Kelompok 3 - Laser Osilator [PDF]

Citation preview

LASER OSILATOR Dosen Pengampu Dr. Juniastel Rajagukguk, S.Si, M.Si



KELOMPOK III



DESI MUTIARA



4172240004



HARIONO



4172240005



Fakultas Matematika dan Ilmu Pengetahuan Alam Universitas Negeri Medan



3. LASER OSILATOR Dalam Bab. 1 kami mempelajari proses yang mengarah pada amplifikasi optik dalam laser bahan. Osilator laser pada dasarnya adalah kombinasi dari dua komponen dasar: penguat optik dan resonator optik. Resonator optik, terdiri dari dua menentang bidang-paralel atau cermin melengkung di sudut kanan ke sumbu aktif material, melakukan fungsi elemen umpan balik yang sangat selektif dengan kopling kembali dalam fase sebagian dari sinyal yang muncul dari media penguatan. Gambar 3.1 menunjukkan elemen dasar osilator laser. Lampu pompa terbalik populasi elektron dalam bahan laser, yang mengarah ke penyimpanan energi di bagian atas tingkat laser. Jika energi ini dilepaskan ke sinar optik oleh emisi terstimulasi, amplifikasi terjadi. Dipicu oleh beberapa radiasi spontan yang dipancarkan sepanjang sumbu laser, sistem mulai berosilasi jika umpan baliknya memadai besar untuk mengkompensasi kerugian internal sistem. Jumlah umpan baliknya adalah ditentukan oleh reflektivitas cermin. Menurunkan reflektifitas cermin setara dengan mengurangi faktor umpan balik. Cermin di ujung keluaran laser harus sebagian transparan untuk sebagian kecil dari radiasi untuk "bocor" atau muncul dari osilator. Struktur optik yang terdiri dari dua cermin bidang-pararel disebut Fabry- P'erot resonator. Dalam Bab. 5 kita akan membahas struktur mode temporal dan spasial yang bisa ada di resonator seperti itu. Untuk tujuan diskusi ini cukup untuk mengetahui bahwa peran resonator adalah untuk mempertahankan elektromagnetik konfigurasi bidang yang kehilangannya diisi kembali oleh media penguatan melalui emisi yang diinduksi. Dengan demikian, resonator mendefinisikan spektral, terarah, dan spasial karakteristik radiasi laser, dan media amplifikasi berfungsi sebagai energi sumber. Dalam bab ini kita akan mengembangkan model analitik osilator laser didasarkan terutama pada parameter sistem laser. Sejumlah istilah teknis, yaitu dijelaskan secara singkat di sini, akan digunakan. Susunan flashlamp dan batang laser ditunjukkan pada Gambar. 3.1 disebut sebagai dipompa samping atau dipompa melintang karena radiasi pompa memukul batang laser dari samping sehubungan dengan arah propagasi radiasi laser. Flashlamp sering didinginkan dengan memasukkan air itu menjadi flowtube atau jaket pendingin. Air atau cairan pendingin lainnya yang sesuai dipompa melalui anulus antara amplop lampu dan diameter dalam flowtube. Itu rongga pompa bisa berbentuk bulat panjang di bagian melintang



atau dekat melilit lampu dan batang laser. Desain terakhir dari rongga pompa disebut kopling-dekat. Alih-alih lampu kilat seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3.1, array dioda laser dapat ditempatkan sepanjang batang laser. Rongga pompa reflektif dari jenis yang digunakan untuk



Gambar 3.1. Komponen utama osilator laser solid-state yang dipompa secara optik flashlamps tidak diperlukan karena output radiasi dari dioda laser adalah arah. Namun, dalam beberapa kasus, optik fokus dimasukkan antara dioda laser dan kristal laser untuk membentuk dan / atau memusatkan sinar pompa. Karena keluaran dari dioda laser dapat dikolimasi dan difokuskan, berlawanan dengan radiasi lampu kilat, pompa radiasi juga dapat diperkenalkan melalui cermin belakang yang ditunjukkan pada Gambar. 3.1. Dalam hal ini disebut skema pompa end-pumped atau longitudinal, radiasi pompa dan radiasi laser merambat ke arah yang sama. Struktur kedua cermin yang memantulkan radiasi laser umumnya dijelaskan sebagai resonator laser. Namun, dalam literatur, serta dalam buku ini, istilah rongga atau rongga laser juga digunakan. Ini berbeda dengan rongga pompa yang merupakan penutup digunakan untuk mengandung radiasi flashlamp. Kepala pompa adalah struktur dan perakitan mekanis yang berisi kristal laser, sumber pompa, saluran pendingin dan koneksi listrik.



3.1 OPERASI DI AMBANG Kami akan menghitung kondisi ambang osilator laser yang terdiri dari dua cermin memiliki reflektivitas R1 dan R2 dan bahan aktif panjang l. Kami berasumsi a mendapatkan koefisien per satuan panjang g dalam bahan laser terbalik. Di setiap bagian melalui materi intensitas meningkat dengan faktor exp (gl). Di setiap refleksi pecahan 1 - R1 atau 1 - R2 energi hilang. Mulai dari satu titik, radiasi akan mengalami dua refleksi sebelum dapat melewati titik yang sama dengan aslinya arah. (a) Kondisi ambang batas: Kondisi ambang batas ditetapkan dengan mengharuskan itu kerapatan foton — setelah radiasi melintasi material laser, direfleksikan oleh cermin dengan R1, dan dikembalikan melalui bahan untuk dipantulkan oleh cermin dengan R2 — sama dengan kerapatan foton awal. Kemudian pada setiap bagian dua arah yang lengkap dari radiasi melalui laser kerugian hanya akan sama dengan gain. Kita dapat mengekspresikan kondisi ambang batas oleh R1R2 exp (2gl) = 1. Penguat regeneratif menjadi tidak stabil ketika amplifikasi per transit melebihi kerugiannya. Dalam hal ini osilasi akan menumpuk, mulai dari gangguan kecil. Yang jelas, jika pulang pergi mendapatkan G = R1R2 exp (2gl) lebih besar dari 1, radiasi frekuensi yang tepat akan menumpuk dengan cepat sampai menjadi begitu besar sehingga transisi yang terstimulasi akan menguras tingkat atas dan mengurangi nilainya dari g. Kondisi steady state tercapai jika gain per pass tepat menyeimbangkan kerugian internal dan eksternal. Proses ini, disebut gain saturation, akan dibahas dalam Sekte. 3.2. Dalam osilator sejumlah mekanisme kerugian bertanggung jawab untuk melemahkan balok; yang paling penting adalah kerugian refleksi, hamburan, dan penyerapan disebabkan oleh berbagai komponen optik. Lebih mudah untuk menanggung semua kerugian yang ada sebanding dengan panjang media gain, seperti penyerapan dan hamburan massal, menjadi koefisien serapan α. Kondisi untuk osilasi kemudian R1R2 exp (g - α) 2l = 1. Menyusun ulang (3,3) hasil 2gl = −ln R1R2 + 2αl. Kerugian seperti hamburan di antarmuka dan refleksi Fresnel yang tidak tergantung pada panjang media gain dapat dianggap sebagai kebocoran dari kaca spion. Oleh karena itu pengurangan reflektivitas R2 cermin belakang R2 = 1 - δM memperhitungkan kerugian lainlain. Dalam praktiknya, δM tidak melebihi beberapa persen. Dengan perkiraan Pada (1 - δM) ≈ −δM, satu dapat menggabungkan kerugian optik di resonator dengan kerugian di kristal δ =



2αl + δM, di mana δ adalah kehilangan dua arah pada resonator. Dengan bantuan (3.5) dan (3.6) kita bisa nyatakan kondisi ambang (3.3) dalam bentuk berikut: 2gl = δ - Pada R1 ≈ T + δ, di mana T = 1 - R1 adalah transmisi cermin keluaran. Dalam (1.61) dan (1.64) waktu peluruhan τc dari fluks foton dalam resonator adalahdiperkenalkan. Kali ini konstan, ditentukan oleh foton yang tersebar, diserap, atau dipancarkan, dapat dikaitkan dengan jangka waktu kerugian (3.7) dan faktor kualitas Q dari resonator. Karena τc merepresentasikan masa pakai rata-rata foton dalam resonator, maka τc dapat dinyatakan dengan waktu bolak-balik foton dalam resonator tr = 2L / c dibagi oleh kerugian fraksional per perjalanan pulang pergi. 𝜏𝑐 =



𝑡𝑟 2𝐿 = 𝑒 𝑐(𝑇 + 𝛿)



di mana = T + δ adalah istilah kerugian dalam (3.7) dan L adalah panjang resonator. Resonator dicirikan oleh faktor kualitas Q, yang didefinisikan sebagai 2π kali rasio energi yang tersimpan Est terhadap energi yang dihilangkan Ed per periode T0. Resonator Q didefinisikan dengan cara ini adalah Q = 2π Est / Ed, di mana Ed = Est (1 - exp (−T0 / τc)), dari mana kami memperoleh 𝑄 = 2𝜋{1 − exp⁡(



−𝑇0 −1 2𝜋𝜏𝑐 )} ≈ = 2𝜋𝑣0 𝜏𝑐 𝜏𝑐 𝑇0



di mana ω0 = 2πν0 = 2π / T0. Dalam cw khas Nd: YAG laser, transmisi dari mirror output sekitar 10% dan kerugian gabungan sekitar 5%. Jika kita menganggap a panjang resonator 50 cm, kita memperoleh umur foton τc = 22 ns dan faktor Q untuk resonator Q = 39 × 106. Dibandingkan dengan sirkuit resonansi elektronik, optik resonator memiliki nilai Q. yang sangat tinggi. Seperti yang akan dibahas lebih lanjut dalam Sekte. 5.2.3 masa pakai foton yang terbatas juga tentukan bandwidth minimum dari resonator pasif menurut Fourier transform ω = 1 / τc. Dengan hubungan ini faktor kualitas dalam (3.9) juga dapat didefinisikan sebagai Q = ν0 / v. Parameter dan kondisi laser yang mengarah ke ambang batas rendah akan diperiksa selanjutnya. Kami beralih ke persamaan laju (1,61), yang memberikan kerapatan foton dalam amplifikasi medium. Jelas dari persamaan ini bahwa untuk onset emisi laser, laju perubahan



kerapatan foton harus sama dengan atau lebih besar dari nol. Demikian di laser ambang batas untuk osilasi berkelanjutan kondisi 𝜕∅ ≥0 𝜕𝑡 harus dipenuhi, yang memungkinkan kita untuk memperoleh dari (1,61) kepadatan inversi yang diperlukan di ambang pintu 𝑛≥



1 𝑐𝑜𝜏𝑐



Dalam menurunkan ungkapan ini kita mengabaikan faktor S, yang menunjukkan kecil kontribusi dari emisi spontan ke emisi yang diinduksi. Menurut (1.36) koefisien gain g dapat dinyatakan oleh g = nσ di mana n adalah inversi populasi dan σ adalah penampang emisi terstimulasi. Ekspresi untuk ambang (3,11) identik dengan (3,7) jika kita memperkenalkan τc dari (3.8) dan g dari (3.12) menjadi (3.11) dan mengasumsikan bahwa cermin resonator dilapisi ujung batang laser, mis., L = l. Jika kita mengganti σ dengan (1.40) kita dapat menuliskondisi ambang batas (3,11) dalam hal parameter laser mendasar 𝜏𝑓 8𝜋𝑣02 𝑛≥ 𝜏𝑐 𝑐 3 𝑔(𝑣𝑠 , 𝑣0 ) Faktor bentuk garis g g (νs, ν0) dan oleh karena itu penampang emisi yang distimulasi σ adalah yang terbesar di tengah garis atom. Maka dari (3.13) kita dapat melihat secara kualitatif bagaimana linewidth dari output laser terkait dengan linewidth dari sistem atom. Osilasi berkelanjutan yang berkembang dari kebisingan akan terjadi di lingkungan tersebut dari frekuensi resonansi karena hanya pada kisaran spektral sempit di puncak akan amplifikasi cukup besar untuk mengimbangi kerugian. Akibatnya, output dari laser akan memuncak tajam, dan linewidth-nya akan jauh lebih sempit daripada lebar garis atom. Juga jelas dari persamaan ini bahwa peningkatan inversi dengan lebih kuat pemompaan akan meningkatkan linewidth laser karena kondisi ambang sekarang bisa bertemu untuk nilai-nilai g (νs, ν0) lebih jauh dari pusat. Seperti yang akan kita lihat di Bab. 5 itu linewidth dari sistem laser yang sebenarnya terkait dengan linewidth dari bahan aktif, tingkat daya pompa, dan sifat resonator optik. Ambang batas kondisi di tengah garis atom



