности.
18 .1.4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В предыдущих разделах мы обсудили некоторые из основ-
ных методов (безусловно, не все) применения голографии для
высокочувствительных измерений деформации поверхностей.
В табл. 18.1 проведено сравнение этих методов, названы их до-
стоинства и недостатки и возможные области применения.
В промышленных процессах голографическая интерферомет-
рия является основным инструментом для проведения специ-
альных измерений, которые трудно выполнить обычными мето-
дами. Метод голографической интерферометрии требует опре-
деленной квалификации персонала для определения рельефа
поверхностей, обнаружения дефектов, исследования механиче-
ских напряжений и анализа вибраций.
Область применений голографической интерферометрии огра-
ничена, так как это очень высокочувствительный метод с воз-
можным разрешением порядка длины световой волны. Для мно-
гих практических задач такая точность не требуется и высокая
чувствительность голографической интерферометрии может ока-
заться недостатком. Если искажение участка материала велико,
то использование голографической интерферометрии будет не-
эффективным. На практике очень часто смещение участков со-
ставляет многие тысячи длин волн. В этом случае полосы будут
плохо различимы и счет их затруднителен. Таким образом, ис-
пользование голографической интерферометрии эффективно
только в тех случаях, когда смещение составляет относитель-
но небольшое число оптических длин волн. Если смещение
больше, выгоднее применить метод муаров [4].
Применение голографии 513
Таблица 18.1
Сравнение методов голографической интерферометрии
Метод Рабочие операции Преимущества Недостатки Типичные при- менения
Голографи- Экспонирова- Полная инфор- Трудности ин- Анализ механи-
ческая ин- ние голо- мация об из- терпретации, ческих на-
терферо- граммы, про- менениях исобходи- пряжений,
метрия в реальном времени явление, уста- новка, на- грузка объ- екта объекта мость повтор- ной установ- ки, усадка эмульсии выявление дефектов
Двухэкспо- Экспонирова- Простота реа- Менее полная Анализ меха-
зициониая иие голо- лизации, от- информация, иических на-
гологра- граммы, иа- сутствие по- трудности пряжений,
фнческая грузка объ- вторной уста- интерпрета- выявление
интерфе- рометрия екта, вторич- ное экспони- рование го- лограммы, проявление иовки и усад- ки эмульсии ции дефектов, анализ пере^ ходных про- цессов
Голографп- Экспонирова- Простота реа- Непримени- Анализ вибра-
ческая ин- терферо- метрия с усредне- нием по времени ние голо- граммы в процессе дви- жения объ- екта, прояв- ление лизации и интерпрета- ции резуль- татов мость для неподвижных поверхностей ций
Методом голографической интерферометрии легко прово-
дить испытание слоистых и композитных структур. При этом
для металлических структур, адгезионно связанных с пластмас-
сой, простым способом реализации этого метода является на-
гревание. Если голограмма структуры сделана при окружаю-
щей температуре и наблюдается в реальном времени при на-
гревании структуры на несколько градусов, то голографические
интерференционные полосы могут наблюдаться также в реаль-
ном времени. При наличии плохо связанных участков в струк-
туре полосы будут искажаться при движении через эти участки.
Другие способы используют давление и вибрацию. Исследова-
ния проводились в слоистых структурах типа автомобильных
дисков сцепления, в моделях урановых топливных элементов,
графито-эпоксидных лопатках вентиляторов в ракетных двига-
телях, композитных лопастях компрессоров. На рис. 18.8 рас-
смотрен пример выявления плохой связи в автомобильном дис-
ке сцепления, адгезионно связанном со стальной основой [5].
В этом случае тепловая нагрузка создавалась за счет теплопро-
водности. Плохо соединенные участки легко обнаруживаются.
17 Дж. Реди
514 Глава 18
Рис. 18.8. Двухэкспозиционная голографическая интерферограмма для авто-
мобильного диска сцепления, который нагревали между экспозициями [5].
18.2. ДРУГИЕ ПРИМЕНЕНИЯ
Остальные применения голографии в промышленности полу-
чили меньшее развитие, чем голографическая интерферометрия.
Ниже мы рассмотрим некоторые из них.
18.2.1. МИКРОСКОПИЯ
Первоначально метод голографии был предложен профес-
сором Д. Габором для микроскопии. Оригинальная идея двух-
ступенчатого голографического микроскопа состояла в исполь-
зовании электронных волн или рентгеновских лучей на первом
этапе получения голограммы и освещения видимым светом на
втором для получения воспроизведенного изображения с высо-
ким разрешением. Некоторое повышение усиления достигнуто
и при использовании видимого света на обоих этапах. Усиление
достигается без линз за счет использования расходящегося
(вместо коллимированного) опорного луча. Изображение мо-
Применение голографии 515
жет быть очень сильно увеличено, и, кроме того, оно имеет глу-
бину, чего нельзя получить обычными средствами. Наконец,
увеличенное изображение может быть трехмерным. Качество
изображения намного лучше по сравнению с качеством изо-
бражения, получаемого с помощью хорошо разработанных ме-
тодов обычной микроскопии для традиционных применений.
Однако оригинальная идея Габора до сих пор не осуществ-
лена, так как все еще не созданы когерентные рентгеновские
источники. Были предприняты попытки получить голограммы
в вакуумном ультрафиолете. Так, были получены голограммы
с помощью излучения девятой гармоники (Л = 0,1182 мкм)
неодимового лазера с основной линией на Л=1,06 мкм [6].
Фиксирующей средой служил полиметилметакрилат (в качест-
ве фотосопротивления), в котором ультрафиолетовый свет обу-
словливает поверхностное «отпирание». При воспроизведении
этих голограмм лазером в видимой области достигается увели-
чение, равное отношению Д./0,1182 мкм, где Д— длина волны
лазера в видимой области. В некоторых случаях возможно
шестикратное увеличение. Предложение Габора предусматри-
вало использование гораздо более коротких длин волн для
записи голограммы, поэтому и ожидалось гораздо большее уве-
личение.
Для достижения увеличения, сравнимого с увеличением
электронного микроскопа, на практике необходимо иметь коге-
рентный рентгеновский источник, правильно разместить опор-
ный источник и подготовить объект, следить за аберрациями
голограмм и уровнями интенсивности. Это только некоторые
из проблем, которые должны быть решены, прежде чем будет
экспериментально создан рентгеновский голографический мик-
роскоп с увеличением, позволяющим разрешать размеры ато-
мов. Разработка новых и мощных рентгеновских источников
способствовала бы, по-видимому, решению этих проблем и
сыграла бы в голографической микроскопии такую же роль,
как разработка лазеров в области голографии в целом. В этом,
в частности, смысл интереса к развитию рентгеновских лазеров.
18.2.2. ОБЪЕМНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ЯВЛЕНИИ
Голографическая микроскопия используется для исследова-
ния трехмерных записей способом, который не мог быть осу-
ществлен до сих пор. Так как воспроизведенное изображение
можно исследовать в спокойной обстановке, форму и распре-
деление малых объектов можно изучать более подробно, даже
если их положения могут впоследствии измениться. Голограм-
мы, полученные с помощью импульсного лазера, замораживают
движение частиц в исследуемом объеме. Пленка обрабатывает-
17*
516 Глава t8
ся и освещается так, чтобы получить воспроизведение участка
объема с большой глубиной. При фокусировке на отдельной
плоскости изображения можно рассматривать детали в этой
плоскости. Эти методы находят применение при изучении аэро-
золей и измерении распределения их частиц оптическим секцио-
нированием голограммного изображения. Аналогичные методы
применяются для исследования голографических изображений
микроскопической флоры и фауны. Распределение в некоторый
момент времени может быть запечатлено и исследовано по
трем измерениям, что до сих пор было невозможно. Эти мето-
ды могут найти также применение в ядерной физике при изу-
чении следов в пузырьковой камере.
И действительно, самое непосредственное использование го-
лографии на практике — определение размеров малых частиц
аэрозоля. Были получены голограммы естественно встречаю-
щихся частиц тумана размером 4—200 мкм. При воспроизве-
дении голограммы изображение увеличивалось, с помощью те-
левизионной камеры осуществлялась выборка и изображение
передавалось на экран. Поскольку сканировался один и тот же
объем воспроизведенного изображения, в поле зрения появля-
лись различные частицы в своих действительных положениях
внутри этого объема. Это позволяло исследователям получать
распределение частиц тумана по размерам путем периодической
записи голограмм всех частиц в выбранном объеме.
Аналогичная работа может быть полезной и при исследова-
нии характеристик распыляющих устройств, увлажнителей,
аэрозольных баллончиков. Большой интерес общественности
к проблемам состава воздушной среды вынуждает производи-
телей тщательно характеризовать аэрозольную продукцию;
в этой области голография может сыграть немаловажную роль.
18.2.3. ГОЛОГРАФИЧЕСКИЕ ДИСПЛЕИ
Голография представляет большие возможности для дис-
плеев. Трехмерные изображения, воспроизводимые голограм-
мами, являются тому подтверждением. Важную роль играет
голография и как форма искусства. «Голографические» юве-
лирные изделия получили также признание.
Создание ярких трехмерных изображений приобретает также
большое значение. В сочетании с голографическим воспроизве-
дением рельефа изображения голография оказывается ценным
инструментом в машинном моделировании и фоторазведке.
Другая менее очевидная возможность — применение создан-
ных вычислительными"машинами голограмм для воспроизведе-
ния на экране никогда не существовавших объектов. Дифрак-
ционная картина для гипотетического объекта рассчитывается
Применение голографии 517
ЭВМ и затем рисуется управляемым машиной устройством.
Этот рисунок может быть затем сфотографирован, уменьшен и
освещен лазерным лучом. Воспроизведенное изображение дает
вид объекта, существовавшего только как математическая про-
грамма в ЭВМ. В настоящее время эти методы ограничиваются
процедурой нанесения рисунков. При использовании быстро
записывающих стирающихся сред могли бы быть получены
трехмерные изображения, созданные ЭВМ в реальном времени.
Эта техника предоставляет огромные возможности в военных
применениях и при контроле за воздушным транспортом.
Голографические дисплеи для рекламы, по-видимому, еще
не получили широкого распространения.
18.2.4. ГОЛОГРАФИЧЕСКИЕ ФИЛЬМЫ И ТЕЛЕВИДЕНИЕ
Голография в будущем может найти применение в объем-
ном телевидении и фильмах. Истинные голографические движу-
щиеся изображения (истинные в том смысле, что каждому кад-
ру соответствует голограмма) уже получены экспериментально.
Для этих целей используется лазер с модулируемой добротно-
стью, работающий в режиме повторений импульсов в соответ-
ствии со скоростью кадрирования изображений. Полученные
движущиеся картины пока еще не доставляют артистического
удовольствия, как обычные кинофильмы. Кроме того, возника-
ет проблема осуществления просмотра картин одновременно
многими людьми.
Трехмерное голографическое телевидение также демонстри-
ровалось экспериментально, но для внедрения его в практику
необходимо существенно усовершенствовать способы получения
и передачи голограмм, а также конструкции систем видения.
18 2.5. ВИЗУАЛИЗАЦИЯ ПОТОКА
Для исследования картины течения жидкости часто исполь-
зовались интерферометрические методы. Изменения показателя
преломления приводят к тому, что возникает разность оптиче-
ских длин путей. Голографическая интерферометрия может сво-
диться к получению одной голограммы, которая содержит ин-
формацию, сопоставимую с информацией, получаемой традици-
онными интерферометрическими методами и шлирен-фотогра-
фией. Для этого снимаются двухэкспозиционные голограммы
с потоком и без него.
Визуализация потока с использованием импульсных лазеров
также осуществлена в фотографии нестационарных ударных
волн. В одном из примеров импульс лазера с модулированной
добротностью был достаточно коротким, чтобы «заморозить»
518 Г лава 18
Рис. 18.9. Двухэкспознционная голографическая интерферограмма летящей
пули, полученная с помощью рубинового лазера с модулированной доброт-
ностью. (С разрешения фирмы ARO, Inc.)
Начальная экспозиция соответствует невозмущенному воздуху. Разрывы интерферен-
ционных полос выделяют фронт ударной волны, образованной пулей.
движение пули (рис. 18.9). Интерференционные полосы обри-
совывают ударные волны в воздухе, вызванные полетом пули.
Изменения показателя преломления приводят к изменениям
оптической длины. По этому воспроизведенному изображению
можно определить плотность воздуха и положение ударного
фронта в зависимости от местонахождения пули.
18.2.6. АКУСТИЧЕСКАЯ ГОЛОГРАФИЯ
Принципы голографической записи могут быть распростра-
нены на ультразвуковой анализ непрозрачных объектов или
подводное картографирование. В одном из методов звуковая
волна «освещает» (или, точнее, прозвучивает) объект в жидко-
сти. Возникают опорная и объектная волны, образуемые дву-
мя генераторами акустических сигналов. Обе волны интерфе-
рируют на свободной поверхности жидкости. Голограмма, явля-
Применение голографии 519
ется отпечатком ряби, воз-
никшей на поверхности.
Воспроизведение может
осуществляться с помо-
щью лазерного луча, от-
раженного от этой ряби
(рис. 18.10). Воспроизво-
дящий луч света фотогра-
фируется на фотопластин-
ке. Эта процедура создает
изображение объекта, по-
груженного в жидкость.
Демонстрировалась
также и чисто акусти-
ческая голография (рис.
18.11). Объект в виде бук-
вы прозвучивался. В пло-
скости звукового изобра-
жения перемещается ска-
нирующий приемник, из-
меряющий дифрагирован-
ную звуковую волну. Так
как звуковой приемник
измеряет непосредственно
амплитуду звуковой вол-
ны (в противоположность
оптическим приемникам,
измеряющим только ин-
тенсивность), опорная
волна непосредственно
снимается со звукового
генератора и в виде элек-
трических сигналов пере-
сылается в приемник. Та-
ким образом, отдельный
опорный луч не нужен.
При этом голограмма со-
стоит из электрического
Рис. 18.10. Схема установки для акустиче-
ской голографии объекта, погруженного в
жидкость.
Голограмма получена как световой отпечаток
амплитуд на поверхности жидкости н воспроиз-
водится видимым светом.
Сканируемое распределение
Рис. 18.11. Схема установки для чисто
акустической голографии объекта.
\Электрснное
4 устройство
। обработки
сигнала, характеризую-
щего интенсивность интерференционного акустического распре-
деления в зависимости от положения. Сигнал может воспроизво-
диться с помощью только электронных устройств.
Акустическая голография может быть использована при об-
наружении и измерениях объектов, погруженных в непрозрач-
ные жидкости. Исследуется возможность применения гологра-
фии в медицине для определения внутренних структур челове-
520 Глава 18
ческого тела, которое в определенном смысле является сосудом
с жидкостью.
18.2.7. ОПТИЧЕСКИЕ ВЫЧИСЛИТЕЛЬНЫЕ УСТРОЙСТВА
Оптические вычислительные устройства выполняют преобра-
зования Фурье и их свертку с помощью когерентного света.
С помощью линзы производится фурье-преобразование распре-
деления амплитуды объекта, расположенного в передней фо-
кальной плоскости линзы. Преобразование осуществляется в
задней фокальной плоскости линзы. При помещении в заднюю
фокальную плоскость амплитудной маски в задней фокальной
плоскости второй линзы осуществляется свертка фурье-преоб-
разования маски, соответствующей распределению амплитуды
объекта. Таким образом, голографические методы могут быть
непосредственно использованы для выполнения математических
операций двумерного фурье-преобразовання и свертки.
Подобные методы разработаны для выполнения и некото-
рых других математических операций. Например, уже описаны
расчет корреляций и степенных спектров, оптические методы
сложения, вычитания, умножения, деления, дифференцирования
и интегрирования, преобразование Гильберта. Эти методы от-
крывают перспективы использования двумерных оптических
вычислений. В этом случае данные, полученные в двумерном
виде (например, фотографии), могли бы обрабатываться непо-
средственно. Параллельный способ обработки имеет преиму-
щество по сравнению с последовательным характером элек-
тронно-вычислительных операций. Эти методы будут играть
большую роль, но для их разработки предстоит решить еще
много проблем.
18.2.8. ОБРАБОТКА ИЗОБРАЖЕНИИ
Фурье-голограммы можно применять для обработки изобра-
жений. Для этого получают голограмму объекта, проявляют
ее и помещают в плоскости преобразования Фурье (задняя фо-
кальная плоскость линзы). Такая голограмма называется комп-
лексным согласованным пространственным фильтром. Диапози-
тив неизвестного объекта помещают в плоскость объекта лин-
зы. Комплексный согласованный пространственный фильтр
интерферирует со светом от неизвестного объекта, не соответ-
ствующего оригиналу, с разрушением изображения. Порции
света от объекта, соответствующие желаемому объекту-ориги-
налу, будут пропущены фильтром. В плоскости изображения
будут освещенными все участки, соответствующие местам, где
неизвестный объект совпадает с желаемым.
Применение голографии 521
В другом варианте диапозитив, представляющий собой изо-
бражение объекта, может быть помещен в плоскость объекта
линзы. В плоскости преобразования Фурье детали с различной
периодичностью будут представлены светом в различных физи-
ческих положениях. С помощью фильтров (непрозрачных диа-
грамм) можно устранить этот свет. При втором преобразова-
нии Фурье (с помощью второй линзы) в восстановленном изо-
бражении будут отсутствовать детали, соответствующие устра-
ненному свету. Таким образом, эту процедуру можно использо-
вать для выделения деталей и обработки данных, представлен-
ных в виде фотодиапозитивов. Подобные методы могут найти
широкое применение в таких областях, как распознавание
образов, идентификация объектов в аэрофотосъемке, обработка
фотоизображений и т. д. В настоящее время еще не решено
много проблем, которые существенно ограничивают возможно-
сти применения этих методов.
Если изображение на диапозитиве представляет собой по-
вторяющуюся структуру, то соответствующая ему дифракцион-
ная картина будет состоять из системы точек. Этот факт можно
использовать для исследования фотомасок, полученных с по-
мощью фотографических методов. Одновременно может быть
получено большое количество экземпляров изображения. Пол-
ная их проверка затруднительна. Маска является набором оди-
наковых изображений, повторяемых с одинаковым интервалом,
и поэтому ведет себя как дифракционная решетка. Дифракци-
онная картина является периодическим набором световых пя-
тен. Предлагаемый фильтр должен состоять из набора черных
точек на месте световых пятен. После преобразования изобра-
жения второй линзой будет устранена вся информация, повто-
ряющаяся с периодом, соответствующим основной маске. Ре-
зультат в плоскости изображения содержит только то, что от-
сутствует во всех масках (т. е. он содержит только ошибки
в масках). Выявляются все случайные ошибки. В этом заклю-
чается оптическая обработка информации, нашедшая практиче-
ское применение в промышленности.
Применения голографических методов и способов простран-
ственного фильтрования для обработки изображений более пол-
но описаны в гл. 21.
18.2.9. ГОЛОГРАФИЧЕСКАЯ ПАМЯТЬ ЭВМ
Можно получить голограмму двоичной информации, которая
хранится в памяти вычислительной машины. Голограмма может
хранить эту информацию, пока она не потребуется. В послед-
нем случае голограмму воспроизводят и изображение проеци-
руют на ряд фотоприемников, считывающих хранимую информа-
522 Глава 18
цию. Следовательно, голограмму можно использовать как па-
мять ЭВМ. Весь блок информации заполняется или считывается
одновременно. Таким образом, применение голографической
памяти может привести к повышению быстродействия ЭВМ.
Практические проблемы голографической памяти ЭВМ до-
вольно сложны, но они интенсивно исследуются во многих ла-
бораториях (гл. 21).
На голографической пластинке может быть записано более
чем одно изображение за единицу времени (при использовании
толстых записывающих сред и различных направлений опор-
ного луча). Каждое изображение может быть воспроизведено
отдельно. Трехмерная запись данных повышает эффективность
использования фотопластинки как памяти по сравнению с тра-
диционными фотографиями. Повышается интерес к записываю-
щим средам, которые сами являются трехмерными (например,
фотохромное стекло, галогениды щелочных металлов, ниобат
лития и толстые эмульсии).
При использовании таких сред для голографии в них осу-
ществляется трехмерная запись интерференционных картин.
Она может считываться только воспроизводящим лучом, иден-
тичным по направлению с записывающим опорным лучом. При
воспроизведении голограммы происходит дифракция на прояв-
ленных зернах серебра, расположенных в параллельных плос-
костях записывающей среды. В этом случае условия осуществ-
ления интерференции более жесткие, чем при голографии в тон-
ких средах. Однако большое число изображений может быть
записано голографическим способом на одной и той же пла-
стинке и считываться отдельно без взаимных помех. Это откры-
вает возможности использования голографической памяти ЭВМ.
с большими плотностями трехмерной упаковки.
18.3. ПРИМЕР ПРИМЕНЕНИЯ ГОЛОГРАФИИ
Рассмотрим применение метода голографической интерфе-
рометрии при исследовании тепловых искажений прозрачных
материалов, используемых в оптических элементах мощных ла-
зеров. В СО2-лазсрах большой мощности требуется материал
для окон, прозрачный на длине волны 10,6 мкм. Если материал
недостаточно прозрачный, то окна будут нагреваться и дефор-
мироваться. Оптическая толщина зависит от теплового расши-
рения окна и изменения показателя преломления с температу-
рой. Изменения оптической толщины окна могут сильно повли-
ять на параметры прошедшего мощного пучка. Голографиче-
ская интерферометрия оказалась ценным инструментом для
исследования таких искажений с целью уменьшения их влияния
на луч. Этот частный пример демонстрирует возможности голо-
Применение голографии 523
Направляющее
устройство
СОг- лазер
Расширитель луча
и пространственные фильтры
Поглотитель луча
Дитризор
Дирхреренциаль -
пая термопара
Линза из
IRTRAN-Z
(Г=30см)
Номера
Голограмма
Направляющее
устройство
Рис. 18.12. Голографический интерферометр для измерения изменений опти-
ческой толщины прозрачных материалов, вызываемых излучением СО2-ла-
зера.
графической интерферометрии при решении сложных задач ис-
следования материалов.
Голографическая интерферометрия оптических искажений
прозрачных материалов более сложная, чем обычная интерфе-
рометрия, но имеет ряд преимуществ, поскольку она является
истинно дифференциальным методом. Для обычной интерферо-
метрии прозрачный объект, оптическую однородность которого
необходимо оценить, сравнивается с идеально однородной сре-
дой. Это означает, что интерферограмма содержит информацию
об условиях на поверхности так же, как и информацию об од-
нородности в объеме. Таким образом, для измерения вызван-
ных лазером изменений оптической толщины требуются поверх-
ности, плоские в пределах долей длины волны и параллельные
в пределах нескольких угловых секунд. В голографической ин-
терферометрии сравнивается оптический путь сквозь образец
в момент получения голограммы с оптическим путем по истече-
нии времени (после наступления изменений). Например, можно
сделать голограмму образца с неоднородной толщиной, имею-
щего царапину на поверхности. В этом случае первоначальную
оптическую толщину сравнивают в каждой точке с оптической
толщиной при освещении образца лучом СОг-лазера. При от-
сутствии возможностей получения высококачественных поверх-
ностей в этих материалах указанный способ позволяет оцени-
вать изменения в образцах с неидеальными поверхностями.
Использованный в данной работе голографический интерфе-
рометр показан на рис. 18.12. Источником света является гелий-
неоновый лазер, работающий на трех продольных модах и
524 Глава 18
имеющий когерентную длину ~5 см. Это означает, что допу-
стима разность оптических путей в интерферометре, при кото-
рой еще не теряется информация, равная ~5 см. Лазерный луч
делится на два луча расщепителем с диэлектрическим покры-
тием, и каждый луч направляется через расширяющий телескоп
и пространственный фильтр. Телескоп дает приблизительно
20-кратное расширение; пространственным фильтром служит
отверстие диаметром 10 мкм. Слегка расходящийся опорный
луч после прохождения через расширяющий телескоп попадает
непосредственно на голографическую записывающую среду.
Объектный луч после выхода из расширяющего телескопа про-
ходит через пластинку диффузора. Диффузором служила пла-
стинка из основного стекла со средним размером частиц
~5 мкм. После диффузора свет проходит через образец и по-
падает на голографическую записывающую среду, где он ин-
терферирует с опорным лучом, образуя голограмму. Реально
записанной оказывается голограмма пластинки диффузора, ви-
димой сквозь образец. Диффузор образует множество точечных
источников, используемых для освещения образца, и создает
таким образом множество путей между точкой образца и за-
писывающей средой. Это позволяет сформировать изображение
образца для дальнейшего наблюдения. При отсутствии диффу-
зора поле зрения будет определяться расходимостью пучка, вы-
ходящего из расширяющего телескопа.
Использование диффузора не усложняет процесс фотографи-
рования интерферограмм. Основная проблема в этом случае —
зернистость или пространственный шум в плоскости записи.
Зернистость является результатом конечных размеров частиц
диффузора и более заметна при уменьшении апертуры наблюде-
ния объекта.
В первых работах в качестве записывающей среды исполь-
зовались фотопластинки 649F размером 4X5 дюймов. Пластин-
ка закреплялась в карданном фиксаторе, где и производилась
запись. Затем она вынималась, проявлялась и снова устанав-
ливалась.
При освещении голограммы опорным лучом воспроизводит-
ся волновой фронт, характерный для объекта в недеформиро-
ванном состоянии. Этот волновой фронт затем интерферирует
с волновым фронтом образца. Если деформация объекта от-
сутствует и если пленка помещена точно в то же положение,
в котором производилась запись, объект в области интерферен-
ции просматривается четко. Если объект начинает деформиро-
ваться, появляются интерференционные полосы, соответствую-
щие деформации на половину длины волны на каждую полосу.
Однако, если пленка установлена не точно в положение при
записи, плоскость оптимальной видимости полос не совпадает
Применение голографии 525
с плоскостью объекта и может отстоять от нее на значительном
расстоянии.
В более поздних работах вместо фотопленки использовали
стираемую термопластическую среду [7]. О применении термо-
пластиков в качестве голографической записывающей среды
упоминалось в гл. 17. Термопластик проявляется на месте, по-
этому проблема повторной установки пластинки устраняется.
К другим достоинствам термопластиков относятся возможность
повторного использования, более слабые требования к энергии
записи, высокая дифракционная эффективность (к. п. д.) и от-
сутствие зернистого фона.
Образец освещается лучом непрерывного СО2-лазера мощ-
ностью 250 Вт, проходящим через середину образца. Второй
гелий-неоновый лазер используется в паре с СО2-лазером и
служит для юстировки. В середине образца плотность энергии
СО2-лазера может достигать 13 кВт/см2. Поглощение энергии
СО2-лазера образцом приводит к его нагреву и оптическим
искажениям, фиксируемым голографическим способом.
На рис. 18.13 приведены интерферограммы, полученные
при освещении окон в интерферометре светом интенсивностью
13 кВт/см2 и при охлаждении после отключения лазера [8].
В данном случае был выбран поликристаллический образец
из хлористого калия. Его коэффициент поглощения составляет
5-10 3 см-1, что довольно много для этого типа материала.
Образец механически отполирован и без покрытия. Полосы
нумеровались так, что темная полоса, ближайшая к центру
поля зрения для невозмущенного состояния, имела нулевой
номер. Полосы влево имели отрицательные номера, вправо —
возрастающие целые положительные. С течением времени быв-
шие первоначально в поле зрения полосы сдвигаются и появ-
ляются новые, чему соответствуют на некоторых кадрах боль-
шие целые числа. Лазер отключался между четвертым и пятым
снимками. Затем образец начинал охлаждаться и полосы дви-
гались обратно вправо.
На интерферограммах наблюдаются два качественно раз-
личных явления: равномерное движение интерференционной
картины по образцу, указывающее на равномерный рост тем-
пературы, и локализованное отклонение полос от прямолиней-
ной формы в области вблизи точки разрушения образца лучом.
Равномерное движение полос соответствует равномерному из-
менению оптической толщины образца и не должно влиять на
распространение коллимированного луча в материале. Для схо-
дящегося или расходящегося луча результатом этого изменения
толщины является смещение положения фокальной плоскости
оптической системы без увеличения размера светового пятна,
определяемого дифракцией. Локальные отклонения от прямо-
528 Глава 18
Caulfield Н. J., Wu S., The Applications of Holography, Wiley (Interscience),
New York, 1970, Chapters Vlll, IX, X, XI, XIII, XIV, XV.
Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical Holography, Academic Press,
New York, 1971, Chapters 13, 14, 16. (Имеется перевод: Кольер P. и др.,
Оптическая голография. — М.: Мир, 1973.]
Close D. Н., Holographic Optical Elements, Opt. Eng., 14, 408 (1975).
DeVelis J. B., Reynolds G. O., Theory and Applications of Holography, Addison-
Wesley, Reading, Massachusetts 1967, Chapter 8. [Имеется перевод: Де Ве-
лис Д. Б., Рейнольдс Дж., Голография (теория н приложение). —М.:
Воениздат, 1970.]
Ennos А. Е„ Holography and Its Applications, Contemp. Phys., 8, 153 (1967).
Hildebrand В. P., Brenden В. B., An Introduction to Acoustical Holography,
Plenum Press, New York, 1972.
Knight G. R., Holographic Memories, Opt. Eng., 14, 453 (1975).
Smith H. M. Principles of Holography, Wiley (Interscience), New York, 1969,
Chapter 8.
Thompson B. J„ Ward J. H., Particle-Sizing, the First Direct Use of Holo-
graphy, Sci Res., p. 37 (October 1966).
Thompson B. J. Applications of Holography, in Laser Applications, Vol. 1
(Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1971.
Thompson B. J., Holographic Particle Sizing Techniques, /. Phys. E: (Sci In-
strum.). 7, 781 (1974).
К разд. 18.3.
Bernal E. G. et al., Preparation and Characterization of Polycrystalline Ha-
lides, Proc. Conf. High Power IR Laser Window Mater. 2nd, p. 413
Hyannis, Massachusetts (1972). Published as Air Force Cambridge Res.
Lab. Rep. № AFCRL-TR-73-0372 (II).
Loomis J. S., Bernal E. G., Optical Distortion by Laser Heated Windows,
in Laser Induced Damage in Optical Materials (Glass A. J.. Guenther A. H.,
eds.), Nat. Bur. of St. Spec. Publ. 435, U.S. Dept, of Commerce (1976),
p. 126.
Bernal E. G., Lee T. C., Real-Time Holographic Interferometry of Laser-
Induced Thermal Distortion in IR Windows, Digest of Papers, Int. Opt.
Comput. Conf., Washington, D. C., April 23—25, 1975, IEEE Catalog № 75
CH0941-5C (1975).
Глава 19
ПРИМЕНЕНИЯ В ХИМИИ
Появление интенсивных перестраиваемых лазеров открыло
новые направления исследований в фотохимии. В качестве на-
учного прибора лазеры уже применялись в химии для спектро-
скопических исследований и для изучения кинетики химических
реакций с помощью импульсного фотолиза. В результате этих
исследований была получена полезная информация для раз-
вития теории химических реакций. Спектроскопия высокой раз-
решающей силы с использованием перестраиваемого лазера
также может быть ценным аналитическим инструментом.
Для непосредственного инициирования процесса протекания
химических реакций в нужном направлении лазер должен быть
настроен на длину волны, соответствующую селективному по-
глощению молекул. Таким способом можно инициировать про-
текание химических реакций в направлении, отличном от того,
в котором бы они шли без фотовозбуждения.
По-видимому, наиболее существенные преимущества лазер-
ной фотохимии проявятся при разделении изотопов. В этом
случае могут быть использованы небольшие сдвиги в спектрах
поглощения молекул, содержащих различные изотопы интере-
сующих нас атомов. Лазер настраивается на резонансное по-
глощение только одного из изотопов. Молекулы, содержащие
данный изотоп, затем вступают в химическую реакцию и могут
быть отделены от остальных каким-либо удобным способом.
Этот процесс может иметь большое практическое значение осо-
бенно при разделении изотопов урана.
Большая часть применений, описываемых в данной главе,
основана на использовании перестраиваемых лазеров. Такие
лазеры рассмотрены в гл. 3 и 4. Единственными доступными
перестраиваемыми лазерами являются лазеры на красителях,
которые могут использоваться в видимом и ближнем ультра-
фиолетовом участках спектра. Имеются также перспективы
создания перестраиваемых лазеров других типов, особенно для
инфракрасной области спектра. Состояние таких разработок
обсуждалось в гл. 4.
526 Глава 18
Рис. 18.13. Интерферограммы, из которых видны искажения волнового фрон-
та Не—Ne-лазера, вызываемые сильно поглощающим образцом КС1 при не-
прерывном облучении СО2-лазером с плотностью потока 13 кВт/см2 [8].
Нагревающий луч проходит через образец вблизи центра поля зрения в месте наиболь-
шей кривизны интерференционных полос. Время отсчитывалось от момента направления
луча СО2-лазера.
линейной формы интерференционных полос свидетельствуют
о сильном влиянии на качество проходящего через окно луча.
Этот пример показывает, как голографическая интерферомет-
рия может быть использована в практических целях при реше-
нии сложной проблемы оценки материалов для окон, исполь-
зуемых в лазерах большой мощности.
