Revista Mexicana de Física 19 (1970) FA91-FAI14

LASER DE RUBl DE PULSO GIGANTE

R. Escudero y R. Magar

C~ntro d~ lnv('stigación d~ J\tat('ria/rs

Unív~rsidad Naci071a/ d~ ¡\Iéxico

FA91

ABSTRACT: We discuss the design and construction ol a giant pulse ruby

laser. Thc design is based (heore(ical1y on (he Sta(Z and De

Mars equa(ions. The. laserprod~ces pulses of l. SMW(hat havc

a duration from 8 to 10 ns.

1. INTRODUCCION

Cuando se analiza la salida de un láser pulsado de rubí, se encuen"tra que esta consiste de una serie de pulsos irregulares y aparentemente dis ...tribuidos al azar; este fenómeno hace que las aplicaciones 'se vean un tantolimitadas en campos en donde el tiempo y el control en las pulsaciones es unfactor importante; sin embargo algunos investigadores!. 2 • .3 han desarrolladovarias técnicas que han hecho posible el control de las pulsaciones y al mis'"roo tiempo incrementan la potencia de salida del láser. A esta forma de ope ...rar un láser 'se le ha llamado técnica de pulso gigante, o láser modulado en

Q.El rápido desarrollo de este tipo de láser obedece a 'su gran utilidad

en algunos campos de la industria y de la investigación. Entre las aplica-ciones más importantes se encuentran las de micromaquinado, microsoldadu-ra, fotografía de muy alta velocidad, comunicaciones por pulsos especialmen-

FA92Escudero y Magar

te en el espacio exterior y producción de efecto Raman y Raman estimuladoen el estudio de los espectros vibracionales y rotacionales de algunas molé.culas.

l. 1. Teoría del pulso giganre

Hellwarrh y McClung1 han demostrado que se pueden oh,ener pulsosde gran potencia Con láseres, cuando el principio de la emisión estimulada.se retarda, hasta que se hayan alcanzado niveles de excitación muy por en-cima del umbral de oscilación. Esta forma de operación de un láser para lageneración de pulsos de gran potencia es conocida Como láser disparado, lá.ser de pulso gigante ,ó láser modulado en Q; este último nombre se debe aque ~lfactor de calidad Q del resonador se altera haciendo que tenga pérdi-das grandes antes del disparo, o inicio de la oscilación.

Descriprivamente el proceso de generación de un pulso gigante ocurrede la manera 'siguiente:

Al iniciar el bombeo al material láser, se hace que la cavidad ópticatenga muchas pérdidas para que el flujo de fotones no empiece la emisión es-timulada; en ese intervalo el factor de calidad Q es muy bajo v aunque laenergía almacenada en el material láser sea alta, las pérdidas de la cavidadsobrepasan a este valor 'siendo imposible que principie la emisión estimula-da. Después de un cierto tiempo en que se ha almacenado una cantidad con-siderable de energía, la Q de la cavidad repentinamente 'se incrementa, au-mentando por consiguiente el flujo de fotones y'por tanto iniciando la emi-sión estimulada. En este proceso la energía almacenada en los átomos ex-citados 'se convierte a radiación óptica, y el láser emite un pulso de gran po-tencia.

Varios elementos importantes están involucrados en el proceso de al-teración del factor de calidad4; se requiere primero que el material láser seabombeado rápidamente para prevenir la emisión espontánea de los átomos ex-citados y por consiguiente evitar que se despueble el nivel superior, por loque para incrementar la efectividad del bombeo, es conveniente un estadoexcitado de vida media larga.

Un segundo elemento importante es usar interruptores que disparenrápidamente comparados con el tiempo de levantamiento de la densidad defotones en la cavidad.

Al examinar las ecuaciones que rigen los procesos de emisión esti-mulada en el período que 'sigue al disparo, se despreciarán los efectos deprocesos lentos en comparación con la formación del pulso gigante; en par-ticular, se desprecian los efectos de bombeo continuo y de emisión espon-

Lá~,de Pulso G,'gante FA93

.tánea al ¡nvenirse la pobladón9; bajo las circunstancias descritas, .se obtie-nen dos ecuaciones diferenciales alineales de las cuales la primera integralnos da información acerca de la energía del pulso y de la potencia pico de 'sa-lida.