diperoleh dengan memperkenalkan nilai-nilai puncak dari kurva amplifikasi ke (3.13). Jika g (νs, ν0) memiliki bentuk Lorentzian dengan penuh lebar setengah maksimum dari ν berpusat tentang νs, kemudian g (ν0) = 2 / π∆ν dan 𝜏𝑓 4𝜋 2 ∆𝑣𝑣02 𝑛≥ 𝜏𝑐 𝑐 3 Untuk bentuk garis Gaussian, ekspresi kanan (3.14) harus dibagi dengan (π Dalam 2) 1/2. Sekali lagi, kami mengasumsikan bahwa ambang laser akan tercapai terlebih dahulu mode resonator yang frekuensi resonansinya terletak paling dekat dengan pusat atom baris. Dari (3.14) kita dapat menyimpulkan faktor-faktor yang mendukung gain tinggi dan ambang batas rendah osilator laser. Untuk mencapai inversi ambang batas rendah, linewidth atom ∆ν dari bahan laser harus sempit. Selanjutnya, kerugian insidental dalam rongga laser dan kristal harus diminimalkan untuk meningkatkan masa pakai foton τc. Ini untuk dicatat bahwa kerapatan inversi kritis untuk ambang batas hanya bergantung pada satu parameter resonator, yaitu τc. Reflektivitas cermin keluaran yang tinggi akan meningkat τc dan karenanya mengurangi ambang laser. Namun, ini juga akan mengurangi radiasi yang berguna digabungkan dari laser. Kami akan menjawab pertanyaan tentang optimal kopling output dalam Sekte. 3.4. (B) Daya pompa diserap pada ambang batas: Kami sekarang akan menghitung tingkat pemompaan Wp, yang diperlukan untuk mempertahankan osilator di ambang pintu. Untuk operasi di atau dekat ambang, kerapatan foton φ sangat kecil dan dapat diabaikan. Pengaturan φ = 0 alam persamaan laju (1,58) dan dengan asumsi kondisi mapan dari inversi, ∂n / ∂t = 0, seperti halnya dalam operasi konvensional osilator laser, kita dapatkan untuk sistem tiga tingkat 𝑊𝑝 𝜏𝑓 −𝑔2 𝑛 𝑔1 = 𝑛𝑡𝑜𝑡 𝑊𝑝 𝜏𝑓 + 1 dan untuk sistem empat tingkat dari (1.70) 𝑛2 = 𝑊𝑃 𝜏𝐹 𝑛0 Untuk media penguatan empat tingkat, kepadatan populasi yang dipompa n2 kecil dibandingkan terhadap total populasi. Oleh karena itu, kepadatan populasi keadaan dasar n0



dapat dianggap konstan, dan kepadatan populasi yang dipompa n2 sebanding dengan laju pompa Wp atau intensitas radiasi pompa. Faktor lain yang sama, sistem laser empat tingkat memiliki ambang batas daya pompa yang lebih rendah dari sistem tiga tingkat. Dalam sistem empat tingkat inversi dicapai untuk apa pun Laju pemompaan terbatas Wp. Dalam sistem tiga tingkat kami memiliki persyaratan bahwa pumping rate Wp melebihi nilai minimum atau ambang batas yang diberikan oleh 𝑊𝑝(𝑡ℎ) =



𝑔2 𝜏𝑓 𝑔1



sebelum inversi sama sekali dapat diperoleh. Sedangkan untuk materi empat level tersebut seumur hidup spontan tidak berpengaruh pada mendapatkan inversi ambang batas, dalam tiga level material laju pompa yang dibutuhkan untuk mencapai ambang batas berbanding terbalik dengan τ. Dengan demikian, untuk osilator tiga tingkat hanya bahan dengan daya tahan fluoresensi yang panjang bunga. Pembaca diingatkan kembali bahwa (3.15) dan (3.16) hanya valid untuk diabaikan fluks foton φ. Situasi ini terjadi pada operasi dekat ambang batas; nanti akan dicirikan sebagai rezim amplifikasi sinyal kecil. Kami sekarang akan menghitung daya pompa minimum yang harus diserap dalam pita pompa kristal untuk mempertahankan inversi ambang batas. Ini akan dicapai dengan menghitung terlebih dahulu kekuatan fluoresensi pada ambang, karena dekat ambang di atas hampir semua pompa daya yang dipasok ke bahan aktif masuk ke emisi spontan. Fluoresensi daya per unit volume transisi laser dalam sistem empat tingkat adalah 𝑃𝑓 ℎ𝑣𝑛𝑡ℎ = 𝑉 𝜏𝑓 di mana n2 = nth adalah inversi di ambang. Dalam sistem tiga tingkat di ambang pintu, n2 ≈ n1 ≈ ntot / 2 dan 𝑃𝑓 ℎ𝑣𝑛𝑡ℎ ≈ 𝑉 2𝜏𝑓 Agar inversi kritis dipertahankan, kehilangan oleh fluoresensi dari tingkat laser atas harus disuplai oleh energi pompa. Akibatnya kami memperoleh untuk daya pompa yang diserap Pa



diperlukan untuk mengkompensasi hilangnya populasi tingkat laser dengan emisi spontan untuk laser empat tingkat 𝑃𝑎 ℎ𝑣𝑝 𝑛𝑡ℎ = 𝑉 𝜂𝑄 𝜏𝑓 di mana hνp adalah energi foton pada panjang gelombang pompa dan ηQ adalah kuantum efisiensi sebagaimana didefinisikan dalam (1.56). Dalam sistem tiga tingkat, seseorang membutuhkan n2 ≈ n1 = ntot / 2 untuk mencapai transparansi, dan karenanya 𝑃𝑎 ℎ𝑣𝑝 𝑛𝑡ℎ = 𝑉 2𝜂𝑄 𝜏𝑓



3.2 DAPATKAN SATURASI Untuk radiasi dalam resonator untuk membangun dari tingkat rendah awal yang spontanemisi, keuntungan bersih bolak-balik harus lebih besar dari kesatuan. Selama ini masalahnya, bidang optik tumbuh secara eksponensial. Setelah tingkat eksitasi oleh sumber pompa tidak cukup untuk mendukung pertumbuhan berkelanjutan dari emisi yang terstimulasi, gain mulai jenuh. Dalam laser yang dipompa terus menerus, kekuatan yang bersirkulasi dalam resonator menjadi stabil pada tingkat di mana keuntungan jenuh hanya menyeimbangkan total kerugian. Penurunan gain sebagai fungsi dari daya yang beredar di resonator ditentukan oleh kepadatan saturasi Apakah. Parameter penting ini akan dibahas di bagian ini. Pada bagian sebelumnya kami mempertimbangkan kondisi untuk ambang laser. Ambang dikarakterisasi oleh inversi populasi tunak, yaitu ∂n / ∂t = 0 pada persamaan tingkat. Dalam melakukan ini kami mengabaikan efek stimulasi emisi dengan menetapkan φ = 0. Ini adalah asumsi yang baik pada ambang, di mana transisi yang diinduksi kecil dibandingkan dengan jumlah proses spontan. Ketika ambang tersebut terlampaui, bagaimanapun, merangsang emisi dan kepadatan foton di membangun resonator. Jauh di atas ambang batas, kita harus mempertimbangkan kerapatan foton yang besar di resonator. Dari (1.58) kita dapat melihat bahwa ∂n / ∂t berkurang untuk peningkatan foton massa jenis. Status stabil tercapai ketika inversi populasi stabil pada satu titik di mana transisi ke atas dipasok oleh sumber pompa sama dengan transisi ke bawah disebabkan oleh emisi terstimulasi dan spontan. Dengan ∂n / ∂t = 0 yang diperoleh, untuk populasi inversi steady-state di hadapan kepadatan foton yang kuat φ, 𝑛 = 𝑛𝑡𝑜𝑡 (𝑊𝑝 −



𝛾−1 1 )(𝛾𝑐𝑜∅ + 𝑊𝑝 + )−1 𝜏𝑓 𝜏𝑓



Kepadatan foton φ diberikan oleh jumlah dua balok yang bergerak berlawanan arah melalui bahan laser. Kami sekarang akan mengungkapkan (3,22) dalam hal parameter operasi. Dari Bagian 1.3 kita ingat bahwa koefisien gain g = −α didefinisikan oleh produk yang distimulasi emisi, penampang, dan populasi inversi. Selanjutnya, kami akan mendefinisikan keuntungan



Koefisien bahwa sistem akan memiliki tingkat pompa tertentu tanpa adanya stimulasi emisi. Pengaturan φ = 0 in (3.22) kita memperoleh koefisien penguatan sinyal kecil 𝑔0 = 𝜎𝑛𝑡𝑜𝑡 [𝑊𝑝 𝜏𝑓 − (𝛾 − 1)](𝑊𝑝 𝜏𝑓 + 1)−1 yang memiliki bahan aktif saat dipompa pada tingkat di atas ambang batas dan saat penguat aksi dihambat dengan menghalangi sinar optik atau dengan menghapus satu atau keduanya cermin resonator. Jika umpan balik dikembalikan, kerapatan foton di resonator akan meningkat secara eksponensial pada permulaan dengan g0. Segera setelah kerapatan foton menjadi lumayan, keuntungan dari sistem berkurang menurut 𝑔 = 𝑔0 (1 +



𝛾𝑐𝜎∅ −1 ) 1 𝑊𝑝 + (𝜏 ) 𝑓



di mana g adalah koefisien gain jenuh. Persamaan (3,24) diperoleh dengan memperkenalkan (3.23) ke (3.22) dan menggunakan g = σn. Kita dapat mengekspresikan φ dengan kepadatan daya I dalam sistem. Dengan I = cφhν kita dapatkan 𝑔=



𝑔0 𝐼 1+𝐼 𝑠



Dimana 𝐼𝑠 = (𝑊𝑝 +



1 ℎ𝑣 ) 𝜏𝑓 𝛾𝜎



Parameter mendefinisikan fluks dalam bahan aktif di mana gain sinyal kecil Koefisien g0 dikurangi setengahnya [3.1]. Dalam sistem empat tingkat, Wp≪ 1 / τf dan γ = 1, jadi (3.26) berkurang menjadi 𝐼𝑠 =



ℎ𝑣 𝜎𝜏𝑓



Untuk sistem tiga tingkat fluks saturasi adalah 𝐼𝑠 =



ℎ𝑣[𝑊𝑝 + (1/𝜏21 𝜎[1 + (𝑔2 𝑔1 )]



Seperti yang dapat kita lihat dari (3.23) gain sinyal kecil hanya bergantung pada material parameter dan jumlah daya pompa dikirim ke bahan aktif. Itu sinyal besar atau penguatan jenuh tergantung pada kepadatan daya di resonator. Gain saturasi sebagai fungsi dari intensitas radiasi kondisi tunak harus dianalisis untuk laser dengan perluasan garis homogen dan tidak homogen. Persamaan (3,25) adalah hanya berlaku untuk kasus sebelumnya, di mana keuntungan berkurang secara proporsional selama seluruh garis transisi. Seperti yang telah kita lihat di Bab. 2, laser ruby memiliki homogen memperluas bandwidth, sedangkan di Nd: kaca interaksi ion aktif dengan medan elektrostatik dari inang mengarah ke garis yang tidak homogen. Namun, di solidstate bahan seperti Nd: kaca, tingkat relaksasi silang sangat cepat. Yang terakhir adalah terkait dengan setiap karakteristik proses media laser yang mempengaruhi transfer eksitasi dalam garis spektral atom untuk mencegah atau meminimalkan keberangkatan garis ini dari distribusi kesetimbangan. Telah ditunjukkan bahwa dalam kasus relaksasi silang yang sangat cepat dalam garis tidak homogen, keuntungan jenuh adalah di perjanjian dengan bandwidth yang diperluas secara homogen [3.2].