ЛИТЕРАТУРА
1. Stetson К- A., J. Opt. Soc. Am., 66, 627 (1976).
2. Haines К. A., Hildebrand В. P., Appl. Opt., 5, 595 (1966).
3. Powell R. L„ Stetson K- A., J. Opt. Soc. Am., 55, 1593 (1965).
4. Oster G., Nishijima Y., Sci. Am., p. 54 (May 1963).
5. Erf R. K. (ed.), Holographic Nondestructive Testing, Academic Press, New
York, 1974.
6. Bjorklund G. C., Harris S. E., Young J. F., Appl. Phys. Lett., 25, 451 (1974).
Применение голографии 527
7. Lee Т. С., Appl. Opt., 13, 888 (1974).
8. Bernal Е. G., Lee T. C„ in Digest of Papers, International Optical Compu-
ting Conference, Washington, D. C., April 23—25, 1975.
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 18.1.
Briers J. D., The Interpretation of Holographic Interferograms, Opt. Quantum
Electron., 8, 469 (1976).
Butters J. N., Leendertz J. H., Application of Coherent Light Techniques to
Engineering Measurement, Appl. Opt., 11, 1436 (1972).
Caulfield H. J., Wu S., The Applications of Holography, Wiley, (Interscience),
New York, 1970, Chapter XII.
Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical Holography, Academic
Press, New York, 1971, Chapter 15. [Имеется перевод: Кольер P. и др.,
Оптическая голография. — М.: Мир, 1973.]
Dudderar Т. D„ O’Reagan R., Laser Holography and Interferometry in Mate-
rials Research, Mater. Res. St., p. 8 (September 1971).
Ennos A. E., Measurement of In-Plane Surface by Hologram Interferometry,
J. Phys. E. (J. Sci. Instrum.) 1, 731 (1968).
Erf R. K. (ed.), Holographic Nondestructive Testing, Academic Press, New
York, 1974.
Fryer P. A., Vibration Analysis by Holography, Rep. Progr. Phys., 33, 489
(1970).
Haines K. A., Hildebrand В. P., Surface Deformation Measurement Using the
Wavefront Reconstruction Method, Appl. Opt., 5, 595 (1966).
Levin R„ Industrial Holographic Applications, Electro-Opt. Syst. Design, p. 31
(April 1976).
Matsumoto T„ Iwata K-. Nagata R., Measuring Accuracy of Three-Dimensio-
nal Displacements in Holographic Interferometry, Appl. Opt., 12, 961
(1973).
Powell R. L., Stetson K. A., Interferometric Vibration Analysis of Three-Di-
mensional Objects by Wavefront Reconstruction, I. Opt. Soc. Am., 55, 612
(1965).
Riley L. W„ Pulsed Holography: Problem Solver in the Lab, Opt. Spectra,
p. 27 (December 1973).
Robertson E. R., Harvey J. M. (eds.). The Engineering Uses of Holography,
Cambridge Univ. Press, London and New York, 1970.
Sampson R. C., Structural Measurements with Holographic Interferometry,
Mater. Res. St., p. 26 (September 1971).
Smith H. M., Principles of Holography, Wiley (Interscience), New York, 1969,
Chapter 8.
Stetson K. A., Fringe Interpretation for Hologram Interferometry of Rigid-
Body Motions and Homogeneous Deformations, J. Opt. Soc. Am., 64,
1 (1974).
Stetson K. A., Homogeneous Deformations: Determination by Fringe Vectors
in Hologram Interferometry, Appl. Opt., 14, 2256 (1975).
Vest С. M., McKague E. L., Friesem A. A., Holographic Detection of Micro-
cracks, I. Basic Eng., p. 237 (June 1971).
К разд. 18.2.
Barrekette E. S. et al., Applications of Holography, Plenum Press, New York,
1971.
Benton S. A., Holographic Displays — A Review, Opt. Eng. 14, 402 (1975).
Bexon R., Dalzeil M. G., Stainer M. C., In-line Holography and the Assessment
of Aerosols, Opt. Laser Technol., 8, 161 (1976).
Brendon В. B., Acoustic Holography, Opt. Eng., 14, 495 (1975).
530 Глава 19
19.1. СПЕКТРОСКОПИЯ
19.1.1. АБСОРБЦИОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ
Разработанные методы лазерной спектроскопии крайне раз-
нообразны. Первым и наиболее очевидным является обычная
абсорбционная спектроскопия с использованием перестраивае-
мого лазера. Благодаря узкой линии и высокой яркости излу-
чения лазера могут быть получены спектры с очень высоким
разрешением. Луч лазера пропускается через исследуемый
образец. С помощью фотоприемника регистрируется интенсив-
ность прошедшего луча, а длина волны лазера плавно пере-
страивается в интересующем нас участке спектра. При этом не
требуются ни дифракционные решетки, ни призмы, ни другие
дисперсионные элементы, обычно используемые в спектро-
метрах.
Сочетание в лазерах узкой спектральной ширины линии,
высокой яркости и перестройки длины волны привело к огром-
ному увеличению разрешающей способности, намного превос-
ходящей достижимую с помощью лучших традиционных дис-
персионных спектрометров. Для целей спектроскопии лазер
существенно превосходит другие источники света. Особенности
лазера привели к качественным изменениям в некоторых обла-
стях аналитической техники. Техника, созданная на основе пе-
рестраиваемых лазеров на красителях, уже используется в ви-
димом диапазоне спектра. По мере расширения спектрального
диапазона излучения перестраиваемых лазеров и появления
доступных перестраиваемых лазеров инфракрасного диапазона
ожидается дальнейшее расширение областей применения. Как
уже говорилось в гл. 4, дальнейшие успехи в развитии лазеров
позволяют создать перестраиваемые лазеры в ультрафиолетовом
участке (в области 200—350 нм) и обеспечить более удобными
перестраиваемыми источниками лазерного излучения в инфра-
красной области (1—30 мкм). Доступность таких источников
излучения существенно повысит возможности лазерной спектро-
скопии.
В гл. 11 приведен пример использования перестраиваемого
лазера в абсорбционной спектроскопии. Перестраиваемый по-
лупроводниковый лазер в инфракрасной области спектра был
применен для определения малых примесей элементов в вы-
хлопных автомобильных газах. Это свидетельствует о чрезвы-
чайно высоком разрешении в спектроскопии, обеспечиваемом
перестраиваемым лазером.
Наряду с аппаратурой для абсорбционной спектроскопии на
основе лазеров может быть создана самая разнообразная спект-
роскопическая техника. В литературе описаны различные при-
боры для практических целей. В данной книге мы не можем,
безусловно, описать все возможные виды применений. Поэтому
Применение в химии 531
кроме абсорбционной спектроскопии опишем еще два основных
направления лазерной спектроскопии, которые могут дать пред-
ставление и об остальных областях использования. Этими на-
правлениями являются спектроскопия комбинационного рассея-
ния и спектроскопия насыщения.
19.1.2. СПЕКТРОСКОПИЯ КОМБИНАЦИОННОГО РАССЕЯНИЯ
Комбинационное рассеяние возникает при рассеянии света
молекулами газов, жидкостей или твердых тел. Явление ком-
бинационного рассеяния заключается в появлении дополни-
тельных спектральных линий вблизи линии падающего света.
Линии спектра комбинационного рассеяния значительно слабее
исходной линии с неизменной длиной волны. Линии спектра
комбинационного рассеяния наблюдаются как с длинноволно-
вой, так и коротковолновой стороны от линии падающего света.
Коротковолновые линии обычно крайне слабы.
Спектр комбинационного рассеяния характеризует рассеи-
вающее вещество. Частоты линии равны v±Vfe, где v— исход-
ная частота, a v/;— частоты квантов колебания или вращения
молекулы. Поскольку значения тд. характеризуют индивидуаль-
ные молекулы, исследование спектра комбинационного рассея-
ния может стать основой чувствительного метода анализа.
Спектроскопия комбинационного рассеяния уже давно ис-
пользуется (в сочетании с инфракрасной спектроскопией) для
качественного анализа и для идентификации типичных локали-
зованных структурных единиц внутри молекул. Лазеры пред-
ставляют собой новый источник света со свойствами, необхо-
димыми для спектроскопии комбинационного рассеяния. Спект-
роскопия комбинационного рассеяния уже использовалась для
дистанционного определения примесей в атмосфере. В гл. 11
рассмотрены некоторые вопросы такого применения, а также
длины волн некоторых комбинационных линий обычных загряз-
нений.
Лазеры с узкой спектральной шириной линии и высокой
яркостью обеспечивают значительно более высокое разрешение
спектров комбинационного рассеяния по сравнению с обычными
источниками. Перестройка длины волны лазеров дает возмож-
ность проводить исследование по спектроскопии комбинацион-
ного рассеяния без помех со стороны полос поглощения мо-
лекул. С помощью перестраиваемого лазера частота излучения
может быть выбрана такой, чтобы обеспечить более высокий
сигнал комбинационного рассеяния. Хотя перестраиваемый ла-
зер не является строго необходимым для спектроскопии ком-
бинационного рассеяния, использование перестраиваемого ла-
зера может привести к усилению комбинационного рассеяния.
532 Глава 19
На практике многие исследования по лазерному комбинацион-
ному рассеянию были проведены с аргоновыми лазерами.
Лазерная спектроскопия комбинационного рассеяния уже
используется для идентификации медикаментов, обнаружения
следов лекарственных препаратов в пробах крови или мочи,
обнаружения метаболических побочных продуктов превращения
лекарств в организме, определения примесей в продуктах раз-
личных типов, и в том числе в медицинских препаратах, и для
изучения полимеров в растворах. Техника спектроскопии ком-
бинационного рассеяния позволяет работать с образцами очень
малых размеров, так как для проведения исследований можно
ограничиться размерами образца в пределах фокального пятна
аргонового лазера, т. е. объемом диаметром —10 мкм. Спектро-
скопия комбинационного рассеяния, таким образом, позволяет
исследовать малые образцы волокон и тонкие пленки на поверх-
ности образцов, возникающие при нанесении покрытий или от-
делке. Для проведения исследований по спектроскопии комби-
национного рассеяния прозрачность образцов не требуется. По-
этому такие объекты, как крупинки, химикаты, лекарства и
покрытия, могут быть обычными образцами для анализа. Бла-
годаря этим особенностям химические лаборатории становятся
важным рынком для приборов лазерной спектроскопии комби-
национного рассеяния.
19.1.3. СПЕКТРОСКОПИЯ НАСЫЩЕНИЯ
В обычной абсорбционной спектроскопии ограничением яв-
ляется эффект Доплера, вызывающий уширение спектральных
линий в газах и парах в результате движения атомов или мо-
лекул. Доплеровская ширина линии, которая пропорциональна
корню квадратному из температуры, часто превышает расстоя-
ние между соседними узкими спектральными линиями. Она, в
частности, может маскировать тонкую структуру атомных или
молекулярных спектров. Использование лазеров в обычной аб-
сорбционной спектроскопии не снимает этого ограничения, так
как, несмотря на очень узкую линию излучения лазера, наблю-
даемое уширение обусловлено движением атомов и молекул
образца. Эффект уширения может быть исключен с помощью
техники спектроскопии насыщения. Таким способом можно по-
лучить информацию о естественной ширине узких спектральных
линий.
Данный метод заключается в расщеплении лазерного луча
на сильный и слабый лучи. Оба луча вводятся в кювету с по-
глощающим газом и проходят ее в противоположных направле-
ниях. Высокомонохроматический лазерный луч взаимодействует
только с небольшим участком доплеровски уширенной линии,
Применение в химии 533
имеющей длину волны лазера (т. е. взаимодействует только с
малой частью атомов или молекул, а именно с теми, которые
двигаются со скоростью, точно соответствующей той части доп-
леровского контура линии, которая поглощает лазерное излу-
чение). Более интенсивный луч может вызвать насыщение по-
глощения, т. е. он может взаимодействовать со всеми атомами,
ответственными за узкую часть доплеровской линии, .соответст-
вующую длине волны лазера. Насыщающий луч таким образом
может просветлить путь более слабому вводимому лучу. Более
слабый зондирующий луч прерывается с тем, чтобы на фото-
приемник попадал модулированный луч. Это происходит только
в том случае, если оба луча взаимодействуют с одними и теми
же молекулами. Поэтому лазер должен быть настроен точно
на центр резонансной линии, когда поглощение происходит
только теми молекулами, которые имеют нулевую компоненту
скорости вдоль направления лазерного луча. Только для этих
молекул отсутствует доплеровский сдвиг, и оба луча будут в
резонансе с одними и теми же молекулами. Таким путем может
быть исключен эффект доплеровского уширения.
В качестве примера на рис. 19.1 показана сверхтонкая
структура линии молекулярного спектра |2712 [1]. Это исследо-
вание было выполнено с аргоновым лазером, частота излучения
которого могла перестраиваться в очень небольших пределах
с помощью пьезоэлектрического привода на одно из зеркал
резонатора. Для сравнения показана доплеровская ширина.
Методы обычной абсорбционной спектроскопии не позволяют
наблюдать ни одной детали в спектре шириной меньше допле-
ровской. Возможность устранения доплеровского уширения с
помощью спектроскопии насыщения показана на рисунке до-
статочно наглядно.
Методы спектроскопии насыщения позволяют исключить ис-
кажение формы доплеровской линии, которое возникает из-за
того, что с лазерным лучом взаимодействуют только молекулы
с узким спектром скоростей. В поглощении будут участвовать
только те молекулы, частота молекулярного перехода которых
доплеровски сдвинута в область резонанса с лазерным излуче-
нием. Ширина линии узкого резонанса связана с естественной
шириной рассматриваемого уровня. Спектроскопия насыщения
позволяет наблюдать резонанс с естественной шириной линии
в центре частоты атомного или молекулярного перехода. Две
волны с одинаковой частотой, но распространяющиеся в про-
тивоположные стороны, взаимодействуют с молекулами, имею-
щими составляющие скорости vz вдоль направления лазерного
луча:
Oz=±c(vm — ViJ/Vm,
(19.1)
534 Глава 19
-700 -000 -SOO SOO -300 -200 ~ 700 0 700 200 300 SOO SOO
Av, МГц
Рис. 19.1. Сверхтонкая структура линии поглощения ,2712, исследованной ме-
тодом спектроскопии насыщения [1]. Сдвиг частоты от центра линии обо-
значен Av.
где ут—частота молекулярного перехода, vl — частота лазе-
ра и с — скорость света. Ширина распределения этих двух ско-
ростей задана естественной шириной линии молекулярного пе-
рехода. Когда величина vm—Vl проходит через нуль, волны,
распространяющиеся в обоих направлениях, взаимодействуют
с одной и той же группой молекул, имеющих нулевую скорость
в направлении оси z (рис. 19.2).
Частота
Рис. 19.2. Схема возникновения провалов в доплеровском контуре линии по-
глощения. Частота в центре контура у0, частота лазера Уь.
Применение в химии 535
Если vTO—Vl=#O, то зондирующий и насыщающий лучи
взаимодействуют с молекулами, скорости которых соответству-
ют участкам доплеровского контура, расположенным по раз-
ные стороны от центра. Провал, вызванный насыщающим лу-
чом, не обеспечивает прохождения зондирующего луча. При на-
стройке лазера на центр линии провал, показанный штриховой
линией, позволяет проходить зондирующему лучу с максималь-
ной интенсивностью.
19.2. ФОТОХИМИЧЕСКИЕ ПРИМЕНЕНИЯ
1S.2.1. СЕЛЕКТИВНОЕ ВОЗБУЖДЕНИЕ РЕАКЦИЙ
. Лазеры дают возможность осуществлять селективное воз-
буждение выбранных состояний атомов и молекул или селек-
тивный разрыв специфических химических связей. Такие про-
цессы могут быть очень эффективны для инициирования хими-
ческих реакций. Лазер можно настроить на молекулярный
резонанс так, чтобы возбуждались только некоторые избран-
ные химические связи. Это дает возможность проводить хими-
ческие реакции в нужном направлении. В настоящее время
требуются дальнейшие эксперименты и исследования в этой
области, причем обещающие результаты могут быть получены
уже в начальной стадии. Успешное развитие данного направле-
ния может привести к коренным изменениям в химической про-
мышленности.
В первых экспериментах по лазерной фотохимии были ис-
пользованы лазеры на фиксированных длинах волн (лазеры
60-х годов). В этих экспериментах изучались реакции, для ко-
торых наблюдалось удачное совпадение частоты лазера и ча-
стоты резонансного молекулярного поглощения. Перестраивае-
мые лазеры позволяют возбуждать и изучать почти любое мо-
лекулярное состояние. Очевидно, что лазерная фотохимия будет
в основном использовать перестраиваемые лазеры.
Применение лазеров для создания колебательно-возбужден-
ных молекул сулит большие возможности селективного стиму-
лирования химических реакций. Химические реакции происхо-
дят только тогда, когда молекулы получают необходимую энер-
гию активации. Эндотермические реакции вообще не протекают
без активации. Это происходит потому, что исходные молекулы
могут вступить в реакцию только в том случае, если они нахо-
дятся на достаточно малых расстояниях друг от друга. На не-
больших расстояниях между молекулами возникают силы от-
талкивания, и для преодоления их необходима энергия. Для
этих целей часто используется тепловая энергия. Скорость
химической реакции возрастает с нагревом. Однако может
быть использована также внутренняя энергия, связанная с мо-
536 Глава 19
лекулярными колебаниями. В соответствии с современными
идеями колебательная энергия молекул даже более приемлема
для ускорения химической реакции, чем тепловая трансляцион-
ная энергия. Таким образом, новый подход к управлению хи-
мическими реакциями заключается в воздействии на индивиду-
альные связи в молекуле путем возбуждения колебательных
состояний. Этот подход имеет преимущество перед возбужде-
нием молекулы как целого путем снабжения тепловой энергией,
большая часть которой представляет собой тепловую энергию
движения.
Селективное возбуждение некоторых состояний осуществля-
ется перестраиваемыми лазерами, которые настраиваются на
длину волны, совпадающую с молекулярной полосой погло-
щения. Данный процесс более экономичен с точки зрения за-
трат энергии по сравнению с тепловым инициированием. Пря-
мое колебательное возбуждение может быть более эффектив-
ным для проведения реакции, чем нагрев реагентов с передачей
им того же самого количества энергии. Метод лазерного ини-
циирования может существенно повлиять на некоторые важные
процессы химического производства. Он открывает возможность
прямого синтеза новых химических соединений.
Применение лазеров для проведения химических реакций
только начинается, и пока что изучено относительно небольшое
число таких реакций. Ни одна из них еще не отмечена как
практически важная. Мы рассмотрим три примера, из которых
станут очевидными возможности лазера при инициировании вы-
бранных реакций. Большое число работ проведено в лабора-
ториях с целью подбора подходящих для лазерного иницииро-
вания реакций.
Одним из примеров являются эксперименты, выполненные со
смесями газообразных трихлорида бора (ВС1з) и ацетилена [2].
Излучение СО2-лазера попадает в полосу поглощения BCI3.
Поглощение в области 10,6 мкм возбуждает асимметричный
тип колебаний молекулы BCI3. Поглощение лазерного излуче-
ния и последующее возбуждение этого колебательного уровня
энергии приводят к взаимодействию между ВС1з и ацетиленом.
Ацетилен прозрачен для излучения СОг-лазера и обычно не
реагирует с трихлоридом бора. Однако при облучении импульс-
ными СО2-лазерами наблюдалась следующая реакция:
ВС1з+С2Н2->НС1-|-НС • СВС12.
В этой инициируемой лазером фотохимической реакции преоб-
ладающая роль принадлежит возбужденным колебательным
состояниям молекул, возникшим при поглощении лазерного из-
лучения.
Применение в химии 537
В другом примере излучение СОг-лазера с длиной волны
10,6 мкм взаимодействует со смесью N2F4 и NO [3]. При обыч-
ных обстоятельствах N2F4 не реагирует с NO. Однако при об-
лучении СОг-лазером возбуждаются колебательные состояния
молекулы N2F4. Химические реакции приводят к образованию
NF3, NFO, N2 и F2. Выход каждого продукта зависит от экспе-
риментальных условий, в том числе от давления и интенсивно-
сти лазерного излучения.
Третьим примером может служить серия реакций [4J
В (СНз)з+НВг -> В (СНз)2ВГ+СН4,
В(СН3)2Вг+НВг-> ВСНэВг2+СН4,
ВСНзВгг+НВг -> ВВг3+СН4.
При использовании перестраиваемого СОг-лазера наблюда-
лось образование специфичного для данного излучения продук-
та. Излучение лазера с частотой 970,5 см-1 могло вызывать
первую или третью из- приведенных выше реакций. Излучение
с частотой 1039,4 см-1 могло вызывать вторую или третью ре-
акцию. Нетермическая природа процесса подтверждается спе-
цифическим действием излучения СОг-лазера с разными дли-
нами волн, а также контрольными опытами по обнаружению
влияния температуры.
Из приведенных экспериментов следует, что под действием
лазерного облучения образуются колебательно-возбужденные
молекулы, которые инициируют химические реакции. Эти реак-
ции могут быть обычными экзотермическими реакциями, но
они могут быть направлены так, чтобы получать продукты,
отличающиеся от получаемых при термической активации. Та-
ким образом, резонансное взаимодействие лазерного излучения
с системой позволяет направить химические реакции на мак^
симальный выход желаемого продукта, получать продукты,
которые не могут образовываться при обычном нагреве реаген-
тов, а также уменьшить количество энергии, необходимое для
стимулирования заданных химических реакций.
19.2.2. ИМПУЛЬСНЫЙ ФОТОЛИЗ
Импульсный фотолиз является инструментом исследования
быстрых химических реакций. По существу он представляет
собой разрыв частей молекулы при интенсивной вспышке
света. Последующий абсорбционный анализ образовавшихся
продуктов позволяет определить концентрации различных ос-
колков молекул после вспышки. Таким способом можно изучать
ход химических реакций.
Существуют два варианта техники импульсного фотолиза.
538 Глава 19
В первом варианте вторая лампа-вспышка с переменным вре-
менем задержки используется как источник непрерывного
спектра для изучения спектра поглощения промежуточных про-
дуктов реакции, вызываемой первой лампой-вспышкой. Фото-
графическая регистрация спектра осуществляется в широкой
спектральной области. Такой метод обычно используется в по-
исковой работе, когда не известна природа образующихся
химических радикалов. Если же осколки молекул идентифици-
рованы и их линии поглощения известны, то можно применить
второй вариант. В этом случае вторая лампа-вспышка заменена
интенсивным источником непрерывного спектра. Наблюдения
проводятся на одной длине волны с использованием монохро-
матора и фотоприемника. Для этих целей можно использовать
перестраиваемый непрерывный лазер. Данный метод позволяет
более подробно исследовать кинетику, поскольку он дает пол-
ную информацию об изменении во времени поглощения для
каждого из осколков молекул.
С помощью импульсного фотолиза можно фотохимически со-
здавать и спектроскопически исследовать самые разнообразные
свободные радикалы и возбужденные молекулы. Типичные зна-
чения длительности импульсов, которые были доступны до по-
явления лазеров, составляли несколько микросекунд. Времен-
ное разрешение методов импульсного фотолиза ограничено глав-
ным образом длительностью инициирующей вспышки. Попытки
уменьшить длительность вспышки без снижения энергии, кото-
рые предпринимались до разработки лазеров, имели лишь ог-
раниченный успех. В первых лазерных экспериментах исполь-
зовался рубиновый лазер с модуляцией добротности и длитель-
ностью импульса ~20 нс [5, 6]. Это сразу позволило улучшить
временное разрешение методов импульсного фотолиза (от мик-
росекунд до наносекунд). Создание короткоимпульсных высо-
комощных лазеров обеспечило импульсный фотолиз новыми
источниками света с огромными возможностями. Для исполь-
зования лазеров в импульсном фотолизе было придумано
огромное множество искусных приемов. Эта техника в основ-
ном применяется для спектроскопии возбужденных состояний и
изучения кинетики превращений больших органических моле-
кул в растворах. Кинетические исследования позволили полу-
чить такие данные, как времена жизни люминесценции, инфор-
мацию о тушении кислородом синглетных и триплетных состоя-
ний этих молекул и абсолютные значения коэффициентов по-
глощения.
Благодаря этому удалось улучшить разрешение по време-
ни на три порядка величины по сравнению с первыми экспери-
ментами, в которых использовались рубиновые лазеры с моду-
ляцией добротности.
Применение в химии 539
19.2.3. ПИКОСЕКУНДНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ И КИНЕТИКА РЕАКЦИИ
Для исследования кинетики сверхскоростных химических
реакций используется также техника пикосекундной спектро-
скопии. Получение оптических импульсов с длительностью
10~12 с и меньше от перестраиваемых лазеров на красителях
с синхронизацией мод открыло совершенно новые области ис-
следования. Такие короткие импульсы перестраиваемого узко-
полосного излучения являются идеальными для возбуждения
определенных молекулярных уровней энергии. Распад этих воз-
бужденных уровней может быть исследован по их флюорес-
центному излучению или по поглощению. Таким способом мо-
жет быть проконтролирована кинетика химических процессов,
что ранее было невозможно.
К процессам, которые происходят в таких временных интер-
валах и которые теперь могут быть исследованы, относятся ко-
лебательная и ориентационная релаксация молекул в жидко-
стях, основные безызлучательные переходы электронно-воз-
бужденных больших молекул, сольватация свободных фото-
электронов и изомеризация фотовозбужденных состояний таких
сложных молекул, как красящие пигменты.
Одно из таких исследований связано с изучением первых
ступеней фотосинтеза при наблюдении возникновения и распа-
да промежуточных химических соединений за времена порядка
пикосекунды [7]. В другом эксперименте при использовании не-
одимового лазера с синхронизацией мод наблюдался спектр
излучения со сверхвысоким временным разрешением молекул
красителя в растворе [8]. Временное разрешение составляло
2 пс. Этот метод эмиссионной спектроскопии с пикосекундным
временным разрешением позволил провести прямые измерения
релаксации возбужденных электронных состояний молекуляр-
ных систем. Таким образом, эта техника обеспечивает первые
прямые экспериментальные определения разрешенных во вре-
мени и по частотам колебательных релаксаций возбужденных
состояний больших молекул.
Рассмотрим один пример для иллюстрации некоторых из
используемых приемов и возможностей пикосекундной спектро-
скопии. Эксперимент связан с образованием и распадом био-
логического соединения, называемого прелюмиродопсином, ко-
торое, по-видимому, является начальным звеном в цепи фото-
химических изменений, составляющих основу физиологических
процессов, обусловливающих зрение [9]. Восприятие света на-
чинается с воздействия на родопсин — светочувствительный пиг-
мент сетчатки глаза. Известно, что при воздействии света на
родопсин прелюмиродопсин образуется быстрее, чем это мо-
жет быть обнаружено обычными методами.
540 Глава 19
Использованный в эксперименте метод основан на фото-
возбуждении пикосекундным импульсом света с длиной волны
0,53 мкм. Полоса поглощения прелюмиродопсина с длиной
волны 0,56 мкм была прощупана цугом коротких импульсов на
этой же длине. В качестве исходного лазера использовался ла-
зер на неодимовом стекле с синхронизацией мод, из излуче-
ния которого был выделен один импульс с длительностью 6 пс.
Этот импульс усиливался, а затем осуществлялось удвоение
частоты с помощью кристалла дигидрофосфата калия, в ре-
зультате чего получалось излучение с длиной волны 0,53 мкм.
Часть этого света использовалась для возбуждения образца, а
другая часть была пространственно отделена от первой и с
помощью комбинационного рассеяния преобразована в пико-
секундный импульс длиной волны 0,56 мкм. Это излучение от-
ражалось эшелоном — ступенчатым оптическим элементом, ко-
торый создавал различную оптическую задержку для отдель-
ных пространственных частей фронта волны. Таким образом
излучение с длиной волны 0,56 мкм было преобразовано в се-
рию коротких опрашивающих импульсов для зондирования вы-
бранной молекулярной полосы поглощения. Этот свет фокуси-
ровался на ту же площадку образца, что и возбуждающий свет
с длиной волны 0,53 мкм. После выхода из кюветы излучение
с длиной волны 0,56 мкм направлялось в фотокамеру. Свет от
каждого оптического элемента эшелона фокусировался на раз-
личные площадки фотопленки. Так как для соседних оптиче-
ских элементов эшелона свет отличается на одну и ту же ве-
личину оптического пути, временные интервалы между им-
пульсами (~20 пс) регистрировались, будучи пространственно
разделенными. Результаты эксперимента показывают, что вре-
мя возникновения прелюмиродопсина менее 6 пс после начала
действия возбуждающего импульса с длиной волн 0,53 мкм.
Данные показали, что образование прелюмиродопсина являет-
ся первичным фотохимическим эффектом.
Применение методов пикосекундной спектроскопии для изу-
чения спектров поглощения и флюоресценции больших моле-
кул с высоким временным разрешением пока что находится в
стадии исследований. Эти методы могут принести важную ин-
формацию о молекулярных процессах и внутримолекулярном
переносе энергии, что в свою очередь может иметь большое
значение для химической технологии в будущем.
19.3. РАЗДЕЛЕНИЕ ИЗОТОПОВ
19.3.1. ОСНОВЫ МЕТОДА
Использование лазеров для разделения изотопов может
быть наиболее важным применением лазеров в области фото-
Применение в химии 541
химии. Это приобретает особое значение в связи с возможно-
стью разделения изотопов урана. Предложены способы разде-
ления изотопов для большого числа различных химических
элементов. Такие методы могли бы иметь важное значение при
производстве изотопически обогащенных элементов для меди-
цинских, промышленных и научных применений. Однако эконо-
мически наиболее важным несомненно является разделение
изотопов урана.
Лазерное разделение изотопов основано на использовании
лазера, настроенного на резонансное поглощение химического
соединения, содержащего один из изотопов избранного атома.
В спектрах поглощения многих молекул изотопические сдвиги
обычно невелики, поэтому требуются очень узкополосные ис-
точники света. Только лазер может обеспечить такие узкие ли-
нии при высокой мощности излучения. Поглощение лазерного
излучения молекулами, содержащими один интересующий нас
изотоп, приводит к химической реакции, в которой участвуют
только молекулы с этим изотопом. Продукты химической реак-
ции могут быть отделены с целью получения вещества, обога-
щенного одним интересующим нас изотопом.
Для разделения изотопов с помощью лазеров необходимо
следующее:
1) наличие сдвига между различными изотопами в спектре
поглощения данного элемента;
2) наличие перестраиваемого лазера, который может быть
настроен для возбуждения только одного из изотопов;
3) существование химического или физического процесса,
который действует только на возбужденные частицы и отделя-
ет их от невозбужденных молекул;
4) отсутствие противодействующего процесса, такого, как,
например, тепловое возбуждение, которое может помешать осу-
ществить возбуждение только одного из изотопов.
Разделяемые частицы могут быть либо атомами интересую-
щего нас элемента, либо молекулами, содержащими изотопы.
В первом случае используемые линии, вызванные переходами в
электронной оболочке, расположены в видимой или ультрафио-
летовой частях спектра. Во втором случае используются линии
колебательных и вращательных спектров, приходящиеся на
инфракрасный диапазон спектра. Характерные изотопические
сдвиги некоторых линий поглощения как для атомов, так и для
молекул приведены в табл. 19.1. Изотопический сдвиг должен
быть сравним с шириной линий. Если линии двух изотопов
перекрываются, селективное возбуждение только одного изо-
топа будет невозможным. Поскольку спектральные линии в
твердых и жидких веществах в общем случае широки, для фо-
торазделения изотопов обычно рассматривается только газовая
542 Глава 19
среда. Ширина атомных линий в газовой среде при низком дав-
лении является доплеровской шириной, которая пропорциональ-
на корню квадратному из температуры. Изотопические сдвиги
некоторых атомов (табл. 19.1) больше доплеровской ширины,
которая приведена для температуры, соответствующей давле-
нию пара элемента, равному 1 тор. В общем изотопический
сдвиг больше доплеровской ширины только для очень легких
или очень тяжелых атомов.
Изотопические сдвиги
Таблица 19.1
Атомы Длина волны. А Изотопический сдвиг, см—1 Доплеровская ширина линии, см—1
Li6 Li- 3232,6 0,35 0,026
W О 2497,9 0,175 0,44
Hg2i’°—Hg2»2 2536,5 0,179 0,04
Li235—U238 4246,3 0,280 0,055
Молекулы Длина волны, мкм Изотопический сдвиг, см-1 Вращательная ширина полосы, см-1
В,0С13—ВИС13 10,15 9 25
N14H3—N,5H3 10,53 24 71
Ti48Cl4—TiS0Cl4 20.06 7,6 18
U235F6—U238Fe 16,05 0,55 16
Для молекул соответствующая ширина полосы определяет-
ся вращательной структурой (табл. 19.1). Ширина линии обыч-
но превышает изотопический сдвиг. Это часто затрудняет раз-
деление изотопов при использовании молекул, но могут быть
предложены некоторые решения этой проблемы. Один из таких
путей заключается в использовании линий поглощения, возни-
кающих при одновременном возбуждении нескольких колеба-
тельных квантов. Для сужения линии может быть также ис-
пользовано охлаждение газа в потоке.
Рассмотрим несколько методов разделения изотопов.