1.2. Ecuaciones de Statz y de Mats

El materialláser'se puede caracterizar por los parámetros .siguientes:No' el número de iones activos en el elemento de volumen, T.:J' la vida mediade decaimiento espontáneo y ao ' el coeficiente de absorción .sin excitación.

La geometría del láser .se caracteriza por los 'siguientes parámetros:V el volumen del material láset, I la longitud del láset, y L la distancia óp.tica entre los reflectores.

El estado físico del láser está caracterizado por las 'siguientes varia-bles: <p, la densidad de fotones a la frecuencia del láser, y N = N - N ,la

2 1inversión de población por unidad de volumen.Un parámetro importante del dispositivo es el coeficiente de pérdida

y, el cual es la fracción de fotones perdidos en un solo pase, y puede sersubdividido en 'Y = Y + Y , en donde y representa la fracción de forone s

1 2 1emitidos y 1'2 representa las pérdidas .incidentales.

El tiempo por pase es tI = L/c; por lo tanto la vida media de un fOlóndentro del resonador es T = ti/Y; esta es la unidad fundamental de tiempocaracterística del láser.

El estado inicial para la formación del pulso .se logra al bombear el lá-ser Con una fuente ,óptica y hacer que el coeficiente de pérdida He gue a unvalor f3 mucho mayor que 1'. Durante este período de excitación, la inver-sión de población aumenta desde - No hasta un valor positivo Ni ; la densidadde fotones también aumenta a un valor cP.., y para t = O el coeficiente de pér-•didase reduce a y y la formación del pulso principia.

Los fotones 'se amplifican en el láser a la razón <J; al viajar una dis-ca

tancia x en el medio activo; a es el coeficiente de amplificación y'satisfacela ecuación:

a=a!!-o N

o(l.!)

La longitud total del láser se atraviesa l/t veces por 'segundo. Los foto.1

nes 'se pierden a la razón 1J/T; por lo tanto, despreciando fotones creadospor emisión espontánea, la variación de densidad de fotones 'se describe por18:

FA94

dcf; ~ aldI I

1

cf;-~cf;.T

Escudero y Magar

(1.2)

Si la contribución de bombeo continuo se desprecia, la densidad de inversiónde población varía de la .siguiente forma,

dNdI

~- 2 al cf; .I1

(l.3)

Eliminando a por medio de (1. 1) e introduciendo las variables normalizadas

se tiene que

n ~ NINo '

!!..eLdI

a I~ _0_ nq; - ~ q;

lIT(l. 4)

dndI~- 2a I

__ 0_ nq;/1

(1.5)

.si .sesustiluye T por l/Y, 11 por liT y Y por annpl, en donde np es la in-versión de población correspondiente al umbral del láser), .se tiene:

:!:L ~ .l- 1Hi' - 'i'dI np

(1. 6)

dndI

~- (1. 7)

que son las ecuaciones diferenciales alineales de Starz y De Mars, que des.criben los procesos de inversión de población y la variación del flujo fotóni-co'" s.

Lás~, de Pulso Gigante FA95

1. 3. Solución de las ecuaciones

Al principiar el proceso, la densidad de fotones cpes muy baja; des-pués aumenta a un valor Cf'i llegando a un pico Cfp generalmente muchos órde-nes de magnitud mayor que ({Ji; después Cf comienza a bajar hasta cero debidoa que la excitación de bombeo ha terminado. La inversión de población esU:la función monótona decreciente del tiempo que empieza en ni y tinaliza enni como se mue s tra en la figura (1).

De la cual se puede ver que la energía total obtenida del pulso es pro-porcional a ni - ni' la potencia radiada es proporcional a la densidad de foto-nes r.f>p' Estas cantidades se calculan en términos de los valores iniciales

n;ycp;"

ni

INVERSION OE OENSIOAD DEPOBLACION n FOTONES ~ VI

/ ••zo

Z1-

o o"-

VI npa: •••• o>z o••o

'"z••on,

!pTIEMPO

FA96 Escudero y Magar

Ahora las ecuaciones (1. 6) y (1. 7), se cambian a la forma siguiente:

d(n + 2Cj') ; _ 2Cj'di

Al integrar 'se desprecian Cfj y Cfp yse obtiene

00

n. -nI; 2J Cj'dl;, o

(l.8)

