Спосіб одержання когерентного оптичного випромінювання

Спосіб одержання когерентного оптичного випромінювання, що включає створення в активному середовищі сигналу з довжиною хвилі 1 , який відрізняється тим, що додатково створюють в активному середовищі, що містить, переважно, азот, сигнал з довжиною хвилі 2  1 , що випереджає за часом не менше 10 нc сигнал з довжиною хвилі 1 , щільністю енергії W , що задоволь Корисна модель належить до квантової оптики і може бути використана переважно у верхніх шарах атмосфери й іоносфері для рішення технологічних завдань, одержання та передачі енергії на відстань. Відомі способи одержання оптичного випромінювання засновані на створенні інверсно заселеного активного середовища [1], коли на верхньому енергетичному рівні число часток більше, ніж на нижньому (з урахуванням статистичної ваги). Для одержання активного середовища необхідний газ (робоче тіло), що має потрібними швидкостями переходів з рівня на рівень, забезпечити умову для його порушення й швидкого охолодження [2]. Для збудження середовища використовуються електричний розряд (накачування електронним ударом), хімічні реакції (хімічне накачування), тепловий вплив і т. д. Недоліком відомих способів є більші витрати енергії або велике використання маси. Найбільш близьким до пропонованого способу одержання когерентного оптичного випромінювання є спосіб, описаний у роботі [3]. Даний спосіб заснований на збудженні активного середовища, укладеного в замкнутому циліндричному об'ємі, короткохвильовим сонячним випромінюванням і знятті збудження в інверсно заселеному активному середовищі в місці розташування одного із дзеркал шляхом введення уздовж осі дзеркала запалювального випромінювання на довжині хвилі  . У цьому випадку виникає імпульсне випромі нювання в оптичному діапазоні. Спосіб використовується на висотах, де існує короткохвильове випромінювання Сонця (висота більше 90 км). Недоліками способу, прийнятого як прототип, є мала потужність когерентного оптичного випро-2 мінювання (1...10 Вт), малий коефіцієнт перетворення енергії збудження активного середовища в когерентне оптичне випромінювання. В основу корисної моделі поставлена задача удосконалити спосіб одержання когерентного оптичного випромінювання шляхом зменшення часу переходу квантів енергії з верхнього енергетичного рівня молекули азоту на нижній, що дозволяє збільшити потужність когерентного оптичного випромінювання й підвищити коефіцієнт перетворення енергії збудження активного середовища в когерентне оптичне випромінювання. Поставлена задача вирішується тим, що в способі одержання когерентного оптичного випромінювання й створення в активному середовищі сигналу з довжиною хвилі  1 , в активному середовищі, що містить, переважно, азот, додатково створюють сигнал з довжиною хвилі  2  1 , що випереджає за часом не менше 10 нс сигнал з довжиною хвилі 1 , щільністю енергії W , що за няє співвідношення: W n2  n1T  1, а обидва сигнали направляють в одну сторону, при цьому: W - щільність енергії сигналу; n1 - об'ємна щільність молекул азоту (N2), що перебувають на рівні "1"; n 2 - об'ємна щільність молекул азоту (N2), що довольняє співвідношення: W n2  n1T  1 , а обидва сигнали направляють в одну сторону, при цьому: W - щільність енергії сигналу; n1 - об'ємна щіль (19) UA (11) 67193 (13) U перебувають на рівні "2"; T - температура часток. 