Двухступенчатая фотоионизация. Атом интересующего нас
изотопа возбуждается при поглощении излучения на одной
длине волны. Затем возбужденные атомы ионизуются при по-
глощении излучения на другой длине волны. Невозбужденные
атомы не поглощают на этой длине волны (рис. 19.3,а). Ионы
затем могут быть отделены электрическим полем. Этим мето-
Применение в химии 543
1АВ
иАВ
------АВ
6
1ав-**‘а*в
'АВ
АВ
в
1АВ**- 1А+в
”г иАВ
Л
-----АВ
Рис. 19.3. Схемы возможных процессов разделения изотопов. Символом i
обозначены отделяемые изотопы, а символом и — неотделяемые.
а — двухступенчатая фотоионизация; б — двухступенчатая фотодиссоциация; в — фо-
топредиссоциация; г — химическая реакция возбужденных молекул.
дом довольно легко достигается разделение, но при этом за-
траты оптической энергии достаточно велики, поскольку вто-
рая длина волны обычно мала и энергия фотона, связанная с
ней, велика.
Двухступенчатая фотодиссоциация. Молекула, содержащая
интересующий нас изотоп, возбуждается при поглощении излу-
чения на одной длине волны, тогда как молекулы с другими
изотопами не возбуждаются. Затем возбужденные молекулы
распадаются при поглощении второй длины волны (рис. 19,3,6).
Продукты диссоциации затем должны быть отделены каким-
нибудь химическим или физическим способом. Продуктами дис-
социации могут быть свободные атомы избранного изотопа или
же осколки первоначальной молекулы, содержащие избранный
изотоп. Этот метод, подобно двухступенчатой фотоионизации,
также энергоемок.
Фотопредиссоциация. Фотопредиссоциация происходит в не-
которых молекулах, находящихся в возбужденных метастабиль-
ных состояниях. Возбужденная молекула имеет уровни энергии,
соответствующие несвязанным состояниям, которые пересекают
связанные возбужденные состояния. Возбужденная молекула
может затем перейти в несвязанное состояние и диссоциировать
(рис. 19.3,в). Этот метод более экономичен. Его применение
определяется подбором молекул, имеющих соответствующий
набор уровней энергии. Предложено несколько таких систем,
примером которых может служить молекула Brj. Разделение
544 Глава 19
изотопов брома с использованием фотопредиссоциации описа-
но ниже.
Химические реакции возбужденных молекул. В этом методе
в химическую реакцию вступают только возбужденные молеку-
лы. Такие селективные, инициируемые лазером, химические ре-
акции уже рассматривались в разд. 19.2. Схема процесса при-
ведена на рис. 19.3, г. Продукты реакции затем должны быть
отделены. Этот метод также экономичен с точки зрения расхо-
да энергии, поскольку не требуется второй фотон с высокой
энергией. Однако наши современные знания о реакциях с воз-
бужденными молекулами недостаточны для того, чтобы можно
было предложить общий метод. Развитие таких методов разде-
ления будет зависеть от установления подходящих реакций для
определенных молекул.
Отклонение атомного пучка. Этот метод основан на резо-
нансном поглощении и переизлучении лазерного излучения ин-
тересующими нас изотопами в атомном пучке. При поглощении
атомы приобретают момент в направлении, перпендикулярном
пучку. Возникают два пространственно разделенных атомных
пучка: содержащий интересующие нас частицы и содержащий
неотделенные изотопы. Этот метод был продемонстрирован на
изотопах бария. Подробнее он будет рассмотрен ниже. Данный
метод применим в принципе к любому тяжелому элементу и
может быть очень экономичным с точки зрения расхода энергии.
При необходимости перепзлученный свет может быть собран
зеркалами и повторно использован. Атомы физически разделе-
ны в пространстве, так что их сбор осуществляется просто.
Многоступенчатая фотодиссоциация инфракрасным излучени-
ем. В идеальном случае колебательные уровни энергии много-
атомной молекулы расположены эк-
видистантно. Если лазер настроен на
частоту колебательного перехода, то
поглощение будет происходить после-
довательно по ступеням; при этом мо-
лекула будет переходить во все более
высокие состояния до тех пор, пока по-
глощенная энергия не будет достаточ-
на для диссоциации. Схема этого про-
цесса приведена на рис. 19.4. Наличие
небольших изотопических сдвигов ко-
лебательных уровней позволяет прово-
дить разделение изотопов. Иа практи-
ке колебательные состояния не явля-
ются точно эквидистантными, так что
нельзя ожидать, что настроенный на
заданную частоту лазер переведет мо-
Диссоциация
1Ав
иА6
Рис. 19.4. Схема многосту-
пенчатой фотодиссоциации
инфракрасным излучением.

Применение в химии 545
лекулу более чем на несколько ступеней вверх но энергетиче-
ской лестнице. Однако этот метод проверен экспериментально.
Теоретическое понимание этого явления не вполне еще ясно.
Для реализации данного метода требуются длинноволновые пе-
рестраиваемые лазеры, и затраты энергии лазера относительно
невелики.
Предложено много других методов разделения изотопов, но
приведенные выше шесть методов в основном перекрывают
остальные.
19.3.2. РАЗДЕЛЕНИЕ ИЗОТОПОВ УРАНА
Наиболее важным применением лазерного разделения изо-
топов может оказаться получение 235U. Важность этого приме-
нения состоит в получении обогащенного уранового топлива
для реакторов с легкой водой, используемых в атомных элект-
ростанциях в США и других странах. Естественный уран со-
держит 0,71% 235U — изотопа, необходимого для работы реак-
торов, а остальное 238U. Для коммерческих реакторов с обыч-
ной водой необходим 235U с обогащением примерно 3%. Поэто-'
му природный уран должен быть предварительно обогащен,
чтобы его можно было использовать в качестве топлива в во-
дяных реакторах. Оправданием использования лазерной техни-
ки для выделения 235Й является высокая эффективность процес-
са. Ожидается, что в середине 80-х годов в США истощатся
производственные мощности, обеспечивающие обогащенным,
ураном реакторы новых или прежних конструкций. Потреб-
ность в обогащенном уране в настоящее время удовлетворяет-
ся газодиффузионными заводами, построенными много лет
назад. Удовлетворение растущих потребностей может быть
обеспечено введением через каждые 18 мес нового газодиффу-
зионного завода с капитальными вложениями 2—3 млрд. долл.
Для внедрения новой технологии требуется значительно мень-
ше вложений и эксплуатационных расходов по сравнению с
современной газодиффузионной технологией. Существуют три
новых различных технологических процесса обогащения: ла-
зерное разделение, центрифугирование и разделение в сверх-
звуковом сопле. Из них только лазерная технология, по-види-
мому, обеспечит наименьшие затраты и наибольшую эффектив-
ность.
Некоторые экономические и технические показатели раз-
личных методов обогащения урана представлены в табл. 19.2
[10]. В таблицу включены два возможных лазерных процесса:
двухфотонная ионизация атомов урана и многофотонная диссо-
циация молекул UF6. Эти процессы более подробно описаны
ниже. Коэффициент разделения определяется отношением ко-
18 Дж. Реди
546 Глава 19
нечной изотопической концентрации к начальной (235U/238U).
Для коэффициентов разделения, лишь слегка превышающих 1,
эта величина примерно равна отношению конечной концентра-
ции 235U к начальной. Для данного коээфпциента разделения
приведено также число ступеней разделения, требуемое для до-
стижения конечной концентрации 235U (3%), необходимой для
реакторов с обычной водой. Оба лазерных метода обеспечива-
ют превышение требуемого коэффициента разделения на одной
ступени. Энергоемкость процесса выражается в затрате энер-
гии в киловатт-часах, необходимой для получения 1 кг обога-
щенного урана. Капитальные затраты и энергоемкость различ-
ны для двух лазерных технологий. Частично это различие обус-
ловлено особенностями атомной и молекулярной технологии.
В последнем случае требуются длинноволновые лазеры и мень-
шая энергия на отделение атома 235U. Лазерная технология об-
наруживает преимущество перед другими методами почти по
всем показателям.
Таблица 19.2
Эксплуатационные и стоимостные показатели для некоторых методов
обогащения урана
Лазерные методы Другие методы
Двухфотон- ная иониза- ция (атом- ный) Многофотон- ная диссо- циация (мо- лекулярный) Центрифу- гирование Разделение в сверхзву- ковом сопле Диффузия-
Коэффициент раз- деления для од- ной ступени 10 33 1,25 1,0118 1,0043
Необходимое чис- ло ступеней 1 1 6 120 335
Энергоемкость (кВт-ч на 1 кг обогащенного Урана) 170 51 210 3500 2100
Капитальные за- траты (долл, на 1 кг обогащен- ного урана) 195 18 233 240 388
Возможные сроки завершения 1986 1986 1982 ? 1985
Возможно, что лазерные заводы по обогащению урана мо-
гут быть введены в 80-х годах. Для этого потребуется сущест-
венное улучшение лазерной технологии: разработка перестраи-
ваемых лазеров с узкой линией, работающих с высокой часто-
той повторения импульсов, высокой пиковой мощностью и высо-
Применение в химии 547
кой средней мощностью; лазеры должны настраиваться на
длины волн интересующих нас переходов. В табл. 19.3 приве-
дены некоторые оценки лазеров, которые потребуются в начале
80-х годов, чтобы можно было создать демонстрационные ла-
зерные установки по разделению изотопов с использованием
молекулярных процессов [11]. Такие лазеры прошли стадию
первых лабораторных образцов в середине 70-х годов и потре-
буют еще значительных усовершенствований.
Таблица 19.3
Требования к лазерам для демонстрации разделения изотопов урана
с использованием молекулярных процессов 1
Требования к ла- зерам в ближай- шее время Требования к ла- зерам в начале , 80-х годов
Ширина линии, см-1 <0,03 <0,03
Частота повторения импульсов, с-1 1 200
Энергия импульса для каждой
Возможные частоты частоты, мДж
628±1 см-1 ( — 15,9 мкм) 0,1 1
823+1 см-1 ( — 12,2 мкм) 25 ЫО3
1160+1 см-1 ( — 8,6 мкм) 8 0,5-103
1294±1 см-* ( — 7,7 мкм) 10 0,5-103
1 Требования к лазерам, которые будут использоваться в промышленности в сере-
дине 80-х годов, значительно выше.
В таблице приведены значения импульсной энергии, необ-
ходимой для каждой из четырех возможных частот. Наимень-
шая энергия импульса требуется для линии с длиной волны
—16 мкм, но она значительно возрастает для других более ко-
ротких длин волн. Потребуются огромные усилия исследовате-
лей в различных лабораториях, чтобы создать перестраивае-
мые лазеры, которые будут удовлетворять требованиям, приве-
денным в таблице. Отметим только, что лазеры, необходимые в
середине 80-х годов и пригодные для промышленного использо-
вания, должны удовлетворять еще более жестким требованиям.
Лазерное разделение изотопов урана может быть осущест-
влено двумя различными технологическими путями. Один из
них связан с использованием паров атомов урана. Излучение
лазера с длиной волны, которая может быть точно настроена
на линию поглощения 235U в видимом участке спектра, про-
пускается через пар. Атомы 235U переходят в возбужденное со-
стояние. Второй лазер, излучающий в синей или ультрафиоле-
товой части спектра, ионизует возбужденные атомы, которые
18*
548 Глава 19
Рис. 19.5. Схема установки для двухступенчатой селективной фотоиониза-
ции 235U.
затем могут быть отделены электрическим или магнитным по-
лем. Этот процесс является двухступенчатой ионизацией. Он
был продемонстрирован в 1974 г., когда впервые было получе-
но небольшое количество обогащенного урана.
В методе двухступенчатой селективной фотоионизации кол-
лимированный пучок атомов урана от нагреваемого урано-ре-
ниевого сплава облучался точно настроенным излучением не-
прерывного лазера на красителе и одновременно ультрафиоле-
товым излучением [12]. Изотопический сдвиг между многими
линиями 235U и 238U в спектре поглощения равен ~7 ГГц. Доп-
леровская ширина этих линий при температуре, требуемой для
получения необходимого давления паров урана, составляет
-"1 ГГц. Поэтому линии достаточно хорошо разделены и пере-
страиваемый лазер на красителе с шириной линии менее
0,05 ГГц может быть настроен на возбуждение только одного
изотопа. Затем этот возбужденный изотоп может быть ионизо-
ван при поглощении ультрафиолетового излучения.
Схема установки показана на рис. 19.5. Лазер на красите-
ле настроен на длину волны 591,54 нм, точно соответствующую
длине волны возбуждения 235U. Излучение ртутной дуговой
лампы мощностью 2500 Вт отфильтровано для удаления корот-
коволнового излучения с длиной волны менее 210 нм. Это пре-
дотвращает ионизацию невозбужденного 238U, но обеспечивает
ионизацию возбужденного 235И. Ионизованный уран затем от-
деляется с помощью электрического поля.
На рис. 19.6 показаны используемые участки спектров по-
глощения [13]. На рис. 19.6, а приведены спектры поглощения
235U и 238И в области 591,5 нм. Линия поглощения 235U, имею-
щая сверхтонкую структуру из шести компонент, отчетливо от-
Применение в химии 549
~Z10 нм
Длина волны
в
Рис. 19.6. Спектры поглощения, относящиеся к двухступенчатой фотоиониза-
зии 235U.
а — спектры поглощения 235U и 238U вблизи 591,5 нм. Для сравнения указана ширина
линии лазера на красителе [13]; б — спектры поглощения 235U* (возбужденное состо-
яние), 2Эьи и a3eU в ультрафиолетовой области.
делена от линии поглощения 238U, не обладающей сверхтонкой
структурой. Сдвиг линий изотопов намного превышает лазер-
ную ширину линии. На рис. 19.6,6 показан участок спектра
поглощения около 210 нм как для возбужденного 235U* (звез-
дочка обозначает возбужденное состояние), так и для невоз-
бужденных изотопов 235U и 238U. Ультрафиолетовое излучение
поглощается изотопом 235U *; но так как излучение короче
210 нм отсутствует, то атомы 235U и 238U не поглощают.
Для исследования состава вещества, собираемого электри-
ческим полем, использован масс-спектрометр. При настройке
550 Глава 19
Рис. 19.7. Упрощенная схема энергетических уровней, относящихся к двух-
ступенчатой фотоионизации 235U.
лазера на красителе на линию поглощения 235U содержание это-
го изотопа значительно возрастает по сравнению с 23SU. Когда
обогащению подвергается природный уран (0,071% 235U), то
обогащенный материал содержит ~60% 235U. Для применяемо-
го непрерывного лазера на красителе мощностью 40 мВт вы-
ход 235U составлял 106 атомов в 1 с (—10-10 г в сутки урана,
обогащенного до 60% 235U). Этот эксперимент является только
первым шагом. Для достижения стадии промышленного произ-
водства потребуется существенно увеличить мощность лазера.
В работе [14] также был использован метод двухступенча-
той фотоионизации, основанный на облучении паров урана ко-
роткими импульсами двух лазеров. Соответствующая схема
энергетических уровней приведена на рис. 19.7. Возбуждение
промежуточного уровня 235U, отстоящего на 0,32 см-1 от уров-
ня 238U, проводилось с помощью лазера на красителе, точно на-
строенного на линию 235U и имеющего достаточно малую шири-
ну линии, не перекрывающей линию 238U. Ионизация из этого
промежуточного состояния проводилась азотным лазером с
длиной волны 337,1 нм. Выход каждого из двух изотопов, по-
лученный по данным масс-спектрометрического анализа, в за-
висимости от длины волны лазера на красителе приведен на
рис. 19.8. Результаты показывают, что при длине волны
4266,266 А концентрация 23SU в обогащенном продукте дости-
гает 50%.
-В другом лазерном методе вместо атомарного урана ис-
пользуются пары гексафторида урана UF6. Возбуждение при
поглощении инфракрасного излучения представляет многосту-
пенчатый процесс (разд. 19.3). Для одного варианта длина
волны возбуждения составляет ~16 мкм. Другие возможные
Применение в химии 551
длины волн приведены в
табл. 19.3. Последователь-
ное поглощение инфра-
красных фотонов молеку-
лой, содержащей выбран-
ный изотоп, приводит к
тому, что молекула пере-
мещается по ступеням
энергетической лестницы,
отстоящим примерно на
равных расстояниях друг
от друга до тех пор, пока
она в конце концов не дис-
социирует. Продукты дис-
социации, содержащие
нужный изотоп, могут
быть удалены химическим
способом. Достоинство
этого метода состоит в
том, что в данном случае
дело имеют с газом UF6, с
которым легче работать,
чем с коррозионно-актив-
ным паром атомарного
урана. Демонстрация ме-
тода была осуществлена
в 1976 г. Не все детали
этого процесса еще опуб-
ликованы, но можно пред-
положить, что он анало-
Рис. 19.8. Выход 235U при двухступенча-
той лазерной фотоионизации в зависимо-
сти от длины волны лазера иа красите-
ле [14].
гичен процессу разделе-
ния изотопов с использованием молекулы SF6, который описан в
следующем разделе. Эксперименты, проведенные с SF6, показа-
ли, что быстрое поглощение многих фотонов СО2-лазера вызы-
вает диссоциацию и обогащение изотопом 34S по отношению к 32S.
19.3.3. ДРУГИЕ ИЗОТОПЫ
Разделение других изотопов также может иметь важное
значение при производстве недорогих изотопически меченных
веществ для медицины, научных исследований и промышлен-
ности. Изотопически обогащенные химические соединения ши-
роко используются в медицине для диагностических и терапев-
тических целей. Радиоизотопы часто используются как инди-
каторы следов элементов в промышленных технологических
процессах. Была высказана мысль, что выделение дейтерия
552 Глава 19
может снизить стоимость тяжеловодных реакторов, и это, как
и разделение урана, может стать решающим фактором в поль-
зу применения лазерного разделения изотопов. Другое предло-
жение связано с выделением 50Ti — конструкционного мате-
риала для ядерных реакторов с низким поперечным сечением
захвата тепловых нейтронов.
Изотопически чистые материалы стоят очень дорого. Лазер-
ная технология позволит существенно снизить их стоимость.
В этом разделе мы рассмотрим несколько примеров, из которых
станут очевидными рамки применения данной технологии. Пер-
вый пример относится к использованию многофотонной диссо-
циации инфракрасным излучением для обогащения SF6 изото-
пом 34S. Как уже упоминалось в разд. 19.3.2, этот пример ана-
логичен молекулярному варианту выделения 235U.
Смеси гексафторида серы и водорода облучались сфокуси-
рованным излучением ССД-лазера с энергией 1—2 Дж и дли-
тельностью импульса 200 нс [15]. Пиковая мощность лазера
равнялась ~6-109 Вт/см2. Лазер мог быть настроен на линию
Р(20), которая соответствует начальной ступени перехода мо-
лекулы 32SF6 вверх по системе колебательных уровней. Погло-
щение этого излучения увеличивает
ступеням колебательной лестницы
вероятность перехода по
для избранного изотопа.
Соответствующие спект-
ры поглощения 32SF6 и
34SF6 приведены на рис.
19.9 [16]. После облучения
в остаточном гексафтори-
де серы было определено
содержание 32S и 34S. На-
чальное отношение 34S/32S
составляло 0,044 ±0,002.
На рис. 19.10 показаны
результаты анализа со-
става исходного материа-
ла и остаточного SF6 пос-
ле 2000 и 5000 импульсов.
Из результатов видно, что
отношение 34S/32S увели-
чивается в 33 раза. По-ви-
димому, здесь происходит
многофотонная диссоциа-
ция молекулы 32SFe с ос-
вобождением фтора, кото-
рый связывается водоро-
дом. Непоглощающне мо-
лекулы 34SFe не реагируют
Рис. 19.9. Спектры поглощения 3tSF6 и
и 32SF6 в инфракрасной области около
10,6 мкм. Указано положение некоторых
линий СОг-лазера [16].
Применение в химии 553
и постепенно накапливаются
в остаточном материале. Все
подробности физического явле-
ния, включающего, в частно-
сти, переход молекулы по верх-
ним неэквидистантным ступе-
ням энергетической лестницы,
пока еще не выяснены.
Второй пример относится к
фотопредиссоциации. Первич-
ной ступенью при разделении
изотопов брома было возбуж-
дение излучением ИЛГ: Nd-ла-
зера, работающего в режиме
удвоения частоты с длиной
волны в зеленой области спект-
ра — 558 нм [18]. Лазер мог пе-
рестраиваться в небольшом ди-
32g
32S
Исходное Остаток SFe Остаток SFe
Вещество после Z000 после 5000
импульсоВ, импульсов,
линия P(Z0) линия P(ZO)
Рис. 19.10. Обогащение изотопом 3iS
при лазерном облучении SFe [17].
апазоне (~1 см-1) при поворо-
те эталона Фабри—Перо в резонаторе. Лазер настраивался на
линию поглощения 79Вг2 или 81Вг2. Возбужденная молекула бро-
ма может диссоциировать, переходя в несвязанное состояние,
которое пересекает потенциальную кривую связанного возбуж-
денного состояния. Таким образом, лазер, настроенный на ли-
нию поглощения 8,Вг2, вызывает реакцию
81Br2+/iv->-81,Br2,
81*Вг2-^81Вг+81Вг.
Химическое связывание 8|Вг должно происходить быстро. Та-
кая реакция, как
8IBr+HI->81H81Br+I,
образует продукт, который может быть отделен. Было проде-
монстрировано обогащение природного брома с содержанием
81 Вг от 50 до —80%. Последовательность происходящих реак-
ций не затрагивает изотоп 79Вг. Однако может протекать не-
желательная реакция
81*Вг2+79Вг2 -> 81Вг2+79‘Вг2.
В этом случае молекула 79Вг пройдет оставшуюся ступень, и
в конечном продукте появится 79Вг. Протекание подобных ре-
акций ограничивает максимальную концентрацию. Таким обра-
зом, выбранный процесс должен заканчиваться до того, -как
могут возникнуть нежелательные реакции.
554 Глава 19
Третий пример связан с отклонением атомов бария оптиче-
ским излучением [19]. Метод фотоотклонения основан на пере-
даче момента от лазерного луча атомному пучку. Атом, погло-
щающий фотон, приобретает момент hv/c в направлении дви-
жения фотона, где hv — энергия фотона и с — скорость света.
В эксперименте возбужденные атомы спонтанно излучают. Так
как спонтанное испускание в среднем изотропно, то момент,
получаемый атомом при большом числе таких процессов ис-
пускания, в среднем равен нулю. Пространственное отделение
нужного изотопа будет достигнуто тогда, когда число рассеян-
ных таким образом фотонов N таково, что Nhv/c больше или
сравнимо с имеющимся поперечным моментом количества дви-
жения, обусловливающим расширение атомного пучка.
В экспериментальном устройстве использовался металличе-
ский барий с естественной смесью изотопов, испаряемый в печи.
Поток атомов коллимировался и пересекался с лазерным лучом
под прямым углом. После этого он анализировался с помощью
масс-спектрометра. Использовалось излучение перестраиваемо-
го лазера на красителе мощностью 150 мВт на длине волны
553,57 нм. Лазер можно было точно настраивать на длину вол-
ны любого изотопа бария: 134Ва, 135Ва, 136Ва, 137Ва или 138Ва.
Выбранные атомы можно рассматривать как атомы, вытал-
киваемые в сторону под действием света. Была продемонстри-
рована скорость разделения 10й атом/с при обогащении при-
мерно в три раза по сравнению с естественной распространен-
ностью.
Эти примеры показывают различные аспекты процесса раз-
деления изотопов. Существует большое разнообразие различ-
ных оптических и химических взаимодействий, которые могут
быть использованы для разделения. Рассматривались многие
различные изотопы. Оптимальные процессы разделения будут,
по-видимому, различаться при переходе от одного элемента к
другому. Однако все эти методы пока что находятся в стадии
экспериментальных исследований, и ни один из методов лазер-
ного разделения изотопов не нашел еще широкого промыш-
ленного применения.
ЛИТЕРАТУРА
1. Schawlow A. L., in Fundamental and Applied Laser Physics (Feld M. S.,
Javan A., Kurnit N. A., eds.), Wiley, New York, 1973.
2. Karlov N. V., Appl. Opt., 13, 301 (1974).
3. Basov N. G. et al., in Fundamental and Applied Laser Physics (Feld M. S.,
Javan A., Kurnit N. A., eds.), Wiley, New York, 1973.
4. Bachmann H. R. et al., Chem. Phys. Lett., 33, 261 (1975).
5. Porter G., Topp M. R., Proc. Roy. Soc., A315, 163 (1970).
6. Novak J. R„ Windsor M. W., Proc. Roy. Soc., A308, 95 (1968).
7. Netzel T. L„ Rentzepis P. M., Leigh J., Science, 182, 238 (1973).
Применение в химии 555
8. Rentzepis Р. М. et al., Phys. Rev. Lett., 25, 1742 (1970).
9. Busch G. E. et al., Prue. Nat. Acad. Sci., 69, 2802 (1972).
10. Levy R. H., quoted in Science, 191, 1162 (1976).
11. O’Hair E. A., Proc. Soc. Photo-0 pt. Instrum. Engineers, 20th Anniversary
Technical Symposium, San Diego, August 23—27, 1976.
12. Tuccio S, A. et al., IEEE J. Quantum Electron., QE-10, 790 (1974).
13. Snavely В. B., Proc. Conf. Laser 75 Opto-Electron., Munich, June 24—27,
1975 (Waidelich W., ed.), IPC Business Press, Ltd., Guildford, Surrey
(1976).
14. Janes G. S. et al., IEEE I. Quantum Electron., QE-12, 111 (1976).
15. Lyman J. L. et aL, Appl. Phys. Lett., 27, 87 (1975).
16. Snavely В. B„ at the 1975 IEEE/OSA Conference on Laser Engineering
and Applications, Washington, D. C., May 28—30, 1975.
17. Robinson С. P., Ann. NY Acad. Sci., 267, 81 (1976).
18. Leone S. R., Moore С. B„ Phys. Rev. Lett., 33, 269 (1974).
19. Bernhardt A. F. et al., Appl. Phys. Lett.. 25, 617 (1974).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 19.1.
Ahmadjian М., Brown С. W., Petroleum Identification by Laser Raman Spect-
roscopy, Anal. Chem., 48, 1257 (1976).
Alikins J. R., Tunable Lasers in Analytical Spectroscopy, Anal. Chem., 47,
752A (1975).
Busch G. E., Rentzepis P. M., Picosecond Chemistry, Science, 194, 276 (1976).
Demtroeder W., Laser Spectroscopy, Topics in Current Chemistry, Vol. 17,
Springer, New York, 1976.
Feld M. S., Letokhov V. S., Laser Spectroscopy, Sci. Am., p. 69 (December
1973).
Gilson T. R„ Hendra P. J., Laser Raman Spectroscopy, Wiley (Interscience),
New York. 1970.
Hinkley E. D., High-Resolution Infrared Spectroscopy with a Tunable Diode
Laser, Appl. Phys. Lett., 16, 351 (1970).
Jarrett S. M., The Use of Dye Lasers in Spectroscopy, Electro-Opt, Syst. De-
sign. p. 24 (September 1973).
Kaufmann K. J. et al., Picosecond Kinetics of Events Leading to Reaction Cen-
ter Bacteriochlorophyll Oxidation, Science, 188 1301 (1975).
Kelley P. L. Hinkley E. D., Tunable Semiconductor Lasers and Their Spectro-
scopic Uses, in Fundamental and Applied Laser Physics (Feld M. S.,
Javan A., Kurnit N. A., eds.), Wiley, New York, 1973.
Kim К. C. et al., Laser Spectroscopy, Proc. Tech. Program, Electro-Opt. Syst.
Design Conf., Anaheim, California (November 11—13, 1975).
Nill K- W. et al.. Infrared Spectroscopy of CO2 Using a Tunable PbSSe Diode
Laser. Appl. Phys. Lett., 19, 79 (1971).
Preier H., Riedel W., NO Spectroscopy at 100 К with a Pbo.iSco.e Diode La-
ser, Appl. Phys. Lett., 25, 55 (1974).
Rosasco G. J., Etz E. S., Cassatt W. A., The Analysis of Discrete Fine Par-
ticles by Raman Spectroscopy, Appl. Spectrosc., 29, 396 (1975).
Rosasco G. J., Roedder E., Simmons J. H„ Laser-Excited Raman Spectroscopy
for Nondestructive Partial Analysis of Individual Phases in Fluid Inclusi-
ons in Minerals, Science, 190, 557 (1975).
Steinfeld J. L, The Impact of Lasers in Spectroscopy, Opt. Eng., 13, 476
(1974).
Tang C. L., Telle J. M., Laser Modulation Spectroscopy of Solids, J. Appl.
Phys., 45, 4503 (1974).
Глава 20
ИНТЕГРАЛЬНАЯ
И ВОЛОКОННАЯ ОПТИКА
Термин «интегральная оптика» относится к набору техниче-
ских средств, используемых для построения компактных опти-
ческих схем [1]. Эти средства в некоторой степени аналогичны
элементам электронных интегральных схем. Сами компоненты
таких оптических схем (активные элементы, согласующие эле-
менты и прочие компоненты, необходимые для передачи и пре-
образования оптических сигналов) имеют малые размеры и
могут быть скомпонованы на одной подложке. Передача свето-
вого луча на расстояние осуществляется с помощью волокон-
ного оптического кабеля.
В прошлом оптические компоненты составлялись из относи-
тельно крупных элементов с размерами порядка сантиметров
и более. Типичная схема, предназначенная, например, для си-
стемы связи, могла содержать такие компоненты, как лазер,
модулятор и отклоняющие устройства. Световой луч должен
был свободно распространяться в атмосфере и периодически
коллимироваться с помощью линз.
Особенность интегральной и волоконной оптики состоит в
распространении световых лучей по световодам. Как мы пока-
жем ниже, световой луч может распространяться внутри среды,
показатель преломления которой выше, чем показатель прелом-
ления окружающего ее материала. При этом распространение
происходит с очень малыми потерями и в световодах с малыми
размерами. Способность светового луча распространяться в ви-
де захваченной внутри световода волны лежит в основе инте-
гральной и волоконной оптики. Остальные элементы схемы, та-
кие, как лазеры, модуляторы и дефлекторы, могут быть выпол-
нены из того же материала, что и световод, и подсоединены
непосредственно к нему. Размеры таких компонент также очень
малы.
В целом применение интегральной оптики приводит к ком-
пактным, жестким устройствам, изготовление которых просто и
экономично. По сравнению с системами, основанными на рас-
пространении лазерного луча в атмосфере, интегральные опти-
Интегральная и волоконная оптика 559
ческие устройства имеют то преимущество, что не зависят от
изменений в атмосфере и позволяют уменьшить размеры и сто-
имость системы.
Разработка оптических схем на интегральных элементах по-
ка находится в начальной стадии. В середине 70-х годов инте-
гральная оптика еще не была в состоянии заменить достаточно
крупные отдельные лазеры и элементы схем, которые использу-
ются традиционно. Однако разработки интегральной и воло-
конной оптики ведутся очень интенсивно в ряде лабораторий,
и потенциальные возможности применения этой техники велики.
В этой главе дан краткий обзор некоторых материалов и
экспериментальных результатов, важных для интегральной и во-
локонной оптики. Он не претендует на исчерпывающее описа-
ние основных областей применения, а скорее представляет
собой ряд примеров, которые полезно рассмотреть.
20.1. СВЕТОВОДЫ
На рис. 20.1 показана основная форма световода. В простей-
шей форме световод представляет собой небольшой объем про-
зрачного диэлектрического материала, показатель преломления
которого выше показателя преломления окружающей диэлек-
трической среды. Таким образом, в случае, изображенном на
рис. 20.1, п2>П1. Оптическая волна, будучи захвачена внутрь
среды с большим показа-
телем преломления, будет
распространяться в ней
благодаря полному внут-
реннему отражению. В
световоде, показанном на
рис. 20.1, оптическая вол-
на, введенная в световод
на его входном конце, бу-
дет распространяться
вдоль световода вплоть до
его выходного конца. Све-
товод аналогичен диэлек-
трическому волноводу в
воздухе, который обеспе-
чивает распространение
Показатель преломления пленки п2 больше
СВЧ-излучения
малым показателя преломления подложки щ.
затуханием.
Необходимо различать два типа световодов.
1. Среда, в которой распространяется свет, отличается от
окружающей среды. Обычно эти среды обладают существенно
различающимися показателями преломления. В этом случае
556 Глава 19
К разд. 19.2.
Alfano R. R., Shapiro S. L., Uitrashort Phenomena, Phys. Today, p. 30 (July
1975).
Chien K. R-, Bauer S. FL, Laser Augmented Decomposition, 2, D3BPF3, J. Phys.
Chem., 80, 1405 (1976).
Houston P., Applications of Lasers in Kinetic Spectroscopy, Opt. Eng., 13,
489 (1974).
Kliger D. S., Albrecht A. C., Nanosecond Excited-State Polarized Absorption
Spectroscopy of Anthracene in the Visible Region, J. Chem. Phys., 50, 4109
(1969).
Letokhov V. S., Use of Lasers to Control Selective Chemical Reactions, Sci-
ence, 180, 451 (1973).
Lockhart L. B., Lasers in Chemistry, Opt. Laser Technol., p. 159 (August
1974).
Lory E. R., Bauer S. FL, Manuccia T., Infrared Laser Augmented Decomposi-
tion of Borane-Phosphorous Fluoride, J. Phys. Chem., 74, 545 (1975).
Mcllrath T. J., Absorption from Excited States in Laser-Pumped Calcium, Appl.
Phys. Lett., 15, 41 (1969).
Moore С. B., (ed.), Chemical and Biochemical Applications of Lasers, Acade-
mic Press, New York, 1974.