3.3 DAYA BEREDAR Dalam resonator laser densitas daya dalam media aktif meningkat hingga ke titik di mana keuntungan jenuh sama dengan total kerugian. Kepadatan daya I ini diperoleh dari



Gambar 3.2. Sirkulasi daya yang bergerak dari kiri ke kanan (IL) dan kanan ke kiri (IR) dalam osilator laser kondisi ambang (3,7) dan ekspresi untuk gain jenuh (3,25), 𝐼 = 𝐼𝑠 [



2𝑔𝑜 𝑙 − 1] 𝛿 − 𝑙𝑛𝑅1



Ekspresi pertama dalam tanda kurung adalah ukuran seberapa banyak laser dipompa di atas ambang. Dari (3.29) berikut sebagai salah satu yang diharapkan I = 0 pada ambang batas. Jika mendapatkan media dipompa di atas ambang batas, g0 dan saya akan meningkat, sedangkan jenuh mendapatkan koefisien g akan tetap konstan sesuai dengan (3.7). Ketika saya meningkat, demikian pula dengan daya output yang digabungkan melalui mirror R1. Kami sekarang akan menghubungkan output laser dengan kepadatan daya di resonator. Itu kerapatan daya I dalam resonator laser terdiri dari kerapatan daya dua hal yang berlawanan gelombang bepergian. Orang dapat memikirkan kepadatan daya sirkulasi Icirc, yang tercermin bolak-balik antara dua cermin resonator. Gambar 3.2 menggambarkan berdiri gelombang laser resonator, di mana IL (x) dan IR (x) adalah intensitas satu arah intracavity balok resonator keliling kiri dan kanan sebagai fungsi dari lokasi intrakavitas x. Reflektor belakang dan coupler keluaran masing-masing terletak di x = 0 dan x = L. Wajah batang terletak di x = a dan x = b. Oleh karena itu, panjang medium aktif adalah l = b - a. Balok bergerak ke arah (+ x) pada Gambar. 3.2 akan mengalami peningkatan berdasarkan



𝑑𝐼𝑙 (𝑥) = 𝑔(𝑥)𝐼𝑙 (𝑥) 𝑑𝑥 Jika koefisien gain g (x) digantikan oleh ekspresi yang diberikan dalam (3.25) kita dapatkan 𝑑𝐼𝑙 (𝑥) = 𝑑𝑥



𝑔0 𝐼𝑙 (𝑥) [𝐼 (𝑥) + 𝐼𝑟 (𝑥)] 1+ 𝑙 𝐼𝑠



Persamaan yang identik, tetapi dengan tanda terbalik dan IL (x) digantikan oleh IR (x), adalah diperoleh untuk gelombang yang bergerak ke arah (−x). Dari (3.31) dan yang sesuai persamaan untuk IR (x) maka produk dari intensitas keduanya balok kontra-konstan, yaitu, IL (x) IR (x) = const. Pada kebanyakan laser solid-state, kerugian internal kecil dan reflektifitas output cermin tinggi; dalam hal ini variasi IL (x) dan IR (x) sebagai fungsi x relatif kecil. Jika kita memperlakukan perubahan ini sebagai IL gangguan (x) + I dan IR (x) + I di (3,32) kami memperoleh, sebagai perkiraan, I = IL + IR = const, di mana saya adalah kepadatan daya total dalam resonator yang merupakan orde pertama independen posisi di sepanjang resonator (lihat juga Gambar 3.2). Pendekatan bidang rata-rata yang dijelaskan di atas hanya benar-benar berlaku untuk lowlosses δ dan R mendekati persatuan, ketika variasi spasial penyinaran sepanjang perolehan sedang kecil. Dalam hal ini Icirc power yang bersirkulasi mendekati perkiraan yang baik sama dengan rata-rata kepadatan daya dari balok kontra-propagasi Icirc = (IL + IR) / 2. Dari Gambar. 3.2 berikut Iout = (1 - R1) IL dan IR = R1 IL. Memperkenalkan (3,35) ke dalam (3,33) hasil 𝑃𝑜𝑢𝑡 = 𝐴𝐼 (



1−𝑅 ) 1+𝑅



di mana R sekarang adalah reflektifitas cermin keluaran dan A adalah penampang dari dapatkan medium. Untuk nilai R mendekati 1, (3.36) kurangi menjadi Pout = AIT / 2, di mana T adalah transmisi mirror output.



3.4 MODEL KINERJA OSILATOR Pada bagian ini kita akan mengembangkan model untuk osilator laser. Pertama kita akan bahas berbagai langkah yang terlibat dalam proses konversi input listrik ke output laser. input lisrik



radiasi pompa dalam pita penyerapan dari medium lagi



transfer radiasi pompa ke medium lagi



efisiensi sumber pompa



efisiensi transfer radiasi



output



penyerapan radiasi pompa dan transfer ke keadaan atas



konversi energi keadaan atas ke output laser



efisien si penyer apan



efisien si baamo verlap



efisien si keadaa n atas



laser



efisien si ekstrak si



masalah design karakteristik spektral sumber pompa



reflektor pompa / desain optik



ketebalan optik dan parameter material dari media penguatan, mode volume dalam media penguatan



kehilangan komponen resonator, optimasi coupler keluaran



Gambar 3.3. Aliran energi dalam sistem laser solid-state Setelah itu, kami akan menghubungkan mekanisme transfer energi ini dengan parameter yang ada dapat diakses oleh pengukuran eksternal osilator laser. Tujuan bagian ini adalah untuk mendapatkan wawasan tentang mekanisme konversi energi dan oleh karena itu menyediakan memahami ketergantungan dan keterkaitan berbagai parameter desain yang dapat membantu dalam optimalisasi efisiensi laser secara keseluruhan. Hampir di semua aplikasi laser, itu adalah tujuan utama perancang laser untuk mencapai yang diinginkan kinerja output dengan efisiensi sistem maksimum. 3.4.1 KONVERSI DARI INPUT KE OUTPUT ENERGY



Aliran energi dari input listrik ke radiasi keluaran laser diilustrasikan secara skematis pada Gambar. 3.3. Juga tercantum adalah faktor-faktor utama dan masalah desain yang mempengaruhi proses konversi energi. Ada berbagai cara untuk mempartisi rantai ini proses transfer. Pendekatan ini dipilih dari sudut pandang teknik, yang membagi proses konversi menjadi langkah-langkah yang terkait dengan komponen sistem individual. Seperti ditunjukkan pada Gambar. 3.3, transfer energi dari input listrik ke output laser dapat dengan mudah dinyatakan sebagai proses empat langkah:



Konversi Input Listrik Disampaikan ke Sumber Pompa untuk Berguna Radiasi Pompa Kami mendefinisikan sebagai radiasi yang bermanfaat, emisi dari sumber pompa yang termasuk dalam pita penyerapan media laser. Efisiensi sumber pompa ηP karenanya fraksi daya input listrik yang dipancarkan sebagai radiasi optik dalam daerah serapan media penguatan. Output dari dioda laser atau array dioda mewakili semua radiasi pompa yang berguna, asalkan keluaran spektralnya cocok dengan pita serapan media penguatan. Nilai khas ηP untuk tersedia secara komersial array dioda cw dan quasi-cw adalah 0,3-0,5. Untuk sistem dengan lampu flashlamp atau cw arc pump, efisiensi sumber pompa mungkin didefinisikan sebagai 𝜆2



𝑃𝜆 𝑃𝜆′ 𝑑𝜆 𝜂𝑝 = = ∫ 𝑃𝑖𝑛 𝑃𝑖𝑛, 𝜆1



di mana Pλ adalah daya keluaran spektral lampu di dalam pita serapan mendapatkan material, Pin adalah input daya listrik, dan Pλ adalah daya radiasi per unit panjang gelombang yang dipancarkan oleh lampu, dan integral diambil melalui rentang panjang gelombang λ1 hingga λ2, yang berguna untuk memompa level laser atas. Karakteristik output lampu busur dan ketergantungannya pada parameter operasi akan dibahas dalam Sekte. 6.1. Pengukuran ηP untuk sumber broadband agak terlibat dan membutuhkan pengukuran kalorimetrik dari daya yang diserap dalam sampel bahan laser atau integrasi atas spektrum emisi sumber dan penyerapan spektrum bahan gain. Nilai tipikal adalah ηP = 0,04-0,08. Angka-angka ini tipikal untuk bahan laser setebal 5 hingga 10 mm. Besarnya ηP tergantung pada ketebalan bahan aktif karena dengan meningkatnya ketebalan, radiasi pada sayap pita serapan akan mulai berkontribusi lebih banyak pada pemompaan tindakan.



Pemindahan Radiasi Pompa yang Berguna yang Dipancarkan oleh Sumber Pompa ke Medium Penghasilan Transfer radiasi pompa flashlamp ke media laser dilakukan oleh berarti ruang reflektif yang tertutup sepenuhnya atau rongga pompa. Radiasi efisiensi transfer ηt dapat didefinisikan sebagai Pe = ηtPλ, di mana Pλ adalah radiasi pompa yang berguna yang dipancarkan oleh sumber dan Pe adalah fraksi dari radiasi ini ditransfer ke dalam bahan laser. Faktor η t adalah kombinasi dari menangkap efisiensi, ditentukan oleh sebagian kecil dari sinar yang meninggalkan sumber dan berpotongan batang laser, dan efisiensi transmisi. Yang pertama didasarkan pada geometris bentuk rongga pompa, diameter dan pemisahan sumber pompa, dan batang laser. Yang terakhir adalah fungsi dari reflektifitas dinding rongga pompa, refleksi kerugian pada permukaan batang dan jaket pendingin, kehilangan penyerapan dalam cairan pendingin, dan kerugian radiasi melalui lubang pembersihan di dinding samping rongga pompa. Untuk rongga tertutup, nilai-nilai tipikal adalah ηt = 0,3-0,6. Pada laser yang dipompa dioda, transfer radiasi jauh lebih sederhana. Dalam apa yang disebut laser end-pumped, sistem transfer biasanya terdiri dari lensa untuk koleksi dan memfokuskan radiasi dioda ke dalam kristal laser. Selanjutnya, dalam sidepumped sistem, dioda laser dipasang dekat dengan laser kristal tanpa menggunakan optik apa pun. Jika kita menyatakan kerugian refleksi dan kerugian tumpahan pada optik atau media aktif dengan parameter R, kita bisa menulis ηt = (1 - R). Karena kristal laser dan komponen optik semuanya dilapisi antirefleksi, maka radiasi kerugian transfer sangat kecil dalam sistem ini. Nilai untuk transfer radiasi efisiensi biasanya ηt = 0,85-0,98. Penyerapan Radiasi Pompa oleh Gain Medium dan Transfer Energi ke Tingkat Laser Atas Transfer energi ini dapat dibagi menjadi dua proses. Yang pertama adalah penyerapan memompa radiasi ke dalam pita pompa dari media penguatan yang dinyatakan oleh ηa, dan kedua adalah transfer energi dari pita pompa ke tingkat laser atas yang dinyatakan oleh ηQηS.



Penyerapan efisiensi adalah rasio daya yang diserap Pa ke daya Pe yang masuk media laser ηa = Pa / Pe. Kuantitas ηa adalah fungsi dari panjang jalur dan koefisien serapan spektral dari media laser yang terintegrasi pada spektrum emisi dari sumber pompa. Jika radiasi pompa benar-benar menyebar di dalam batang laser, seperti halnya ketika lateral permukaan adalah tanah kasar, perkiraan yang baik dapat diturunkan dengan menyatakan (3.41) dalam bentuk yang berbeda 𝑑𝑃 ( 𝑎) 𝑉 𝜂𝑎 = 𝑑𝑉 𝐼𝑤 𝐹 di mana dPa / dV adalah daya yang diserap per volume, Iw adalah kerapatan daya pada permukaan silinder batang, dan F dan V adalah luas permukaan batang silinder dan volume batang, masing-masing. Daya yang diserap per volume juga dapat dinyatakan oleh dPa / dV = α0 Iav, di mana α0 adalah koefisien serapan bahan laser yang dirata-ratakan atas emisi spektral kisaran lampu dan IAV adalah kepadatan daya rata-rata di dalam batang. Radiasi denganmkepadatan energi Wav merambat pada kecepatan c memiliki kepadatan daya Iav = cWav, di mana c = c0 / n0 adalah kecepatan cahaya dalam medium dan n0 adalah indeks bias. Kepadatan energi dalam batang laser memiliki ketergantungan radial karena penyerapan. Itu nilai rata-rata Wav dapat diperkirakan dengan mengambil kepadatan energi Ws di permukaan tertimbang oleh faktor exp (−α0R), di mana R adalah jari-jari batang dan α0 adalah koefisien penyerapan. Dari [3.3] dapat disimpulkan bahwa ini adalah perkiraan yang valid atas a kisaran besar α0. Dari pertimbangan ini berikut dPa / dV = α0cWs exp (−α0R). Karena menggiling permukaan lateral batang, radiasi pompa saat memasuki batang akan disebarkan. Untuk penutup dengan dinding pemantul yang difus, kami dapatkan dari teori radiasi blackbody hubungan antara energi Ws di dalam enklosur dan intensitas Iw dipancarkan oleh dinding Iw = cWs / 4. Memperkenalkan (3,42b, c) menjadi (3,42a) menghasilkan hasil akhir kami ηa = 2α0R exp (−α0R). Untuk laser yang dipompa dioda, efisiensi penyerapan dapat diperkirakan oleh ηa = 1 - exp (−α0l), di mana α0 adalah koefisien serapan kristal laser pada panjang gelombang yang



dipancarkan oleh dioda laser dan l adalah panjang jalur di kristal. Data terperinci tentang ηa untuk keduanya flashlamp dan radiasi dioda laser dapat ditemukan di Bab. 6. Efisiensi keadaan atas dapat didefinisikan sebagai rasio daya yang dipancarkan transisi laser ke daya yang diserap ke dalam pita pompa. Efisiensi ini adalah produk dari dua faktor yang berkontribusi, efisiensi kuantum ηQ, yang didefinisikan sebagai jumlah foton yang berkontribusi terhadap emisi laser dibagi dengan jumlah pompa foton, dan ηS, efisiensi cacat kuantum. Yang terakhir ini kadang-kadang disebut sebagai faktor Stokes, yang mewakili rasio energi foton yang dipancarkan pada laser transisi hνL ke energi foton pompa hνp, yaitu, 𝜂𝑠 = (