(1.9)

esta última integral nos dice que la razón de pérdida de fotones es igual alnúmero de transiciones estimuladas. Para resolver las ecuaciones diferen"cialesse dividen (1. 6) entre (1. 7) Y se integra,

(1. lO)

y puesto que <Pi == O, epi ~ O, la inversión de población final será:

por tanto, la energía total de salida del pulso es

(1.11)

E (1. 12)

La potencia pico se calcula de (1.10) notando que el pico'se alcanza cuan'"do n ;;;;np; por lo canto, despreciando <Pi'

Cj'p (1. 13)

y por medio de un desarrollo en serie de TayIor se obtiene

LÁs~rdf! Pulso Gigante FA97

(1.14)

La ecuación (1. 13) delelmina la densidad pico de fOlones y como los fOlonesdecaen con una vida media T la potencia radiada por el láser es

(1. 15)

En el caso real no todos los fotones contribuyen a la salida del láser8 portanto el pico efectivo de salida es

(1. 16)

Un análisis más detallado de este problema ha sido realizado porVuylsteke5, el cual toma en cuenta el tiempo de relajación al hacer las con-sideraciones para la formulación de la ecuación (1. 6).

En sistemas prácticos de láseres de pulso gigante se pueden obtenerpulsos gigantes de potencias de .órdenes de 106 ~ 109 watts, en pulsos tan

• 8 • 9 dEl'" d "d dcortos como 10 a 10 segun os. n a practica se ehp tener CUI a oacerca del uso del análisis discutido en esta sección, puesto que este análi-sis es correcto sólo si existe un modo de oscilación, o si los modos oscilan-tes están acoplados de tal forma que tengan el mismo factor de calidad; sinembargo, d~bido al gran valor de a en los láseres de este tipo, se puede unodar cuenta de 'fue la condición de oscilación puede satisfacerse para muchosmodos con diferentes valores de Q6. 7. 8.

2. DESARROLLO EXPERIMENTAL

2. l. Densidad de inversión necesaria para obtener oscilación láser

La emisión del espectro del cristal de rubí, consiste de un doblete2 E - "A en el rojo, cuyas componentes a temperatura ambiente son

26943 A(R ) y 6924 A(R ) Con anchos espectrales del olden de 4 a 3 A

1 2respectivamente 11 El rubí usado en este experimento tiene una Con-centración de 0.05% en peso de cromo, lo cual corresponde a una densidad de

FA98 Escudero y Magar

no = 1.6x 1019 iones/cm3•

El área de absorción es a = a/n ,en donde a es el coeficiente de abeO

socción para las líneas R; el valor de a se ha encontrado experimentalmente 13. 11

del orden de o. 4 cm. 1 a temperatura ambiente, lo cual da un valor para a de"" 2.5 x lO" 'o cm'.

Cuando se considera la cantidad de energía requerida para producirefecto láser, la relajación térmica entre los estados excitados 2E(2A) y 2E(E)a 20 oe se estima del orden de 1 microsegundo o menos; 'sin embargo, puestoque la vida media de 2E es de 3 milisegundos aproximadamente, entonces sepuede suponer que, las componentes de 2F están cerca del equilibrio térmico.

Debido a una población mayor en 'E(E) con respecto a 'E(2A), y de-bido.a que el elemento de macriz para la transición 2E(A) ....•4A es mayor quepara 2E(2A) - 4A ,la transición R será la más probable cuanao se obtenga

" 1efecto laser.Para obtener la densidad de inversión crítica en el rubí a 300

0K se

considera que la línea R es lorentzianal4; conforme a esto, la ecuación que1

describe la inversión de población umbral estará dada por15

(N -!!.3. N ) = _81T_'T_6_v_.In (l/R)n;, gl 1 "1\' . lcj;

En el caso de rubí g = 2 Y g = 4 Y sustituyendo los siguientes valores,, 1

- 3 1 8.2 cmT = 3x 10 seg =

6v = 5.5 - 1 "1\_ 4

cm = 0.6943 x 10 cm

cj;,

= l R = 0.8=¡/R "R1 ,

n, = 1.76

se tiene una densidad de inversión umbral de 5.4 x 1017 iones/cm3•

Pero puesto que el rubí que se emplea tiene un volumen de 4.7 cm3

se requiere luego una inversión crítica de 25.3 x 1017 iones; sin embargo, de ..bido a que la oscilación Sé llevará a cabo únicamente por efecto de la transi ..ción 2E(E) - 4A

2Y puesto que el nivel metaestable es doblemente degenera ..