Netzel T. L., Struve W. S., Rentzepis P. M., Picosecond Spectroscopy, in An-
nual Review of Physical Chemistry, Vol. 24 (Eyring H., ed.), Annual Re-
views, Palo Alto, California, 1973.
Novak J. R., Windsor M. W., Laser Photolysis and Spectroscopy in the Nano-
second Time Range: Excited Singlet State Absorption in Coronene, J. Chem.
Phys., 47, 3075 (1967).
Rockwood S. D., Hudson J. W., Laser Driven Synthesis of BHClj from BCI3
and H2, Chem. Phys. Lett., 34, 542 (1975).
Ronn A. M., Infrared Laser Catalyzed Chemical Reactions, Spectrosc. Lett., 8,
303 (1075).
Wilson R. M., Prospects in Laser Chemistry, Am. N. Y. Acad. Sci., 168, 615
(1970).
Yeung F. S., Moore С. B., Photochemistry of Single Vibronic Levels of For-
maldehyde, J. Chem. Phys., 58, 3988 (1973).
К разд. 19.3.
Ambartzumian R. V., Letokhov V. S., Isotopically Selective Photochemistry,
Laser Focus, p. 48 (July 1975).
Arnoldi D., Kaufmann K-, Wolfrum J., Chemical-Laser-Induced Isotopically
Selective Reaction of HC1, Phys. Pev. Lett., 34, 1597 (1975).
George E. V., Krupke W. F., Lasers for Isotope Separation Processes and
Their Properties, in Proc. Ind. Appl. High-Power Laser Technol., Vol. 86
(Ready J. E., ed.), Soc. of Photo-Opt. Instrumentation Eng., Palos Verdes
Estates, California, 4976.
Gross R. W. F., Laser Isotope Separation, Opt. Eng., 13, 506 (1974).
Jensen R. J. et al., Prospects for Uranium Enrichment, Laser Focus, n. 51
(May 1976).
Letokhov V. S., Moore С. B., Laser Isotope Separation (Review), Soc. J. Quan-
tum Electron., 6, 129 (1976).
Lyman J. L. et al., Isotopic Enrichment of SF6 in S34 by Multiple Absorption
of CO2 Laser Radiation, Appl. Phys. Lett., 27, 87 (1975).
Lyman J. L., Rockwood S. D., Enrichment of Boron, Carbon and Silicon Iso-
topes By Multiple Photon Absorption of 10.6 pm Laser Radiation, I. Appl.
Phys., 47, 595 (1976).
McNally J. H., Laser Fusion and Laser Isotope Separation Overview, Ann.
N. Y. Acad. Sci., 267, 61 (1976).
O’FIair E. A., Piltch M. S., Lasers for Isotope Separation, in Proc. Ind. Appl.
Применение в химии 557
High Power Laser Technology, Vol. 86 (Ready J. F., ed.), Soc. Photo Opt.
Instrumentation Eng., Palos Verdes Estates, California (1976).
Radziemski L. J., Gerstenkorn S., Lue P., Uranium Transitions and Energy
Levels Which May Be Useful in Atomic Photoionization Schemes for Sepa-
rating 238U and 235U, Opt. Commun., 15, 273 (1975).
Robinson С. P., Laser Isotope Separation, Ann. N. Y., Acad. Sci., 267, 81
(1976).
Stern R. C., Snavely В. B., The Laser Isotope Separation Program at Law-
rence Livermore Laboratory, Ann. N. Y. Acad. Sci., 267, 71 (1976).
Yeung E. S., Moore С. B., Isotopic Separation by Photopredissociation, Appl.
Phys. Lett., 21, 109 (1972).
Zare R. N., Laser Separation of Isotopes, Sci. Am., p. 86 (February 1977).
560 Глава 20
световод должен иметь очень малый диаметр (как правило,
меньше длины волны света) (рис. 20.1). Световод представля-
ет собой тонкий поверхностный слой, граничащий одной сторо-
ной с воздухом. Такой световод может быть получен напыле-
нием на стеклянную подложку тонкой пленки из таких мате-
риалов, как окись цинка или окись тантала. Пленки из окиси
тантала обладают очень малыми оптическими потерями [2].
Структура, показанная на рис. 20.1, будет работать как пе-
редающая линия. Тонкий пленочный диэлектрический световод
образован поверхностным слоем с показателем преломления
большим, чем показатель преломления подложки. Показатель
преломления материала волновода должен приблизительно на
1% (или менее) превышать показатель преломления материа-
ла подложки. Типичные размеры такого световода составляют
несколько микрометров. Это приводит к высоким плотностям
мощности даже при относительно низких мощностях. Так, на-
пример, при полной мощности 300 мВт и размерах световода
5X6 мкм плотность мощности достигает 106 Вт-см~2. Структу-
ра, представленная на рис. 20.1., обеспечивает прохождение све-
товой волны через криволинейный участок.
2. Второй класс световодов включает световоды с оболоч-
кой, показатель преломления которых лишь немного превыша-
ет показатель преломления окружающей среды. Такие светово-
ды могут быть получены методами диффузии или внедрения
ионов. Вследствие малого различия показателей преломления
световода и окружающей среды размер световода должен быть
больше длины волны. Для таких световодов показатель пре-
ломления может быть только немного выше ( — 0,1%) показа-
теля преломления окружающей
среды.
Рис. 20.2. Схема световода с по-
казателем преломления п2, внед-
ренного в среду с показателем
преломления Ль
Отметим, что в структурах на
рис. 20.1 и 20.2 на границе проис-
ходит резкое изменение показате-
ля преломления. Однако это усло-
вие не является необходимым:
изменение показателя преломле-
ния на границе может быть плав-
ным и световод будет работать.
Волоконные оптические кабе-
ли могут рассматриваться как
разновидность световодов с обо-
лочкой. Тонкие стеклянные волок-
на, окруженные оболочкой из
стекла с меньшим показателем
преломления, применяются уже в
течение многих лет. Пучок таких
Интегральная и волоконная оптика 561
Рис. 20.3. Волоконный световод.
Волокно кругового сечения состоит из сердцевины с показателем преломле-
ния п2 и оболочки с меньшим показателем преломления п\. Лучи, которые-
распространяются при углах 6 к нормали, превышающих критический угож
6С [6с=агс sin(nI/n2)], удерживаются благодаря полному внутреннему отра-
жению и транспортируются вдоль волокна. Лучи, распространяющиеся при
углах 6, меньших 6С, могут быть потеряны.
волокон может быть использован для образования гибкого пе-
редающего кабеля. Эти кабели применяются во многих случа-
ях для передачи света на небольшие расстояния к труднодоступ-
ным точкам. Они стали обычными во многих медицинских инст-
рументах, предназначенных для наблюдения внутренних органов
человека. Успехи, достигнутые в технологии стекла, о которых-
будет сказано ниже, обеспечили возможность передачи света на
большие расстояния.
Структура отдельного волокна схематически изображена на-
рис. 20.3. Сердцевина с показателем преломления п2 окружена
оболочкой с показателем преломления ti\<n2. В принципе обо-
лочка может отсутствовать, и при этом световод будет рабо-
тать за счет различия показателей преломления стекла и окру-
жающего воздуха («1 = 1). На практике небольшие неоднород-
ности внешней поверхности стекла в последнем случае будут-
приводить к большим потерям света, так что в реальных устрой-
ствах всегда используются волокна с оболочкой. Тонкие стек-
лянные волокна обладают гибкостью. Методом вытягивания
можно изготовить волокна очень большой длины.
Технология получения стеклянных волокон была в основном
разработана в начале 70-х годов. Потери обычно выражаются
в децибелах на километр. Использование такой единицы пред-
полагает, что имеется в виду передача на значительное расстоя-
ние. До 1970 г. лучшие оптические волокна имели потери,,
превышающие 1000 дБ/км. Это означало, что передача света
с помощью волоконной оптики на расстояния, превышающие
1 км, была невозможной. В результате развития технологии
стекла в начале 70-х годов уровень потерь постоянно умень-
шался, и к середине 70-х годов уже изготавливались оптиче-
ские волокна с потерями менее 1 Дб/км. Для волокон, серийно,
562 Глава 20
изготовляемых большими партиями, более реальной цифрой
является, по-видимому, 5 дБ/км. Такое уменьшение величины
потерь означает, что с помощью волоконной оптики возможна
передача сигнала на относительно большие расстояния (на не-
сколько километров).
Существует большое количество теоретических работ, по-
священных распространению электромагнитных волн в волно-
водах. Мы не будем здесь обсуждать в деталях математическую
сторону этого вопроса, а только отметим, что распространение
волн в световоде может быть описано в терминах полного
внутреннего отражения. Если свет пересекает границу двух
сред с различными показателями преломления п\ и п2, углы
61 и 02 между направлениями распространения и нормалью
к границе раздела определяются законом преломления
ni sin 0i=n2 sin 62. (20.1)
Если рассмотреть распространение луча из среды 2 в среду 1
при условии п2>пь то видно, что максимально возможное зна-
чение sin 02 определяется следующим выражением:
sin02= —• (20.2)
м2
Таким образом, световые лучи, распространяющиеся в среде 2
при углах 02, таких, что
02>arcsin( , (20.3)
\ п2 '
не могут ее покинуть. Этот факт и лежит в основе транспорти-
ровки луча ио световоду. Угол, при котором возникает полное
внутреннее отражение, называется критическим углом, и
0c=arcsin (20.4)
' п2 /
Такая ситуация схематически изображена на рис. 20.3. Лучи,
которые распространяются при углах, больших 0с, удержива-
ются внутри волокна.
На рис. 20.4 показаны различные структуры волокон. Мно-
гомодовые волокна удобны для ввода света внутрь волокна
из-за относительно большой величины сердцевины. Они обла-
дают относительно большой дисперсией из-за различия опти-
ческих путей, которые может проходить свет внутри волокна.
1 Вывод этого соотношения можно найти в элементарных курсах по
оптике.
Интегральная и волоконная оптика 563
Поперечное Профиль4
сечвнив показателя
Поглощающее преломления
устройство
Оболочка —
Сердцевина ~
Траектория световых
лучей
показатель
преломления
Рис. 20.4. Типы оптических волокон.
а — многомодовое волокно; б — одномодовое * волокно; в многодомовое волокно
с распределенным показателем преломления.
Таким образом, короткий импульс света в процессе распростра-
нения внутри волокна будет растягиваться во времени. Это яв-
ление ограничивает ширину полосы системы, основанной на
многомодовых волокнах. Одномодовые волокна обладают ма-
лой дисперсией, так как в них свет может распространяться
только под малыми углами к оси. Таким образом, здесь диапа-
зон длин оптических путей вдоль волокна менее широк и иска-
жение коротких импульсов относительно мало. Такие волокна
можно использовать в широкополосных системах. Они требуют
большей точности в процессе изготовления, и эффективный ввод
света в них оказывается более трудным.
Волокна с переменной величиной показателя преломления
представляют собой компромисс. Волокно с параболическим
распределением показателя преломления по радиусу действует
как распределенный фокусирующий элемент. Лучи, распростра-
няющиеся под углом к оси, отклоняются к оси за счет градиен-
та показателя преломления. Луч, распространяющийся под
углом к оси, проходит больший путь, чем луч, распространяю-
щийся вдоль оси, однако он большее время находится в обла-
сти с малым показателем преломления. Таким образом, он име-
ет большую скорость, чем аксиальный луч. Выбор параболиче-
ского профиля приводит к сохранению фаз для различных лу-
чей и, следовательно, дисперсия остается небольшой. Посколь-
ку сердцевина волокна имеет большие размеры, ввод света
оказывается относительно простым.
566 Глава 20
Щель между призмой и световодом в этом случае должна быть
очень узкой (меньше оптической длины волны). Этот способ
довольно просто осуществить, и он позволяет ввести в пленку
более 70% исходного светового потока.
При вводе с помощью дифракционной решетки (рис. 20.6, б)
для возбуждения световода используется неполное внутреннее
отражение дифрагированной волны первого порядка [6]. Такой
согласующий элемент хорошо встраивается в интегральные схе-
мы и может быть изготовлен методами, совместимыми с мето-
дами изготовления остальных элементов схемы. Решетка обла-
дает жесткостью и стабильностью и также позволяет ввести
в пленку более 70% светового потока. Соответствующие решет-
ки могут быть изготовлены методом фотолитографии при экс-
понировании фоторезиста системой интерферометрических полос.
Ввод с помощью решетки или призмы является наиболее
удобным, если ширина пленочного световода относительно ве-
лика. Для узких световодов эти методы оказываются менее эф-
фективными, так как лазерный луч должен быть сфокусирован.
В таких случаях более желательным является непосредствен-
ный ввод света (рис. 20.6, в, г) [7]. Луч вводят в волновод че-
рез подложку, направляя его под небольшим углом к границе
между световодом и воздухом. Конец световода может резко
обрываться внутри подложки (рис. 20.6, в) или иметь плавную
границу (рис. 20.6, г) [8]. Метод непосредственного ввода поз-
воляет ввести в волновод более 90% света.
Методы согласования выхода тонких пленочных элементов
с волоконными световодами в настоящее время находятся в
Металли-
ческий -
ограничи-
тель
Теплоотвод I_______Диаметр
контакта (~S0 мкм)
Рис. 20.7. Согласование с волоконным
товодом [9].
стадии разработки. Один
из методов, пригодный
для ввода света, излучае-
мого светодиодом, в воло-
конный световод, показан
на рис. 20.7 [9]. Согласо-
вание между плоским и
волоконным световодами
достигается с помощью
решетки. Возможная фор-
ма контакта решетки с во-
све" локном показана на рис.
20.6, б. Сердцевина во-
локна должна находиться
в непосредственном контакте с решеткой. Было установлено, что
эффективность такого ввода может быть высокой и достигать
в некоторых случаях 86% [10]. Экспериментальное изучение эф-
фективности согласования волоконных и плоских световодов в
настоящее время отстает от изучения других вопросов.
Интегральная и волоконная оптика 567
20.2. КОМПОНЕНТЫ ДЛЯ ИНТЕГРАЛЬНОЙ ОПТИКИ
Общая задача интегральной оптики состоит в обеспечении
возможности изготовления всех компонент схемы, т. е. лазеров,
модуляторов, согласующих элементов и т. д. в виде тонкой плен-
ки на поверхности подложки. Процессы изготовления должны
быть совместимы с крупносерийным экономичным производст-
вом и с возможностью соединения различных компонент. До
сих пор успешно демонстрируются отдельные компоненты, но
лишь в немногих случаях реализованы комбинации нескольких
компонент на одной поверхности [11].
Ниже мы рассмотрим несколько примеров изготовления ком-
понент схемы, особенно модуляторов, тонких пленочных лазеров
и дефлекторов. Эти примеры выбраны для того, чтобы показать
не столько возможные конструкции, сколько возможный диа-
пазон технологических средств. В условиях быстро развиваю-
щейся технологии невозможно предсказать конкретную форму
устройств, которые могли бы стать пригодными для изготовле-
ния в ближайшем будущем.
20.2.1. МОДУЛЯТОР
В качестве примера того, как могут быть изготовлены эле-
менты оптической схемы в интегральной оптике, обсудим экс-
перименты по модуляции света с использованием р—п-перехо-
дов в полупроводниках. Одновременно этот пример является
иллюстрацией того, какие материалы могут быть использованы
в модуляторах.
На рис. 20.8 схематически показано устройство с полупро-
водниковым переходом, которое действует как модулятор света.
Полупроводниковый р—n-переход работает как световод. Све-
товодный эффект возникает вследствие более высокого пока-
зателя преломления пло-
скости перехода. Эффект
удержания световой вол-
ны в области р—п-пере-
хода известен уже много
лет. Световоды на таких
полупроводниковых пере-
ходах обладают очень вы-
сокой эффективностью.
Световод может иметь
форму тонкого эпитакси-
ального слоя полупровод-
ника (например, арсенида
или фосфида галлия) тол-
щиной ~ 10 мкм. Такие
СВетобои
поток
Рис. 20.8. Оптический модулятор с полу-
проводниковым переходом [3].
564 Глава 20
ПОЛЯ,
в ко-
ii меть
пово-
1 мм.
10
8
Z
20.5.
: в
Рис. .
водах
ны (4].
4
1
0,6
0,7 0,8 0,9 1,0 1,1
Длина волны, мкм
Потери в стеклянных свето-
зависимости от длины вол-
Для схем, использующих диэлектрические световоды, суще-
ствует минимально допустимый радиус изгиба. Основное огра-
ничение связано с потерями на излучение. Диэлектрический
световод излучает на участках, где имеется искривление
В качестве примера укажем, что одномодовый световод,
тором показатели преломления различаются на 1%, будет
пренебрежимо малые радиационные потери при радиусе
рота, превышающем
При радиусе 0,5 мм потери
оказываются слишком боль-
шими [3].
Спектральные потери
для некоторых современных
сортов стекла в зависимости
от длины волны приведены
на рис. 20.5 [4]. Коэффици-
ент пропускания максима-
лен в ближней инфракрас-
ной области, так что подхо-
дящими источниками для
волоконных оптических си-
стем могут быть лазеры на
арсениде галлия.
Рассмотрим вкратце способы получения тонких пленок и во-
локон, пригодных для интегральной оптики:
1. Вытягивание волокна из разогретого конца заготовки
в виде твердого стержня. Заготовки часто изготовляются при
помощи процесса химического осаждения из парообразной фа-
зы, что позволяет регулировать радиальное распределение хи-
мических добавок. Распределение добавок в заготовке сохра-
няется и в волокне.
2. Ионная бомбардировка. С помощью ионной бомбардиров-
ки на поверхности таких материалов, как плавленый кремний,
могут быть получены области с высоким показателем прелом-
ления.
3. Ионный обмен. Диффузионные методы позволяют полу-
чить на поверхности стекла слои с переменным показателем
преломления. Так, например, расплавленное стекло на поверх-
ности расплавленного олова дает стекло, у которого поверх-
ностный слой имеет более высокий показатель преломления.
4. Напыление. Высокочастотное напыление стекла и полу-
проводников представляет собой перспективный метод получе-
ния пленочных световодов.
После того как изготовлены поверхностные слои, для по-
«троения оптической схемы можно применить технику маскиро-
вания и травления. Для получения интегральных оптических
Интегральная и волоконная оптика 565
Исходный
световой
поток
Призма
Зазор
Пленка
Подложка
Поток,
"введенный
в световод
Пленка
Решетка
Подложка
Рис. 20.6. Методы ввода света в поверхностные пленочные световоды.
а — ввод с помощью призмы; б —ввод с помощью дифракционной решетки; в —
непосредственный ввод (резко ограниченный световод); г — непосредственный ввод
(световод с плавной границей).
схем на поверхностных слоях была использована обычная тех-
ника фотолитографии с оптически экспонируемым фоторези-
стом. Однако фотолитографический способ обладает недостат-
ком: полученные с его помощью границы слоев оказываются
очень неровными. Неровности границ приводят к потерям света
за счет излучения. Химическое же травление не дает удовле-
творительных результатов из-за помутнения поверхности.
Было обнаружено, что удовлетворительные результаты по-
лучаются при экспонировании фоторезиста электронным пуч-
ком. Эта техника обеспечивает очень высокое разрешение и
хорошее качество границы.
Проблемы материалов и методов изготовления схем в на-
стоящее время еще не решены окончательно. Работы по этим
направлениям ведутся во многих лабораториях, и в будущем
можно ожидать значительных успехов в этой области.
Рассмотрим теперь проблему ввода света в световоды. На
рис. 20.6 показаны три способа ввода световой энергии от внеш-
него источника в тонкий поверхностный пленочный световод:
1) с помощью призмы;
2) с помощью дифракционной решетки;
3) непосредственный ввод.
Очевидно, что те же способы могут быть использованы для пре-
образования света, распространяющегося в световоде, в свет,
свободно распространяющийся вне световода.
При вводе с помощью призмы (рис. 20.6, а) [5] неполное
внутреннее отражение от основания призмы приводит к воз-
буждению волны в световоде за счет туннельного эффекта.
Т>68 Глава 20
слои размещаются на поверхности подложки из того же полу-
проводника с другим типом проводимости. Альтернативный ва-
риант основан на р—«-переходе в пленке GaAs (толщиной
~0,5 мкм) с эпитаксиальными слоями AlGaAs по обеим сторо-
нам перехода. AlGaAs имеет более низкий показатель преломле-
ния, чем GaAs, и обеспечивает хорошее удержание световой вол-
ны вблизи тонкого GaAs-перехода.
Обедненный слой в таком переходе обладает свойством
двойного лучепреломления, которое возникает вследствие ли-
нейного электрооптического эффекта внутри перехода. В пока-
занном на рис. 20.8 устройстве приложенное напряжение изме-
няет двойное лучепреломление и структура работает как оп-
тический модулятор. Поскольку свет хорошо удерживается
внутри двоякопреломляющего материала, эффективность моду-
лятора оказывается высокой. Модуляция света в полупровод-
никовых структурах была продемонстрирована для гелий-
неонового лазера при небольшой мощности на входе модулято-
ра и широкой полосе [12, 13]. Модуляция излучения СОг-лазера
световодным модулятором на GaAs была осуществлена при
ширине полосы 1 ГГц [14].
20.2.2. ЛАЗЕРЫ С РАСПРЕДЕЛЕННОЙ ОБРАТНОЙ СВЯЗЬЮ
Методами интегральной оптики изготовлен лазер в виде
тонкой пленки на поверхности подложки. Обратная связь осу-
ществляется за счет пространственных вариаций показателя
преломления лазерной среды. В этом случае отпадает необхо-
димость иметь отдельные зеркала на границах лазерной среды,
что сильно упрощает конструкцию тонкого пленочного лазера.
Обратная связь возникает за счет брегговского рассеяния на
периодических вариациях показателя преломления среды. Та-
кие лазеры носят название «лазеров с распределенной обратной
связью», так как обратная связь обеспечивается за счет самой
лазерной среды.
Рассмотрим структуру лазера с распределенной обратной
связью, в котором используется тонкая желатиновая пленка
с введенным в нее красителем (рис. 20.9). Желатиновая пленка
длиной ~10 мм и шириной 0,1 мм нанесена на поверхность
стеклянной подложки. В состав желатина введен дихромат. Два
ультрафиолетовых луча гелий-кадмиевого лазера создают ин-
терференционную картину в желатине с добавкой дихромата,
который является фоточувствительной средой. После экспони-
рования желатиновый слой проявляется. Проявленный слой
имеет пространственную модуляцию показателя преломле-
ния, возникающую в результате интерференции двух лазерных
лучей.
Интегральная и волоконная оптика 569
Ультрафиолетовый поток от Не-Сй-лазера
Ультрафиолетовый поток от N2-лазера
Желатин
с красителем
Выход
лазера
iiiiii ! Illi ни iiiiiiiui! mm mm пи
Интерферен-
ционные
Стеклянная
подложка
Рис. 20.9. Лазер с распределенной обратной связью.
а — изготовление решетки; б — схема работы лазера.
полосы
После проявления в желатиновый слой вводится краситель —
родамин 6G, который может служить активной средой для ла-
зера на красителе. Накачка родамина 6G осуществляется с по-
мощью азотного лазера. Это иллюстрируется рис. 20.9, б, где
показана картина полос, связанная с пространственной моду-
ляцией показателя преломления. Лазер излучает на длине вол-
ны — 0,63 мкм [15].
В другом варианте лазера с распределенной обратной
связью использована тонкая пленка из арсенида галлия [16],
которая имеет гофрированную границу между активным слоем
GaAs и слоем из Gai_xAlxAs, служащим оболочкой. Гофриров-
ка создает периодическую структуру, которая обеспечивает
обратную связь. Такие лазеры в принципе могут быть выпол-
нены на подложке из арсенида галлия и объединены с другими
компонентами на той же подложке. Лазеры с распределенной
обратной связью представляют собой компактные жесткие
структуры и являются существенным достижением в области
интегральной оптики. Такие лазеры на тонких пленках хорошо
сочетаются с другими компонентами интегральной оптики.
570 Глава 20
Рис. 20.10. Пленочное
акустооптическое отклоняющее устройство [17].
20.2.3. АКУСТООПТИЧЕСКИЕ ОТКЛОНЯЮЩИЕ УСТРОЙСТВА
В качестве другого примера, как интегральные структуры
различного функционального назначения могут использоваться
при построении оптических схем, рассмотрим эксперимент по
акустооптическому отклонению света (рис. 20.10) [17]. Световод
представляет собой тонкую стеклянную пленку, напыленную на
поверхность кристалла а-кварца. Внутрь световода с помощью
согласующего элемента в виде решетки вводится луч Не—Ne-
лазера.
В кварцевом кристалле с помощью встречноштыревого пре-
образователя возбуждается поверхностная акустическая волна,
которая создает периодическую структуру в стеклянной пленке.
На этой структуре происходит дифракция оптической волны.
Сжатия и разрежения среды, вызванные акустической волной,
действуют как дифракционная решетка для света. Следователь-
но, из согласующего элемента (решетки) свет будет выходить
под разными углами в зависимости от наличия или отсутствия
звуковой волны. Этот эксперимент демонстрирует сочетание
известных ранее методов, применявшихся для акустооптическо-
го отклонения света в крупных структурах, с методами созда-
ния тонких пленочных световодов. Он представляет собой хо-
Интегральная и волоконная оптика 571
роший пример того, как можно комбинировать различные струк-
туры в интегральных оптических схемах.
Мы привели примеры выполнения некоторых компонент ин-
тегральных оптических схем (лазер, модулятор, дефлектор).
Этим, безусловно, не исчерпывается перечень компонент, рабо-
тоспособность которых уже была продемонстрирована. Мы не
ставим своей целью описать всевозможные компоненты или ме-
тоды их изготовления. Область применения интегральной опти-
ки быстро расширяется. Мы ограничимся здесь лишь рассмот-
ренным набором компонент для иллюстрации возможностей их
применения.
Тонкий пленочный световод вместе с соответствующими эле-
ментами схемы может быть использован для управления свето-
выми пучками. В этой роли он имеет много практических при-
менений:
1. Если тонкая пленка выполнена из электрооптического ма-
териала, то сильный электрооптический эффект может быть
достигнут при очень низком приложенном напряжении. При
этом модуляция и отклонение пучка могут осуществляться при
малом уровне затрачиваемой мощности.
2. Поскольку световой поток удерживается в очень малой
области, можно получить очень высокую интенсивность потока
и высокую напряженность электрического поля. Следовательно,
при использовании в качестве тонких пленок нелинейных мате-
риалов можно легко осуществить нелинейные оптические эф-
фекты.
3. Элементы схем, такие, как резонаторы, направленные от-
ветвители, преобразователи мод, модуляторы и дефлекторы,
могут быть легко изготовлены и использованы в качестве ин-
тегральных элементов системы.
4. Технология изготовления полупроводниковых интеграль-
ных схем может быть использована для изготовления пленоч-
ных световодов. Это служит базой так называемой технологии
интегральной оптики. При изготовлении изделий здесь важную
роль играют такие хорошо разработанные методы, как фото-
литография, ионная имплантация и напыление. Процесс изго-
товления может быть простым и недорогим и может обеспечить
массовое производство изделий. Формирование сложных схем
можно осуществлять также фотолитографическим способом.
5. Лазер и соответствующие элементы схемы защищены от
тепловых флуктуаций, механических вибраций и атмосферных
акустических эффектов, влияющих на работу независимо рас-
положенных компонент систем со свободно распространяющими-
ся пучками.
В настоящее время интегральная оптика в основном нахо-
дится в стадии разработки. В большинстве случаев практпче-
574 Глава 20
Nakamura М. et al.. Optically Pumped GaAs Surface Laser with Corrugation
Feedback, Appl. Phys. Lett., 22, 515 (1973).
Nelson A. R„ McMahon D. H., Gravel R. L., Electro-Optic Channel Wave-
guide for Multimode Fibers, Appl. Phys. Lett., 28, 321 (1976).
Reinhart F. K., Logan R. A., GaAs-AlGaAs Double Heterostructure Lasers
with Taper-Coupled Passive Waveguides, Appl. Phys. Lett., 26, 516 (1975).
Schmidt R. V., Kogelnik H„ Electro-optically Switched Coupler with Stepped
ЛР Reversal Using Ti-Diffused LiNbO3 Waveguides, Appl. Phys. Lett., 28,
503 (1976).
Tamir T. (ed.), Intergated Optics, Springer-Verlag, Berlin and New York, 1975.
Tien P. K-, Integrated Optics, Sci. Am., p. 28 (April 1974).
Tien P. K„ Martin R. J., Riva-Sanseverino S., Novel Metal-Clad Optical Com-
ponents and Method of Isolating High-Index Substrates for Forming In-
tegrated Optical Circuits, Appl. Phys. Lett., 27, 251 (1975).
Глава 21
ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ
В ИНФОРМАЦИОННЫХ СИСТЕМАХ
Лазеры могут найти широкое применение в областях, свя-
занных с обработкой, хранением и передачей информации. Сю-
да относятся применения в дисплеях, запоминающих устройст-
вах ЭВМ и системах связи. В настоящее время эти приложе-
ния находятся в стадии разработки, и широкое внедрение
результатов начнется, вероятно, после 1980 г. Поскольку эти
приложения имеют важное значение, они разрабатываются во
многих исследовательских лабораториях.
В данной главе мы рассмотрим ряд приложений, связанных
с информационными системами. При этом особое внимание мы
уделим системам связи, дисплеям, лазерной графике, хранению
и обработке оптической информации, видеодискам и регистра-
ции товарных ярлыков. Последние два применения заслужива-
ют особого внимания, так как, по-видимому, будут первыми
широкомасштабными применениями лазеров в сфере обслужи-
вания.
Затем мы приведем несколько примеров, иллюстрирующих
широкие возможности применения лазеров в информационных
системах.
21.1. СИСТЕМЫ СВЯЗИ
Оптическая связь использовалась уже в древности, когда
люди передавали сообщения с помощью световых (сигнальные
огни) и дымовых сигналов. По-видимому, первый пик развития
оптических систем связи был достигнут в XIX в. и связан с ис-
пользованием гелиографа в военных действиях на Западе Со-
единенных Штатов. К концу XIX в. преимущественное развитие
получают уже электрические системы связи.
Разработка лазеров может расцениваться как очень важное
событие для оптических систем связи, так как лазер представ-
ляет собой когерентный источник излучения с очень широкой
полосой. Вначале предполагалось использовать лазер в систе-
мах связи с сосредоточенными компонентами, такими, как ла-
572 Глава 20
ского применения лазеров до сих пор используются крупные
дискретные компоненты со свободным распространением лазер-
ного луча в пространстве. Разработка новых материалов, тех-
нологии и компонент для интегральной оптики ведется быст-
рыми темпами. Существующий интерес к развитию интеграль-
ной оптики определяется ее достоинствами при использовании
в системах связи.
Интегральные оптические преобразователи, ретрансляторы и
приемники в сочетании с волоконно-оптическими кабелями с ма-
лыми потерями позволят создать широкополосные системы, за-
нимающие меньший объем по сравнению с обычными система-
ми проводной связи. В настоящее время рассматривается воз-
можность применения интегральной и волоконной оптики для
обеспечения связи за счет увеличения емкости систем. Системы
связи более подробно рассмотрены в следующей главе.
ЛИТЕРАТУРА
1. Miller S. Е„ Bell Syst. Tech. J., 48, 2059 (1969).
2. Hensler D. H. et al., Appl. Opt., 10, 1037 (1971).
3. Miller S. E.. IEEE J. Quantum Electron., QE-8, 199 (1972).
4. Tasker G. W., French W. G., Proc. IEEE, 62, 1282 (1974).
5. Tien P. K-, Ulrich R., Martin R. J., Appl. Phys. Lett., 14, 291 (1969).
6. Dakss M. L. et al., Appl. Phys. Lett., 16, 523 (1970).
7. Marcuse D., Marcatili E. A., Bell. Syst. Tech. J., 50, 43 (1971).
8. Tien P. K„ Martin R. J., Appl. Phys. Lett., 18, 398 (1971).
9. Burrus C. A., Miller B. J., Opt. Commun., 41, 307 (1971).
10. Hammer J. M. et al., Appl. Phys. Lett., 28, 192 (1976).
11. Bell Lab. Rec., p. 349 (September 1975).
12. Reinhart F. K., Nelson D. F„ McKenna J„ Phys, Rev., 177, 1208 (1969).
13. Hall D., Yariv A., Garmire E., Opt. Commun., 1, 403 (1970).
14. Cheo P. K., Gilden M., Appl. Phys. Lett., 28, 62 (1976).
15. Kogelnik H., Shank С. V., Appl. Phys. Lett., 18, 152 (1971).
16. Tsang W. T., Wang S„ Appl. Phys. Lett., 28, 596 (1976).
17. Kuhn L. et al., Appl. Phys. Lett., 17, 265 (1970).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 20.1.
Aagard R. L., Optical Waveguide Characteristics of Reactive dc-Sputtered Nio-
bium Pentoxide Films, Appl. Phys. Lett., 27, 605 (1975).
Adams M. J., Payne D. N., Sladen F. M. E., Splicing Tolerances in Graded-
Index Fibers, Appl. Phys. Lett., 28, 524 (1976).
Chen D. et al.. Multimode Optical Channel Waveguides Induced in Glass by
Laser Heating, Appl. Phys. Lett., 29, 657 (1976).
Chynoweth A. G., The Fiber Lightguide, Phys. Today, p. 28 (May 1976).