𝜆𝑝 ℎ𝑣𝐿 )= ℎ𝑣𝑃 𝜆𝐿



di mana λP dan λL adalah panjang gelombang transisi pompa dan panjang gelombang laser, masing-masing. Untuk Nd: YAG memancarkan pada 1064 nm yang dipompa oleh array dioda laser pada 808 nm, kita memperoleh η S = 0,76. Dalam sistem flashlamp-pumped, nilai ηS adalah nilai rata-rata yang diperoleh mempertimbangkan seluruh spektrum serapan laser. Konversi Energi Negara Bagian Atas menjadi Laser Output Efisiensi proses ini dapat dibagi menjadi tumpang tindih spasial fraksional dari mode resonator dengan daerah yang dipompa dari media laser dan fraksi energi yang tersimpan di tingkat laser atas yang dapat diekstraksi sebagai output. Efisiensi tumpang tindih balok ηB didefinisikan sebagai volume mode resonator dibagi oleh volume yang dipompa dari bahan aktif. Nilai ηB kurang dari 1 menunjukkan itu bagian dari inversi akan membusuk dengan emisi spontan, bukan terstimulasi. Di sebuah osilator ηB menyatakan efisiensi mode-matching, yaitu, tumpang tindih spasial antara mode resonator dan distribusi penguatan. Dalam amplifier, ηB adalah ukuran dari tumpang tindih spasial antara sinar input dan distribusi gain di laser bahan. Subjek ini biasanya tidak menerima banyak perhatian dalam literatur laser, tetapi a tumpang tindih yang buruk dari daerah penguatan laser dengan profil sinar laser seringkali merupakan alasan utama bahwa laser tertentu melakukan di bawah ekspektasi. Misalnya, umumnya kinerja laser slab yang mengecewakan seringkali dapat ditelusuri hingga tidak mencukupi pemanfaatan penampang gain persegi panjang dengan sinar laser. Juga,



keseluruhan efisiensi laser yang rendah dengan output mode TEM00 adalah hasil dari suatu mode volume yang hanya menempati sebagian kecil dari daerah penguatan batang laser. Di sisi lain, yang disebut laser ujung-dipompa, di mana output dari pompa dioda laser difokuskan ke media penguatan, mencapai tumpang tindih hampir sempurna. Alih-alih membandingkan pompa dengan volume mode, seringkali cukup untuk bandingkan penampang, jika kita mengasumsikan distribusi radial dari resonator mode tidak berubah cukup sepanjang media aktif. Sebagai contoh, dalam resonator sepanjang 50 cm, dengan dua cermin lengkung dengan radius 5 m di setiap ujungnya, the Mode TEM00 hanya berubah sebesar 5% dari panjang resonator (Bag. 5.1.3). Tumpang tindih antara distribusi intensitas mode resonator mode I (r) dan penguatan distribusi g (r) diberikan oleh integral yang tumpang tindih 𝜂𝐵 =



∫ 𝑔(𝑟)𝐼(𝑟)2𝜋𝑟⁡𝑑𝑟 ∫ 𝑔2 (𝑟)2𝜋𝑟⁡𝑑𝑟



Untuk dua kasus praktis (3.46) dapat dengan mudah dievaluasi. Kasus pertama adalah seragammedia penguatan yang dipompa dioperasikan dalam resonator yang sangat multimode. Jika kita mengasumsikan top distribusi topi untuk kedua wilayah penguatan dan berkas resonator (mis., tidak bergantung pada r), maka ηB hanyalah rasio dari penampang yang tumpang tindih, ηB = w2m / w2 p, dimana πw2m dan 2w2 p adalah penampang mode resonator dan wilayah pompa, masing-masing. Efisiensi ηB paling tidak sama dengan kesatuan. Kasus sederhana lain ditemukan di beberapa laser yang dipompa ujung jika pompa Gaussian berkas dan mode resonator Gaussian (TEM00) merambat secara koaksial di dalam aktif medium. Diperkenalkan pada (3.46) mode resonator Gaussian yang dinormalisasi 2 𝑟 𝐼(𝑟) = ( 2 ) exp [−2 ( ]), 𝜋𝜔𝑚 𝜔𝑚 )2 dan ungkapan yang sama untuk hasil pancaran pompa 2 2𝜔𝑚 𝜂𝐵 = 2 ⁡𝑢𝑛𝑡𝑢𝑘⁡⁡𝜔𝑝 > 𝜔𝑚 ⁡, 2 𝜔𝑝 + 𝜔𝑚



𝑑𝑎𝑛⁡𝜂𝐵 = 1⁡𝑢𝑛𝑡𝑢𝑘⁡𝜔𝑝 ≤ 𝜔𝑚, ⁡



di mana wp dan wm adalah ukuran spot untuk profil pompa dan mode resonator. untuk wm = wp, mode TEM00 dan sinar pompa menempati volume yang sama dan ηB = 1.



Nilai untuk ηB dapat berkisar dari serendah 0,1, misalnya, untuk batang laser 5-mm diameter dioperasikan di dalam resonator cermin radius besar yang mengandung aperture 1,5 mm untuk kontrol mode dasar, hingga 0,95 untuk operasi laser yang dipompa ujung pada TEM00. Desain resonator inovatif, menggunakan resonator tidak stabil, lensa internal, variabel Cermin reflektifitas, dan sebagainya, dapat mencapai pengoperasian mode TEM00 pada umumnya ηB = 0,3-0,5. Laser multimode biasanya mencapai ηB = 0,8-0,9. Jika laser osilator diikuti oleh amplifier, teleskop biasanya disisipkan di antara dua tahap ini untuk mencocokkan balok osilator dengan diameter amplifier dan dengan demikian optimalkan ηB. Daya yang bersirkulasi dalam resonator optik berkurang oleh kerugian internal dijelaskan oleh kehilangan pulang pergi δ (Bagian 3.1) dan oleh radiasi ditambah dari resonator. Untuk alasan yang akan menjadi jelas di bagian selanjutnya, kami akan mendefinisikan efisiensi ekstraksi ηE yang menggambarkan fraksi total keadaan atas yang tersedia energi atau daya yang muncul pada output laser ηE = Pout / Pavail. Ekspresi untuk ηE akan diberikan di Sect. 3.4.2 dan di Bab. 4 dan 8 untuk cw masing-masing osilator, penguat laser, dan osilator Q-switch. Indikasi pengurangan daya output yang tersedia karena kerugian pada resonator dapat diperoleh dari efisiensi kopling ηc = T / (T + δ). Seperti yang akan dijelaskan di bagian selanjutnya, kemiringan kurva output versus input laser berbanding lurus dengan faktor ini, sedangkan efisiensi sistem keseluruhan laser berbanding lurus dengan ηE. Proses konversi yang dijelaskan sejauh ini berlaku untuk cw dan pulsed laser, asalkan ketentuan daya diganti dengan energi, dan integrasi atas panjang pulsa dilakukan jika perlu. Aliran energi yang digambarkan pada Gambar 3.3 dapat juga diperluas ke amplifier laser dan sistem Q-switched karena pembahasan efisiensi sumber pompa, transfer radiasi, dan sebagainya sama-sama berlaku untuk ini sistem. Bahkan definisi untuk efisiensi ekstraksi tetap sama; namun, ekspresi analitik untuk ηE berbeda seperti yang akan dibahas dalam Bab. 4 untuk penguat laser. Jika osilator laser diaktifkan Q, mekanisme kehilangan tambahan ikut berperan, yang berhubungan dengan penyimpanan energi di tingkat laser atas dan sementara perilaku sistem selama proses switching. Proses Q-switch akan menjadi dijelaskan secara rinci dalam Bab. 8. Namun, untuk kelengkapan pembahasan tentang energi mentransfer mekanisme dalam



osilator laser, kita akan membahas secara singkat mekanisme kerugian terkait dengan operasi Q-switch. Dalam laser Q-switched, populasi negara bagian atas besar dibuat dalam media laser, dan emisi terstimulasi dicegah selama siklus pompa dengan diperkenalkannya kerugian besar pada resonator. Pada akhir pulsa pompa, kehilangan dihilangkan ( resonator dialihkan ke Q tinggi) dan energi yang tersimpan dalam media gain adalah dikonversi menjadi radiasi optik dalam resonator dari mana ia digabungkan oleh cermin keluaran. Ada kerugian sebelum pembukaan Q-switch, seperti kehilangan fluoresensi dan kerugian emisi spontan teramplifikasi (ASE) yang akan mengurangi populasi negara bagian tas energi yang disimpan. Juga, tidak semua energi yang tersimpan tersedia pada saat Qswitching dikonversi menjadi radiasi optik. Untuk laser Q-switched, efisiensi ekstraksi ηE pada Gambar. 3.3 dapat dinyatakan sebagai ηE = ηStηASEηEQ, di mana ηSt dan ηASE bertanggung jawab atas kehilangan fluoresensi dan ASE sebelum pembukaan Q-switch, dan ηEQ adalah efisiensi ekstraksi Q-switch proses. Dengan asumsi pulsa pompa persegi durasi tp, populasi keadaan atas maksimum tercapai pada akhir siklus pompa diberikan oleh 𝑛2 (𝑡𝑝 ) = 𝑛0 𝑊𝑝 𝜏𝑓 [1 − exp (−



𝑡𝑝 )] 𝜏𝑓



Karena jumlah total ion dinaikkan ke tingkat atas selama pulsa pompa⁡𝑛0 𝑊𝑝 𝜏𝑓 , fraksi yang tersedia pada saat Q-switching (t = tp) adalah 𝑡𝑝 𝜂𝑆𝑡 [1 − exp (− 𝜏 )] 𝑓



𝑡𝑝 /𝜏𝑓 Efisiensi penyimpanan ηSt adalah rasio energi yang tersimpan dalam laser atas level pada saat Q-switching ke total energi yang tersimpan di level laser atas. Dari ungkapan untuk ηSt, berarti bahwa untuk pulsa pompa sama dengan fluoresensi Seumur hidup (tp = τf) efisiensi penyimpanan adalah 0,63. Jelas, pulsa pompa pendek meningkat efisiensi keseluruhan dari laser Q-switched. Namun, pulsa pompa yang lebih pendek menempatkan a beban ekstra pada sumber pompa karena pompa harus beroperasi pada puncak yang lebih tinggi kekuatan untuk memberikan energi yang sama ke media laser.