Lá3er de PU/30 Gigante

do se tendcá entonces

+" - +2 E(E) U

FA99

En donde "o /V es la densidad de iones Cr'+ en el rubí (U indica el umbral);también se tiene que considerar:

~" -V 2E(2E) U

s= _ n _V 2E(E)U

En donde S es el factor de Boltzmann, el cual a T = 3000K y llE = 29 cm- 1

vale S = 0.87 luego

por lo canCo

+ n _ +2E(E)U

0.87 71 _ \= 1.6 x 10 192E(E)Uj

y

~ 71 = 8.0 x 1018 iones/cm'V 4A

2U

~ 71 _ = 4.3 x 1018 iones/cm'V 2E(E)U

~" _ = 3.7x1018 iones/cm'V 2E(2A) U

o sea, para mantener una densidad de inversión crítica de 5.4 x 1017 cm" serequiere que aproximadamente 4.3 x 1018 iones/cm" se mantengan en el estadoexcitado 2E(E).

F AIOO

2. 2. Bombeo óptico

Escud~ro y Magar

En esta sección se describen brevemente algunas de las geometríasmás usuales en bombeo ,óptico; todas estas geometrías están basadas en lostipos de lámparas que actualmente existen, así como en la eficiencia que tie-nen cuando se utilizan para bombear barras cilíndricas de rubí. Antes de des-cribir estos diferentes sistemas" es conveniente hacer notar la eficienciacon que una lámpara de xenon convierte la energía eléctrica almacenada enella a energía radiante. Edgerton 10 ha estimado que aproximadamente el 257cde la energía eléctrica es convertida en energía visible; Tomlinson 11 dice quesolamente el I07c de la energía radiada por una lámpara de xenon cae en laregión de absorción del rubí; Hercheru ha estimado que sólo el 2.57c c4e laenergía eléctrica se hace efectiva cuando se bombea un láser de rubí. Por locual" se ve que es conveniente, cuando se utilice una determinada geometría,que esta sea la más eficiente.

Bombeo con lámpara helicoidal. - Este tipo de bombeo es probablemente elmás ampliamente usado. Aquí el rubí se encuentra en el eje de la lámpara.Esta geometría tiene la ventaja de ser muy simple, pero es relativamente ine-ficiente. El rubí puede enfriarse por un flujo de aire frío, o por conducción.

Acoplamiento cercano. - Esta geometría consta de una o más lámparas quese encuentran juntas o cercanas a la barra de rubí; las lámparas y el rubí seencuentran cubiertos con papel de aluminio, que sirve para que la mayor par-te de la luz incida en la barra láser. Esta geometría, si no es la más efi-ciente, sí tiene grandes ventajas tales como la de poderse enfriar fácilmentet

Cavidad elíptica y multielíptica. - Estas geometrías son las más eficientes.Las lámparas y el rubí se colocan en los focos del cilindro elíptico (o muhi.elíptico); debido a que en este tipo de geometrías las lámparas y el rubí es ..tán bastante separados, no existen problemas con el enfriamiento. El únicofactor que los hace que tengan serios inconvenientes es la precisión y el pu-lido que se requiere al diseñar la cavidad.

En el desarrollo experimental que se describe aquí se ha utílizadouna cavídad de acoplamiento cercano, debido a que con esta se logró el másbajo umbral12• (Ver fi~ura 2). El rubí es una barra cilíndríca de 8.25 cm.de largo y 0.63 cm de diametro, tiene un porcentaje en peso de cromo de0.05", sus extremos son paralelos en grado .óptico y ~stán cubiertos confluoruro de magnesio para evitar reflejos indeseables. El agua con que esenfriado el rubí sirve también para concentrar los rayos de la luz que le He..