Daigoutte D. G. et al.. Transition Waveguides for Coupling Fibers to Semi-
conductor Lasers, Appl. Phys. Lett,, 27, 125 (1975).
DiDomenico M., Wires of Glass, Ind. Res., p. 50 (August 1974).
Geittner P., Kiippers D., Lydten H., Low-Loss Optical Fibers Prepared by
Plasma-Activated Chemical Vapor Deposition (CVD), Appl. Phys. Lett., 28,
645 (1976).
Интегральная и волоконная оптика 573
Gloge D., Optical Fibers for Communication, Appl. Opt., 13, 249 (1974).
Gundlach R., Fiber-Optic Developments Spark Worldwide Interest, Electronics,
p. 81 (August 5, 1976).
Kapany N. S., Burke J. J., Optical Waveguides, Academic Press, New York,
1972.
Lockie D., Fiber Optics—Primed for Take-Off, Electro-Opt. Syst. Design, p. 30
(October 1976).
Marcuse D„ Theory of Dielectric Optical Waveguides, Academic Press, New
York, 1974.
Maurer R. D., Glass Fibers for Optical Communications, Proc. IEEE, 61, 452
(1973).
Merz J. L. et al., Taper Couplers for GaAs-AlxGai-xAs Waveguide Leaves
Lavers Produced by Liquid Phase and Molecular Beam Epitaxy, Appl. Phys.
Lett., 26, 337 (1975).
Miller S. E., A Survey of Integrated Optics, IEEE J. Quantum Electron., QE-8,
199 (1972).
Miller S. E., Marcatili E. A. J., Li T., Research Toward Optical-Fiber Trans-
mission Systems, Proc. IEEE, 61, 1703 (1973).
Ozeki T., Kawasaki B. S., Optical Directional Coupler Using Tapered Sections
in Multimode Fibers. Appl. Phys. Lett., 28, 528 (1976).
Rigterink M. D., Better Glass Fibers for Optical Transmission, Bell. Lab. Re-
cord, p. 341 (September 1975).
Schonhorn H. et. al.. Epoxy-Acrylate-Coated Fused Silica Fibers with Tensile
Strengths >500 ksi (3,5 GN/m2) in 1-km Gauge Lengths, Appl. Phys. Lett.,
29, 712 (1976).
Tamir T. (ed.), Integrated Optics, Springer-Verlag, Berlin and New York, 1975.
Thiel F. L„ Bielawskin W. B., Optical Waveguides Look Brighter Than Ever,
Electronics, p. 89 (March 21, 1974).
Tien P. K-, Light Waves in Thin Films and Integrated Optics, Appl. Opt., 10,
2395 (1971).
Yariv A., Three-dimensional Pictorial Transmission in Optical Fibres, Appl.
Phys. Lett., 28, 88 (1976).
К разд. 20.2.
Campbell J. C., Blum F. A., Shaw D. W., GaAs Electro-Optic Channel Wave-
guide Modulator, Appl. Phys. Lett., 26, 640 (1975).
Chang W. S. C., Muller M. W., Rosenbaum F. J., Integrated Optics, in Laser
Applications, Vol. 2 (Ross M., ed.), Academic Press, New York, 1974.
Conwell E. M., Integrated Optics, Phys. Today, p. 48 (May 1976).
Cunningham R. C., Integrated Optics: 1973-^1975, Electro-Opt. Syst. Design,
p. 26 (June 1975).
Cunningham R. C., Integrated Optics Update, Electro-Opt. Syst. Design, p. 62
(August 1976).
Evtuhov V,. Yariv A., GaAs and GaAlAs Devices for Integrated Optics, IEEE
Trans. Microwave Theory Tech., MTT-23, 44 (1975).
Goeli J. E., Standley R. D., Integrated Optical Circuits, Proc. IEEE, 58 1504
(1970).
Kaminow I. P., Weber H. P., Chandross E. A., A Poly (Methyl Methacrylate)
Dye Laser with Internal Diffraction Grating Resonator, Appl. Phus. Lett.,
18, 497 (1971).
Kaminow I. P.. Optical Waveguide Modulators, IEEE Trans. Microwave The-
ory Tech., MTT-23, 57 (1975).
Kogelnik H., An Introduction to Integrated Optics, IEEE Trans. Microwave
Theory Tech., MTT-23, 2 (1975).
Miller S. E., Integrated Optics: An Introduction, Bell Syst. Tech., J., 48. 2059
(1969).
Nahory R. E., Pollack M. A., Mixed Crystals Put Lasers and Lightguides on
the Same Wavelength, Bell Lab. Record., p. 253 (October 1976).
576 Глава 21
зер, модулятор, коллимирующая оптика и т. д., для передачи
сообщений через атмосферу. Однако такие системы получили
ограниченное распространение из-за турбулентности и загряз-
ненности воздуха. Частным примером такой системы служит
линия связи на гелий-неоновом лазере, которая в течение мно-
гих лет осуществляла передачу данных между двумя госпита-
лями в Кливленде. Система обеспечивала двустороннюю опти-
ческую связь между анестезиологической сестрой в одном гос-
питале и анестезиологом, находящимся на расстоянии 1,2 км.
С помощью лазерного луча передавались цветной телевизион-
ный сигнал, звук и физиологические сигналы (например, элек-
трокардиограмма) .
Были разработаны также простые переносные системы свя-
зи на основе лазеров из арсенида галлия. В этом применении
особый интерес представляет возможность относительно про-
стой модуляции лазерного пучка путем изменения тока. При
использовании импульсного источника питания легко может
быть получена частота повторения импульсов порядка 1 МГц.
В одном из экспериментов была осуществлена связь на рас-
стоянии 14 км при частоте импульсов 1,25 МГц, которая обес-
печивала работу 24 каналов связи с импульсным кодированием.
Излучение лазера на арсениде галлия не проходит сквозь ту-
ман или облака, поэтому такая система связи может использо-
ваться только при ясной погоде.
Космические системы связи, работающие вне атмосферы,
могут быть использованы для передачи данных с очень высо-
кой скоростью. В качестве примера можно назвать линию свя-
зи между синхронными спутниками, запущенными в 1979 г. При
этом были опробованы системы на основе неодимового лазера
со скоростью передачи данных 109 бит/с и на основе СО2-лазе-
ра со скоростью передачи данных -3-108 бит/с.
Несмотря на эти применения, совершенствование оптических
линий связи в первые 15 лет развития лазеров сдерживалось
ограничениями, связанными с атмосферными помехами. Уже
на ранней стадии высказывались мнения, что для решения про-
блемы передачи оптического сигнала через атмосферу необхо-
димо улучшать свойства среды на пути луча. В некоторых ран-
них системах для передачи светового луча из одного места
в другое использовались каналы, например вакуумированные
трубки. Если такие каналы заполнялись газом с заданным ра-
диальным градиентом температуры, который поддерживался
нагревателями, получалась газовая линза. Такая линза могла
•служить элементом световода для пучка, распространяющегося
вблизи оси, и, следовательно, удерживать свет внутри канала.
Периодическое расположение линз улучшало удержание свето-
вого пучка.
Применение лазеров в информационных системах 577
Рис. 21.1. Схема оптической линии связи иа основе волоконно-оптического
кабеля.
Сложность подобных решений и большие расходы на их
реализацию не способствовали широкому применению оптиче-
ских систем связи. Положение изменилось в результате разра-
ботки волоконно-оптических кабелей с малыми потерями. Воло-
конные световоды были известны уже давно и применялись для
передачи света на небольшие расстояния. Такие световоды ис-
пользовались в медицинских инструментах, предназначенных
для наблюдения отдельных участков внутренних органов чело-
века. Эти инструменты получили широкое распространение.
Однако первые волоконные световоды из-за больших потерь
нельзя было использовать для дальней связи. Вплоть до конца
60-х годов лучшие оптические сорта стекла обладали потерями,
превышающими 1000 дБ/км. С начала 70-х годов успехи в тех-
нологии стекла привели к снижению потерь, и наконец были
изготовлены волокна с потерями, меньшими 1 дБ/км. По-ви-
димому, более реальная величина потерь для серийно изго-
товляемых элементов составляет —5 дБ/км. Было установлено,
что допустимая величина ослабления сигнала между источни-
ком и приемником не должна превышать 50 дБ. Следовательно,
световодные системы позволяют передавать сигналы на не-
сколько километров, вплоть до следующей ретрансляционной
станции. Разрабатываются способы соединения световодов, ко-
торые должны обеспечить уменьшение потерь в местах соеди-
нения до —0,1 дБ. Соединение световодов должно быть легко
осуществимым (даже в полевых условиях, если это необхо-
димо) .
Схема оптической системы связи приведена на рис. 21.1. На
схеме показаны соотношения между различными компонента-
ми. Для каждого элемента схемы возможен выбор одного из
множества вариантов. Характеристика оптической линии пере-
дачи информации очень сильно будет зависеть от этого выбора.
19 Дж. Реди
578 Глава 21
Возможные параметры оптических систем связи, использу-
ющих существующие компоненты, и их связь с конструктивным
решением приводятся в табл. 21.1 [1]. Если система допускает
малое расстояние между ретрансляторами или малую скорость
передачи информации, то в ней в качестве источников света
могут использоваться светодиоды, многомодовые волоконно-оп-
тические кабели и в качестве фотоприемников — PIN-фотодио-
ды. Если же скорость передачи или расстояние между ретранс-
ляторами должны быть увеличены, предпочтение должно отда-
ваться лазерным источникам, одномодовым кабелям и лавин-
ным фотодиодам.
Таблица 21.1
Варианты систем связи с волоконно-оптическими передающими линиями
Аналоговые системы Полоса, кГц 4 1000
Модуляция Сигнал/шум, дБ Тип волокна Источник Фотоприемннк Расстояние между ре- трансляторами (при >ровне потерь 5 дБ/км), км Цифровые системы Кодово-импульс- ная (КИМ) 70 Многомодовое Лазер Лавинный фото- диод 20 Амплитудная 60 Многомодовое Светодиод Лавиииый фотодиод 3
Скорость передачи, Мбит/с I 50 300
Модуляция КИМ КИМ КИМ
Уровень ошибок 10-’ ю-9 10~9
Тип волокна Многомодовое Многомодовое с распреде- ленным по- казателем преломле- ния Одномодовое
Источник Светодиод Лазер Лазер
Фотопрпемник Фотодиод Лавинный фотодиод Лавинный фотодиод
Расстояние между ре- трансляторами (при уровне потерь 5 дБ/км), км 11 12 10
Применение лазеров в информационных системах 579
Прототип оптической системы связи в настоящее время про-
ходит испытания в Атланте (шт. Джорджия). Система осно-
вана на лазерах из GaAlAs, которые соединены с волоконно-
оптическими световодами. Световоды объединены в общий
кабель диаметром 1,28 см с пропускной способностью, эквива-
лентной 5000 телефонным каналам. В качестве приемников
в системе использованы кремниевые лавинные фотодиоды. Та-
кая система может обеспечивать передачу информации между
районными телефонными узлами столичного города, в котором
пространство, занимаемое кабелями, обычно ограничено, и по-
этому замена электрических кабелей оптическими расширяет
возможности системы связи.
Разработка новых материалов, технологии их изготовления
и компонент для оптических систем связи осуществляется до-
вольно быстро. Возможность применения в оптических системах
связи является важнейшим стимулом развития интегральной
оптики. Можно ожидать, что в 80-х годах техника связи с по-
мощью волоконно-оптических систем будет широко применять-
ся телефонными компаниями. Более того, оптические системы
связи могут использоваться повсеместно во всех телекоммуни-
кационных сетях.
21.2. ДИСПЛЕИ
Использование лазеров для создания дисплеев открывает
ряд новых возможностей. Дисплеем называется устройство,
преобразующее электронный сигнал в видимую информацию.
Наиболее известным дисплеем является электронно-лучевая
трубка. Новые типы дисплеев, обладающие дополнительными
возможностями, в некоторых случаях могут успешно конкури-
ровать с электронно-лучевыми трубками. Действительно, в по-
следнее время все более широкое применение находят такие
типы дисплеев, как, например, светодиоды и жидкие кристаллы.
Существует потребность также и в таких типах дисплеев,
которые имели бы характеристики, аналогичные характеристи-
кам электронно-лучевых трубок, но имели бы меньший размер
и стоили бы дешевле. Этим требованиям могут удовлетворять
системы на основе лазера.
Простым примером использования лазера в качестве дис-
плея является проекция луча на экран и сканирование его по
поверхности экрана. Сканирование может осуществляться с по-
мощью дефлектора. Изменение интенсивности луча для полу-
чения изображения обеспечивается модулятором. Такой способ
привлекателен тем, что полученное изображение могут видеть
одновременно большое количество людей. В настоящее время
для модуляции и отклонения луча имеются хорошо разработан-
19*
580 Глава 21
ные устройства, обладающие достаточно широкой полосой
частот.
Подобные устройства использовались для получения изобра-
жений с размерами, позволяющими заполнить киноэкран. На-
пример, разрабатывается система с экраном площадью 0,5 м2
(из 512X512 элементов), которая обеспечивает разрешение,
сравнимое с принятым для коммерческого телевидения. Благо-
даря использованию голубой и зеленой линий аргонового лазе-
ра и красной линии гелий-неонового лазера получено семь раз-
личных цветов. Такой дисплей необходим в тех случаях, когда
воспроизводимую информацию должны видеть одновременно
много людей. Система аналогична телевизору с очень большим
экраном, однако в ней отсутствуют вакуумные элементы.
Такие простейшие проекционные дисплеи имеют ряд недо-
статков, ограничивающих их использование. Наиболее сущест-
венным недостатком является слабая яркость получаемого изо-
бражения. Мощность лазера, которая требуется для получения
разрешения на уровне коммерческого телевидения, оказывает-
ся слишком большой.
Для иллюстрации сказанного вычислим яркость экрана,
освещаемого сканирующим лазером. Для системы, разрешение
которой сравнимо с принятым для коммерческого телевидения,
необходимо ~ 500x500 элементов (т. е. 2,5- 10s), каждый из ко-
торых занимает площадь —2-10-5 м2 при полной площади экра-
на 5 м2.
Для того чтобы создавалось впечатление непрерывности ли-
ний- (т. е. чтобы избежать мельканий), луч должен возвращать-
ся в каждую точку экрана менее чем через */зо с. Это означает,
что модуляция должна осуществляться с частотой 30x2,5-105=
= 7,5-106 Гц. Такую частоту необходимо обеспечить соответст-
вующим модулятором света.
Для диффузно отражающего экрана яркость под углом О
к нормали определяется законом Ламберта
R—fpI cosO/n=fp/’ cos 0/лЛ, ’ (21.1)
где / — продолжительность засветки пучком каждого элемента;
р— отражающая способность экрана; I — мощность, приходя-
щаяся на единицу поверхности экрана; Р — полная мощность
пучка; А— площадь отдельного элемента. При значениях, при-
нятых выше, и самых благоприятных условиях (р=1, 0 — 0) мы
получим
R=P/5n Вт/м2. (21.2)
Если используется аргоновый лазер, работающий на длине вол-
ны 0,5145 мкм, то, перейдя к фотометрическим единицам (при-
нимая механический эквивалент света равным 680 лм/Вт
Применение лазеров в информационных системах 581
и относительную спектральную чувствительность глаза при
0,5145 мкм равной 0,61), получим
/?=0,61 •680/’/5л=26,4Р лк. (21.3)
Так как для комфортного наблюдения изображения яркость
экрана должна быть не менее 200 лк, минимальная мощность
лазера составляет 8 Вт. Такие лазеры существуют, однако они
непригодны для недорогих систем разумных размеров. В менее
благоприятных условиях (экран большей площади, наблюде-
ние под углами, отличающимися от нормального, другая длина
волны, например излучение Не—Ne-лазера, для которого отно-
сительная чувствительность глаза ниже) требования к мощно-
сти лазера оказываются более жесткими.
Таким образом, недорогие современные лазеры средних раз-
меров не могут обеспечить яркость большого экрана, соответ-
ствующую условиям комфортного наблюдения при дневном
свете. Для того чтобы получить дисплеи с нужной яркостью,
необходимо значительно увеличить мощность лазеров. Это тре-
бует дальнейшего развития лазерной технологии, в результате
чего лазеры могут стать слишком дорогими и неэффективными
с точки зрения требований рынка.
Вторая проблема для современных лазеров состоит в слож-
ности создания цветных дисплеев с хорошим цветовым разре-
шением во всем диапазоне видимого спектра. Наиболее удобны
для лазерных дисплеев аргоновые и криптоновые лазеры, ко-
торые излучают относительно большую мощность на нескольких
линиях в видимой области. Гелий-неоновый и гелий-кадмиевый
лазеры излучают в красной и фиолетовой частях спектра, одна-
ко мощность их излучения невелика. Перестраиваемые лазеры
на красителях не могут перестраиваться с большой скоростью
в диапазоне, необходимом для практических применений. Таким
образом, создание лазерных дисплеев с хорошим цветовым раз-
решением также требует дальнейшего улучшения лазерной тех-
нологии.
Возможный способ создания лазерных дисплеев с повышен-
ной яркостью состоит в использовании лазерного луча для
управления системой световых затворов. Существует множест-
во типов восстанавливаемых световых затворов, управляемых
световым лучом. Такие затворы могут стать важнейшим эле-
ментом лазерного дисплея с повышенной яркостью.
В одном из вариантов такого дисплея используется слоистая
конструкция, состоящая из ферроэлектрической керамики, по-
крытой фотопроводящим слоем. Прозрачной ферроэлектриче-
ской керамикой, используемой в экспериментальных устройст-
вах, часто служит цирконат-титанат свинца, модифицированный
лантаном. Эта керамика обычно называется PLZT. Керамика
582 Глава 21
Рис. 21.2. Схема управляющего элемента на основе ферроэлектрика и фото-
проводника.
а — вектор поляризации Р лежит в плоскости керамической пластины; б — фотопро-
водник приобретает проводимость на освещенных участках; в — под действием при-
ложенного напряжения иаправленне вектора поляризации Р на освещенных участках
изменяется.
прозрачна, если она выполнена в форме тонких полированных
пластин. Кроме того, она обладает ферроэлектрическими свой-
ствами. Если к образцу приложено напряжение, в нем возни-
кает поляризация в направлении электрического поля. Это
свойство аналогично свойству ферромагнетиков, которые поля-
ризуются в магнитном поле.
Ферроэлектрическая керамика PLZT, кроме того, обладает
двойным лучепреломлением, которое изменяется при измене-
нии направления поляризации. Следовательно, если пластина
из PLZT помещена между скрещенными поляризаторами, то
с помощью электрического напряжения, изменяющего направ-
ление ферроэлектрической поляризации, можно регулировать
пропускание от состояния прозрачности до непрозрачности.
На рис. 21.2 схематически изображен затвор, состоящий из
ферроэлектрического и фотопроводящего слоев. Керамика PLZT
предварительно поляризована в плоскости пластины. Напряже-
ние на керамической пластине зависит от интенсивности света,
падающего на фотопроводник. В качестве фотопроводника мож-
но использовать сульфид кадмия или органический фотопро-
воднпк поливинилкарбазол. Если поверхность слоя не освеще-
на, фотопроводящий слой не проводит ток и на нем происходит
основное падение напряжения. В этом случае керамика сохра-
няет прежнее направление поляризации. Если некоторые участ-
ки фотопроводника освещены, они становятся проводящими. На
этих участках фотопроводника происходит падение напряже-
Применение лазеров в информационных системах 583
ния и основное напряжение оказывается приложенным к слою
керамики. Это приводит к изменению напряжения поляризации
на 90°. Изменение электрической поляризации сопровождается
изменением оптической поляризации. В итоге между скрещен-
ными поляризаторами материал превращается из непрозрачно-
го в прозрачный.
Такой тип светового затвора может быть использован в ка-
честве основы для недорогих дисплеев, обладающих большой
яркостью и высоким разрешением. Керамика PLZT обладает
памятью, так что отдельные участки, будучи однажды засвече-
ны, сохраняют поляризацию до тех пор, пока не произведено
стирание. Стирание достигается с помощью постоянного элек-
трического напряжения, приложенного к пластине, которое пол-
ностью восстанавливает первоначальную поляризацию. После
этого направление поляризации вновь становится параллельным
плоскости пластины. В результате устройство оказывается сно-
ва переведенным в непрозрачное состояние.
Устройство этого типа носит название «ферпик» (от слово-
сочетания ferroelectric picture device). Другой тип дисплея, ис-
пользующий ту же керамику PLZT, называется «керампик».
В противоположность ферпику изображение на керампике
образуется за счет изменения пространственного рассеяния
света, а не за счет изменения двойного лучепреломления. При
изменении направления
поляризации PLZT интен-
сивность света, проходя-
щего через керамику, так-
же изменяется вследствие
рассеяния. Таким обра-
зом, в слоистой конструк-
ции, состоящей из фото-
проводящей пленки на
подложке из PLZT, коэф-
фициент пропускания све-
та может изменяться при
освещении поверхности
синхронно с напряжени-
ем, приложенным между
прозрачными электрода-
ми. Принцип электриче-
ского управления рассея-
нием иллюстрируется рис.
21.3. На темных участках
изображения фотопрово-
дящая пленка является
изолятором и основная
Рис. 21.3. Принцип электрического управ-
ления рассеянием света.
а — образец однородно поляризован перпенди-
кулярно плоскости пластины, материал про-
зрачен; б—на заданном участке поляризация
отсутствует. На этом участке образца возникает
сильное рассеяние и его прозрачность уменьша-
ется.
S84 Глава 21
Дихроичное Проекционная
Конденсор зеркало ^рампин мнза
Дуговая
лампа
Линза для
фокусировки
пучка
Диафрагма
Экран
Отклоняющая
система
Лазер
Рис. 21.4. Схема дисплея на основе керампнка.
часть напряжения приложена к слою фотопроводника. На ярких
участках пленка оказывается проводником, основное напряже-
ние приложено к керамике и направление поляризации изменя-
ется. Однако основное изменение пропускания в этом случае
определяется не двойным лучепреломлением, а.рассеянием све-
та. Следовательно, керампик имеет более простую конструкцию,
так как в этом случае не используются поляризаторы. Керампик
может быть возвращен в начальное состояние путем термиче-
ской деполяризации.
На рис. 21.4 приведена схема проекционной системы, в ко-
торой используется керампик. Рисунок иллюстрирует работу
затвора, управляемого световым лучом. Для получения желае-
мого изображения луч лазера сканируется по поверхности
устройства и модулируется по интенсивности. Световой поток
от мощной дуговой лампы пропускается через устройство, и
изображение, прошедшее сквозь него, проецируется на экран.
Таким образом решается проблема яркости.
Разработаны прототипы, обладающие разрешением 40 ли-
ний на 1 мм. При этом для керампика оказывается возможным
формирование и стирание изображения со скоростью 15 000 ли-
ний в 1 с, что сравнимо с характеристиками современных теле-
визионных дисплеев. Такие устройства могут применяться, на-
пример, для воспроизведения изображений документов, фото-
графий, диаграмм при передаче их по телефону или радио. Та-
кие изображения могут быть получены за несколько секунд и
сохраняться до тех пор, пока устройство не будет деполяри-
зовано.
Применение лазеров в информационных системах 585
Керамика PLZT является основным материалом для исполь-
зования в дисплеях с управлением световым лучом. Однако су-
ществует еще ряд подходящих материалов, в том числе титанат
висмута и германат свинца. В частности, эффекты фотопрово-
димости п двойного лучепреломления совмещаются в едином
монокристалле ВцгЗЮго, который наряду с фотопроводимостью
обладает и электрооптическим эффектом.
Такие восстанавливаемые световые затворы с управлением
световым лучом могут быть использованы в крупных дисплеях
с высоким разрешением, предназначенным для группового на-
блюдения. Их можно использовать также и при проекции. Эти
затворы обладают возможностью хранить информацию и недо-
роги в изготовлении. К недостаткам следует отнести невысокую
скорость работы и возможность использования только в кон-
струкциях довольно большой толщины.
В другом типе дисплея, разрабатываемом в настоящее вре-
мя, используется электронный пучок для управления двойным
лучепреломлением в кристаллах типа KDP. На рис. 21.5 при-
ведена схема устройства со световым затвором на основе та-
кого кристалла, который управляется модулированным элек-
тронным пучком [2]. Задняя поверхность кристалла покрыта
прозрачным проводящим слоем, соединенным с заземленным
электродом. На катод подается напряжение —15 кВ. Электрон-
ный пучок сканируется по поверхности кристалла, которая ока-
зывается отрицательно заряженной. Величина отрицательного
заряда пропорциональна току электронного пучка, который мо-
дулируется входным сигналом. Напряжение, приложенное к от-
дельным участкам кристалла, зависит, таким образом, от тока
электронного пучка, попадающего на этот участок. Напряжение
Скрещенные
15 к 11
сигнал
Рис. 21.5. Схема дисплея с управлением электронным пучком [2].
586 Глава 21
изменяет двойное лучепреломление в кристалле, и устройство
работает так же, как описанное выше устройство на основе
ферпика. Здесь необходимы скрещенные поляризаторы. Стира-
ние изображения происходит автоматически, так как время за-
рядки кристалла при комнатной температуре составляет —0,1 с.
Это устройство представляет собой особый тип электронно-
лучевой трубки, в которой экран заменен электрооптическим
кристаллом. Входной сигнал модулирует напряжение на катоде
электронной пушки синхронно с отклонением электронного пуч-
ка. В результате входное изображение преобразуется в распре-
деление зарядов на кристалле. Коллимированный лазерный
луч, падающий на поверхность кристалла, оказывается моду-
лированным за счет электрооптического эффекта в кристалле,
а величина электрооптического эффекта в свою очередь управ-
ляется зарядом, который накапливается на поверхности кри-
сталла под действием электронного пучка.
В устройствах подобного типа было получено разрешение
32 линий на 1 мм при частоте 30 кадров в 1 с для видеоизо-
бражения.
Итак, лазеры могут быть использованы в различных устрой-
ствах, предназначенных для визуального воспроизведения ин-
формации. Некоторые из этих возможностей описаны выше.
Лучшими являются устройства, в которых пропускание света
управляется электронным или световым лучом. В настоящее
время такие устройства находятся в стадии разработки.
21.3. ВИДЕОДИСКИ И РЕГИСТРАТОРЫ
ТОВАРНЫХ ЯРЛЫКОВ
Специалисты в области лазерной техники в течение дли-
тельного времени с сожалением отмечали, что большинство
применений лазера относится к области сложной технологии,
где с ними имеют дело лишь небольшое число людей. Проник-
новение лазеров в сферу обслуживания всегда было желаемой
целью.
Одна из возможностей широкого применения лазеров в бы-
товой электронике связана с видеодисками. Видеодиски пред-
назначены для воспроизведения записанных на них программ
на экране обычного телевизионного приемника. Это позволило
бы владельцу телевизора смотреть определенную программу
в удобное для него время, так же как это делается при ис-
пользовании коллекции грампластинок. В различных лабора-
ториях сейчас разрабатывается несколько вариантов видеодис-
ков. Информация записывается на диске и затем считывается
с него некоторой системой, использующей лазерный луч. Видео-
диски с оптическим считыванием имеют преимущества перед
Применение лазеров в информационных системах 587
Посадочная
втулка
Видеодиск
Зеркало
решетка
и линза
Травчатые
оводы
Сторона
с записью
Не—Ne- лазер
Фокусирующая линза
устройства контроля
высоты
Приемник
Расщепитель
пучка
Рис. 21.6. Схема устройства для воспроизведения записи на видеодиске [3].
Запись считывается с нижией поверхности с помощью луча гелнй-неонового лазера.
Гальванометрическое
зеркало
Сменная-
линза
дисками с механическим считыванием, так как в первом вари-
анте реализуется бесконтактный метод считывания. При этом
продолжительность жизни диска и считывающей системы уве-
личивается, а уровень шумов, вызванных трением, уменьшается.
Одна из лазерных систем такого типа показана на рис. 21.6
[3]. На диске имеются спиральные или концентрические дорож-
ки с нанесенными на них канавками различной длины и с раз-
личными промежутками между ними. Глубина составляет чет-
верть длины волны излучения считывающего лазера (обычно
гелий-неонового с длиной волны 0,6328 мкм). Лазерный луч
фокусируется на диск с помощью линз. Ширина дорожки долж-
на быть меньше дифракционного минимума фокусирующей лин-
зы. При этих условиях в результате интерференции интенсив-
ность отраженного света будет сильно изменяться. Фокусировка
и фиксация луча обеспечиваются механической системой. Диск,
на котором записывается информация, имеет такие же разме-
ры, как грампластинка. Запись состоит из канавок разной дли-
ны с различной частотой повторения. Во время считывания
лазерный луч, падающий на поверхность диска и не попавший
на какую-либо канавку, в основном отражается и попадает
588 Глава 21
в объектив. Если же лазерный луч падает в углубление, то ин-
тенсивность отраженного света уменьшается. Изменения интен-
сивности с помощью фотодиода преобразуются в электрические
сигналы. Ширина и глубина участков варьируются таким обра-
зом, чтобы зафиксировать информацию о телевизионной карти-
не. Система требует тщательного контроля размеров и положе-
ния луча, обеспечивающего точное перемещение его вдоль
дорожки. Изгибы диска компенсируются специальным меха-
низмом, который с помощью электромагнита перемещает линзу
таким образом, чтобы сохранить постоянным расстояние от нее
до диска. Такие системы пока находятся в стадии разработки.
Другая возможность применения лазеров в сфере обслужи-
вания связана с идентификацией товаров путем считывания
универсальных шифров, которые печатаются на многих товар-
ных единицах в крупных магазинах. Такой регистратор будет
считывать шифр автоматически, фиксируя соответствующую
цену товара в памяти и печатая затем подробный отчет о стои-
мости. Кассир может перемещать товары мимо регистратора
и укладывать в пакет одним движением, не выбивая чека. Ре-
гистратор состоит из четырех элементов: маломощного гелий-
неонового лазера; подвижного зеркала, сканирующего лазерный
луч по поверхности товарного ярлыка; фотоприемника для ре-
гистрации изменений интенсивности отраженного света, возни-
кающих при сканировании луча по изображению на ярлыке,
и электронной схемы для интерпретации сигнала приемника.
Применение шифров для маркировки товаров нашло широ-
кое применение в большинстве крупных магазинов. Эти шифры
представляют собой десятичный код для идентификации изго-
товителя и самого товара и состоят из параллельных штрихов
различной толщины с различными промежутками между ними.
При сканировании лазерного луча по такой метке отражение
от светлых и темных участков создает изменения интенсивно-
сти, обрабатывая которые с помощью фотоприемника и элек-
тронной логической схемы, можно идентифицировать товар.
(Товар может быть просто продвинут мимо сканирующего луча
и тем же движением уложен в пакет. Система напечатает необ-
ходимое описание каждого предмета, включая его цену.
Пучок проецируется на поверхность товарного ярлыка с
шифром с помощью системы зеркал, обеспечивающих специаль-
ную схему освещения. Разрабатывается большое количество
таких схем, которые должны обеспечить нечувствительность
системы к ориентации товара при перемещении его через зону
пучка. Коммерческие системы должны обеспечивать точное
считывание шифра независимо от его ориентации и при скоро-
сти, много большей той, которая допускает непосредственный
подсчет. Лазер дает возможность точного считывания ппи есте-
Применение лазеров в информационных системах 589
ственном освещении. Применение гелий-неонового лазера малой
мощности обеспечивает безопасную работу для кассира и по-
купателя.
Для покупателя такие регистраторы будут означать умень-
шение времени ожидания в очереди к кассиру, увеличение точ-
ности определения цены, более полную информацию на чеках.
Для торгового центра регистраторы приведут к увеличению
производительности труда кассиров и к возможности создания
автоматической системы контроля. На начальном этапе разра-
ботки системы автоматической регистрации товарных ярлыков
предполагалось, что торговые центры не будут в дальнейшем
проставлять цену на товарных единицах. Однако из-за сопро-
тивления со стороны покупателей и законов в некоторых шта-
тах, требующих обязательной маркировки цены на каждом
предмете, по-видимому, цена будет проставляться даже при
широком внедрении автоматических регистраторов.
В обзоре [4] указывается, что для крупных торговых цент-
ров получаемая экономия может составлять 2% полной суммы
продаж. Поскольку при этом предполагалось, что цена на каж-
дой единице товара не будет проставляться, более реальной
величиной экономии следует считать 1,5%. Такая экономия
может показаться незначительной, однако она существенна для
промышленности, где пределы прибыли обычно невелики.
В середине 70-х годов лишь малое число магазинов исполь-
зовали лазерные регистраторы для подсчета суммы продаж.
Однако их число быстро растет. В недалеком будущем мы ста-
нем свидетелями общения множества людей с лазерным обо-
рудованием торговых центров.
21.4. ЛАЗЕРНАЯ ГРАФИКА
Большое число информационных применений лазеров свя-
зано с областью графики. Эти приложения включают методы
записи, репродукции и передачи текстовой и графической ин-
формации. К ним относятся такие системы, как лазерные без-
ударные печатающие устройства, факсимильные и гравироваль-
ные системы. Значение лазерной графики наиболее велико в
газетной индустрии. Здесь основными областями применения
являются фотонабор, фототелеграф и лазерные системы изго-
товления клише. Ниже мы рассмотрим некоторые примеры та-
ких систем. Лазерная графика может рассматриваться как
форма записи информации с помощью лазера. Эту форму запи-
си следует отличать от формы записи больших массивов дан-
ных, которая пригодна для оптических запоминающих устройств
ЭВМ и которая будет рассматриваться в следующем разделе.