Jika inversi mencapai nilai kritis, keuntungannya bisa sangat tinggi sehingga spontan emisi setelah amplifikasi (ASE) melintasi medium penguatan mungkin besar cukup untuk menghabiskan inversi laser. Selanjutnya, pantulan dari permukaan internal dapat menambah panjang jalur atau mengizinkan beberapa lintasan di dalam bagian penguatan yang akan membuatnya lebih mudah untuk membangun radiasi yang tidak diinginkan ini. Dalam osilator berpenghasilan tinggi, laser multi-tahap, atau dalam sistem laser yang memiliki daerah gain besar, ASE ditambah osilasi parasit menghadirkan faktor pembatas untuk penyimpanan energi. Kita dapat mendefinisikan ηASE sebagai hilangnya fraksi dari kepadatan energi yang disimpan ke ASE dan osilasi parasit ηASE = 1 - EASE / EST. Meminimalkan pantulan internal ke media laser dengan pelapis AR dan menyediakan apermukaan laser yang sangat berserakan, menyerap, atau rendah pantulan (pencocokan indeks) batang, ditambah dengan isolasi yang baik antara tahap penguat, akan meminimalkan ASE dan kerugian parasit. Terjadinya ASE sering dapat dikenali dalam osilator laser atau amplifier sebagai saturasi pada output laser saat input lampu meningkat (lihat juga Sekte. 4.4.1). Fraksi ESt energi yang tersimpan tersedia pada saat beralih ke Q energi EEX yang diekstraksi oleh Q-switch dapat dinyatakan sebagai ekstraksi Q-switch efisiensi ηEQ = EEX / EST. Fraksi inversi awal tersisa dalam media penguatan setelah emisi aQ-switched pulse adalah fungsi dari ambang awal dan inversi populasi akhir kepadatan. Parameter ini terkait melalui persamaan transendental, seperti yang ditunjukkan pada Bab. 8. 3.4.2 KELUARAN LASER Dalam ayat ini, kami akan menjelaskan hubungan dasar antara yang terukur secara eksternal kuantitas, seperti keluaran laser, ambang batas, dan efisiensi kemiringan, dan internal parameter sistem dan bahan. Setelah sumber pompa dalam osilator laser dihidupkan, fluks radiasi dalam resonator yang enumpuk dari kebisingan akan meningkat dengan cepat. Akibat dari peningkatan tersebut fluks, koefisien gain menurun sesuai dengan (3.25) dan akhirnya stabil pada suatu nilai ditentukan oleh (3.7) .Fraksi daya intrakavitas digabungkan keluar dari resonator dan



muncul sebagai keluaran laser yang bermanfaat menurut (3.36). Jika kita gabungkan (3.29) dan 3.36), output laser mengambil bentuk 2𝑔𝑜 𝐿 1−𝑅 ) 𝐼𝑠 ( 𝑃𝑂𝑈𝑇 = 𝐴 ( − 1). 1+𝑅 𝛿 − ln 𝑅 Dalam persamaan ini, IS adalah parameter material, A dan l adalah penampang dan panjang batang laser, masing-masing, dan R adalah reflektivitas dari coupler output. Ini kuantitas biasanya diketahui, sedangkan koefisien gain tak jenuh g0 dan kerugian resonator δ tidak iketahui. Kami sekarang akan menghubungkan g0 ke parameter sistem, dan menggambarkan metode untuk pengukuran g0 dan kerugian δ dalam osilator. Sistem Empat Tingkat Pembalikan populasi dalam sistem empat tingkat sebagai fungsi laju pompa diberikan oleh (3.16). Mengalikan kedua sisi persamaan ini dengan salib emisi terstimulasi bagian hasil 𝑔0 = 𝜎𝑛0 𝑊𝑝 𝜏𝑓 Sekarang kita ingat dari Chap. 1 tempat WPn0 memberikan jumlah atom yang ditransfer level dasar ke level laser atas per satuan waktu dan volume, mis., daya pompa kepadatan dibagi oleh energi foton. Ini dapat dinyatakan sebagai 𝑊𝑝 𝑛0 =



𝜂𝑄 𝜂𝑆 𝜂𝐵 𝑃𝑎 , ℎ𝑣𝐿 𝑉



di mana Pa adalah total daya pompa yang diserap dan V adalah volume medium penguatan. Tidak semua atom yang ditransfer dari permukaan tanah ke tingkat laser atas berkontribusi untuk mendapatkan, ini dicatat oleh ηQ. Faktor Stokes ηS masuk (3,58) karena energi foton dinyatakan dalam foton laser yang dipancarkan daripada foton pompa, dan tumpang tindih efisiensi ηB didefinisikan dalam (3.46) menjelaskan fakta bahwa tidak semua inversi populasi berinteraksi dengan kerapatan foton dari mode resonator. Jika kita memperkenalkan (3.58) ke dalam (3.57), kita dapat mengekspresikan koefisien penguatan sinyal kecil dalam hal daya pompa yang diserap 𝑔0 =



𝜎𝜏𝑓 𝜂𝑄 𝜂𝑆 𝜂𝐵 𝑃𝑎𝑏 ℎ𝑣𝐿 𝑉



Daya pompa yang diserap dalam bahan laser terkait dengan input listrik ke sumber pompa oleh 𝑃𝑎𝑏 = 𝜂𝑃 𝜂𝑡 𝜂𝑎 𝑃𝑖𝑛 . Dengan (3.59) dan (3.60) kita dapat membangun hubungan sederhana antara sinyal kecil, gain lintasan tunggal dan daya input lampu 𝑔0 =



𝜎𝜏𝑓 𝜂𝑃𝑖𝑛 , ℎ𝑣𝐿 𝑉



Gambar 3.4. Output laser versus pompa input ditandai dengan ambang batas input daya Pth and efisiensi lereng σS di mana, untuk kenyamanan, kami menggabungkan semua faktor efisiensi 𝜂 = 𝜂𝑃 𝜂𝑡 𝜂𝑎 𝜂𝑄 𝜂𝑆 𝜂𝐵 Jika kita mengganti koefisien sinyal kecil g0 in (3,56) dengan sistem dan bahan parameter yang diberikan pada (3.61) kami mendapatkan hasil akhir kami Pout = σS (Pin - Pth), di mana σS adalah efisiensi kemiringan kurva keluaran versus input, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3.4, 𝜎𝑠 = (



− ln 𝑅 𝑇 )𝜂 ≈ 𝜂 𝛿 − ln 𝑅 𝑇+𝛿



Input listrik pada ambang adalah 𝛿 − ln 𝑅 𝐴ℎ𝑣𝐿 𝑇 + 𝛿 𝐴ℎ𝑣𝐿 ) ) 𝑃𝑡ℎ = ( ≈( . 2 𝜂𝜎𝜏𝑓 2 𝜂𝜎𝜏𝑓 Dalam menurunkan (3.64) dan (3.65) kami telah menggunakan pendekatan 2 (1 - R) / (1 + R) = −ln R. Juga untuk reflektivitas dari coupler output R = 0,9 atau lebih tinggi, istilah (−ln R)



dapat diganti dalam banyak kasus dengan transmisi cermin T with akurasi yang cukup. Dalam literatur laser, (3,65) kadang-kadang dinyatakan dalam istilah energi foton pompa; dalam hal ini ηQηS harus dikeluarkan dari η sejak hνL = ηQηShνp. Dari (3.65) berikut bahwa bahan laser dengan produk besar dirangsang penampang emisi dan masa fluoresensi (στf) akan memiliki ambang laser yang rendah. Efisiensi lereng σS hanyalah produk dari semua faktor efisiensi yang dibahas serangga. 3.4.1. Daya input Pth yang diperlukan untuk mencapai ambang laser berbanding terbalik sebanding dengan faktor efisiensi yang sama. Oleh karena itu, penurunan salah satu dari η ketentuan akan mengurangi efisiensi kemiringan dan meningkatkan ambang batas, seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3.4. Dalam ekspresi untuk σS dan Pth kita telah meninggalkan T dan δ dalam bentuk eksplisit, karena parameter ini tunduk pada pengoptimalan dalam resonator laser. Seperti yang diharapkan, lebih tinggi



Gambar 3.5. Daya keluaran laser dan fluks total di dalam resonator sebagai fungsi reflektifitas cermin. Parameter: I5 = 2,9 kW / cm2, 2g0 = 1, δ = 0,1, A = 0,4 cm2 kerugian optik δ, yang disebabkan oleh refleksi, hamburan, atau penyerapan, meningkatkan ambang batas daya input dan mengurangi efisiensi kemiringan. Dari (3.29) dan (3.36) kita dapat menghitung kerapatan daya di dalam resonator dan output laser sebagai fungsi dari kopling keluaran. Bentuk umum I dan Pout sebagai fungsi T ditunjukkan pada Gambar. 3.5. Kepadatan daya I maksimum jika semua radiasi terkandung dalam resonator, yaitu, R = 1. Pada 2g0 = δ - ln R fluks di dalam resonator adalah nol. Ini terjadi jika reflektivitas cermin keluaran demikian rendah, yaitu Rth = exp (δ - 2g0), bahwa laser hanya mencapai ambang pada yang diberikan memasukkan. Pout keluaran laser adalah nol untuk R = 1 dan Rth. Seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3.5, output mencapai maksimum untuk nilai spesifik R.



Diferensiasi (3,56) menentukan keluaran kopling Ropt, yang memaksimalkan Pout, i.e.,



−⁡𝑙𝑛𝑅𝑜𝑝𝑡 = (√



2𝑔𝑜 𝑙 ) 𝛿. 𝛿



Dari ungkapan ini dapat dilihat bahwa sistem berpenghasilan rendah memerlukan reflektivitas yang tinggi dan sebaliknya. Untuk laser cw-dipompa Nd: YAG koefisien gain biasanya di urutan g0 = (0,05-0,1) cm − 1 dan rentang kopling output optimal dari 0,80 ke 0,98. Angka yang lebih rendah adalah tipikal untuk laser multi-ratus Nd: YAG yang dipompa dengan daya input hingga 10 kW. Reflektivitas sangat tinggi untuk sistem yang sangat kecil. Sistem pompa berdenyut beroperasi pada daya pompa jauh lebih tinggi dan, sesuai, memiliki koefisien gain yang lebih tinggi. Sebagai contoh, industri khas Nd: YAG laser untukcutting sheet metal memiliki panjang pulsa 100 μs dan energi output 2J per pulsa. Dengan asumsi efisiensi sistem 2%, pulsa pompa memiliki daya puncak 1 MW. Mendapatkan koefisien untuk sistem berdenyut berada di urutan (0,3-0,5) cm − 1, dan output reflektivitas cermin berkisar dari 0,6 hingga 0,8. Sistem berdenyut yang juga Q-switched memiliki koefisien gain tertinggi, biasanya 1,5-2,5 cm − 1, dan coupler output reflektivitas adalah antara 0,4 dan 0,6. Memperkenalkan ekspresi untuk Ropt into (3.56) memberikan hasil laser yang optimal kopling keluaran



𝑃𝑜𝑝𝑡 = 𝑔𝑜 𝑙𝐼𝑠 𝐴(1 − √



𝛿 𝑙)2 2𝑔𝑜



Jika kita menggunakan definisi untuk g0 dan IS seperti yang diberikan sebelumnya, kita dapat dengan mudah melihat bahwa g0 IS = n2hν / τf, yang mewakili daya keadaan tereksitasi total per unit volume. (Yang serupa ekspresi akan diturunkan di Bab. 4 untuk energi yang tersedia dalam amplifier laser.) Oleh karena itu, daya maksimum yang tersedia dari osilator adalah Pavail = g0l IS A. Output daya optimal dapat dinyatakan sebagai Popt = ηEPavail, dimana



𝜂𝐸 = (1 − √



𝛿 𝑙)2 2𝑔𝑜



adalah efisiensi ekstraksi yang telah disebutkan dalam Sekte. 3.4.1. Perilaku ηE sebagai a fungsi dari rasio loss-to-gain δ / 2g0l digambarkan pada Gambar. 3.6. Efek yang merugikan



Gambar 3.6. Efisiensi ekstraksi ηE sebagai fungsi dari rasio loss-to-gain δ / 2g0l



Gambar 3.7. Efisiensi ekstraksi untuk resonator yang dioptimalkan sebagai fungsi single-pass logarithmic mendapatkan. Parameter adalah kehilangan resonator satu arah bahkan kerugian internal yang sangat kecil pada efisiensi ekstraksi cukup jelas. Untuk Misalnya, untuk mengekstrak setidaknya 50% dari daya yang tersedia dalam bahan laser, kerugian internal harus kurang dari 10% dari keuntungan tak jenuh. Prestasi a efisiensi ekstraksi tinggi sangat sulit dalam sistem cw karena keuntungannya adalah kerugian resonator yang relatif kecil, dan tidak terhindarkan dapat mewakili fraksi yang signifikan dari keuntungan. Pada Gambar. 3.7 efisiensi ekstraksi untuk resonator yang dioptimalkan diplot untuk nilai δ dan g0l yang berbeda. Efisiensi keseluruhan sistem laser solid-state berbanding lurus dengan efisiensi ekstraksi ηsys = Pout / Pin = ηEη. Jika seseorang membandingkan (3,71) dengan ekspresi untuk efisiensi kemiringan laser yang diberikan oleh (3.65), maka istilah pertama, yaitu efisiensi kopling, digantikan oleh ekstraksi efisiensi ηE.