CELDA DE ABSORCIONAL At~ULO DE BREWSTER

ESPEJO DE,~;/~~:.,X / /

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FiQ.: 2 DIAGRAMA ESQUEMATlCO DE UN LASER DE RUBI MODULADO EN Q '">O

FA102 Escudero y Magar

Oscilaciones pulsances de un láser de rubí Escala: 20,useg/div

Salida pulsante de un láser de rubí y disparo de las lámparas de bombeoEscala: 0.1 msegjdiv

Fig. 3

220K

5MO

50KO500W

tOOmA10KV

3500-0-3500 V/t50mAVorioc

interlock

re,~

CIRCUITO DE LA FUENTE DEL LASER DE RUSI ~'1:lE..~oC'l,;;.••;;

•

t/4 A3500 V

,IIIIIII

- III

li7V I

Lz !sw :T ~ :117%500vx2

+

.">::;~

FA104 Escudero y Magar

-gan a este de las lámparas; las tres lámparas que se usan son de xenon, mo-

delo FX - 5IC - 3 y tienen forma de pi, pudiendo 'soportar individualmenteenergías máximas de 600 joules a 1700 volts.

El umbral láser con esta geometría se alcanzó a los 484 joules. habién-dose obtenido la oscilación como se muestra en la figura 3; esta oscilacióntiene una duración aproximada de 80 microsegundos.

La fuente de voltaje diseñada para el bombeo ,óptico se muestra en lafigura 4, esta fuente es capaz de suministrar en condiciones máximas 1225joules a 3500 volts, en tiempo de descarga tan cortos como sean los requeri-dos para bombeos de las características que se requieren para producir pul-sos gigantes, en la figura 5 se muestra la descarga de una lámpara de xenonFX - 5IC - 3 a 1500 volrs.

Fig. 5. Descarga de lámparas de bombeo FX - 51C - 3 a 1500 Volts, l.a primeratraza con tiempo de 0.2 mseg/div, la segunda con 0.5 rnseg/dlv.

.Lá:Jer de Pul:Jo Gigant

2.3. Cavidad de retroalimentación

F AJ05

Los resonadores ópticos se forman generalmente por dos espejos pla.nos, o esféricos y son hasta la fecha los más usuales; existen Sln embarJ!ocavidades resonantes construidas de tal forma, que la cavidad de rctroalimen.tadón la constituye un solo espejo 14, casos como este son los que constande una barra cilíndrica de rubí, con uno de sus extremos en punta, y el otroextremo plano en donde va el espejo.

En base al análisis discutido por Toraldo di Francia 16, YKogelnik 17

los resonadores ópticos se dividen en dos clases: resonadores estables y re-sonadores inestables. Un resonador que cumpla la condición de estabilidaddebe satisfacer la relación

0< [(dIR ) - ¡J [(dIR ) - 1] < 1.1 2

En caso contrario el resonador es inestable

Resonador confocal. - Se llama así á un resonador que está formado por dosespejos esféricos y que cumplen la condición R == R == d; una de las gran"

1 2des ventajas de esta geometría es su poca sensibilidad a irregularidades enlos elementos ÓptlCOS y la gran facilidad con que es posible alinearlo. Enla práctica, en los láseres que usan esta geometría se pueden llegar a tenererrores en el alineamiento de varios minutos de arco; en cambio, en configu.raciones ':omo la plano'" paralela, el error no debe ser mayor de 2 a 3 segun'"dos de a.-co.

E:l la práctica debido a que los espejos no son exactamente de la mis'"ma curvatura y para evitar configuraciones inestables, el espaciamiento en"tre los espejos deberá ser menor ° algunas veces mayor que el espaciamien-to confoc;d, por lo cual las características del resonador resultante (cuasi-confocal) serán muy similares a las características d(;~ resonador confocal

ideal.

En el desarrollo de los experimentos de este trabajo se ha empleadouna cavidad confocal formada por dos espejos de radios de curvatura igua-les de 35 cm.

2.4. Variación de la potencia con la reflectividad de los espejos

La salida de un láser de rubí depende fuertemente del acoplamientoentre la cavidad resonante y el medio externo. Hercherll ha mostrado que

F A106 Escudero y Magar

"la máxima potencia de salida se obtiene cuando las reflectividades medias delos espejos se encuentran entre el 65% y el 80%, dependiendo estos valoresde las pérdidas introducidas por el medio amplificador y la cavidad resonante.Experimentalmente el valor .óptimo que se ha encontrado para las reflectivida-des cuando se realizó este estudio es de 99% en un espejo y 66~ en el otro.