В системах, предназначенных для лазерной графики, ширина
S90 Глава 21
Рис. 21.7. Блок-схема лазерной регистрирующей системы.
полосы и полный объем памяти могут быть меньшими. В отли-
чие от оптических ЗУ в ЭВМ, которые являются цифровыми,
лазерные графические системы сохраняют информацию в виде
рисунков или фотографий.
Блок-схема лазерной регистрирующей системы представле-
на на рис. 21.7. В этой системе лазерный луч сканируется по
поверхности носителя и регистрируемая картина может иметь
вид текста или рисунка. В процессе сканирования модулятор
включает и выключает луч для формирования требуемой кар-
тины. Разработано большое количество таких систем, исполь-
зующих широкий набор материалов для записи. Во многих си-
стемах применяются сухие серебряные фотопленки, которые
проявляются путем нагревания. Такие системы обычно предъяв-
ляют повышенные требования к модуляторам и отражателям
луча.
Блок-схема, показанная на рис. 21.7, управляется входным
сигналом, который может поступать от различных источников.
В факсимильных системах этот сигнал поступает с фотоприем-
ника, регистрирующего изменения интенсивности света, кото-
рый отражается от репродуцируемого объекта. В системах вы-
вода ЭВМ на микрофильмах или выходных системах с построч-
ной печатью он генерируется ЭВМ.
Перечень (безусловно, неполный) систем, использующих ла-
зер для графических целей, представлен в табл. 21.2. Этот пе-
речень скорее дает представление о тех формах, которые могут
принимать лазерные регистрирующие системы.
В факсимильных системах применяется сканирование лазер-
ного луча по поверхности рисунка или текста, который должен
592 Глава 21
быть воспроизведен. При этом используются маломощный ла-
зер и растровое сканирование. В системах такого типа работа-
ют два лазера: для считывания документа и для воспроизведе-
ния изображения. Развертка обоих лучей осуществляется син-
хронно.
Отраженный свет от поверхности, освещаемой первым лазе-
ром, регистрируется фотоприемником. Выходной сигнал фото-
приемника служит входным сигналом для модулятора. Когда
луч сканирующего лазера падает на светлые участки изобра-
жения, интенсивность отраженного света и выходной сигнал
приемника велики. Этот сигнал, поступая на вход модулятора,
обеспечивает высокую яркость луча, падающего на носитель.
Таким образом, яркие участки оказываются воспроизведенны-
ми. Аналогично фиксируются и темные участки оригинала.
Факсимильные системы дают возможность получить копию
документа на расстоянии. При этом сканирующий лазер вместе
с отклоняющей системой располагается в одной точке. В дру-
гой точке располагаются регистрирующий лазер, его отклоняю-
щая система, модулятор и носитель. Сигнал, управляющий мо-
дулятором, передается из начальной точки в конечную. Такая
техника может быть использована в качестве основы фототеле-
графа, служащего для передачи фотографий для газет, а так-
же в системе телекоппрования для деловых целей.
Лазерные графические устройства найдут широкое примене-
ние в системах вывода данных ЭВМ, использующих как фото-
печать, так и построчную печать. В таких системах сигнал,
управляющий модулятором, генерируется непосредственно ЭВМ.
Информация может записываться как в виде двоичной штри-
ховой картины, так и в буквенно-цифровом виде.
Лазерная фотонаборная техника — дальнейшее развитие ме-
тода фотонабора, широко применяемого в газетной полигра-
фии. Фотонабор представляет собой фотоизображения букв на
пленке. В соответствии с набором знаков на клавиатуре маши-
на отбирает негативы нужных букв. После этого изображения
букв проецируются на фотопленку, которая после проявления
образует основу для изготовления печатных форм.
Применение лазера в качестве источника света в фотонабор-
ной технике сулит возможное уменьшение затрат, и уже сейчас
сложные фотонаборные машины на основе лазера начинают
применяться в газетной полиграфии. Так же, как и в нелазер-
ных системах, выбор буквы осуществляется оператором с кла-
виатуры. Затем с помощью лазерного луча, управляемого логи-
ческой электронной схемой, воспроизводят изображение на-
бранной буквы на регистрирующей среде. В системе возможен
выбор источника входного сигнала (магнитная лента, перфо-
лента, ЭВМ) и типа шрифта.
Применение лазеров в информационных системах 593
Дальнейшее развитие лазерной технологии в газетной по-
лиграфии предусматривает непосредственное изготовление пе-
чатных форм, что приведет к существенному снижению слож-
ности процесса и затрат на него. Печатные формы изготавлива-
ются непосредственно с оригинала страницы, минуя все проме-
жуточные стадии. Подобные системы уже применяются при из-
дании ряда газет.
В одной из таких систем используются три лазера: гелий-
неоновый лазер для считывания с макета страницы, аргоновый
и СОг-лазеры для изготовления формы. Регистрирующая среда
представляет собой слоистую структуру из тонкого слоя меди
на пластиковой подложке. Выходной сигнал приемника, реги-
стрирующего отраженный от поверхности оригинала свет ге-
лий-неонового лазера, модулирует луч аргонового лазера. Этот
луч фокусируется на поверхность медного слоя и может его
испарять. Таким образом, изображение оригинала образуется
за счет испарения меди. Затем по поверхности регистрирующей
среды сканируется луч СОг-лазера. Участки с сохранившимся
медным слоем хорошо отражают его излучение. На участках,
где медный слой удален, происходит абляция пластикового'
слоя. В результате образуется готовая для применения печат-
ная форма. Такая система может воспроизводить как тексто-
вые, так и полутоновое изображения.
Итак, лазерная графика имеет много возможностей для при-
менения в области записывающей и множительной техники. Она
сделала свой первый и важнейший шаг в газетной индустрии..
Быстро развиваются системы для выходных устройств ЭВМ и
для телекоппрования. В будущем лазерная графика может со-
ставить основу домашних информационных систем. При этом
ежедневная ручная доставка газет может быть заменена пере-
дачей информации с помощью таких систем.
21.5. ХРАНЕНИЕ ИНФОРМАЦИИ
Способы хранения информации с использованием лазеров,
преимущественно в виде оптических запоминающих устройств-.
(ЗУ) ЭВМ, хорошо известны уже в течение многих лет в ка-
честве альтернативы обычных магнитных ЗУ. По-видимому,
наиболее существенное их достоинство заключается в очень
высокой плотности записи информации на носителе, достигаю-
щей 107 бит/см2. Благодаря использованию оптического пучка
процесс поиска оказывается безынерционным. Совокупность,
этих факторов может привести к созданию ЗУ ЭВМ с очень
высокой емкостью и большим быстродействием.
В условиях высокоразвитого производства вычислительной
техники введение новой технологии полностью определяется
594 Глава 21
экономическими соображениями и рыночной стратегией. Поэто-
му внедрение оптических ЗУ происходит постепенно. В настоя-
щее время уже разработана система долговременной памяти
емкостью 6,9-10й бит. В ней использованы преимущества высо-
кой плотности записи, однако характерные особенности опти-
ческой системы поиска не применяются. К середине 70-х годов
оптические системы памяти еще не приобрели коммерческого
значения. В то же время системы магнитной записи продолжа-
ли развиваться. Запоминающие устройства на магнитных дис-
ках будут в состоянии удовлетворять потребности рынка при-
близительно до начала 80-х годов. Состояние технологии опти-
ческих систем памяти сейчас таково, что хотя и показана их
техническая осуществимость, однако они еще не являются эко-
номически конкурентоспособными по сравнению с существую-
щими запоминающими устройствами больших ЭВМ. Для умень-
шения стоимости систем должна быть проделана большая
работа, причем в основном это относится к лазерам и отклоня-
ющим системам.
В этом разделе рассмотрены способы хранения большого
•объема информации, которые были бы пригодны для использо-
вания в крупных запоминающих устройствах. Преимущество
применения лазерного излучения основано на возможности сфо-
кусировать лазерный луч в пятно размером, сравнимым с дли-
ной волны излучения. Это дает возможность получить очень
высокую плотность записи, что является необходимым услови-
ем для запоминающих устройств большой емкости, обладаю-
щих разумными размерами. Основное внимание в предыдущем
разделе было обращено на способы записи объемов информа-
ции, сравнимых с объемом газетной страницы, когда- условие
высокой плотности записи не является определяющим.
Рассмотрим некоторые возможности записи информации
с помощью лазеров. Если лазерный луч достаточно большой
мощности сфокусировать в виде маленького пятна на поверх-
ность непрозрачной пленки, в последней может быть пробито
отверстие. Информация, записанная в виде отверстий на не-
прозрачной пленке, может быть прочитана оптическим спосо-
бом. Аналогично экспонирование в лазерном излучении может
вызвать почернение термочувствительной или светочувстви-
тельной бумаги такого типа, который используется для осцил-
лографов с записью. Подобный метод непосредственной записи
предлагался в качестве основы для создания лазерных систем
хранения информации. Основной недостаток таких систем за-
ключается в невозможности стирания информации.
Была предложена также запись с высокой плотностью на
фотопленку. В одной из таких систем использовался гелий-
кеоновый лазер, с помощью которого информация записывалась
/7рименение лазеров в информационных системах 595
в виде меток на диске, покрытом эмульсией. В такой системе
была получена полная емкость памяти 109 бит при плотности
записи !06 бит/см2. Фотопленка является хорошо известным
носителем, обладающим высокой надежностью и разрешением.
Система такого рода может служить основой для создания
долговременных ЗУ большой емкости. Ее недостатками явля-
ются невозможность стирания информации и необходимость
в дополнительном процессе для проявления фотопленки.
Наибольший интерес для разработки оптических методов
хранения информации представляют материалы, допускающие
запись и стирание с помощью оптического луча. В настоящее
время разработано большое количество различных систем ЗУ.
В результате разработки оптических запоминающих устройств
были бы существенно увеличены емкость и быстродействие по
сравнению с существующими ЗУ на магнитных дисках или маг-
нитной ленте. Основным преимуществом оптических ЗУ явля-
ется высокая плотность записи. Поскольку плотность записи
с помощью оптических методов выше, чем плотность записи
с помощью магнитных методов, используемых в настоящее вре-
мя, можно создать оптические ЗУ для ЭВМ, обладающие очень
большой емкостью при относительно малых размерах.
Рис. 21.8 иллюстрирует возможности различных методов
записи, применяемых для ЗУ ЭВМ. На диаграмме представле-
на емкость (т. е. полное число бит записанной информации)
в зависимости от времени доступа, т. е. времени, необходимого
для извлечения определенной информации после запроса. Меж-
ду емкостью и скоростью в современных системах существует
связь. Скорость определяется методом, который используется
для поиска необходимой единицы информации. На рисунке
указаны диапазоны применимости трех основных методов: элек-
тронного считывания, вращения и линейного перемещения носи-
теля. Сплошные прямоугольники соответствуют используемым
в настоящее время методам. Полупроводниковые ЗУ могут
быть очень быстродействующими и в ряде случаев используют-
ся в качестве основных оперативных ЗУ ЭВМ. Однако из-за
относительно высокой стоимости они непригодны для создания
крупных ЗУ. Иногда при создании более крупных систем ис-
пользуются ферритовые кольца, однако они обладают меньшим
быстродействием. Ферритовые кольца обычно применяются
в основных оперативных запоминающих устройствах. Внешние
ЗУ могут быть значительно более крупными, но в них исполь-
зуется механический способ считывания и они обладают мень-
шим быстродействием. Во внешних ЗУ обычно используются
магнитные диски. Наконец, очень большие объемы информации
могут быть записаны на магнитной ленте, однако в этом слу-
чае время вызова информации оказывается очень большим.
596 Глава 21
Линейное
Ю*-
W'2
перемещение Электронное считывание
—1 Вращение щ------- ------»
.—Система с голографической лентой (возобновляемая)
Существующие оптические ЗУ (не возобновляемые)
Оптические ЗУ с поадресной
записью (Возобновляемые)
ws
Ю6
tO10
Диск с уничто
.жавмым слоем
ворован
с неподвижными
головками
102\_
(О3
ЗУ но магнитнью пузырьнаа
/Голографические ЗУ
(возобновляемые)
10~э
1О'е
Ферритовые кольцо
Металлизированная нить
Полупроводники
ю~9
Ю*
Время доступа, с
Рис. 21.8. Емкость ЗУ как функция времени доступа для различных типов
запоминающих устройств.
Обозначены области, в которых доступ обеспечивается электронными методами, вра-
щением или линейным перемещением носителя. Области, соответствующие существу-
ющим типам ЗУ, показаны сплошной линией, разрабатываемым типам — штриховой.
Штриховые прямоугольники на рис. 21.8 соответствуют мето-
дам, которые находятся в стадии разработки. Средн них такие,
как оптические ЗУ с поадресной записью, голографические ЗУ,
система с голографической лентой и так называемая память
на магнитных пузырьках (быстро развивающийся неоптиче-
ский метод).
Через области диаграммы, отвечающие существующим ме-
тодам, можно провести прямую линию, характеризующую зави-
симость емкость — быстродействие. Следует стремиться к таким
•системам, которые располагались бы вправо и вверх от этой
линии, т. е. к системам с большей емкостью и быстродействием.
Как видно из рис. 21.8, оптические ЗУ удовлетворяют этому
требованию.
Другим параметром, не показанным на рис. 21.8, является
допустимая стоимость единицы информации. По мере увеличе-
ния объема памяти эта стоимость должна уменьшаться. Для
небольших систем на полупроводниках допустимой величиной
Применение лазеров в информационных системах 597
стоимости может быть несколько центов за бит. Для памяти
емкостью 109 бит желательна стоимость менее 0,01 цента за
бит, при емкости 1014 бит эта величина должна составлять око-
ло 10~7 центов за бит.
На рис. 21.8 указано существующее в настоящее время опти-
ческое ЗУ большой емкости. Оно представляет собой систему
с лазерным поиском емкостью ~1012 бит. Запись информации
в этой системе осуществляется прожиганием с помощью лазер-
ного луча отверстий в носителе, состоящем из металлического
слоя на пластиковой подложке. При считывании информации
наличие или отсутствие отверстия обнаруживается с помощью
пучка лазера небольшой мощности. Такое устройство выпуска-
ется серийно, но оно имеет недостаток: невозможно стирать
информацию. В настоящее время ведутся исследования воз-
можности создания оптических ЗУ, допускающих стирание и
перезапись.
В оптических ЗУ размеры символов определяются дифрак-
цией, т. е. ограничены величиной ~0,5 мкм. Если промежутки
между символами имеют ту же величину, что и диаметр, пре-
дельная плотность записи составляет 108 бит/см2. На практике,
однако, может оказаться необходимым увеличить размер сим-
волов и расстояние между ними, так что реальная плотность
записи составит ~2,5-107 бит/см2. Работа оптических запоми-
нающих устройств с такой плотностью записи была продемон-
стрирована экспериментально. Для сравнения укажем, что су-
ществующие ЗУ на магнитных дисках обеспечивают запись
информации плотностью ~106 бит/см2. Следовательно, оптиче-
ские методы приводят к созданию ЗУ с большой емкостью при
меньших размерах. Оптические запоминающие устройства для
ЭВМ, вероятно, окажутся конкурентоспособными с магнитными
дисками.
Остновное достоинство оптических ЗУ для ЭВМ заключает-
ся в их большой емкости. Потребности в системах с полной
емкостью до 109 бит хорошо удовлетворяются с помощью фер-
ритовых колец и магнитных дисков. Конкурентом в этой обла-
сти может оказаться также быстро развивающаяся техника
пузырьковой памяти. Высокая плотность записи, присущая оп-
тическим методам, делает оптические ЗУ весьма перспектив-
ными для хранения больших объемов (1010—1012 бит). Высокая
стоимость ЗУ (в основном за счет стоимости лазера, модуля-
тора и отклоняющей системы) будет компенсирована большим
объемом хранимой информации.
В оптических ЗУ могут рассматриваться два различных ме-
тода записи. Один из них—-поадресный (бит за битом) метод
записи. В нем энергия лазерного луча используется для реги-
страции пятна на носителе, которое представляет собой одну
598 Глава 21
Рис. 21.9. Схема оптического запоминающего устройства с поадресной
записью.
единицу хранимой информации, локализованную в определен-
ной малой области. В каждый момент записывается или вос-
производится один бит.
В другом методе используется голографический метод хра-
нения информации, который позволяет записывать и воспроиз-
водить за один раз целую страницу, содержащую 103—105 бит.
Голограмма сохраняет присущий объекту порядок расположе-
ния единиц информации, фиксируя его на конечной площади
носителя. В этом случае информация о каждом отдельном бите
распределена по всей площади голограммы.
Требования к оптическим ЗУ и их компонентам при поадрес-
ной и голографической записи различны. Ниже мы рассмотрим
оба этих случая.
21.5.1. ОПТИЧЕСКИЕ ЗУ С ПОАДРЕСНОЙ ЗАПИСЬЮ
Блок-схема запоминающего устройства с поадресной за-
писью приведена на рис. 21.9. Основная система содержит ла-
зерный источник, модулятор для включения и выключения
пучка и изменения его интенсивности, отклоняющую систему
для перемещения пучка в точку расположения соответствую-
щего символа, носитель для записи символов и детектирующую
систему для считывания информации.
Запоминающие устройства ЭВМ, использующие электронные
методы поиска (отклонение пучка с помощью электрооптическо-
го или электроакустического эффектов), в принципе могут быть
Применение лазеров в информационных системах 599
очень быстродействующими. Среднее время доступа к нужной
единице информации может составлять микросекунды. Это зна-
чение существенно меньше соответствующего времени для маг-
нитных дисков, которое определяется скоростью вращения и
имеет величину порядка миллисекунд.
Для реализации потенциальных возможностей оптического
метода необходимо разработать безынерционные высокоско-
ростные отклоняющие устройства, допускающие возможность
разрешения большого числа пятен. Современные оптические
отклоняющие устройства способны разрешить ~100 пятен в
каждом из двух взаимно перпендикулярных направлений при
частоте сканирования порядка нескольких мегагерц. Полное
число бит, которые могут быть записаны с помощью такого
устройства, составляет ~ 104, т. е. слишком мало. Следователь-
но, в оптических запоминающих устройствах первого поколения
поиск будет осуществляться, по-видимому, с помощью механи-
ческих устройств, обеспечивающих выбор необходимого коли-
чества единиц информации. Рассматриваются системы, в кото-
рых носитель выполнен в виде вращающегося диска, аналогич-
ного магнитному диску. Время доступа в этом случае ограни-
чено скоростью вращения диска. Таким образом, первое поко-
ление оптических запоминающих устройств, по-видимому, не
будет иметь существенных преимуществ в быстродействия по
сравнению с обычными системами памяти на магнитных дисках.
В настоящее время развитие оптических запоминающих
устройств ограничивается возможностями материалов для но-
сителя. Было предложено большое число материалов, исполь-
зующих для регистрации различные физические процессы. Сре-
ди них можно назвать следующие материалы:
1) термомагнитные;
2) ферроэлектрические;
3) фотохромные.
Все эти материалы обладают двумя устойчивыми состояниями.
Перевод из одного состояния в другое может быть осуществлен
с помощью воздействия света в сочетании с электрическими
или магнитными полями.
Основное внимание при разработке материалов для оптиче-
ских запоминающих устройств с упорядоченной записью уде-
ляется термомагнитным материалам, и в наиболее разработан-
ных системах в настоящее время используются именно эти ма-
териалы. Ферроэлектрические и фотохромные материалы будут
только упомянуты. В ферроэлектрических материалах осуществ-
ляется переход между двумя различными устойчивыми ферро-
электрическими состояниями. В результате перехода происхо-
дит резкое изменение показателя преломления материала, ко-
торое является механизмом, лежащим в основе хранения пн-
600 Глава 21
формации. В фотохромных материалах под действием света
происходит обратимый фотохимический процесс, приводящий
к изменению окраски. Фотохромный эффект может рассматри-
ваться как обратимый переход между двумя состояниями, об-
ладающими различными спектрами поглощения. Под действием
света происходит переход по крайней мере в одном направ-
лении.
Термомагнитные материалы представляют собой тонкую
пленку магнитного материала, предварительно намагниченную
до насыщения в одном направлении. Пучок лазерного излуче-
ния фокусируется на пленку и осуществляет ее местный нагрев.
В результате повышения температуры небольшой участок плен-
ки оказывается размагниченным. После того как лазерный луч
будет выключен и участок пленки остынет, она может быть
вновь намагничена с помощью внешнего магнитного поля. Внеш-
нее магнитное поле прикладывается к материалу одновремен-
но с действием лазерного луча и определяет направление на-
магничивания остывающего участка. Напряженность поля та-
кова, что она не может перемагнитить участки, находящиеся
при комнатной температуре. Одако при нагревании лазерным
лучом участок пленки размагничивается, а после остывания на-
магничивается вновь в направлении внешнего поля. Перемаг-
ничивание участка в одном направлении может соответствовать
запоминанию единицы, перемагничивание в другом — запоми-
нанию нуля.
Для того чтобы считать записанную информацию, лазерный
луч снова направляется на те же участки носителя. Мощность
лазера при этом уменьшается с помощью модулятора таким
образом, чтобы не стереть информацию. Считывание основано
на магнитооптическом эффекте, который возникает в резуль-
тате взаимодействия между поляризованным светом и намаг-
ниченным слоем. При прохождении поляризованного света
сквозь слой происходит вращение плоскости его поляризации.
Направление вращения зависит от направления намагниченно-
сти слоя. Магнитооптический эффект дает возможность обнару-
жить направление намагниченности и, таким образом, опреде-
лить, соответствует ли записанная на данном участке информа-»
ция нулю или единице.
В настоящее время для этих целей предложен ряд мате-
риалов. Среди наиболее перспективных следует назвать висму-
тид марганца, окись европия и железо-гадолиниевый гранат. Во
многих лабораториях активно ведутся разработки запоминаю-
щих систем, основанных на свойствах этих материалов. Разра-
ботаны конструкции внешних устройств, которые выполняют все
функции, присущие системам хранения информации, и хорошо
сочетаются с ЭВМ. Такие устройства представляют собой про-
Применение лазеров в информационных системах 601
тотипы оптических запоминающих устройств и подтверждают
техническую реализуемость этих систем.
Рассмотрим более подробно один из прототипов оптического
запоминающего устройства. Он использовался для изучения ха-
рактеристик процесса записи оптической информации на тон-
кую пленку висмутида марганца, нанесенную на вращающийся
диск. Для записи и считывания информации применялся один
и тот же гелий-неоновый лазер мощностью 50 мВт. Лазерный
луч с помощью зеркал пропускался через электрооптический
модулятор, затем фокусирующую оптическую систему и галь-
ванометрическое отклоняющее устройство, которое направляло
луч на пленку из висмутида марганца. Пленка была получена
методом осаждения в вакууме на поверхность стеклянного дис-
ка, вращающегося на воздушном подшипнике. Устройство обес-
печивало выбор кольцевой дорожки для записи информации.
Между последней фокусирующей линзой и пленкой располага-
лась катушка, намотанная медным проводом. С ее помощью
создавалось внешнее импульсное магнитное поле, необходимое
для записи или стирания. Магнитное поле включалось одновре-
менно с лазерным импульсом. Хотя область воздействия маг-
нитного поля значительно превышала площадь, соответствую-
щую одному записанному символу, оно оказывало влияние
только на те участки поверхности, которые нагревались лазер-
ным лучом. Считывание осуществлялось за счет магнитоопти-
ческого вращения плоскости поляризации света, отраженного от
пленки. Отраженный луч пропускался в обратном направлении
через фокусирующую оптическую систему к расщепляющему
устройству, которое выделяло отраженный свет и направляло
его в приемное устройство. В этом устройстве с помощью поля-
ризатора (расщепителя) пучок распределялся между двумя
фотоприемниками. В зависимости от магнитной ориентации
символа в фокусе пучка количество световой энергии, падаю-
щей на приемники, уменьшалось для одного из них и увеличи-
валось для другого. Общие для обоих приемников флуктуации
интенсивности компенсировались дифференциальным усилите-
лем. Было показано, что система обеспечивает запись, считы-
вание и стирание информации с частотой ~1 МГц. Для того
чтобы продемонстрировать техническую возможность использо-
вания такой системы в качестве запоминающего устройства, си-
стема была подключена к ЭВМ и исследована в рабочем ре-
жиме.
Прототип оптического запоминающего устройства показан
на рис. 21.10. На заднем плане виден гелий-неоновый лазер мощ-
ностью 50 мВт и модулятор, расположенный перед ним (повер-
нут на 45°). Лазерный луч, видимый благодаря рассеянию, про-
ходит через оптическую систему и фокусируется на поверхно-
602 Глава 21
сти носителя (в данном слу-
чае на пленке MnBi). Во
время получения фотогра-
фии установки лазерный пу-
чок многократно сканиро-
вался отклоняющим устрой-
ством, так что его видимый
диаметр значительно превы-
шает диаметр исходного
пучка. Считывание инфор-
мации осуществлялось с по-
мощью отраженного пучка,
а сигналы регистрировались
с помощью осциллографа.
21.5.2. ГОЛОГРАФИЧЕСКИЕ
ЗАПОМИНАЮЩИЕ
УСТРОЙСТВА
Организация голографи-
ческих запоминающих уст-
ройств отлична от системы
с поадресной записью. В по-
следней одновременно осу-
ществляются запись и счи-
тывание информации объе-
ма в один бит. Голографиче-
ская система обеспечивает
Рис. 21.10. Прототип оптического запо-
минающего устройства с записью на
пленке из висмутпда марганца.
хранение и считывание большого числа бит одновременно. Прин-
ципиальная схема голографического запоминающего устройства
показана на рис. 21.11. Хранение информации осуществляется
в виде голограмм, записанных на некотором материале — но-
сителе голографической информации. Система, показанная на
рис. 21.11, содержит устройство для записи голограмм с двумя
лучами — опорным и сигнальным. Объект, который должен
быть записан в виде голограммы, представляет собой двумер-
ный массив, представленный в двоичном коде. Эта структура
формируется с помощью специального устройства, называемого
формирователем страницы. Формирователь страницы может
быть представлен в виде растра, составленного из световых
затворов, часть которых открыта, а часть закрыта. Управление
открытием или закрытием затворов может осуществляться
с помощью пучка света, электрического поля или их комбина-
ции. Открытые затворы будут соответствовать единицам, за-
крытые— нулям. Такие световые затворы образуют картину,
которая представляет собой упорядоченную структуру единиц
и нулей. Эта структура и должна быть однократно зафиксиро-
Применение лазеров в информационных системах 603
Отклоняющее
, устройство
Модулятор
Отклоняющая устройство^
оптическая
система
Выход
Электронный
блок
цпрооления
Лазер |
_______^Вход
лиЛ'
чеснии
носитель
\ Опорный луч
Модулятор
Сигнальный
луч
—— страницы
система г

Приемный
блик
Рис. 21.11. Схема голографического запоминающего устройства.
вана в виде голограммы, которая хранится на определенном
участке носителя. Так как голограмма содержит большое число
бит (~ 10000), это означает возможность одновременной запи-
си и хранения большого числа единиц информации.
Исходный луч пропускается через расщепляющее устройст-
во, которое разделяет его на опорный и сигнальный пучки.
Сигнальный луч проходит через оптическую систему и попада-
ет на формирователь страницы, где уже имеется сформирован-
ная с помощью электронного устройства информационная кар-
тина. Эта картина накладывается на сигнальный луч. В резуль-
тате взаимодействия сигнального и опорного лучей на поверх-
ности носителя образуется голограмма, которая содержит ин-
формацию об исходном массиве. Голограмма записывается на
определенном участке носителя малой площади. Выбор участка
осуществляется с помощью оптического отклоняющего устрой-
ства. Во время записи модулятор поддерживает максимальную
интенсивность сигнального и опорного лучей.
Для того чтобы записать различные голограммы на различ-
ных участках носителя, устройство должно обеспечивать пере-
мещение пучка в нужную точку. Изменение позиции голограм-
мы на носителе достигается перемещением луча от линзы
к линзе растровой системы. Опорный луч должен следовать за
перемещениями сигнального луча таким образом, чтобы попа-
дать в ту же точку носителя.
604 Глава 21
Считывание информации осуществляется при освещении го-
лограммы одним опорным лучом. Первый модулятор при этом
уменьшает его интенсивность, а второй модулятор закрыт пол-
ностью.
На голограмму, которая должна быть считана, луч направ-
ляется с помощью отклоняющего устройства. В результате
образуется изображение исходного массива единиц и нулей.
Это изображение с помощью линзы, расположенной сзади носи-
теля, фокусируется на растровую систему фотоприемнпков, ко-
торая по размерам и расположению элементов соответствует
элементам формирователя страницы. Каждый бит, записанный
первоначально на формирователе страницы, проецируется на
соответствующий приемный элемент растровой системы. Таким
образом, совокупность данных снова преобразуется в электри-
ческие сигналы.
Если на некоторой зоне формирователя страницы записана
единица, соответствующий приемный элемент будет освещен.
Таким образом, вся совокупность символов страницы будет вос-
произведена и преобразована в электрические сигналы одно-
временно. Устройство такого типа позволяет считывать инфор-
мацию с очень высокой скоростью.
Хранение данных в оптических запоминающих устройствах
в форме голограмм имеет ряд преимуществ по сравнению с си-
стемами с поадресной записью. Информация об исходном рас-
положении бит распределена во всей картине полос голограм-
мы и покрывает всю ее площадь. Следовательно, голограмма
нечувствительна к небольшим дефектам, таким, как пылинки
или царапины. Подобные дефекты могут привести к потере бита
в системах с поадресной записью, однако для голограммы они
могут только слегка уменьшить разрешение.
Вторым достоинством голографического метода является
возможность параллельных операций, в результате которых
большое число единиц информации считывается одновременно
при проекции упорядоченного массива непосредственно на раст-
ровую систему фотоприемнпков. Тем самым обеспечивается
высокая скорость считывания информации.
Требования к оптическим отклоняющим устройствам в этом
случае оказываются сниженными. Каждая позиция отклонен-
ного пучка соответствует целой странице, содержащей большое
число бит. Таким образом, для системы емкостью 108 бит
(104 страниц по 104 бит в каждой) необходимо обеспечить толь-
ко 104 позиций луча. Эта величина уже находится в пределах
возможностей безынерционных отклоняющих систем. Следова-
тельно, поиск может быть осуществлен с помощью немеханиче-
ских устройств, для которых среднее время доступа не превы-
шает 10 мкс.
Применение лазеров в информационных системах 605
Еще одно преимущество голографического метода заключа-
ется в том, что при записи и считывании система не чувстви-
тельна к точности установки голограммы относительно опорно-
го и сигнального лучей. В противоположность этому в системах
с поадресной записью луч должен фиксироваться с большой
точностью. Это означает, что для голографических систем су-
щественно меньшее значение имеет проблема вибрации.
Несмотря на эти преимущества, развитие голографических
запоминающих устройств отстает от разработок систем с по-
адресной записью. Одной из проблем является разработка под-
ходящих материалов носителя, допускающих запись и стира-
ние голограмм. На разработку таких материалов направлены
в настоящее время усилия многих исследователей.
К материалу носителя для голографической памяти предъ-
являются очень жесткие требования. Материал должен быть
возобновляемым и очень стабильным, иметь высокое разреше-
ние, низкую энергию записи и, кроме того, обеспечивать высо-
кую эффективность считывания. Для этой цели предложен ряд
материалов. Наибольший интерес из них представляют термо-
пластики, магнитооптические и ферроэлектрические материалы.
Рассмотрим в общих чертах материал для многократной
записи голограмм, представляющий собой двухслойную комби-
нацию термопластика и фотопроводника. Работа такого мате-
риала в качестве носителя иллюстрируется рис. 21.12. Поверх-
ность носителя должна быть предварительно электрически за-
ряжена (рис. 21.12, а). Заряд может быть получен, например,
от коронного разряда. Когда поверхность такого носителя экс-
понируется светом, на освещенных участках фотопроводнпк ста-
новится проводящим, и отрицательные заряды с этих участков
стекают. Это приводит к распределению зарядов, показанному
на рис. 21.12, б.
Затем носитель проявляется. Для этого термопластик нагре-
вается до температуры, превышающей температуру его размяг-
чения. При этом на участках с высокой плотностью заряда он
деформируется (рис. 21.12, в). При таком способе записи кар-
тина светлых и темных полос, характерных для голограммы,
преобразуется в рельеф поверхности термопластика. Тем самым
на термопластике оказывается записанным голографическое
изображение, допускающее высокую эффективность считыва-
ния. Если возникает необходимость стереть голограмму, носи-
тель снова нагревается до температуры, превышающей темпе-
ратуру размягчения. При этом его поверхность возвращается
к первоначальной плоской форме (рис. 21.12, г). Таким обра-
зом, в случае термопластика запись и стирание осуществляют-
ся с помощью тепловых импульсов. Во время стирания форми-
рователь страницы может подготовить следующую информа-
606 Глава 21
Рис. 21.12. Запись и стирание в устройстве на основе термопластика н фо-
топроводника.
а — первичная зарядка; б — экспонирование н вторичная зарядка; в — проявление
при нагревании; г — стирание при нагревании. А — слой термопластика; В — слой
фотопроводника; С — прозрачный электрод; D — подложка.