Sensitivitas keluaran laser terhadap nilai T yang berada di atas atau di bawah Topt diilustrasikan pada Gambar 3.8. Untuk resonator yang baik over- atau undercoupled, the pengurangan daya dibandingkan dengan yang tersedia untuk Topt tergantung pada seberapa jauh sistem dioperasikan di atas ambang batas. Untuk osilator jauh di atas ambang batas, kurva memiliki luas maksimum dan kunjungan ± 20% dari Topt tidak mengurangi output lebih dari beberapa persen. Seperti yang telah kita lihat, resonator yang hilang dan penguatan material laser memainkan peranan penting bagian penting dalam proses optimasi sistem laser. Mengikuti metode terlebih dahulu diusulkan oleh Findlay dan Clay [3.4], kerugian resonator dapat ditentukan dengan menggunakan



Gambar 3.8. Sensitivitas keluaran laser untuk kopling keluaran tidak optimal cermin keluaran dengan reflektivitas yang berbeda dan menentukan daya ambang untuk penguat untuk setiap cermin. Menurut (3.7) kita dapat menulis −ln R = 2g0 - δ. Ekstrapolasi plot garis lurus −ln R versus Pth, pada Pth = 0, menghasilkan kehilangan resonator bolakbalik δ seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 3.9. Dengan δ ditentukan, sinyal kecil gain g0 sebagai fungsi daya input dapat diplot. Dari kemiringan garis lurus



Gambar 3.9. Pengukuran kerugian resonator serta produk dari semua faktor efisiensi terlibat dalam mekanisme transfer energi dari laser



Gambar 3.10. Input energi untuk laser yang diramalkan dari Nd: Laser kaca sebagai fungsi reflektifitas cermin garis kita juga dapat menghitung faktor efisiensi η. Dengan (3,61) dan (3,27) kita dapatkan 2g0l = 2ηPin / ISA, dan (3.72) dapat ditulis sebagai −ln R = (2η / ISA) Pin - δ. Gambar 3.10 menunjukkan contoh pengukuran ambang laser sebagai fungsi reflektifitas cermin dalam Nd: Laser kaca. Batang laser, panjang 15 cm dan 1 cm dengan diameter, dipompa oleh dua flashlamps dalam silinder elips ganda. Pengukuran mengungkapkan kerugian pada resonator δ = 0,21. Kemiringan garis lurus adalah 2η / IS A = 2.2 KJ − 1. Dengan nilai ini kita dapatkan untuk gain sinyal kecil logaritmik 2g0 = 2.2Ein (KJ). Laser Tiga Tingkat Kuasi Dalam Nd: YAG transisi laser pada 1064 nm berakhir pada tingkat Stark pada 2110 cm − 1, yang pada dasarnya kosong secara termal pada suhu kamar, sehingga membentuk Nd: YAG ebagai laser empat tingkat klasik.



Dalam beberapa dioda laser dipompa laser solid-state, seperti Yb: YAG dan Nd: YAG dioperasikan pada 946 nm, transisi laser berakhir pada level yang dekat dengan permukaan tanah dan karenanya dihuni secara termal. Di Yb: Tindakan laser YAG berakhir pada tingkat Stark manifold tanah pada 612 cm − 1. Untuk transisi 946-nm di Nd: YAG, tingkat laser yang lebih rendah ia 852 cm − 1 di atas permukaan tanah. Dalam kedua kasus tersebut ada populasi tingkat laser yang lebih rendah secara signifikan pada suhu kamar yang diberikan oleh a Distribusi Boltzman. Oleh karena itu laser ini memiliki karakter kuasi-tiga level di suhu kamar, dan sebagian kecil dari populasi keadaan dasar harus dipompa ke tingkat atas untuk mencapai transparansi. Dalam laser empat tingkat, ambang batas dicapai jika populasi berada pada tingkat atas memberikan keuntungan yang cukup untuk mengatasi kerugian seperti penyerapan residu dan hamburan, Kerugian Fresnel, dan kerugian kopling output. Dalam laser tiga tingkat kuasi, termal populasi di tingkat laser yang lebih rendah memperkenalkan kerugian tambahan yang disebabkan oleh sebagian reabsorpsi radiasi laser. Berbeda dengan kerugian yang dijelaskan di atas, yang adalah tetap dan independen dari intensitas, populasi tingkat laser yang lebih rendah bertindak sebagai a kehilangan saturable [3,5]. Pada atau di bawah ambang batas, kehilangan reabsorpsi laser kuasi-tiga-level memiliki maksimum α0 = σ fl N0, di mana N0 adalah konsentrasi total dopan, fl adalah populasi fraksional di bagian bawah tingkat laser, dan σ adalah penampang emisi. Untuk laser kuasi-tiga-tingkat, istilah kerugian saturable δs = 2α0l harus ditambahkan δ dalam (3.64) dan (3.65). Istilah kerugian tambahan ini meningkatkan ambang laser dan mengurangi efisiensi kemiringan. Ketergantungan penyerapan jenuh α (I) pada sirkulasi Intensitas I adalah fungsi dari distribusi spasial dan tumpang tindih pompa dan laser balok. Secara umum kita dapat menyatakan ketergantungan ini sebagai berikut 𝛼(𝐼) =



𝛼0 , 𝐼 1+𝐼 𝑆



dimana Is adalah intensitas saturasi yang diberikan oleh [3.5] 𝐼𝑠 =



ℎ𝑣 (𝑓𝑙 + 𝑓𝑢 𝜎𝜏)



Dalam (3.76) fU adalah fraksi populasi manifold atas di tingkat laser atas.



Dekat ambang batas, intensitas sirkulasi adalah nol dan kerugiannya adalah α (I) = α0. Sebagai Intensitas sirkulasi meningkat, transisi jenuh karena penyerapan kekuatan sirkulasi. Pada intensitas sirkulasi yang sangat besar, koefisien serapan α (I) pergi ke nol dan kehilangan reabsorpsi menjadi diabaikan. Pada saat itu lereng efisiensi mendekati laser empat tingkat. Jika kita menggunakan transisi 946-nm di Nd: YAGat suhu kamar sebagai contoh a kuasi-tiga-tingkat laser kami mendapatkan nilai-nilai berikut untuk koefisien penyerapan di ambang batas dan intensitas saturasi. Dengan fl = 0,0074, fU = 0,6, N0 = 1,5 × 1020 cm − 3, τ = 230 μs, dan σ = 4 × 10-20 cm2 mengikuti dari (3.74) dan (3.76) nilai α0 = 0,044 cm − 1 dan Is = 38 Kw / cm2. Sistem Tiga Tingkat Pembalikan populasi dalam sistem tiga tingkat sebagai fungsi dari laju pompa diberikan oleh (3.15). Jika kita mengalikan kedua sisi persamaan ini dengan emisi terstimulasi penampang σ21, kita dapatkan



𝑔𝑜 = 𝛼0



𝑔 𝑊𝑝 𝜏21 − (𝑔2 ) 1



𝑊𝑝 𝜏21 + 1



Gambar 3.11. Dapatkan input lampu versus lampu untuk sistem empat tingkat dan tiga tingkat



di mana α0 = σ21tidak adalah koefisien penyerapan material ketika semua atom ada dalam kondisi dasar. Dengan tidak adanya pemompaan, (3,77) menjadi g0 = −α0. Di Untuk sekadar analisis kami, kami mengasumsikan g2 = g1. Kami berasumsi sekarang bahwa WP laju pompa adalah fungsi linier dari pin input lampu, Pin WPτf = (η / AIS). Memperkenalkan (3,78) ke dalam (3,77) hasil 𝜂 (𝐴𝐼 ) 𝑃𝑖𝑛 − 1



𝑔𝑜 = 𝛼0 𝜂 𝑆 . (𝐴𝐼 ) 𝑃𝑖𝑛 + 1 𝑆 Dalam sistem empat tingkat, penguatan sinyal kecil berbanding lurus dengan laju pompa dan oleh karenanya untuk daya input dari sumber pompa. Dari (3.61) kami dapatkan g0 = (η / AIS) (Pin / l). Persamaan (3,79) dan (3,80) diplot pada Gambar 3.11. Karena kedua laser diasumsikan Agar berdenyut, Pin daya input telah diganti oleh energi input flashlamp Ein = Pintp, di mana tp = 1 ms adalah lebar pulsa pompa. Parameter lainnya adalah (η / ISA) = 10−6 W − 1, α0 = 0,2 cm − 1, dan l = 15 cm.



Gambar 3.13, relaksasi osilasi dari laser Nd. YAG, (a) jejak osiloskop menunjukkan perilaku sementara dari berosilasi olaticon: skala waktu, 20 s/div. (b) spektrum frekuensi osilasi relaksasi al tingkat daya keluaran yang berbeda: (A) 1,3 w. (b) 1.0 w. (C) 0.25 w Dari persamaan-persamaan ini, waktu perputaran itu sebanding dengan masa hidup yang spontan. Ini adalah alasan bahwa berosilasi relaksasi terutama diamati dalam laser solid-state di mana kehidupan atas negara relatif panjang Seperti kebanyakan laser solid-state, Nd:YAG menunjukkan gerakan relasi relaksasi. Gambar 3.13 menunjukkan jejak osiloskop pada osilasi relaksasi dari laser kecil yang menggunakan medan magnet. Osilasi adalah gelombang sinus damped dengan hanya isi kecil dari harmoni.



Spike suppression Osilasi relaksasi sejauh ini merupakan mekanisme yang paling dominan yang menyebabkan fluktuasi dalam output laser kondisi padat. alih-alih menjadi pulsa yang halus, output dari laser yang dipompa terdiri dari lonjakan karakteristik. pada laser solid-state dipompa



dengan



cw,



osilasi



relaksasi,



alih-alih



menyebabkan



lonjakan



output,



memanifestasikan diri sebagai osilasi teredam, sinusoidal dengan waktu peluruhan yang terdefinisi dengan baik. 3.5.1 Teori Pada banyak laser solid-state, outputnya adalah fungsi waktu yang sangat tidak teratur. output terdiri dari semburan individu dengan amplitudo acak, durasi dan pemisahan. laser ini biasanya menunjukkan apa yang disebut "spiking" dalam output mereka. kami akan menjelaskan fenomena pembentukan lonjakan dengan ara. 3.12. ketika sumber pompa laser pertama kali dihidupkan, ada sejumlah foton yang dapat diabaikan di dalam rongga pada frekuensi yang sesuai. radiasi pompa menyebabkan penumpukan ion tereksitasi linear dan populasinya terbalik.



osilasi laser tidak mulai menumpuk, pada kenyataannya, sampai setelah n2 melewati n2, sehingga bolak-balik gain dalam laser melebihi kesatuan. untuk menyelesaikan siklus proses relaksasi ini, begitu tingkat radiasi telah menurun di bawah tingkat kondisi-mapan yang tepat, laju emisi yang distimulasi kembali menjadi kecil. pada titik ini proses pemompaan dapat mulai membangun tingkat populasi n2 kembali ke atas dan melewati nilai ambang lagi. ini menyebabkan timbulnya ledakan laser lainnya, dan sistem dapat kembali melalui kinerja berulang dari siklus yang sama atau sangat mirip. Kita dapat mengabaikan istilah yang mengandung 𝜙 dalam (1.53) dan menulis: 𝑑𝑛 𝑑𝑡



= 𝑊𝑝 𝑛 tot



Dari persamaan laju dapat ditulis dengan mengabaikan laju pemompaan untuk populasi berlebih dan tingkat kehilangan rongga dalam (1,58) dan (1,61): 𝑑𝑛 𝑑𝑡



= −𝛾𝑐𝜎𝑛𝜙,



𝑑𝜙 𝑑𝑡



= +𝑐𝜎𝑛𝜙



inversi mencapai minimum pada 𝛾𝑐𝜎𝑛𝜙 = 𝑊𝑝 𝑛tot Siklus berulang, membentuk lonjakan lain. Solusi dari persamaan laju laser memprediksi rangkaian paku biasa dan teredam pada output laser. sebagian besar laser, bagaimanapun, menunjukkan paku yang benar-benar tidak beraturan dan tidak terurai. perbedaan antara teori dan eksperimen ini disebabkan oleh fakta



bahwa perilaku spiking padam dengan sangat lambat adalah sebagian besar laser solid-state dan karenanya bertahan selama siklus pompa lengkap. selanjutnya, guncangan mekanis dan termal dan gangguan hadir dalam laser nyata bertindak untuk terus-menerus menghidupkan kembali perilaku spiking dan menjaga dari redaman keluar. Kita sekarang memperkenalkan perturbasi kecil Δ𝑛 masuk ke steady-state dari inversi populasi n ; sama halnya, 𝜙 perturbasi yang dimasukkan ke dalam stat-state dari foton densitas foton. dengan demikian kita dapat menulis: 𝑑 2 (Δ𝜙) 𝑑(Δ𝜙) (𝜎𝑐)2 𝜙𝑛(Δϕ) = 0 + 𝑐𝜎𝜙 2 𝑑𝑡 𝑑𝑡 solusi dari persamaan ini memberikan variasi waktu dari kerapatan foton:



Δϕ ≈ exp [(−



𝜎𝑐𝜙 2



)] 𝑡 sin[𝜎𝑐(𝜙𝑛)]1/2 𝑡.



dengan diperkenalkannya kepadatan daya intrakavitas I dan waktu peluruhan foton



𝜏𝑐 , kita



peroleh:



𝜔𝑠 = √



𝜎𝐼 2ℎ𝑣 𝑎𝑛𝑑⁡𝜏𝑅 = 𝜏𝑐 ℎ𝑣 𝐼𝜎



Perhatikan bahwa semakin besar kerapatan daya I dan karenanya daya keluaran dari laser, semakin tinggi frekuensi osilator. decay time 𝜏𝑅 akan berkurang untuk daya output yang lebih tinggi.