3 ність молекул азоту (N2), що перебувають на рівні «1»; n 2 - об'ємна щільність молекул азоту (N2), що перебувають на рівні «2»; T - температура часток. Таким чином, створення сигналу з довжиною хвилі 2  1 , що випереджає за часом не менше 10 нс сигнал з довжиною хвилі 1 , щільністю енергії що задовольняє співвідношенню W, W  1 , а обидва сигнали направляють в n2  n1T одну сторону, дозволяє збільшити потужність когерентного оптичного випромінювання й підвищити коефіцієнт перетворення енергії збудження активного середовища в когерентне оптичне випромінювання. Суть корисної моделі пояснюється кресленням, на фіг. 1 зображена структурна схема пристрою, що реалізує пропонований спосіб. Цей пристрій складається з генератора 1, що виробляє сигнал з довжиною хвилі  2 , генератора 2, що виробляє сигнал з довжиною хвилі 1  2 , дзеркала 3, установленого на апараті 4. Цифрою 5 позначений сигнал з довжиною хвилі  2 , а цифрою 6 - сигнал з довжиною хвилі 1 . Робота даного пристрою відбувається в такий спосіб. Спочатку за допомогою генератора 1 створюють сигнал 5 з довжиною хвилі  2 . Потім за допомогою генератора 2 створюють сигнал 6 з довжиною хвилі 1 . Ці сигнали виводяться через дзеркало 3 у активне середовище навколо апарата 4, яке складається, переважно, з азоту (іоносферу) і збуджується сонячним випромінюванням. При цьому сигнал 5 з довжиною хвилі  2 виводиться з випередженням не менше 10 нс стосовно виводу сигналу 6 з довжиною хвилі 1 . Обидва сигнали виводяться в ту саму сторону. У результаті впливу сигналу 5 з довжиною хвилі  2 на активне середовище, уже збудженого сонячним випромінюванням, це середовище стає інверсно заселеним. Запізнілий сигнал 6 з довжиною хвилі 1 , подібно сигналу в підсилювачі, приводить до появи індукованого випромінювання в активному середовищі, тобто сигнал з довжиною хвилі 1  337,1 нм служить для збору енергії збудженого активного середовища (азоту) і його напрямку від літального апарата 4. Дзеркало 3 використовується для відбиття виникаючого спонтанного випромінювання в заданому напрямку. Відомо, що на висоті більше 300 км, потік ультрафіолету (УФ) викликає багатофотонну іонізацію. Ступінь іонізації УФ становить кілька відсотків [4] . Це підтверджує точку зору, що на висоті більше 300 км спостерігається сильне підвищення заселеності верхніх рівнів молекулярного азоту. Молекулярний азот можна використовувати як активне середовище (робочого тіла) для створення лазера на електронно-коливальних переходах [5-7]. Цей лазер генерує на довжині хвилі 1  337,1 нм. На фіг. 2 наведена схема енергети 67193 4 чних рівнів молекули азоту. Лазер, заснований на переході, представленому на фіг. 2 молекул азоту, має надзвичайно високий коефіцієнт підсилення, що дозволяє одержувати генерацію випромінювання тільки з одним дзеркалом. На фіг. 2 заради простоти для кожного електронного стану показаний тільки один нижній коливальний рівень (V=0). Перехід, що відповідає 1  337,1 нм, відбувається між щонайнижчими коливальними рівнями збу3 джених електронних станів С Пи (стан С) і станом 3 В Пд (стан В). Час життя стану С 40 нс, тоді як для стану В воно дорівнює 10 мкс. Запропонований спосіб справедливий для трирівневих систем (фіг. 3), де час переходу t12 з рівня «1» на рівень «2» більше часи переходу t23 з рівня «2» на рівень «3», а час переходу t23 залежить від величини зовнішнього прикладеного індукованого випромінювання, тобто частоти переходу з рівня «2» на рівень «3». Це приводить до зменшення часу переходу квантів t23 і як би ефективно підвищуємо заселеність рівня «1» по відношенню до рівня «2». Тоді відповідно до формул Ейнштейна про переходи, імовірність переходу з рівня «1» на рівень «2» значно підвищується. В окремому випадку ми рекомендуємо як активне середовище азот, де перехід з рівня «1» на рівень «2» здійснюється за допомогою сигналу з довжиною хвилі 1  337,1 нм, а перехід з рівня «2» на рівень «3» - за допомогою сигналу з довжиною хвилі 2  10,6 мкм. Тому вибрані нами величини 1  337,1 нм, час випередження сигналу з довжиною хвилі  2 в порівнянні із сигналом з