ционную картину, которую требуется записать вместо стирае-
мой голограммы.
Аналогично магнитным лентам термопластико-фотопровод-
никовые ленты позволяют записывать большие объемы инфор-
мации, причем с гораздо более высокой плотностью записи. На
рис. 21.13 приведена схема предлагаемой голографической си-
стемы с записью на ленте. Информация будет записываться
в форме одномерных голограмм. Формирователь страницы так-
же будет одномерным, т. е. линейным. Полная емкость такой
системы может быть очень высокой (свыше 1014 бит). Время
доступа будет ограничено временем механического перемеще-
ния ленты, равным, по-видимому, — 10 с.
В настоящее время еще рано говорить о том, какой из мно-
гочисленных вариантов будет наиболее пригоден в качестве ма-
териала-носителя для голографических систем памяти ЭВМ.
В табл. 21.3 приведены характеристики двух материалов для
•оптических запоминающих устройств: термомагнитной пленки
из MnBi для поадресной записи и термопластико-фотопровод-
никового материала для голографической записи.
В заключение можно отметить, что перспективными могут
быть только системы с большой емкостью, так как в этом слу-
чае стоимость хранения 1 бита информации невелика. Постоян-
ное совершенствование обычных ЗУ на магнитных носителях
до сих пор давало возможность удовлетворять растущие по-
требности в запоминающих устройствах ЭВМ при сохранении
Применение лазеров в информационных системах 607
Рис. 21.13. Схема одномерной голографической системы записи информации
с фиксированным путем луча и голографической лентой.
Таблица 21.3
Характеристики двух типов носителей для оптических ЗУ
Пленка нз MnBI Структура термопластик — фотопроводннк
Формат Плотность записи, бит/см2 Чувствительность при записи, нДж/мкм Скорость записи Поадресная запись 2,5-10’ 1 250 пс/бит Голография 10’ 10’ 4 10 мс/страница, прояв- ление при 60°С (плюс 1 с для первичной и вторичной зарядки)
Стирание 250 пс/бит при поле 0,06 Т 100 мс/страница при 60°С
Считывание Число циклов при испы- таниях Сигиал/шум « 7 >10’ На уровне • 10% Ди- фракционного преде- ла ~103
608 Глава 21
Плоскость
преобразования Плоскость
(фокальная плоскость! изображения
низких затрат на разработку. Технически осуществимые опти-
ческие ЗУ пока не могут составить конкуренцию обычным ЗУ.
Но универсальность оптических методов записи существенно
расширяет диапазон их применения. Для снижения стоимости
•оптических ЗУ необходимо дальнейшее усовершенствование
лазеров и других компонент. Использование оптических мето-
дов для хранения информации может стать актуальным в 80-х
годах, когда развитие магнитных методов, по-видимому, достиг-
нет предела.
21.6. ОПТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ ОБРАБОТКИ ИНФОРМАЦИИ
Оптические методы могут найти множество применений в
процессах обработки информации. С помощью оптических ме-
тодов можно удалять определенные участки изображения и фо-
тографическую вуаль, выделять отдельные участки изображе-
ния, представляющие особый интерес, автоматически идентифи-
цировать объекты специальной формы (например, цифры или
буквы) и обнаруживать ошибки на повторяющихся изображе-
ниях. Обработка оптическими методами наиболее естественна
для информации такого типа, которая может быть представле-
на в виде фотографий. Существует большое количество опера-
ций по обработке, удовлетворяющих этим требованиям.
Схема наиболее часто применяемого устройства для опти-
ческой обработки информации приведена на рис. 21.14. Устрой-
ство состоит из пары линз с одинаковым фокусным расстояни-
ем Fрасположенных на расстоянии 2F друг от друга. Входная
плоскость является фокальной плоскостью первой линзы. Дан-
ные, которые должны быть обработаны, могут быть размеще-
ны в этой плоскости в виде прозрачного фотоизображения.
Задняя фокальная плоскость первой линзы, являющаяся одно-
Применение лазеров в информационных системах 609
временно передней фокальной плоскостью второй линзы, носит
название плоскости преобразования. Задняя фокальная плос-
кость второй линзы называется плоскостью изображения. В этой
плоскости воспроизводятся обрабатываемые данные. Здесь мо-
гут быть размещены экран для визуального наблюдения, фото-
пленка или система фотоприемников.
Для работы такого устройства необходим коллимированный
источник света. На практике обычно используется лазер. В об-
щем случае операции, описываемые ниже, могут быть выполне-
ны и с другим типом источника, однако лазеру с его высокой
яркостью обычно оказывается предпочтение.
Одной из операций оптической обработки данных является
фильтрация. Эта операция основывается на свойстве системы
линз осуществлять преобразование Фурье для распределения
света. Рассмотрим оптическую систему, схема которой приве-
дена на рис. 21.14. Предположим, что на входе системы, т. е.
на расстоянии F, равном фокусному расстоянию линзы, имеет-
ся некоторое распределение амплитуды световой волны, опи-
сываемое функцией g(xi, г/i). Здесь %] и yi — пространствен-
ные координаты на входной плоскости. Входная функция g
может быть задана с помощью фотодиапозитива, размещенного
в этой плоскости. Можно показать, что распределение света
G(p, q) в плоскости преобразования, расположенной на рас-
стоянии F сзади линзы, описывается двумерным преобразова-
нием Фурье функции g, т. е.
оо
G(P> <7)= У1)ехр[1(рх!+?1/1)]с?л-1С?У1, (21.4)
—оо
где р и q — пространственные частоты, связанные с простран-
ственными координатами х2 и у2 соотношениями
р=2я,х2ГкР, q=2ny2l'kF, (21.5)
и Л — длина волны света. Постоянным множителем, не влияю-
щим на физическую интерпретацию, мы здесь пренебрегаем.
Пространственные частоты имеют размерность радиан на еди-
ницу длины. Преобразование Фурье, справедливость которого
мы не будем доказывать, является основой для фильтрации-.
Приведенное выражение справедливо в условиях, когда шири-
на полосы системы достаточна для пропускания максимальных
пространственных частот функции g. Поэтому можно предполо-
жить, что функция g обращается в нуль за пределами некото-
рого пространственного интервала и интегрирование произво-
дится в бесконечных пределах.
Вторая линза системы будет осуществлять фурье-преобразо-
вание функции распределения G в своей выходной плоскости,
20 Дж. Реди
610 Глава 21
восстанавливая таким образом исходное распределение. Рас-
пределение света g'(xa, уз) в плоскости изображения описы-
вается выражением
СО
ё'(хз, Уз)= И G(p, q)exp[i(pX3+qy3)]dpdq=
—ОО
=g(-Xi, -У1). (21.6)
Это уравнение является фундаментальным для процесса
обработки данных. Операция, характеризуемая уравнением
(21.6), не является обратным преобразованием Фурье, так как
знак в экспоненциальном члене совпадает со знаком в уравне-
нии (21.4). Тем не менее применение двух фурье-преобразова-
иий восстанавливает первоначальное распределение света, но
в обращенной системе координат. Таким образом, рассматри-
ваемая система формирует перевернутое изображение.
Процесс оптической обработки состоит из фильтрации части
картины распределения света в плоскости преобразования. Про-
стейшими фильтрами являются бинарные амплитудные фильт-
ры, пропускание которых характеризуется либо нулем, либо
единицей, т. е. эти фильтры просто задерживают часть свето-
вого потока, характеризующегося распределением G. Такие
фильтры нетрудно изготовить. Другие типы фильтров могут
влиять как на амплитуду, так и на фазу распределения G. Ме-
тоды изготовления таких фильтров описаны ниже.
Будем считать, что информация, которую нужно обработать,
представлена в форме диапозитива: например данные с метео-
рологического спутника, для которых необходимо осуществить
операцию экранирования или опознавания картины; аэрофо-
тоснимок, на котором необходимо опознать объекты или устра-
нить нежелательные детали с целью облегчить дальнейшую
расшифровку. Предложена система автоматической идентифи-
кации отпечатков пальцев, которая использует оптические ме-
тоды обработки. Среди других применений следует отметить
устранение вуали с завуалированных фотоснимков.
Преобразование обладает рядом интересных свойств. Здесь
мы просто опишем некоторые из них, опуская математические
выкладки, необходимые для их обоснования. Лучи света, соот-
ветствующие деталям исходного распределения g с мелкой
структурой (высокие пространственные частоты), располага-
ются в плоскости преобразования относительно далеко от опти-
ческой оси. Детали, отвечающие медленно изменяющемуся рас-
пределению света (например, относительно постоянному фону),
фокусируются ближе к оптической оси. Это дает возможность
устранять нежелательные детали изображения с помощью соот-
Применение лазеров в информационных системах 611
Дифракционная
картина
Рис. 21.15. Использование системы оптической обработки информации для
устранения нежелательных горизонтальных линий на оригинале.
а — распределение света в плоскости преобразования; б — маска, необходимая для
фильтрации светового потока, соответствующего горизонтальным линиям.
ветствующих экранов, помещаемых в плоскости преобразования.
Если в плоскости преобразования изображение не подвер-
гается никакой операции обработки, изображение точно соот-
ветствует исходному диапозитиву. Если часть светового потока
перекрывается, соответствующие этой части детали изображе-
ния оказываются устраненными.
Если, например, требуется устранить морщины на фотосним-
ке лица человека, в плоскость преобразования необходимо по-
местить амплитудный фильтр с малой апертурой. Такой фильтр
пропустит световой поток вблизи оси и задержит периферийный
поток. Морщины являются мелкоструктурными деталями изо-
бражения, и соответствующий им поток является периферий-
ным. Этот поток будет устранен фильтром. В результате при
формировании изображения низкочастотные детали будут со-
хранены, однако морщины исчезнут.
Если непрозрачный экран поместить в приосевой области
плоскости преобразования, устраненным окажется свет, соот-
ветствующий общему фону. В результате этой процедуры будут
выделены мелкие детали в условиях слабо изменяющегося
фона.
Рассмотрим другой пример. Предположим, что оригинал по-
крыт сеткой из параллельных горизонтальных линий (рис. 21.15).
Свет лазера, проходя через диапозитив, образует распределе-
20*
612 Глава 21
ние g, содержащее как желаемую картину, так и нежелаемую
сетку из линии. Это распределение подвергается;-фурьё-прёоб-
разованию с помощью линз. Система горизонтальных, л иййй
будет: преобразована в дифракционную картину, имеющую вид
серии вертикально расположенных пятен (рис. 21-.-15., а). Свет
от остального изображения будет распредёлёй.'по._вс£й плоско-
сти преобразования. Если подобрать соответствующим образом
маску, можйо устранить световой поток, отвечающий вертикаль-
ному ряду пятен, и пропустить поток, соответствующий осталь-
ному изображению. Подходящая для этой цели маска показана
на рис. 21.15, б. Маска выполнена таким образом, чтобы верти-
кальный ряд пятен дифракционной картины попадал на непро-
зрачные участки маски и был бы закрыт, а остальной световой
поток пропускался бы без помех. В этом случае изображение,
восстановленное второй линзой, воспроизводит оригинал, од-
нако сетка из горизонтальных линий будет устранена. Данный
пример иллюстрирует, оптический метод обработки информа-
ции, представленной в форме живописного изображения. Такой
метод обработки применяется для устранения линий растра
с фотоизображений, передаваемых на Землю со спутников.
Этот простой пример показывает, как с помощью простых
в изготовлении амплитудных фильтров можно устранить части
светового потока, соответствующие определенным особенностям
оригинала. Существует множество более сложных операций
фильтрования, которые можно осуществить в плоскости преоб-
разования. Они включают применение фильтров, влияющих
одновременно на амплитуду и фазу света, проходящего через
плоскость преобразования. Обсуждение всех возможных вари-
антов оптической фильтрации выходит за рамки данной книги.
Отметим тем не менее метод комплексных согласованных про-
странственных фильтров, который дает возможность автомати-
ческого контроля фотоинформацпи и извлечения данных об
определенных особенностях фотоизображения. Этот метод обра-
ботки может быть использован для поиска объектов опреде-
ленной формы на аэрофотоснимках. Кроме того, такой метод
дает возможность опознавать буквы. Если согласованный
фильтр для заданной буквы (например, для буквы а) располо-
жен в плоскости преобразования, а оригинал представляет со-
бой буквенно-цифровой текст, изображение будет, иметь вид
отдельных световых пятен, расположенных в тех точках, где
в оригинале расположена буква а. Это дает возможность авто-
матически идентифицировать все позиции исходной страницы,
занятые буквой а. Световые пятна могут регистрироваться с по-
мощью системы фотоприемников. Следовательно, такое устрой-
ство дает возможность автоматической обработки печатных
материалов.
Применение лазеров в информационных системах 613
Рис. 21.16. Изготовление
фильтра для буквы е.
комплексного согласованного пространственного
Один Из способов изготовления комплексных согласованных
пространственных фильтров (рис. 21.16) состоит в следующем.
Изготавливается голограмма объекта или буквы, которые долж-
ны быть опознаны. Оригинал, показанный на рис. 21.16, пред-
ставляет собой диапозитив буквы е. Голограмма образуется на
фотопластинке, которая затем проявляется и становится согла-
сованным пространственным фильтром для буквы е. Если такой
фильтр поместить в плоскости преобразования оптического про-
цессора, а в качестве исходного изображения выбрать страни-
цы печатного текста, на выходе процессора образуется система
световых пятен, точки расположения которых соответствуют
точкам расположения буквы е в тексте. На рис. 21.17, а [5]
показан текст, который был использован в качестве теста. На
рис. 21.17, б представлен результат опознавания букв е в тек-
сте. На рисунке видны узкие пики интенсивности света в точ-
ках, соответствующих расположению заданной буквы в исход-
ном тексте.
В рассмотренной системе изображение не является точным
воспроизведением оригинала, т. е. на выходе системы не вос-
производится буква е. Это происходит потому, что в плоскости
преобразования неточно сохраняется фаза световой волны. Тем
не менее такая операция может оказаться полезной, так как
часто необходимо лишь зарегистрировать наличие и располо-
жение источника сигнала без точного сохранения его формы.
Достоинство комплексных согласованных пространственных
фильтров состоит в том, что результирующая картина имеет
вид узких пиков интенсивности света независимо от наличия
пиков на оригинале. В этом случае фотоприемники с пороговой
логической схемой позволяют зафиксировать яркие пятна света
(рис. 21.17, б), соответствующие позициям буквы е. Широкие
диффузные пятна света, возникающие в результате перекрест-
ной корреляции с остальными буквами, могут быть отсорти-
рованы с помощью пороговой логической схемы.
614 Г мм 21
Рис. 21.17. Идентификация буквы е в тексте [5].
а — исходное изображение текста; б — наличие буквы е характеризуется узкими мак-
симумами автокорреляционной функции.
Применение лазеров в информационных системах 015
Основы оптической обработки информации были разработа-
ны еще до появления лазеров, и ряд технических средств был
создан на основе некогерентных источников света. Однако со-
гласованные пространственные фильтры, требующие высокой
степени когерентности, появились и получили развитие только
при использовании когерентных лазерных источников.
В конце 60-х годов оптические методы обработки информа-
ции применительно к задаче автоматического распознавания
образов вызывали большой энтузиазм. Однако этот метод обла-
дает рядом недостатков, которые до настоящего времени пре-
пятствовали его широкому применению. В середине 70-х годов
энтузиазм существенно уменьшился. Рассматриваемый метод
очень чувствителен к размерам и ориентации объектов. Вход-
ное изображение должно иметь вид прозрачного диапозитива,
а не печатной страницы. Для того чтобы иметь возможность
идентифицировать все знаки текста, необходимо иметь соответ-
ствующее большое число согласованных фильтров. Фильтры
чувствительны также к небольшим дефектам, таким, как по-
врежденная буква, и к изменению гарнитуры шрифта. Буква
одной гарнитуры может плохо опознаваться с помощью филь-
тра, который соответствует той же букве, но из другой гарни-
туры. Возможны перекрестные корреляции между похожими
буквами (например, Q и О), которые приведут к возникнове-
нию сигналов с амплитудами, сравнимыми с величиной порога
логической схемы.
Эти недостатки привели к тому, что технология вычисли-
тельной техники на основе оптических методов находится на
относительно ранней стадии. В настоящее время существует
ограниченное число разработок, представляющих интерес для
промышленности. Одним из таких приложений является авто-
матический контроль дефектов образцов, который применяется
для быстрого контроля большого количества однородных объ-
ектов, например повторяющихся изображений на фотолитогра-
фических масках. Эти маски могут состоять из многих сотен
идентичных изображений, так что полный контроль с помощью
обычных методов оказывается неэффективным. Маска пред-
ставляет собой последовательность одних и тех же изображе-
ний с одинаковыми интервалами между ними. Следовательно,
она может работать как дифракционная решетка. В плоскости
преобразования мы получим упорядоченную систему ярких пя-
тен, расположение которых соответствует основной частоте пе-
риодического изображения на оригинале. Амплитудный фильтр
в плоскости преобразования для этого случая будет иметь вид
упорядоченной системы непрозрачных черных кружков, распо-
ложение которых соответствует расположению световых пятен
периодической структуры. Непрозрачные кружки перекроют
616 Глава 21
свет и таким образом устранят всю информацию, которая свя-
зана с основным периодом, соответствующим изображению на
маске. Этим методом нельзя обнаружить ошибки, повторяю-
щиеся во всех изображениях маски, но он пригоден для быст-
рого обнаружения общих ошибок, возможных при изготовлении
маски.
Другим приложением, имеющим практическое значение, яв-
ляется устранение вуали с фотоснимков. Во многих случаях
завуалированный фотоснимок может быть описан с помощью
свертки функции, описывающей четкое изображение, и функции
размытия точки, описывающей вуаль. Если gi соответствует
четкому изображению и h — вуали, распределение света g для
завуалированного фотоснимка может быть записано в виде
g(x, у) = ff gt(x', y')h(x—x\ y-y')d^dy'. (21.7)
Это математическое выражение называется сверткой. Процесс
устранения вуали основан на теореме, в соответствии с кото-
рой фурье-преобразованпе свертки эквивалентно произведению
фурье-преобразований подынтегральных функций. Следователь-
но, распределение света в плоскости преобразования может
быть представлено в виде произведения
G(p, q) = G'(p, q)H(p, q), (21.8)
где G' и И представляют собой фурье-преобразования функций
gi и h соответственно. Таким образом, если в плоскости преоб-
разования поместить фильтр, характеристика пропускания ко-
торого пропорциональна 1/7/, в плоскости изображения будет
воспроизведена функция g\, соответствующая четкому изобра-
жению с устраненной вуалью. Метод изготовления фильтров
для голографических фурье-преобразований с характеристикой,
соответствующей функции 1/7/, был разработан и успешно при-
менялся для девуалирования фотоснимков.
Имеются предложения использовать оптические вычисли-
тельные системы в промышленности для контроля дефектов
в тканях с целью установления цены текстильных изделий. Из-
делие, не имеющее дефектов, дает отчетливую дифракционную
картину. Наличие дефектов приводит к заметной деформации
картины, что может быть обнаружено методами оптической
обработки. Следовательно, трудоемкий и небезупречный чело-
веческий контроль качества текстильных изделий может быть
заменен автоматическим контролем.
Таким образом, в настоящее время оптические вычислитель-
ные системы продемонстрировали возможность их применения
Применение лазеров в информационных системах 617
лишь в ограниченном числе случаев. Оптические методы обра-
ботки информации следует рассматривать как находящиеся
в очень ранней стадии разработки. Они применялись только
в тех случаях, когда данные могли иметь вид оптического изо-
бражения, например фотодпапозитива. До сих пор практиче-
ское использование оптических методов обработки информации
имеет очень небольшие масштабы и ограниченную сферу при-
менения, хотя основные принципы известны уже в течение
многих лет. Смогут ли эти методы стать эффективными (напри-
мер, автоматически опознавать буквенно-цифровые образцы),
будет зависеть от дальнейшего прогресса в технологии.
ЛИТЕРАТУРА
1. Li Т., Bell Lab. Rec., р. 333 (September 1975).
2. Marie G., Dodjon J., Proc. IEEE, 61, 942 (1973).
3. Compaan K., Kramer P., Philips Tech. Rev., 33, 178 (1973).
4. Laser Focus, p. 48 (May 1976).
5. Lowenthal S., Belvaux Y., Opt. Acta, 14, 245 (1967).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
К разд. 21.1.
Barnoski М. К. (ed.), Fundamentals of Optical Fiber Communications, Acade-
mic Press, New York, 1976.
Barry J. D., Communications in Space:Nd:YAG Technology Status, Am. N. Y.
Acad. Sci., 267, 342 (1976).
Buchsbaum S. J., Light Wave Communications, An Overview, Phys. Today,
p. 23 (May 1976).
Cheo P. K, CO2 Laser Communications, Am. N. Y. Acad. Sci., 267, 329 (1976).
Cook J. S., Communication by Optical Fiber, Sci. Am., p. 28 (November 1973).
DeLoach В. C., On the Way: Lasers for Telecommunications, Bell Lab. Record,
p. 203 (April 1975).
Forster D. C., Goodwin F. E., Bridges W. B., Wide-Band Laser Communica-
tion in Space, IEEE, J. Quantum Electron., QE-8, 263 (1972).
Gagliardi R. M., Karp S., Optical Communications, Wiley, New York, 1976.
Geusic J. E., Bridges W. B., Pankove J. L, Coherent Optical Sources for Com-
munications, Proc. IEEE, 58, 1419 (1970).
Gocll J. E., An Optical Repeater with High Impedance Amplifier, Bell Syst.
Tech. J.. 53, 629 (1974).
Goldman L., The Role of the Laser in Communications Systems for Improved
Medical Care, Ann. N. Y. Acad. Sci., 267, 359 (1976).
Goodwin F. E., A Review of Operational Laser Communication Systems, Proc.
IEEE, 58, 1746 (1970).
Holden W. S., An Optical-Frequency Pulse-Position-Modulation Experiment,
Bell Syst. Tech. J., 54, 285 (1975).
618 Глава 21
Li Т., Optical Transmission Research Moves Ahead, Bell Lab., p. 333 (Septem-
ber 1975).
McElroy J. H. et al., CO2 Laser Communication Systems for Near-Earth Space
Applications, Proc. IEEE, 65, 221 (1971).
McIntyre C. et al., Optical Components and Technology in Laser Space Com-
munications Systems, Proc. IEEE, 58, 1491 (1970).
Metz S., The Avalanche Phototransistor — A Novel Type of Radiation Detec-
tor and its Potential Use in Optical Communication Systems, IEEE Trans.
Electron Devices, ED-22, 617 (1975).
Miller S. E., Li T., Marcatili E. A. J. Research Toward Optical Fiber Trans-
mission Systems, Proc. IEEE, 61, 1703 (1973).
Nussmeier T. A., Goodwin F. E., Zavin J. E., A 10,6 pm Terrestrial Commu-
nication Link. IEEE J. Quantum Electron., QE-10, 230 (1974).
Price E. T., Cohoon R. L., Pitts R., The Case for Laser Communications, La-
ser Focus, p. 49 (June 1974).
Ross M., Laser Communications, in Laser Applications, Vol. 1 (Ross M., ed.),
Academic Press, New York, 1971.
Ross M., Optical Communications in Space, Opt. Eng., 13, 374 (1974).
Takasaki Y., Tanaka M., Line Coding Plan for Fiber Optic Communication
Systems, Proc. IEEE, 63, 1081 (1975).
Tien P. K., Gordon J. P., Whinnery J. R., Focusing of a Light Beam of Gaus-
sian Field Distribution in Continuous and Periodic Lens-Like Media, Proc.
IEEE, 53, 129 (1965).
White G., Optical Modulation at High Information Rates, Bell Syst. Tech. J.,
50, 2607 (1971).
White G., A One-Gigabit-per-Second Optical PCM Communication System,
Proc. IEEE, 58, 1779 (1970).
К разд. 21.2.
Baker С. E., Laser Display Technology, IEEE Spectrum, p. 39 (December
1968).
Beiser L., The Future of Lasers in Information Display, Electro-Opt. Syst. De-
sign, p. 68 (January 1970).
Calucci E. J., Solid State Light Valve Study, Information Display, p. 18
(March/April 1965).
Gordon E. L, Anderson L. K., New Display Technologies — An Editorial Vi-
ewpoint, Proc. IEEE, 61, 807 (1973).
Kennedy D. W. et al., Laser Display Systems, Instrum, and Control Syst.,
p. 59 (December 1968).
Korpel A. et al., A Television Display Using Acoustic Deflection and Modu-
lation of Coherent Light, Appl.. Opt., 5, 1667 (1966).
Land С. E., Thacher P. D„ Ferroelectric Ceramic Electrooptic Materials and
Devices, Proc. IEEE, 57, 751 (1969).
Maldonado J. R., Fraser D. E., PLZT Ceramic Display Devices for Slow-
Scan Graphic Projection Displays, Proc. IEEE, 61, 975 (1973).
Maldonado J. R., Meitzler A. H., Strain-Biased Ferroeletric-Photoconductor
Image Storage and Display Device, Proc. IEEE, 59, 368 (1971).
Marie G., Light Valves using DKDP Operated near its Curie Point: Titus and
Phototitus, Ferroelectrics, 10, 9 (1976).
Meitzler A. H., Maldonado J. R., Fraser D. B., Image Storage and Display
Devices Using Fine-Grain Ferroelectric Ceramics, Bell Syst. Tech. J., 49,
953 (1070).
Oliver D. S. et al., Image Storage and Optical Readout in a ZnS Device, Appl.
Phys. Lett., 17, 416 (1960).
Packard J. R. et al., Electronically Scannable Semiconductor Laser Device,
Opt. Eng., 14, 248 (1975).
Smith W. D., Land С. E., Scattering-Mode Ferroelectric-Photoconductor Image
Storage and Display Devices, Appl. Phys. Lett., 20, 169 (1972).
Применение лазеров в информационных системах 619
К разд. 21.3.
Compaan К., Kramer Р., The Philips VLP System., Philips Tech. Rev., 33, 178
(1973).
DeRousse E., What to Expect from Laser Scanners, Optical Spectra, p. 35
(September 1975). Videodisk: A Status Report, Laser Focus, p. 36 (August
1974).
Hildebrand A., Reading the Supermarket Code, Laser Focus, p. 10 (September
1974).
Hrbek G. W., An Experimental Optical Videodisk Playback System, J. SMPTE,
83, 580 (1974).
Jerome J. A., Kaczorowski E. M., Home Videodisk System Creates a New
Image on Photographic Film, Electronics, p. 114 (April 4, 1974).
Mickelson L., Winslow J. S., Broadbent K- D., Use of the Laser in a Home
Videodisk System, Ann. N. Y. Acad. Sci., 267, 477 (1976).
Tsunoda Y. et al., Holographic Videodisk: An Alternative Approach to Optical
Videodisks, Appl. Opt., 15, 1398 (1976).
Van den Buseche W., Hoogendijk A. H„ Wessels J. H., Signal Processing irt
the Philips VLP System, Phillips Tech. Rev., 33, 181 (1973).
Wright D. L., Crane D., Laser Becomes a Component for Mass Market Appli-
cations, Electronics, p. 91 (June '1'974).
К разд. 21.4.
Becker С. H., Laser Facsimile Printing, Opt. Laser Technol., 9, 13 (1977).
Becker H. L, Visible Lasers in Offset and Letter Plate Making, Proc. Tech.
Program, Electro-Opt. Syst. Design. Conf., Anaheim (November 11—13,
1975).
Braudy R. S., Laser Writing, Proc. IEEE, 57, 1771 (1969).
Crofut W. A., Laser Recording, Proc. Tech. Program, Electro-Opt. Syst. De-
sign Conf., Anaheim (November 11—13, 1975).
Howarth D. E., Cummings S. C., Design of a Laser-Based Xerographic Fac-
simile System, Proc. Tech. Program, Electro-Opt. Syst. Design Conf., Ana-
heim (November 11—13, 1975).
Johnson S. C., Progress in Laser Graphics, Ind. Res., p. 90 (October 1975).
Levene M. L., Scott R. D., Siryi B. W., Material Transfer Recording, Appl.
Opt., 9, 2260 (1970).
Maydan D., Micromachining and Image Recording on Thin Films by Laser
Beams, Bell Syst. Tech. J., 50, 1761 (1971).
Palermo C. J., Design of the Laser Facsimile Systems, Proc. Tech. Program,
Electro-Opt. Syst. Design Conf., Anaheim (November 11—13, 1975).
Sampath P. I., Norcross J. A., Non-Silver Photography in Laser Recording,
Electro-Opt. Syst. Design, p. 30 (October 1973).
Scott R. D., Curry D. D., Design Considerations for a Dye Transfer Laser
Line Printer, Proc. Tech. Program, Electro-Opt. Syst. Design Conf., Ana-
heim (November 11—13, 1'975).
Wohlford R. W., Nonimpact Printer Uses Laser and Electrophotographic Tech-
nologies, Proc. Tech. Program, Electro-Opt. Syst. Desing Conf., Anaheim
(November 11—13, 1975).
К разд. 21.5.
Aagard R. L. et al., Experimental Evaluation of an MnBi Optical Memory
System, IEEE Trans. Magn., MAG-7, 380 (1971).
Aagard R. L., Lee T. C., Chen D., Advanced Optical Storage Techniques for
Computers, Appl. Opt., 11, 2133 (1972).
Bailey G. A., Optical Mass Memories, Ann. N. Y. Acad. Sci., 267, 411 (1976).
Bardos A., Wideband Holographic Recorder, Appl. Opt., 13, 832 (1974).
620 Глава 21
Butter С. D., Lee T. C., Thermoplastic Holographic Recording of Bihary Pat-
terns in JPLZT Line Composer, IEEE Trans. Comput., C-24, 402 (1975).
Chen D., Magnetic Materials for Optical Recording, Appl. Opt., 13, 767 (1974).
Chen D.. Ready J. F., Bernal G. E., MnBi Thin Films: Physical Properties
and Memory Applications, J. Appl. Phys., 39, 3916 (1968).
Chen D.. Zook J. D., An Overview of Optical Data Storage Technology, Proc.
IEEE, 63, 1207 (1975).
Chang J, T., Dillon J. F., Gianola U. F., Magnetooptical Variable Memory Ba-
sed on the Properties of a Transparent Ferrimagnetic Garnet at its Com-
pensation Temperature, J. Appl. Phys., 36, 1110 (1965).
Collier R. J., Burckhardt С. B„ Lin L. H., Optical Holography, Academic
Press, New York, 1971, Chapter 16.
Damon R. W., McMahon D. H., Thaxter J. B., Materials for Optical Memori-
es, Electro-Opt. Syst. Design, p. 68 (August 1970).
Drake M. D., PLZT Matrix-Type Biock Data Composers, Appl. Opt., 13, 45
(1973).
Eschenfelder A. A., Promise of Magneto-Optic Storage Systems Compared to
Conventional Magnetic Technology, Z. Appl. Phys., 41, 1372 (1970).
Eward R. S„ Optical Memories Are Alive and Well and Growing, Opt. Spect-
ra, p. 25 (August 1975).
Fan G. Y., Greiner J. H., Low Temperature Beam-Addressable Memory, J. Appl.
Phys., 39, 1216 (1968).
Gaylord T. K., Optical Memories: Filling the Storage Gap, Opt. Spectra, p. 29
(June 1974).
Goldberg N„ A High Density Magnetooptic Memory, IEEE Trans. Magn.,
MAG-3. 605 (1967).
Gray E. E., Laser Mass Memory System, IEEE Trans. Magnet., MAG-8, 416
(1972).
Guzik R. P., Optical Data Recording, Frontiers and the Manifest Destiny,
Electro-Opt. Syst. Design, p. 22 (June 1974).
Hill B., Some Aspects of a Large Capacity Holographic Memory, Appl. Opt.,
11, 182 (1972).
Kiemle H., Holographic Memories in Gigabyte Region, Appl. Opt., 13, 803
(1974).
Lee T. C., Reflective Holograms on Thermoplastic-Photoconductor Media,
Appl. Phys. Lett., 29, 190 (1976).
Maloney W. T., Optical Information Channels: Page-Accessed and Bit-Acces-
sed, Appl. Opt., 14, 821 (1975).
Maydan D., Infrared Laser Addressing of Media for Recording and Display-
ing of High-Resolution Graphic Information, Proc. IEEE, 61, 1007 (1973).
Packard J. R. et al., Electronically Scannable Semiconductor Laser Device,
Opt. Eng., 14, 248 (1975).
Rajchman J. A., An Optical Read — Write Mass Memory, Appl. Opt., 9, 2269
(1970).
Roberts H. N., Watkins J. W., Johnson R. H., High Speed Holographic Digi-
tal Recorder, Appl. Opt., 13, 841 (1974).
Stepke E. T., Optical Mass Memories: The Immpossible Dream? Electro-Opt.
Syst. Design, p. 12 (October 1972).
Stewart W. C. et al., An Experimental Read — Write Holographic Memory
RCA Rev., 34, 3 (1973).
Strehlow W. H., Packard J. R., Dennison R. L., A Holographic Data Search
and Retrieval System, Proc. Tech. Program, Electro-Opt. Syst. Design, Conf.,
West, San Francisco (November 5—7, 1974).
Sutherlin К. K., Lauer J. P., Olenick R. W., Holoscan: A Commercial Holo-
graphic ROM, Appl. Opt., 13, 1345 (1974).