2.5. Fotodetectores para emisión láser

El detector usado para estudiar las caraccerÍsticas temporales de laemisión láser es un fotodiodo de vacío del tipo 925 RCA; este detector tieneuna respuesta espectral S- 1 y fue utilizado junto con un amplifiCador de vi-deo tanto en el estudio de las características del láser en operación normalcomo del láser modulado en Q. La salida fue monitoreada en el primer casocon un osciloscopio Tektronix 561 A Y en el segundo caso con un oscilosco.pio Tektronix modelo 519; este último aparato cuenta con escalas de tiempotan corta •• como 2 nanosegundos/cm y su tiempo de subida es de solo 0.35nanose gundos.

2.6. Construcción del láser de rubí modulado en Q

1:::nla construcción de este disoositivo se empleó el rubí mencionadoanteriormente; los pxtremos de esta barra cilíndrica son paralelos y están re.cubiertos con matenal antireflejante; su eje .óptico se encuentra a 90° deleje longitudinal de la barra, la cual se encuentra montada en una geometríacomo la que se muestra en la figura 6; el resonador que se forma para estearreglo es una cavidad contocal como la descrita anteriormente. Hasta aquíel dispositivo es un láser que puede operar normalmente y sus pulsos de sa.lida son los que ",;ehan ilustrado en otra parte. Sin embargo el principal in.terés es modular la cavidad resonante, de forma tal que se introduzcan pérdi ..das cuando éstas se deseen. Se describirá en forma breve cual es el proce"dimiento que se sigue.

2.7. Modulación del factor de calidad con una substancia saturable

En una sección anterior se ha hablado de las grandes ventajas que re ..presenta tener un láser de rubí que surta grandes potencias en pulsos de cor"ta duración, debido a las aplicaciones que un sistema de tales característi-cas presenta para la investigación en física molecular, óptica alineal, fotO'"grafía ultrarápida, etc. Existen formas muy variadas para lograr tales carac ..terísticas18• 19.2; aquí se describirá únicamente el método de modulacióncon substancias saturables20 debido a que este fue el camino seguido en el

Láser de Pulso Gigante F A107

Fig. 6a.

FAlOS Escudero y Magar

Fig.6b.

Las Figs. 6a y 6b muestran un arreglo experimental del láser de rubí de pulso gigante

Láser de Pulso Gigante F AI09

experimento.Este método consiste en interponer entre un extremo del cilindro de ru-

bí y uno de los espejos (generalmente el de mayor reflectividad para evitar almáximo la regeneración de fotones en el medio láser) una celda transparente(de vidrio o de cuarzo) que contiene a la solución saturable; la función de lasubstancia es la de introducir pérdidas en la calidad de la cavidad resonante,para que el principio de la emisión estimulada no pueda comenzar hasta des-pués de haberse obtenido una alta inversión de población; si en este momen-to la 'substancia se vuelve transparente, dejará pasar radiación, la cual se re-troalimentará por medio de los espejos y entonces aebido ,3 la alta inversiónde población un pulso de muy corta duración y gran pqtencia será posible ob-

tener.Entre este tipo de interruptoresó moduladores se encuentran algunos

componentes orgánicos2o los cuales, debido a la gran sección de absorciónque tienen a frecuencias particulares, pueden absorber los fotones espontá-neos que se generan cuando se bombea el rubí y posteriormente (debido a sa-turación) es posible que no absorban más radiación y por conSiguiente 'sevuelvan transparentes. Una substancia que tiene esta propiedad y que he-mos usado es la criptocianina (1, 11 dietil 4, 4t lodo carbocianina) disueltaen metanol. La sección transversal de absorción de esta substancia para laradiación del láser de rubí (6943 Jj) es de 8.1 x lO. 16 cm2 por molécula; lasolución absorbe radiación en una banda muy estrecha ( ..•...300 A), centradaa 7080 ~ (figura 7). ES1e pico se puede correr ligeramente usando diferentessolventes y la concentración se puede variar para producir la absorción ade-cuada. De entre todas las substancias usadas comunmente como interrupto-res en láseres de rubí solo la criptocianina tiene el tiempo de relajamientomenor que el tiempo de ida y vuelta de la luz en una cavidad de longitud ra-

zonable (30 a 40 cm).A pesar de que no es conocido perfectamente el mecanismo de absor-

ción de estas substancias, presumiblemente éste pueda deberse a bombeo

óptico.