довжиною хвилі 1 на 10 нс відповідають вибраному активному середовищу (азоту). Якщо використовувати інші активні середовища, то параметри будуть іншими. Відомо [4], що характерна енергія теплових шумів в іоносфері для вибраної нами області (більше 300 км) становить порядку 0,1 еВ. Енергія створюваного в способі сигналу повинна перевищувати цей рівень (у противному випадку сигнал наростає з теплових шумів і не має напрямку, тобто напрямок хаотичний). Таким чином, енергія сигналу (імпульсу) повинна бути така, щоб співвідноW E шення щільностей енергії або  1. n0 T 8nT Так як вибрана нами висота більше 300 км, де 8 -3 n0=10 см , Τ=0,1 еВ, то звідси випливає оцінка на електричне поле E в імпульсі сигналу лазера: E2  104 або E  102 еВ. 8nT Звідси й вибирається рівень енергії імпульсу. Довжина хвилі 2  1 береться для того, щоб забезпечити перехід на необхідний енергетичний рівень. Посилення лазерного випромінювання у випадку монохроматичної плоскої хвилі когерентно підсумується (зі збереженням фази), що приводить до збільшення інтенсивності на одиницю довжини [5]. 5 dI C2g   I0 ,  n2  n1 dZ 8n22tcn де  - частота сигналу; n - показник переломлення середовища; I - інтенсивність хвилі, що біжить; n 2 - об'ємна щільність молекул азоту, що перебувають у збудженому стані «2»; n1 - об'ємна щільність молекул азоту, що перебувають у збудженому стані «1»; g - формфактор, що враховує розширення лінії випромінювання, наприклад, для розширення, обумовленого допплерівським зрушенням через тепловий рух молекул: g   2ln 2     0 2  ,    exp 4ln 2  12 2    D D        D  2 0 1 2 2kT ln2, MN2 де MN2 - маса молекул азоту; tcп - час спонтанного випромінювання рівня «2». На висотах 300...400 км n2  n1  3  108 см3; Т  1300град; n  1 tcп  108 с ; 3 для рівня С Пи; D  4  15  109 Гц [5, 6]. , Тоді g   2ln 21 2  12  D  1 1  , 2 D  1  4ln 2 o  0   2  D    звідси   dI 1 2 1 ,  I  3  108   dZ 8  D  t cn    dI 1 1   103  I ;I  I0 Zz;  z   103 см1. dZ 5 5 Таким чином, виходить, що на відстані 50 м інтенсивність випромінювання збільшується в «e» 67193 6 раз. При цьому потрібно враховувати [7], що попе3 редньо повинен бути очищений рівень В Пд, час життя якого більше 10 мкс. Тому й створюються два сигнали на 1 та  2 , що відстоять один від одного на 10 нc. Перший сигнал 2  очищає нижній рівень. За цей час відбувається накачування верхнього рівня ультрафіолетовим випромінюванням Сонця, і наступний сигнал 1 індукованим чином уже збирає енергію заселених рівнів. Такого типу посилення може працювати тільки в імпульсному режимі [5, 6], однак частоту посилок можна 5 підняти до 10 Гц, то це вже буде квазібезперервний режим. Приведемо оцінку коефіцієнта корисної дії. Тому що квант енергії генерації hw1  hw2 , то ККД дорівнює: hw1 3370    70 %. hw1  hw 2 3370  1000 Такий коефіцієнт корисної дії у 3 рази перевищує коефіцієнт корисної дії прототипу. Джерела інформації. 1. Прохоров А. М. / УФН, 1965. - Т. 85. - № 4. С. 599. 2. Басов Н. Г. и др. УУФН, 1960. - Т. 72. - № 2. С. 161. 3. Справочник по лазерам. - Μ.: Сов. радио, 1978. - Т. 3. - С. 71. 4. Гуревич А. В., Шварцбург А. Б. Нелинейная теория распространения радиоволн в ионосфере. - М.: Наука, 1973. - Табл. 1.1, 1.2. 5. Звелто О. Физика лазеров. - М.: Мир, 1979. 6. Каслин В. М., Петраш Г. Г.. Импульсные газовые лазеры на электронных переходах двухатомных молекул. - М.: Наука, 1975 / Труды ФИАН. Т. 81. 7. Н. В. Карпов. Лекции по квантовой электронике. - М.: Наука,1983. - С. 189. 7 Комп’ютерна верстка А. Крулевський 67193 8 Підписне Тираж 23 прим. Державна служба інтелектуальної власності України, вул. Урицького, 45, м. Київ, МСП, 03680, Україна ДП “Український інститут промислової власності”, вул. Глазунова, 1, м. Київ – 42, 01601