Tsukamoto K. et al., Holographic Information Retrieval System, Appl. Opt.,
13, 869 (1974).
Применение лазеров в информационных системах 621
Tufte'O. N., Chen D., Optical Memories: Controlling the Beam, IEEE Spect-
p. 26 (February 1973).
Tufte 0. N., Chen O., Optical Techniques for Data Storage, IEEE Spectrum,
rum, p. 48 (March 1973).
Weider H., Werlich H.. Characteristics of GaAs Laser Arrays Designed for
Beam Addressable Memories, IBM J. Res. Develop., 15, 272 (1971).
К разд. 21.6.
Ansley D. A., Photo Enhancement by Spatial Filtering, Electro-Opt. Syst. De-
sign, p. 26 (July — August 1969).
Casasent D., The Optical-Digital Computer, Laser Focus, p. 30 (September
1971).
Casasent D., A Hybrid Image Processor, Opt. Eng., 13, 228 (1974).
Charschan S. S. (ed.). Lasers in Industry, Van Nostrand-Reinhold, Princeton,
New Jersey, 1972, Chapter 7.
Collier R. J., Burckhardt С. B., Lin L. H., Optical Holography, Academic
Press, New York, 1971, Chapter 14.
DeVelis J. B., Reynolds G. O., Theory and Applications of Holography, Addi-
son-Wesley, Reading, Massachusetts, 1967, Chapter 8.
Eleccion M„ Automatic Fingerprint Identification, IEEE Spectrum, p. 36 (Sep-
tember 1973).
Felstead E. B., A Simplified Coherent Optical Correlator, Appl. Opt., 7, 105
(1968).
Flamholz A., Froot H., Mask Tolerance Measurement and Defect Detection
with Spatial Filtering, Electro-Opt. Syst. Design, p. 26 (May 1973).
Iwasa S., Feinleib J., The PROM Device in Optical Processing Systems, Opt.
Eng., 13, 235 (1974).
Jensen N., Practical Jobs for Optical Computers, Machine Design (February
22, 1973).
Kasdan H. L., Mead D. C., Out of the Laboratory and into the Factory — Op-
tical Computing Comes of Age, Proc. Tech. Program. Electro-Opt. Syst.
Design Conf., Anaheim (November 11—13, 1975).
King M. et al., Real-Time Electrooptical Signal Processors with Coherent De-
tection, Appl. Opt., 6, 1367 (1967).
Lee S. H., Mathematical Operations by Optical Processing, Opt. Eng., 13,
196 (1974).
Lee S. H., Optical Computing with Laser Light, Ann. N. Y. Acad. Sci, 267,
430 (1976).
Poll R. V., Pennington K. S„ Optical Information Processing, in Laser Hand-
book, Vol. 2 (Arecchi F. T., Schulz-Dubois E. O., eds.), North-Holland
Publ., Amsterdam, 1972.
Poppelbaum W. J. et al., On-Line Fourier Transform of Video Images, Proc.
IEEE, 56. 1744 (1968).
Preston K, Coherent Optical Computers, McGraw-Hill, New York, 1972.
Shulman A. R., Optical Data Processing, Wiley, New York, 1970.
Smith H. M., Principles of Holography, Wiley (Interscience), New York, 1969,
Chapter 8.
Stark H., An Optical-Digital [mage Processing System, Opt. Eng., 13, 243
(1974).
Stroke G. W., An Introduction to Coherent Optics and Holography, 2nd ed.,
Academic Press, New York, 1969.
Stroke G. W., Optical Computing, IEEE Spectrum, p. 24 (December 1972).
Stroke G. W., A Brief Review of Some Applications of Coherent Optical Pro-
cessing to Image Improvement, Proc. IEEE, 63, 829 (1975).
Stroke G. W., Halioua M., A New Holographic Image Deblurring Method,
Phys. Lett., 33A, 3 (1970).
622 Глава 21
Stroke G. W., Halioua M„ A New Method for Rapid Realization of the .High-
Resolution Extended Range Holographic Image-Deblurring Filter,/ Phys.
Lett., 39A, 269 (1972). /
Tippett J. T., et al. (eds.), Optical and Electro-Optical Information Processing,
MIT Press, Cambridge, Massachusetts, 1965. '
Vander Lugt A., Signal Detection by Complex Spatial Filtering, IEEE Trans.
Informat. Theory, p. 139 (April 1964).
Vander Lugt A., A Review of Optical Data Processing Techniques, Opt. Acta,
15, 1 (1968).
Vander Lugt A. Coherent Optical Processing, Proc. IEEE, 62, 1300 (1974).
Vienot J. C. et a)., Three Methods of Information .Assessment for Optical Pro-
cessing, Appl. Opt., 12, 950 (1973).
Watkins L. S., Inspection of Integrated Circuit Photomasks with Intensity
Spatial Filters, Proc. IEEE, 57, 1634 (1969).
Will P. M., Pennington K. S., Filtering of Defects in Integrated Circuits with
Orientation Independence, Appl. Opt., 10, 2097 (1971).
Заключение
ПЕРСПЕКТИВЫ РАЗВИТИЯ
И ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРОВ
Развитие лазерной техники с начала ее истории и вплоть
до начала 60-х годов проходило исключительно быстрыми тем-
пами. Рабочие характеристики лазеров, в том числе такие, как
диапазон длин волн, пиковая мощность и стационарная мощ-
ность, улучшались почти каждый месяц. Были предложены,
опробованы и внедрены в практику новые виды лазерной тех-
ники. В будущем мы можем ожидать, что лазеры найдут ши-
рокое применение в сфере обслуживания. Вероятно, первыми
«ласточками» здесь окажутся видеодиски и системы контроля
товарных ярлыков (гл. 21).
Лазеры будут постоянно совершенствоваться, и их количе-
ство будет увеличиваться. Среди направлений их развития, где
можно ожидать больших успехов, следует назвать перестраи-
ваемые лазеры. Здесь будут разработаны лазеры с высокой
выходной мощностью и возможностью перестройки от ультра-
фиолетовой области до —20 мкм. Можно ожидать дальнейших
успехов в разработке лазерных систем с высокой средней или
импульсной мощностью. Разработка рентгеновского лазера по-
ка проблематична, однако в результате исследований в ряде
лабораторий его создание может оказаться реальным. Веро-
ятно, наиболее впечатляющий прогресс будет наблюдаться в об-
ласти мощных ультрафиолетовых лазеров, где разрабатывае-
мые в настоящее время эксимерные лазеры дают возможность
надеяться получить высокие пиковые мощности. В инфракрас-
ной области высокие средние мощности излучения будут полу-
чены, по-видимому, с помощью химических лазеров.
По всей вероятности, лазеры окажут сильное влияние на
развитие систем связи. Волоконно-оптические системы, позво-
ляющие передавать широкополосные сообщения, открывают
возможность обеспечения необходимых емкостей линий связи
в крупных городах.
Непрерывно расширяется применение лазеров в сфере обра-
ботки материалов. В тех случаях, когда лазеры могут конку-
рировать по стоимости, они начинают вытеснять обычные мето-
624 Заключение
ды обработки. Широкое применение лазеров в других областях,
по-впдимому, более проблематично. В настоящее время/боль-
шая работа ведется в таких направлениях, как оптические ме-
тоды обработки и хранения информации, лазерное разделение
изотопов и лазерный термоядерный синтез. Лазерные/методы
разделения изотопов применительно к получению 235U йля топ-
ливных элементов ядерных реакторов и к получению [дейтерия
для тяжеловодных реакторов выйдут на промышленйый уро-
вень, вероятно, в конце 80-х годов.
Одной из наиболее важных является возможность примене-
ния лазеров в области управляемого термоядерного синтеза,
где лазеры конкурируют с другими средствами осуществления
управляемой термоядерной реакции, среди которых в первую
очередь следует назвать системы с магнитным удержанием
плазмы. В последние годы их основным представителем явля-
ется система типа «токамак». Лазерное инициирование управ-
ляемой термоядерной реакции представляет собой альтернатив-
ный путь, потенциальные возможности которого до сих пор еще
недостаточно изучены. В предельном случае этот путь приведет
к возможности обеспечения человечества источником энергии
на все обозримое будущее.
В заключение рассмотрим в общих чертах некоторые разра-
ботки в области лазерного управляемого термоядерного синте-
за. Основная идея заключается в фокусировке лазерного излу-
чения очень высокой мощности на поверхность мишени. В на-
стоящее время мишень представляет собой стеклянный шарик
диаметром —50 мкм, наполненный смесью дейтерия и трития.
Мишень облучается с разных направлений несколькими лазер-
ными пучками. Лазерное излучение, поглощаясь во внешнем
слое материала мишени, приводит к его нагреву и имплозион-
ному сжатию. При этом волна сжатия распространяется от пе-
риферии к центру мишени. Когда волна сжатия достигает
центра, вещество мишени окажется сжатым и нагретым до
очень высокой температуры. При этих условиях начинается
термоядерная реакция между сталкивающимися ядрами. К на-
стоящему времени в демонстрационных экспериментах к ми-
шени была подведена мощность 1012 Вт в импульсе длительно-
стью меньше 1 нс. При этом наблюдался выход более 109 тер-
моядерных нейтронов за импульс.
Этот результат существенно ниже уровня, необходимого для
научной демонстрации управляемой термоядерной реакции. Под
этим подразумевается уровень, при котором термоядерное энер-
говыделение становится равным вкладываемой энергии лазер-
ного излучения. Разумеется, для систем, представляющих прак-
тический интерес, полное термоядерное энерговыделение долж-
но быть много больше энергии лазерного излучения и эффек-
Перспективы развития и применения лазеров 625
Годя
Рис. 1. Увеличение мощности лазерных систем па основе неодимового стек-
ла, разрабатываемых для лазерного термоядерного синтеза (данные Ливер-
морской лаборатории им, Лоуренса).
тивность лазерной системы должна быть достаточно высокой.
Расчеты показывают, что для осуществления научной демон-
страции управляемой термоядерной реакции необходима мощ-
ность — 10й Вт при субнаносекундной длительности импульса.
На рис. 1 представлена программа осуществления основных
этапов лазерного термоядерного синтеза. Под заметным термо-
ядерным выходом подразумевается —10% уровня, достигаемо-
го при научной демонстрации. На рисунке указан также ряд
лазерных систем (на основе неодимового стекла) и их пара-
метры.
«Циклоп» представляет собой однопучковую лазерную си-
стему с задающим генератором и усилителем мощности. Общий
вид двухпучковой лазерной системы «Аргус» показан на рис. 2,
который дает представление о сложности и размерах системы.
Импульс формируется задающим генератором и затем усили-
вается. Задающий генератор и каскады предварительного уси-
ления видны в центральной части фотоснимка. В дальнейшем
пучок расщепляется на два, и каждая половина пропускается
626 Заключение
Рис. 2. Двухпучковая неодимовая лазерная система «Аргус». (Фотография
предоставлена К. М. Стикли.)
через цепочку усилительных каскадов (справа и слева от
центра).
«Шива» представляет собой 20-пучковую систему, причем
каскады усиления каждого канала аналогичны каналам усиле-
ния «Аргуса». Предполагается, что научную демонстрацию
управляемой термоядерной реакции можно будет осуществить
на усовершенствованном варианте системы «Шива» («Шива
Нова»). Полное термоядерное энерговыделение, равное полной
энергии лазерного излучения, по-видимому, можно будет полу-
чить не ранее середины 80-х годов. Прототип термоядерной
энергоустановки может быть сооружен в 90-х годах, а появле-
ние промышленных энергоустановок можно ожидать в начале
XXI столетня.
Диаграмма на рис. 1 составлена на основе работ Ливермор-
ской лаборатории им. Лоуренса, в которой разрабатываются
лазеры на неодимовом стекле. Работы по аналогичным направ-
лениям ведутся в ряде других институтов. Так, например, в
Лос-Аламосской лаборатории параллельно ведутся разработки
на базе СОг-лазеров.
Неодимовые и СОг-лазеры используются в термоядерных
исследованиях потому, что только эти два типа лазеров позво-
ляют в настоящее время получить нужный уровень мощности
в очень коротком импульсе. В то же время очевидно, что нео-
димовые лазеры не могут быть окончательным типом лазеров
для реактора, так как они не могут обеспечить необходимую
Перспективы развития и применения лазеров 627
для энергетической станции частоту повторения импульсов.
Длина волны излучения СОг-лазера также не является опти-
мальной. Ряд соображений говорит о том, что предпочтитель-
нее более короткие волны в ультрафиолетовой или голубой
части спектра. (В последних экспериментах было показано, чго
при сравнимых величинах плотности мощности лазерного излу-
чения плазма, полученная с помощью неодимового или СОг-
лазера, имеет сравнимые параметры [1]. Это противоречит пред-
сказаниям теории о предпочтительности коротковолнового из-
лучения для осуществления управляемой термоядерной реак-
ции *).) Поэтому часть программы управляемого термоядерного
синтеза включает разработку лазера Brand X с высокой им-
пульсной мощностью, малой длительностью и большой частотой
повторения импульсов.
Несмотря на то что возможный результат этих исследова-
ний в настоящее время еще недостаточно ясен, несомненно, что
поисковые работы по лазеру Brand X представляют собой сти-
мул для новых разработок в области лазерной технологии в те-
чение многих лет.
ЛИТЕРАТУРА
1. Giovanielli D. V., Bull. Am. Phys. Soc., 21, 1047 (1976).
ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА
Ahlstrom Н. G., Holzrichter J. H„ More Evidence That Fusion Works, Laser
Focus, p. 39 (September 1975).
Booth L. A. et al., Prospects of Generating Power with Laser-Driven Fusion,
Proc. IEEE, 64, 1460 (1976).
Brueckner K. A., Jorna S., Laser-Driven Fusion, Rev. Mod. Phys., 46, 325
(1974).
Brueckner K. A., Howard J. E., Ellipsoidal Illumination System Optimization
for Laser Fusion Experiments, Appl. Opt., 14, 1274 (1975).
Campbell P. M., Charatis G., Montry G. R., Laser-Driven Compression of Glass
Microspheres, Phys. Rev. Lett., 34, 74 (1975).
Clark J. S., Fisher II. N., Mason R. J., Laser-Driven Implosions of Spherical
DT Targets to Thermonuclear Burn Conditions, Phys. Rev. Lett., 30, 89
(1973).
1 В более поздних экспериментах показано, что параметры плазмы дей-
ствительно не зависят от длины волны излучения, но только в том случае,
когда равными оказываются плотности мощности не падающего на мншень,
а поглощенного мишенью излучения. Поскольку эффективность поглощения
возрастает с уменьшением длины волны излучения, выводы теории получают
экспериментальное подтверждение. — Прим, перев.
628 Заключение
Emmett J. L., Nuckolls J., Wood L., Fusion Power by Laser Implosion, Sci.
Am., p. 24 (June 1974).. /
Krupke W. F., George E. V., Lasers for Thermonuclear Fusion and Their Pro-
perties, in Proc. Ind. Appl. High Power Laser Technol., Vol: 86 (Rea-
dy J. F.. ed.). Soc. of Photo-Opt. Instrumentation Eng., Palos Verdes Es-
tates, California (1976).
Nuckolls J. et al., Laser Compression of Matter to Super-High Densities:
Thermonuclear (CTR) Applications, Nature (London), 239, 130 (1972).
Nuckolls J., Emmett J., Wood L„ Laser-Induced Thermonuclear Fusion, Phys.
Today, p. 46 (August 1973).
Jacobs S. F. et al. (eds.), Laser Induced Fusion and X-ray Laser Studies, Ad-
dison- Wesley, Reading, Massachusetts, 1976.
Thomas С. E., Laser Fusion Target Illumination System, Appl. Opt. 14, 1267
(1975).
Wilson J., Ham D. O., Specifications for a Fusion Laser, Laser Focus, p. 38
(November 1976).
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Абсорбционная спектроскопия 530
Азотный лазер 92, 124
Акустическая голография 518
Акустооптические дефлекторы 231,
570—573
— модуляторы 225—227
----добротности 233
Аргоновый лазер 73, 136
Балансировка 463
Биения 262
Брегговское отражение 231
Валентная зона 21, 106
Визуализация потока 517
Воздействие лазерного излучения иа
глаза 175—182
---------кожный покров 182—184
Волна поглощения 374—375
Волноводные СО2-лазеры 90
Временная когерентность 53
Временные характеристики излучения
45
Время когерентности лазера 53, 264
Вынужденное излучение 22
Газовые лазеры 66
Газодинамические лазеры 88
Гауссов пучок 43, 57
Гелий-неоновые лазеры 67—73
Гетеродинирование 261
Гетероструктура 112, 113
Голографическая интерферометрия
508—512
---- в реальном времени 500—508
— микроскопия 514—515
Голографические дисплеи 516
— запоминающие устройства 602—
608
Голографический процесс 477—485
Голографическое телевидение 517
Датчик прямолинейности движения
276
— угловых отклонений 277
Двойное лучепреломление 17
Двухступенчатая фотодиссоциация
542
— фотоионизация 543
Двухчастотная лазерная система
275
Деградация полупроводниковых ла-
зеров 170
Диаграммы распределения интенсив-
ности 43
Дифракция 18
Длина когерентности 53
Добротность резонатора 48
Доплеровские измерители скорости
326—329
Дуализм 14
630 Предметный указатель
Запрещенная зона J06
Зачистка проводов 464
Захват частоты 339—340
Зеркала 162, 200—203
Зона проводимости 106
Измерение диаметра проволоки 342,
343
— скорости потока жидкости 325
— степени чистоты обработки по-
верхности 352—354
— толщины объектов 347—350
Импульсные лазерные дальномеры
289—291
Импульсный режим лазера 46
— фотолиз 537
Инверсия населенностей 25
Инжекционные лазеры на GaAs 109,
110
Интегральная оптика 558
Интерференция 19
Интерферометр Майкельсона 259
Интерферометрические методы изме-
рения расстояний 269
Инфракрасные материалы 206—207
Ионные лазеры 73—77
Испарение поверхности 369
Источники погрешностей 278
Катафорез 77
Классификация голограмм 488
Коллимация пучка 41
Комбинационные лазеры 140
Комбинационное расстояние см. Эф-
фект Рамана 304—308
Коэффициент отражения от металли-
ческих поверхностей 365—367
Коэффициент экстинкции 296, 302
Красители 122
Круговая поляризация 14
Лазер на GaAs 115—119, 136
----СО 92
----СО2 137
— рубиновый 11
Лазеры на гранате с неодимом 100—
103, 137 !
----ионизированных газах ^3
---- красителях 137 /
----нейтральных атомах вб
---- органических красителях
121—128
— — стекле с неодимом 103—105
— с распределенной обратной
связью 568
Лазерная графика 589
— настройка 243—253
— подгонка параметров электрон-
ных компонент 454—458
— сварка 397
— система для контроля размеров
292
------— промышленной сварки 393
— фотохимия 529
Лазерное излучение 14
— разделение изотопов 541
Лазерные видеодиски 568—688
— дисплеи 576—586
— материалы 23
— методы измерения размеров
351—352
------расстояний 268
----контроля окружающей среды
295—299
•— неконтактные профилометры
345—346
— системы связи 575—578
Лазерный гироскоп 340—341
— датчик угловой скорости 335
— затвор 48
.— интерферометр 272
Лидар 299
Линейная поляризация 16
Лэмбовский провал 270
Максимальные значения к. п. д. го-
лограмм 489
Маркировка изделий с помощью ла-
зеров 459—460
Предметный указатель 631
Материалы для окон СОг-лазеров
206
— покрытий 164—165
Межмодовое расстояние 38
Метод дифференциального поглоще-
ния 316
— резонансного переноса 29
Методы обнаружения загрязнений
воздуха 312—317
Механизмы деградации лазерного
диода 111
Механические дефлекторы 298
Мода лазера 44
Модуляторы добротности 232—235
Молекулярные лазеры 78, 92
Монохроматичность лазерного луча
36—38
Направленность пучка 40
Непрерывный режим работы лазера
46, 51
Нормы безопасной работы с лазе-
ром 185
Обнаружение дефектов поверхности
355
Обработка изображений 520
Обратное рассеяние 316
Обслуживание лазера 160
Оптическая накачка 27
Оптические вычислительные устройст-
ва 520
— запоминающие устройства 594—
598
— — — с поадресной записью 598—
602
— методы обработки информации
608—616
Оптический локатор 299—303
— мазер 11
— отвес 254
— параметрический генератор 139
— пробой 148
Основные параметры промышленных
импульсных непрерывных лазеров
134—136
Параметры лазерных систем контро-
ля размеров 353
Пассивные затворы на основе про-
светляющихся красителей 234
Перестраиваемые лазеры 137—140
Перетяжка пучка 40
Перспективы развития лазеров 136
Пикосекундная спектроскопия 539
Плавление в отсутствие испарения
364
Плазменные процессы 378
Повреждение зеркал 154
— окон 156
— прозрачных материалов 148
Поглощение 21
Полосковая структура 114
Полупроводниковые лазеры 105,
119—120
Получение голограмм 471—477
Поляризатор 16
Поляризаторы 203—204
Поляризация света 16
Преимущества применения лазеров
для обработки материалов 390—392
Приемники лазерного излучения
207—209
Применения лазерной интерферомет-
рии в промышленности 282—284
Пробивка отверстий 436—442
Провал Лэмба 39
Продольные моды резонатора 30
Промышленные лазеры 65, 388
Пространственная когерентность
265
Пространственные характеристики ла-
зерных пучков 42
Проточная система 82
Прочность соединения 413
Прямое электронное возбуждение
28
632 Предметный указатель
Работа выхода поверхности 14 Разделение изотопов урана 545—551 Раскалывание 462 Рассеяние Ми 297 — Рэлея 297 Расхождение пучка 43 Режим модуляции добротности резо- натора 48, 96 — синхронизации мод 48 Резка 443 — металлов 449—453 — неметаллических материалов 444 Резонансная флюоресценция 309— 311 Резонатор 29, 38 Релаксационные колебания 96 — осцилляции 47 Рентгеновские лазеры 144—145 Рубиновые лазеры 94,. 136 Сварка с большой глубиной' проник- новения 408—414 Световоды 559—566 Свободный режим 47 Селективное возбуждение 535—537 Сечение комбинационного рассеяния 307 Синхронизация мод 51 Система обнаружения дефектов по- верхности 355 Скрайбирование 461—462 Спектроскопия комбинационного рас- сеяния 531 Спектроскопия насыщения 532—534 Срок службы импульсных ламп 157 лазеров 160 Стандарт ANSI 188—194 Стандарты Бюро радиологической за- щиты 195 Сферическая аберрация 59 Схемы изменения направления дви- жения 273 Телеметрические устройства, исполь- зующие модуляцию лазерного пуч- ка 285—288 Температуропроводность материалов 361 Тепловые приемники 208, 216—221 Термообработка 420—426 ТЕА-лазеры 85 ТЕА-лазер на СОг 84 Типы голограмм 486 Точечная сварка 415, 417—420 Точная установка зажимных приспо- соблений 282 Триппель-призма 49 Угол Брюстера 17 Ультрафиолетовые лазеры 142—144 Фокусировка лазерного излучения 57 Фотогальванические приемники 210 Фотодиоды 210—214 Фотон 14 Фотонные приемники 208 Фотопредиссоцизция 543 Фоторезисторы 215 Фотоэлектрический эффект 14 Фотоэмиссионные приемники 214 Флюоресцентная линия 23 Флюоресценция 21 Химические лазеры 140—142 Число Френеля 33 Чувствительность лазерного гироско- па 339
Твердотельные активные элементы 151, 160—162 Шовная сварка 398—408
Предметный указатель 633
Эксимер 143
Эксплуатация лазеров 160
Электроионизационны: СОг-лазеры
86
— Рамана см. Комбинационное рас-
сеяние 304—308
Эффективность лазерного плавления
363
Электромагнитное излучение 13
Электрооптические дефлекторы
229—230
— модуляторы 221—225, 232—233
Электрооптический эффект 18
Эллиптическая поляризация 16
Энергетический уровень 20
Эффект Доплера 263—265
Юстировка зеркал 166 — 169
Яркость 55
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие к русскому переводу ... . . ... 5
Предисловие ...................................................... 7
Благодарности ..................................................... 9
Историческая справка...............................................10
Глава 1. ОСНОВНЫЕ ПОНЯТИЯ........................................13
1.1. Электромагнитное излучение.............................13
1.2. Основные законы оптики.................................15
1.3. Энергетические уровни..................................20
1.4. Взаимодействие излучения с веществом...................21
1.5. Лазерные материалы.....................................23
1.6. Инверсия населенностей.................................25
1.7. Резонатор..............................................29
Дополнительная литература ..................................33
Глава 2. СВОЙСТВА ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ.....................36
2.1. Ширина линии.....................................36
2.2. Угол расходимости пучка..........................40
2.3. Пространственные характеристики лазерных пучков ... 42
2.4. Временные характеристики выходного лазерного излучения 45
2.5. Когерентность ..........................................51
2.6. Яркость..........................................55
2.7. Фокусировка лазерного излучения..................56
2.8. Мощность 60
Литература...................................................61
Глава 3. ЛАЗЕРЫ ДЛЯ ПРАКТИЧЕСКИХ ЦЕЛЕЙ.........................65
3.1. Газовые лазеры........................................66
3.2. Твердотельные лазеры..................................92
3.3. Полупроводниковые лазеры.............................105
3.4. Лазеры на органических красителях....................121
Литература................................................128
Оглавление 635
Глава 4. СОСТОЯНИЕ И ПЕРСПЕКТИВЫ РАЗРАБОТОК ЛАЗЕРОЕ 133
4.1. Основные параметры лазеров............ . . . 133
4.2. Перспективы развития лазеров..................... 136
Литература.............................................145
Глава 5. ОСОБЕННОСТИ ЭКСПЛУАТАЦИИ ЛАЗЕРОВ И ИХ ОБ-
СЛУЖИВАНИЕ ............................................... 147
5.1. Повреждение и изнашивание лазеров ..... 147
5.2. Эксплуатация и обслуживание лазеров . . . 160
Л итература ...........................................171
Глава 6. ТЕХНИКА БЕЗОПАСНОСТИ ПРИ РАБОТЕ С ЛАЗЕРАМИ 174
6.1. Физиологические эффекты...............................175
6.2. Нормы и стандарты безопасной работы с лазерами . . 185
6.3. Основные требования и ограничения.....................194
Литература.......................................... . . 197
Глава 7. КОМПОНЕНТЫ ЛАЗЕРОВ И ВСПОМОГАТЕЛЬНЫЕ
УСТРОЙСТВА..................................................200
7.1. Зеркала.............................................200
7.2. Поляризаторы ...................................... 203
7.3. Инфракрасные материалы....................... .... 205
7.4. Приемники излучения.................................207
7.5. Модуляторы..........................................221
7.6. Дефлекторы...................................... . 227
7.7. Модуляторы добротности........................ ... 232'
7.8. Нелинейные оптические элементы ........ 23£Г
Литература............................................. 238
Глава 8. ЮСТИРОВКА И НАСТРОЙКА......................... .242
8.1. Настройка прн помощи лазера.......................243
8.2. Применения в смежных областях.....................253
Литература.............................................257
Глава 9. ОСНОВЫ ЛАЗЕРНЫХ МЕТОДОВ ИЗМЕРЕНИИ ... 258
9.1. Интерферометр Майкельсона............................259
9.2. Получение биений (гетеродинирование).................261
9.3. Эффект Доплера.......................................263
636 Оглавление
9.4. Требования к когерентности..............................264
Дополнительная литература......................................266
Глава 10. ИЗМЕРЕНИЕ РАССТОЯНИЙ И КОНТРОЛЬ РАЗМЕРОВ 268
10.1. Интерферометрические методы измерения расстояний . . 269
10.2. Телеметрия с использованием модуляции пучка .... 285
10.3. Импульсные лазерные дальномеры.......................289
10.4. Применение лазерного интерферометра для производства
фотолитографических масок (пример измерения расстояний
и контроль размеров)......................................291
Литература ................................................293
Глава 11. ИССЛЕДОВАНИЯ ОКРУЖАЮЩЕЙ СРЕДЫ .... 295
11.1. Введение в лазерные методы контроля окружающей среды 295
11.2. Оптический локатор........................... ... 299
11.3. Комбинационное рассеяние..........................304
11.4. Резонансная флюоресценция.........................309
11.5. Методы, основанные на поглощении.................312.
11.6. Выводы............................................317
Литература..............................................321
Глава 12. ЛАЗЕРНАЯ КОНТРОЛЬНО-ИЗМЕРИТЕЛЬНАЯ АППАРА-
ТУРА ..................................................325
12.1. Измерение скорости...............................325
12.2. Угловая скорость вращения........................335
12.3. Измерение диаметра проволоки.....................342
12.4. Исследование профиля и положения поверхности . . . 344
12.5. Измерение размеров изделий.......................350
12.6. Измерение степени чистоты обработки поверхности . . . 352
12.7. Система обнаружения дефектов поверхности .... 355
12.8. Заключение ...........................................356
Литература..................................................357
Глава 13. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ МОЩНОГО ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕ-
НИЯ С МАТЕРИАЛАМИ....................................359
Литература........................................383
Глава 14. ВОЗМОЖНОСТИ ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРОВ ДЛЯ ОБРА-
БОТКИ МАТЕРИАЛОВ.....................................385
Дополнительная литература.........................394
Оглавление 637
Глава 15. ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ ДЛЯ СВАРКИ И ТЕРМООБРА-
БОТКИ .................. .. ........ ... • ..... - 396
15.1. Шовная сварка при уровнях мощности менее киловатта . 398
15.2. Сварка при помощи непрерывных лазеров мощностью, рав-
ной нескольким киловаттам................................408
15.3. Точечная сварка................. ..............415
15.4. Термообработка . ............................420
15.5. Пример, иллюстрирующий возможности лазерной сварки 426
Литература...................................................429
Глава 16. ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ ДЛЯ СВЕРЛЕНИЯ, РЕЗКИ,
ИЗГОТОВЛЕНИЯ КОМПОНЕНТ ЭЛЕКТРОННЫХ СХЕМ
И МАРКИРОВКИ..................................................432
16.1. Удаление материала под действием лазерного излучения . 432
16.2. Пробивка отверстий.....................................436
16.3. Резка .................................................443
16.4. Производство компонент электронных схем................454
16.5. Другие процессы, связанные с удалением материала . . 459
16.6. Пример. Повышение выхода годных фотомасок ... 465
Литература ................................................465
Глава 17. ОСНОВЫ ГОЛОГРАФИИ......................................471
17.1. Получение голограмм....................................471
17.2. Голографический процесс................................477
17.3. Типы голограмм и их коэффициенты полезного действия . 486
17.4. Практические аспекты голографии....................49'
Литература .... ............................497
Глава 18. ПРИМЕНЕНИЯ ГОЛОГРАФИИ..............................499
18.1. Голографическая интерферометрия....................499
18.2. Другие применения................................ 514
18.3. Пример применения голографии...................... 522
Литература............................. ...............526
Глава 19. ПРИМЕНЕНИЯ В ХИМИИ.................................529
19.1. Спектроскопия......................................о'О
19.2. Фотохимические применения..........................534
19.3. Разделение изотопов................................540
Литература...............................................554
Глава 20. ИНТЕГРАЛЬНАЯ И ВОЛОКОННАЯ ОПТИКА ... 558
20.1. Световоды..........................................559
20.2. Компоненты Для интегральной оптики.................567
Литература...............................................572
638 Оглавление
Глава 21. ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ В ИНФОРМАЦИОННЫХ СИ-
СТЕМАХ . . . . , ..................575
21.1. Системы связи................................... 575
21.2. Дисплеи...........................................579
21.3. Видеодиски п регистраторы товарных ярлыков .... 586
21.4. Лазерная графика..................................589
21,5. Хранение информации...............................593
21.6. Оптические методы обработки информации............608
Литература .............................................617
Заключение. ПЕРСПЕКТИВЫ РАЗВИТИЯ И ПРИМЕНЕНИЯ ЛА-
ЗЕРОВ ...........................................623
Литература..............................................627
Предметный указатель....................................629
УВАЖАЕМЫЙ ЧИТАТЕЛЬ!
Ваши замечания о содержании книги, ее оформ-
лении, качестве перевода и другие просим присы-
лать по адресу: 129820, Москва, И-110, ГСП, 1-й
Рижский пер., 2, издательство «Мир».
ДЖОН РЕДИ
ПРОМЫШЛЕННЫЕ
ПРИМЕНЕНИЯ
ЛАЗЕРОВ
Научный редактор И. М. Андреева
Младший научный редактор Е. П. Орлова
Художник В. П. Логинов
Художественный редактор Л. Е. Безрученков
Технический редактор Н. Б. Панфилова
Корректор В. С. Соколов
ИБ № 2189
Сдано в набор 16.10.80.
Подписано к печати 09.07.81.
Формат 60х90’Лс.
Бумага типографская № 1.
Гарнитура литературная. Печать высокая.
Объем: 20,0 бум. л. Усл. печ. л. 40,0. Усл. кр. отт. 10.
Уч.-изд. л. 41,65. Изд. № 20/0801.
Тираж 5000 экз. Зак. 9602. Цена 6 р. 50 к.
ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР»,
Москва, 1-й Рижский пер., 2.
Типография издательства
«Калининградская правда»,
г. Калининград обл., ул. Карла Маркса, 18.