Gain Switching Di bagian sebelumnya, dijelaskan teknik untuk menekan osilasi relaksasi; Proses penukar keuntungan — subjek yang dirawat di sini — fenomena spiking dieksploitasi untuk menghasilkan denyut nadi berkekuatan tinggi. Jika laser solid-state digelembungkan oleh laser lain, adalah mungkin untuk pompa pada kecepatan pompa yang sangat cepat sehingga inver populasi dan mendapatkan mencapai ambang batas yang sangat sempoa sebelum osilasi laser memiliki waktu untuk membangun dalam resonator. Karena radiasi meningkat dalam waktu, kemudian akan mengurangi populasi negara bagian atas. Respon dari laser terhadap pulsa pompa yang sangat cepat yang mendorong inversion jauh di atas ambang adalah dalam bentuk okulasi relaksasi digambarkan dalam Fig. 3,11 -13. Jika pulsa pompa tidak hanya cepat tetapi juga lebih pendek dari lebar dari puncak pertama osilasi relaksasi, radiasi yang dipancarkan dari sistem hanya akan terdiri dari lonjakan pertama. Inversion populasi akan divea untuk nilai di bawah batas laser setelah lonjakan pertama dan tidak akan tumbuh karena tidak ada energi pompa untuk mengisi populasi.



Penggunaan metode pengubah tenaga untuk meningkatkan daya puncak dari laser monolithic ic :YAG telah diuraikan dalam [3,12]. Sebuah operasi modus gerak longitudinal ditetapkan dengan memompakan osilator pada tingkat pompa ambang pintu 15 mW sekitar 500 us. Perangkat ini kemudian diganti dengan meningkatkan arus diode drive selama beberapa mikrodetik, yang menyesuaikan kekuatannya menjadi 50 mW. Ini menghasilkan pelepasan osilasi relaksasi dari kristal Nd:YAG. The gain switching puise adalah tumed ofi pada akhir rejaxation pertama osciiation. Oleh karena itu, pancaran pulsa relaksasi lebih lanjut dapat dihindari. Ini dibuat dalam gambar. 3,14. Drive-nya. Saat ini T = O diaktifkan dari nilai tepat di atas kondisi ambang batas ke nilai yang tinggi. Setelah 2 kami … osilasi relaksasi pertama telah dikembangkan. Pada titik itu, drive. Arus menuju sumber pompa dimatikan. Kedua mendapatkan switching dan Qswitching memungkinkan generasi pulsa pendek. Q diaktifkan pulsa dihasilkan dengan menyimpan energi di atas negara bagian dari medium aktif oleh pulsa pompa memiliki durasi pada urutan kehidupan atas negara. Setelah pembalikan dan keuntungan telah ditetapkan. Kerugian dalam resonator itu tiba-tiba dimatikan. Dalam pertukaran keuntungan, cncrgy disimpan sangat cepat di negara bagian atas, yaitu , gain diaktifkan sebelum radiasi di resonator memiliki waktu untuk membangun dari kebisingan. Dari diskusi ini, jelas mengapa penggantian jika dibandingkan dengan Q-switching hanya digunakan di srecia! Kasus dalam laser padat. Qswitch permite transfor pulsa pompa dengan daya yang relatif rendah dan durasi yang lama ke dalam emisi yang sangat pendek pulsa tenaga puncak tinggi. Misalnya, dalam laser pompa bensin biasa 200 kali, dan Q-switch output pulse pada urutan 20 ns. Yang menghasilkan kompresi waktu dari 4 perintah besarnya. Puncak daya dan lebar pulsa pompa dan keluaran laser berada pada urutan yang sama. Sebagai contoh dari laser yang tertukar keuntungan, kami mempertimbangkan pemompak Ti: safir witn adalah frekuensi doubicd Q-switched Nd:YAG. Safir adalah uit untuk memompa dengan aflashlamp karena jangka hidup pendek atas kita 3,2 membutuhkan pulsa pompa dengan lebar pulsa yang sama. Oleh karena itu, sumber pompa umum untuk denyut nadi: laser safir adalah frekuensi ganda, laser Q-switched Nd:YAG. Dalam contoh spesifik yang sama dengan [3,13]. Lebar pulsa 10 ns dari Nd: YAG pompa laser jauh lebih pendek dari 3,2 as seumur hidup di Ti:sapphire, dan denyut pompa juga secara signifikan lebih pendek dari waktu penumpukan daya yang mungkin pada urutan 50-200 ns. Karena denyut pendek pompa, inversi awalnya didorong jauh di atas ambang dan Ti:sapphire laser



menanggapi dengan emisi pulsa ganti dengan lebar pulsa pada urutan 10 40 tergantung pada intensitas sumber pompa.



Contoh Osilator Laser Laser Nd:YAG adalah laser yang paling sering digunakan dan paling serbaguna. Pemompakan dapat dilakukan melalui fash, ew adalah lampu, atau diode laser, dan laser dapat dioperasikan cw atau didenyutnya sehingga mencapai tingkat pengulangan pulsa dari satu tembakan sampai beberapa ratus megahertz. Dalam bagian ini kita akan menghubungkan karakteristik kinerja beberapa sistem ini dengan model osilator yang diuraikan dalam bab ini 3.6.1 lamp-struck cw Nd:YAG Laser Sebuah jenis pengproses yang banyak digunakan dalam pengrosesian material tor terdiri dari panjangnya 7.5 cm atau 10 cm dan dengan diameter 6.2 mm dipompa oleh dua lampu busur yang terisi. Daya masukan ke lampu bisa sampai 12 kW. Resonator optik ini biasanya terdiri dari dua cermin berlapisi listrik dengan pemisahan 30-40 cm. Kelengkungan cermin dan penyampaian dari kopling keluaran dipilih untuk performa optimal, yaitu serat keluaran dan kualitas balok. Dari gambar 3,15 hasilnya GAMBAR Adalah instruktif untuk menghitung kepadatan inversi di kristal Nd:YAG yang harus didukung untuk mencapai maksimum kecil sinyal koefisien go = 0,11 cm-1 mengasumsikan konsentrasi neodymium dari 1.38 x 1020 cm3 dan merangsang pemuat lintas bagian 2,8 x 1019 cm2. Hal ini mengikuti dari (3,12) bahwa pada masukan pompa maksimum hanya 0,28% dari total atom ncodymium yang terbalik. Persentase kecil dari atom pada tingkat laser atas adalah karena sifat empat tingkat dari transisi dan salib besar dari Nd:YAG. Untuk amirmortransmisi-0.15 gminkoefisien sinyal kecil di ambang pintu adalah sekitar g= 0,02 cm-1. Yang menghasilkan kepadatan penduduk negara bagian atas n 1016 cm-1. Dari nilai ini dan menggunakan (3,18) kita dapat menghitung total keluaran fluorescence dari laser di ambang batas, dengan v-2,3 cm? ,r, =230 us, hv= 1,86 x 10-19 Ws, salah satu mendapatkan P=130 W. Contoh perhitungan seperti itu diperlihatkan dalam ara.



3,18. Cermin refewhici memberikan kekuatan ouput untuk berbeda Gambar max output sampai 3.19 3.6.2 Diode sisi-dipompa Nd:YAG Laser Seperti yang akan dibahas di PSL. 6, sistem yang dioklesit dapat dibagi ke dalam sistem yang dipompa dan terakhir. Dalam geometri dipompa samping, arsinarnya ditempatkan sepanjang batang laser atau lempengan dan memompa bahan aktif yang tegak lurus ke arah penyebaran modus resonator laser. Dalam geometri pompa akhir, radiasi pompa adalah bertabrakan dan terfokus lon ke dalam materi laser collinier dengan modus resonator. Ransum ini mengambil keuntungan penuh dari spektral serta spasial sifat diodes laser di bagian ini, kami akan membahas contoh dari kedua kelas sistem Sebagai contoh: osilator Laser, pertama-tama kita akan membahas sebuah laboratorium sederhana seperti yang diilustrasikan dalam pada. 3.21. Sejumlah materi laser yang berbeda masing-masing setiap sisinya dipompa dengan susunan dioda yang didekatkan ke tong yang dipoles tanpa intervensi optis.



Susunan pompa terdiri dari setumpuk lima buah tongkat GaAlAs laser yang dipuluhsatu, yang masing-masing berisi 40 subarray laser. Diode array memproduksi 50 ml/pulse output dengan 200-us pulse width pada peringkat tertinggi saat ini 80 per pulsa. Pada saat itu, susunan tersebut memiliki garis keturunan sekitar 4 m. Gambar 3,22 menunjukkan keluaran dioda sebagai fungsi masukan listrik. Panjang gelombang keluaran diode-array adalah temperature-tuned dengan termo-electric dingin antara 805 dan 812 nm. Sebuah tahap penerjemahan digunakan untuk mengoptimalkan distribusi pompa dalam batang laser yang dipasang di atas wastafel panas yang sangat dipoles dan berlapis perak. Radiasi pompa yang dipancarkan dari dioda array memiliki perbedaan antara 40 x 10 lebar setengah maksimum. Permukaan berbentuk silinder yang digosok itu memfokuskan radiasi ke arah pusat, dan radiasi yang melewati materi yang aktif dipantulkan kembali juga ke pusat oleh permukaan belakang yang memantulkan cahaya. Keluaran tertinggi dicapai dengan pemisahan terkecil antara batang laser dan susunan dioda, yaitu. , sisi depan dari radar hampir menyentuh batang laser. Pemisahan yang lebih besar menghasilkan kerugian besar disebabkan oleh sudut yang sangat besar dari kejadian pada permukaan batang laser Bahan-bahan laser yang digunakan dalam percobaan yang dilakukan di laboratorium sang penulis (lihat juga [3,141) adalah diameter 3,5 mm kali 20 mm panjangnya, 1.1% dosis tongkat untuk sepanjang :YAG. Diameter 3,5 mm oleh 20 mm panjang, 1% dosis Nd:BeL rod, dan diameter 3 mm oleh 20 mm panjang, 6% Nd: gelas fosfat (Kigre Q-98) batang. Bei batang dipotong aiong sumbu "y" untuk memproduksi output iaser pada i. 07 um.



Resonator laser yang panjangnya 12 cm itu terdiri dari pemantul total cekung cekung yang bengkok 50 cm, dan reflektor keluaran yang sebagian datar. Keluaran dari laser multimode dan cocok bentuk daerah yang dipompa. Gambar 3.23 menunjukkan perhitungan distribusi radiasi pompa di dalam batang laser Nd:YAG diperoleh dari analisis jejak sinar yang memperhitungkan spektral dan



Persiapan dari sumbernya dan penyerapan spektral oleh laser materia! Sinar sinar laser memiliki bentuk yang hampir persegi, mengisi area antara deretan diode dan pemantul belakang. Titik panas yang terletak kira-kira di antara pusat batang dan pemantul belakang adalah hasil dari gerakan fokus dari permukaan silinder dan permukaan belakang. Daerah yang dipompa oleh tongkat laser berdiameter 3,5 mm itu sekitar 70% dari total penampang lintang atau a0,07cm Hasil dari laser diode-array-ompa ditunjukkan dalam ara. 3,24 dan 25. Keluaran laser mengikuti arus masukan ke dioda dengan kurang dari 10 penumpukan waktu dan sejumlah kecil osilator relaksasi. Oleh karena itu, untuk tujuan analisis, laser diasumsikan berada di rezim astead, Gambar 3.24 menunjukkan energi keluaran dari laser sebagai fungsi diode-array ump energi pada 0,8 m efisiensi optik lereng adalah 54% untuk Nd:YAG. 42% untuk Nd:BeL, dan 48% untuk Nd: kaca