2.8. Energía y potencia de salida en un láser modulado.

La potencia de salida emitida por un láser de rubí sin ningún controlsobre la intensidad de los pulsos es una cantidad poco definida, ya que lospicos de la oscilación tienen intensidades y forma irregular; en condicionesfavorables, en este experimento se llegaron a medir potencias del orden de20 KW. Una cantidad más fácil de medir y más significativa es la energía'total radiada por el pulso. Esta depende de la excitación y de las dimen-

siones del rubí.

FAllO

%D<TRANSIllISIO"

"O

'0

.0

,o

,o

,o

'0

,o

.0

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Escudero y Magar

o'00 .00 '000 1200 1400 "00

- u'

FIG. N°7

La eficiencia del láser expresada en cantidad de energía coherente desalida por energía eléctrica de entrada en las lámparas, es función de muchasvariables, encre las más importantes están las características espectrales delas lámparas que a su vez dependen de la composición y de la presión del gasdentro de ellas. Estudios experimentales muestran que conforme aumenta lapresión del gas contenido en una lámpara, aumenta también la eficiencia decantidad de radiación espectral; sin embargo, un grave inconveniente es quelas lámparas a grandes presiones pueden explotar fácilmente. Experimental-mente también se ha demostrado que la cantidad de radiación se incrementaen una lámpara, si el peso atómico del gas que contiene se incrementa; es és-

Láser de Pulso Gigante FAlll

Pulso'5 con duración aproximada de 25 nseg y potencia media de 0.50 MW.Escala: 50 nseg/div

Pulso gigante de 0.85 MWEscala: 20 nseg/div

Pulso gigante de aproximadamente 1.25 MWcon duración media de 8 nsegEscala: 20 nseg/div

Fig. 8. Pulsos gigantes producidos con el láser de rubí.

FA1l2 Escudero y Magar

ca, una de las raZones fundamentales por las cuales el más Comunmente usadoen £ce los gases nobles es el xenon.

Al contrario de lo que sucede en un láser de rubí ordinario, la potenciade salida en un láser de pulso gigante está bien definida, puesto que aquí úni-camente se tiene un pulso debido a la acción del interruptor o modulador. Ex-perimentalmente se han obtenido Con este dispositivo potencias máximas delorden de 1.25 MWen tiempos de aproximadamente 8x 10.9 segundos, y ener-gías del orden de 0.01 joules.

3. OPTlM1ZACION DE RESUL TADOS y EXPERl~lENTOS POSTERIORES

En la construcción de un láser modulado en Q intervienen muchos fac-tores que se tienen que tomac en cuenta cuando se trata de obtener muy aIraspotencias. Encre los parámettos más importantes que se deben mencionar es.tán los siguientes:

1. El tipo de cavidad resonante¡ es importante utilizar la cavidad quetenga mayor ganancia, como por ejemplo con un radio grande o pla.no"'paralela, sin considerar los problemas que se lleguen a teneren el alineamiento.

2. En la cavidad de bombeo es importante tener la máxima eficiencia.Esta puede lograrse de dos formas: cambiando la cavidad a unacavidad elíptica o multielíptica o enfriando el rubí hasta 77°K.pues con esto se reduce el bombeo en un 22% y la a aumenta has._ 1 ola 10 cm .

3. Colocar la celda moduladora exactamente al ángulo de Brewster,ó recubrir las paredes de ésta con antireflejante.

4. Utilizar fotodetectores y amplificadores perfectamente acopladosal osciloscopio de monitoreo, para que el tiempo de subida delpulso no sufra amortiguamientos que introduzcan errores en laslecturas de la duración del mismo.

5. Por último operar con fuentes de voltaje que puedan tener capaci.tores de, mayor capacitancia, pues actualmente se trabaja en losumbrales del efecto láser.

Sin embargo, a pesar de los innumerables problemas que se presenta.ron en la construcción de este dispositivo se obtuvieron resultados interesan'"tes como, por ejemplo, potencias del orden de 1 a 1.5 ~1~'¡ posteriormente sepiensa que, optimizando algunos de los parámetros mencionados, se podrán

L4~er -J •• Puho Gigante

obtener potencias del orden de 50 MU•

REFERENCIAS

FAll3

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RESUMEN

Se describe el diseño y construcción de un láser de rubí de pulso gi-gante. El diseño se basa teóricamente en las ecuaciones de Statz y De Mars,las cuales predicen la energía y potencia del haz así como la forma y tiempode duración del pulso. El láser así construido genera pulsos de 1.5 MW enlapsos de duración de 10 a 8 nanosegundos.