Lintas bagian dan oleh karena itu keuntungan tertinggi koefisien. Oleh karena itu, untuk resonator yang sebanding, kerugian internal mengharapkan kopling keluaran tertinggi untuk Nd:YAG maieriai, menurut (3,66). Dari data percobaan yang disajikan dalam angka-angka ini, kita bisa mendapatkan gambaran yang cukup akurat dari berbagai langkah yang terlibat dalam konversi daya masukan listrik



ke keluaran laser. Tabel 3.1 mencantumkan nilai numerik untuk berbagai efisiensi untuk tiga materi laser. Efisiensi lereng diode np ditentukan dengan mengukur keluaran dengan meter daya atau penghematan sebagai fungsi input listrik. Pemindahan efisiensi nr adalah fungsi utama sebagai Fresnel kehilangan permukaan berbentuk silinder batang. Dalam kasus batang Nd:YAG, setengah dari laras yang menghadap ke arah arode adalah antirefiection (AR). Lapisan memiliki kurang dari 0.25% kerugian pada 810 nm untuk kejadian normal, tapi kerugian refection lebih tinggi pada sudut yang lebih besar. Kehilangan 1% refleksi adalah nilai rata-rata diperoleh dengan mempertimbangkan semua sudut. Dua bahan lainnya tidak dilapisi; Oleh karena itu bayangan kerugian lebih tinggi. Efisiensi penyerapan n, dihitung dengan menggunakan kode komputer yang secara khusus dirancang untuk pemomaan materi diode ([3,15], lihat juga PSL. 6 untuk detail) dalam pekerjaan ini, penyerapan radiasi laser diode untuk sejumlah laser dikalangkan dibandingkan panjang jalur dalam bahan laser. Dari referensi ini disebutkan bahwa untuk laser Nd:YAG, misalnya, sekitar 70% dari peristiwa radiasi diserap sepanjang jalan a3-mm. Ini adalah tentang jarak rata-rata antara permukaan depan dan pemantul belakang kristal berdiameter 3,5 mm. Dari insiden radiasi pada pemantul belakang, 30% diperkirakan hilang karena penyerapan dan pencerai-beraian dan radiasi dipantulkan ke daerah di luar wilayah gain. Nd:BeL. Nd:Glass memiliki koefisien penyerapan yang lebih tinggi untuk radiasi dioda: karena itu a sedikit lebih tinggi untuk bahan-bahan ini. Efisiensi penyerapan sebagai fungsi dari ketebalan matenai dan gelombang pompa pompa untuk sejumlah materi pengikis Nd dapat ditemukan dalam [3,16]. Pergeseran Stokes hanyalah rasio pompa dan panjang gelombang laser, dan efisiensi kuantum adalah parameter bahan. The coupling n, telah menghalangi ditambang dengan mengukur resonator kerugian menurut metode yang diuraikan dalam sekte. 3,4.2. Untuk Nd: YAG, kehilangan resonator perjalanan pulang pergi adalah 1.5%, d



Nd-Gless, loes masing-masing 1,8 dan 1%. 3 bahan ini adalah yang 10% untuk Nd:YAG dan 6% untuk Nd:BeL dan Nd:Glass. Efisiensi tumpang tindih balok memperhitungkan radiasi pompa di daerah yang belum mencapai ambang batas. Hal ini paling tidak diketahui dari semua parameter dan disesuaikan sedemikian rupa sehingga produk dari istilah yang setuju dengan efisiensi lereng yang diukur. Efisiensi optikal slopo o=Tnansnoncs adalah lereng kurva di ara. 3.24 mewakili keluaran laser vs daya pompa optik, sedangkan efisiensi lereng listrik adalah lereng keluaran laser vs kurva masukan listrik yang mencakup np. Kita sekarang akan menghitung sejumlah parameter laser dari data ini dengan menggunakan laser Nd:YAG sebagai contoh. Dari nilai di meja 3,1, seseorang dapat menghitung keuntungan dari laser sebagai fungsi daya masukan. Dari (3,61) dan dengan A= 0,07 cm2. Ls =29 x 10w/cm", dan Atp= 200 8o1 =15 x 10-3 Ep/ml,



(3,88)



Atau jika kita ingin mengekspresikan keuntungan dalam hal daya masukan listrik kita harus memperkenalkan ke (3,61) karakteristik diode Ep =mp(Ein-ETHp). Keuntungan laser vs yang tak terduga cnergy masukan 8ol= 6,9 x 10-3(Ein-29mJ)



(3,89)



Ditunjukkan dalam ini nigure adalah ancaman untuk tne dioaser dan solid-state laser. Keuntungan maksimum single-pass untuk laser adalah Go = exp(gol) = 2.1. Keluaran laser pada tingkat gain ini adalah Eout = 24 mJ, energi yang tersedia di bagian atas lcvel mengikuti (3,68); Dengan nilai-nilai di atas satu tetap Eaail =30 mJ. Oleh karena itu, kemampuan ekstrasi laser adalah nE = 0,80. Nilai ini juga dapat diperoleh dari (3,70). Transmisi laser optimum menurut (3,66) juga = 0,13.



Menempatkan nilai ini ke dalam (3,65) memberikan masukan energi ETu=11 mJ. Nilai - nilai ini cukup selaras dengan data yang telah diukur. Pembaca diingatkan bahwa parameter kinerja ini didasarkan pada nilai rata-rata dari profil berkas multimode yang sangat tidak seragam dan multimode. Contoh berikutnya menggambarkan kinerja osilator sisi yang relatif besar. Sistem ini menghasilkan energi per pulsa sekitar 0,5 J ar tingkat pengulangan 40 Hz masalah desain kritis untuk laser ini termasuk penghapusan panas dari tabung sinar dan laser, dan tumpang tindih pompa dan resonat volume mode. Dalam konfigurasi sisi, susunan sinar laser tidak diperlukan untuk koheren, dan daya pompa dapat dengan mudah disesuaikan dengan beberapa susunan susunan di luar batang atau di sepanjang porosnya. Bukannya satu dierarray memompa kristal laser, laser khusus ini menggunakan 16 diode-arrays terletak secara simetris di sekitar batang. Sebagaimana diperlihatkan dalam ara. 3,28, pompa diode diatur dalam empat cincin. Cach terdiri dari empat gudang. Karena panjang setiap larangannya adalah saya cm, panjang total 6,6 cm x 0.63 cm kristal YAG adalah 4 cm. Pengaturan ini memungkinkan penggabungan wastafel panas yang besar dan didinginkan untuk menyingkirkan panas, dan juga menyediakan profil pompa yang sangat simetris. Delapan simetri dihasilkan oleh



berputar cincin yang berdekatan diodes oleh 45. Foto dari desain yang sangat padat juga terlihat dalam gambar. 3,28. Susunan yang simetris dari sumber-sumber pompa di sekitar batang menghasilkan distribusi pompa yang sangat seragam, seperti diilustrasikan dalam gambar. 3.29 profil intensitas menampilkan keluaran fuorescence dari batang yang diambil dengan kamera CCD. Dalam ara. 3.30, keluaran vs input pompa optik dipompa untuk multimode long dan operasi mode TEMoo. Ditampilkan juga keluaran untuk operasi Qswitch TEMn. Konfigurasi resonator untuk operasi multimode yang panjang digambarkan dalam ara. 3,31. Kinerja mode TEMo dicapai dengan cermin refietivitas variabel dan struktur konvulator kontur, yang akan diuraikan dalam PSL. 5



Di sini Eop adalah energi optik pompa dari 16 dioda array, masukan listrik energi yang dibutuhkan untuk mencapai Eot adalah Eou = 0,5 (Ein-640 mJ)



(3,91)



Menggabungkan dua kurva masukan output-berkaitan keluaran laser dengan energi masukan listrik Eot = 0,25 (Ein-1000 mJ). Cff dari laser adalah 25% dan efisiensi listrik keseluruhan pada keluaran maksimum 460 mJ per denyut adalah 16%. Kopling keluaran optimal sudah ditentukan cxperimental. Gambar 3.32 menunjukkan alur keluaran laser untuk nilai yang berbeda dari reflektivitas. Faktor-faktor effciency yang berbeda dari eystem tercantum dalam tabel 3.2. Efisiensi lereng dari dioda array diukur dengan meter daya. Efisiensi lereng dari laser adalah 25% dan efisiensi listrik keseluruhan pada



Keluaran maksimum 460 mJ per denyut adalah 16%. Percobaan ditentukan. Gambar 3.32 menunjukkan alur keluaran laser untuk berbeda. Nilai dari reflektivitas faktor-faktor efisiensi perbedaan sistem ditetapkan. Tabel 3.2. Efisiensi lereng dari dioda array diukur dengan meter daya.



Gambar



CINCIN LASER Dalam osilator yang telah kita bahas sejauh ini, dua gelombang berlawanan gelombang perjalanan menghasilkan gelombang tetap dalam resonator. Di sebuah osilator yang terdiri dari resonator seperti cincin, menggunakan tiga atau empat cermin dan gerbang optik yang tidak timbal balik, gelombang pengelana dapat dihasilkan. Gerbang optik memberikan kerugian besar bagi salah satu dari dua gelombang yang saling bertolak belakang. Gelombang dengan kerugian tinggi ditekan, dan keluaran seragam dari laser adalah obtrained. Konfigurasi rongga laser khas dari osilator gelombang perjalanan ditampilkan dalam ara. 3,38. Sistem ini terdiri dari resonator empat cermin persegi, sebuah Brewster.



Berakhir batang laser, piring aλ/2, dan rotator Faraday. Tiga cermin dilapisi untuk reflektivitas maksimum pada panjang gelombang laser dan cermin keempat adalah sebagian trans parent. Gerbang optik yang seragam dibentuk oleh pelat gelombang setengah dan rotator Faraday, yang terdiri dari batang kaca yang terletak di dalam medan magnet aksis yang dihasilkan oleh karat. Diferensial ∆𝛼: ∆𝛼 = 𝑠𝑖𝑛2 (𝛽 + 𝜃) − 𝑠𝑖𝑛2 (𝛽 − 𝜃) Sebuah rotator Faraday biasa terdiri dari magnet permanen dan sebuah kaca dengan konstan Verdet tinggi. Untuk keluaran daya maksimum, setengah gelombang pelat dan intensitas medan magnet pada rotator Faraday disesuaikan sehingga -8. Kemudian kehilangan entre, proporsional dengan 4e, dialami hanya pada arah jarum jam, meninggalkan gelombang di arah berlawanan tidak terarah. Sebagai hasilnya laser akan berosilasi dalam gelombang searah. Alih-alih empat rongga empat cermin persegi, sebuah rongga tiga cermin dapat digunakan dengan baik. Selain itu, tongkat yang akhir brewlebih dapat diganti dengan sebuah polarizer dan batang berujung lemaknya. Dalam beberapa desain, sebaliknya daripada menggunakan rotator Faraday, metode perjalanan dihasilkan dengan menggunakan resonator asimetris (3,29). Osilator gelombang perjalanan telah menghasilkan minat terutama sebagai cara untuk menghilangkan "pembakaran lubang spasial" (sekte. 5.2) disebabkan oleh distribusi gelombang standing-gelombang intensitas dalam osilator konvensional. Sejak osilator gelombang perjalanan dari jenis yang digambarkan dalam ara. 3,38 lebih rumit untuk membangun dan membutuhkan lebih banyak komponen optik dibandingkan dengan osilator gelombang berdiri, sistem ini tidak menemukan aplikasi yang nyata di masa lalu. Namun, minat dalam laser gelombang perjalanan telah meningkat secara dramatis dengan munculnya diodes laser sebagai pompa praktis untuk laser Nd:YAG. Desain ringkas



yang dibuat mungkin dengan geometris men-diode-laser yang diberi tekanan akhir telah menghasilkan laser cincin monolithik di mana fungsi unsur-unsur yang ditunjukkan dalam ara. 3.38 dilakukan oleh kristal Nd. Laser cincin seragam berisi tiga elemen penting: sebuah polarizer, pelat setengah-gelombang, dan rotator Faraday. The polarizer, setengah-wave plate setara, dan Faraday rotator semua terkandung dalam cincin Nd non-planar: YAG laser pertama kali diusulkan oleh Kane dan Byer (3,30], dan diilustrasikan dalam ara. 3,39. Dengan medan magnet yang ada pada arah yang diperlihatkan, kristal YAG itu sendiri bertindak sebagai rotator Faraday, dengan total pembalakan reffeksi internal yang memantul (diberi tanda a dan C) sebagai reaksi paruh gelombang, dan kopling keluaran (mirror D) berfungsi sebagai polarizer sebagian (kaca) polarisasi hasil dari kejadian yang tidak normal pada cermin output.



Cincin resonator laser telah dipelajari secara luas dan dikembangkan terutama untuk operasi satu frekuensi dan sistem terkunci. Seperti yang akan kita bahas di aliran. 5.2.3, perangkat ini penting sebagai laser benih untuk suntikan yang mengandung guncangan angin pengikisan cincin monolithik menghargai penggunaan eie intracavity seperti yang diperlukan untuk efisien generasi kedua harmonik, Q-switching, atau tuning dari output frekuensi tunggal. Untuk kasus ini, cincin sinar laser dipompa laser yang tersusun dari diskrit clements



dapat dibangun [3,35, 36). Sebuah intracavity Frekuensi dua kali lipat :YVO, cincin laser yang menghasilkan 8.5. Jalan keluar 532 nm. Diuraikan dalam [3,37].



Balok pompa yang dihasilkan oleh laser argon menyediakan pemompaan akhir Ti: safir Kristal. Faraday rotator dan kombinasi dua-gelombang memastikan Operasi. Filter birefringent dan etalon, komponen resonator yang tersisa, adalah untuk pemilihan panjang gelombang dan mempersempit garis batas garis masing-masing.