Laser CO2 może być również użyty jako precyzyjny spektroskop, którego pasmo jest określone szerokością linii emisyjnej lasera. Zasada działania takiego spektrografu opiera się na koincydencji linii lasera z gęstymi, molekularnymi pasmami absorpcyj-nymi. Uproszczony schemat takiego urządzenia przedstawiono na rysunku 2.19. Wiązka laserowa penetruje badany ośrodek absorpcyjny, nasycając absorber. Następ-nie, po opuszczeniu ośrodka absorpcyjnego, wiązka jest odpowiednio osłabiana. Po odbiciu od zwierciadła powraca do komórki absorpcyjnej jako wiązka detekująca. Jeśli częstotliwość fali powracającej i padającej ze względu na poruszające się cząs- teczki absorbera są sobie równe (efekt Dopplera), to fala detekująca nie jest absorbo-wana i w trakcie przestrajania lasera (zmiany częstotliwości obu fal względem absor-bera) natężenie wiązki detekującej wykazuje maksimum – tzw. pik absorpcyjny.
Rys. 2.19. Zasada działania spektroskopu laserowego opartego na absorpcji nasycalnej w zewnętrznej komórce absorpcyjnej. Jednomodowy laser jest przestrajany przesuwnikiem
piezoceramicznym PZT, a do selekcji stosownej linii emisyjnej służy siatka dyfrakcyjna. Laserowa wiązka nasycająca opuszcza laser przez zwierciadło OM i nasyca absorber,
aby, po odbiciu od zwierciadła za komórką, pełnić rolę wiązki detekującej Fig. 2.19. Schematic diagram of the laser spectroscope with an external absorption cell Na rysunku 2.20 widzimy rezultat otrzymany dla sześciofluorku siarki SF6 użyte-go jako badany absorber [2.2, 2.6, 2.34, 2.40, 2.41]. Widoczny pik absorpcyjny, zare-jestrowany na profilu linii emisyjnej P20 lasera CO2, ma centrum częstotliwości leżą-ce dokładnie w leżą-centrum jednej z linii absorpcyjnych SF6, czyli w zakresie szerokości linii (tu pasma) spektroskopu, jakim jest laser CO2.
Rys. 2.20. Pik absorpcyjny na profilu wiązki detekującej
otrzymany przy prześwietleniu SF6 jako absorbera jednomodowym laserem CO2 [2.34] Fig. 2.20. SF6 absorption peak on the CO2 laser output profile – weak detecting beam (lower curve),
and laser gain curve – saturating beam (top curve) [2.34]
Odpowiednikiem piku na linii emisyjnej lasera jest odwrócone zagłębienie Lamba (inverted Lamb dip) w profilu linii absorpcyjnej (absorber wykazuje obniżoną absorp-cję dla częstotliwości wiązki laserowej równej centrum linii absorpcyjnej). Na rysun-ku 2.21 pokazano, jak na kilrysun-ku liniach absorpcyjnych mieszczących się w zakresie szerokości linii emisyjnej lasera (rozmytych poniżej kryterium Reileigha i nie rozróż-nialnych dla konwencjonalnych spektrografów siatkowych) powstają odwrócone zagłębienia Lamba w trakcie przestrajania lasera. W rezultacie fala powracająca wy-krywa kilka takich zagłębień w absorpcji badanego ośrodka. Obserwuje się wtedy kilka pików absorpcyjnych na linii emisyjnej lasera w odległości równej odległości pomiędzy nierozróżnialnymi początkowo liniami absorpcyjnymi. Na tym efekcie opie-ra się nasyceniowa spektroskopia laserowa dużej rozdzielczości.
Rys. 2.21. Mechanizm powstawania pików absorpcyjnych – laserowa spektroskopia
nasyceniowa [2.40]
Fig. 2.21. Creation of absorption peaks – laser saturated spectroscopy [2.40]
Oczywiście, zakres działania tej metody spektroskopii zależy od szerokości linii emi-syjnej użytego lasera, dlatego korzystniejsze jest stosowanie laserów CO2 pracujących przy wyższym ciśnieniu [2.6] lub laserów falowodowych. Jak to wynika z wyrażenia (2.4), laser taki, pracujący przy ciśnieniu ok. 130·102 Pa (100 Tr), ma linię emisyjną o szerokości połówkowej około 500 MHz (o rząd więcej w porównaniu do lasera kon-wencjonalnego).
32
Efekty spektralne obserwowane w układach laser–komórka absorpcyjna są stoso-wane w technikach stabilizacji częstotliwości laserów [2.12]. Wąskie, spektralne re- zonanse indukowane przez promieniowanie laserowe w stosownych absorberach pozwoliły w zasadniczy sposób rozwiązać problemy kwantowego wzorca częstotliwo-ści w zakresie optycznym [2.2].
Najprostsza metoda stabilizacji częstotliwości pracy lasera to stabilizacja na zero sygnału z pierwszej pochodnej krzywej wzmocnienia lasera. Zasadę takiej stabilizacji zilustrowano na rysunku 2.22. Wiązka wyjściowa lasera (krzywa wzmocnienia) jest modulowana za pomocą przesuwnika piezoceramicznego PZT. Zmodulowany sygnał wyjściowy lasera jest zamieniany za pomocą detektora optycznego i fazoczułego w sygnał dyskryminacyjny, którego kształt jest odzwier-ciedleniem pierwszej pochodnej krzywej wzmocnienia lasera. Stąd nazwa metody stabilizacji.
Rys. 2.22. Laser z pętlą stabilizacji częstotliwości. PZT – przesuwnik piezoceramiczny, TM – zwierciadło całkowicie odbijające, OM – zwierciadło wyjściowe Fig. 2.22. Laser with the stabilization servo-loop. PZT – piezotransducer,
TM – total reflecting mirror, OM – output mirror
Wynik takiej modulacji i detekcji przedstawiono na rysunku 2.23. Widoczna jest krzywa wzmocnienia lasera i jej pierwsza pochodna. Metoda pierwszej pochodnej może być stosowana również w spektroskopii laserowej, pozwala bowiem na detekcję słabych pików absorpcyjnych, niewidocznych na krzywej wzmocnienia lasera.
Rys. 2.23. Krzywa wzmocnienia lasera (wiązka wyjściowa) i jej pierwsza pochodna [2.2] Fig. 2.23. Laser gain curve (output laser beam) and its first derivative [2.2]
Na rysunku 2.24 pokazano pierwszą pochodną krzywej wzmocnienia lasera z pochodną słabego piku. Metoda zwiększa czułość spektroskopowego systemu lase-rowego.
Rys. 2.24. Pierwsza pochodna słabego piku absorpcyjnego SF6 zarejestrowana na tle całkowitego
sygnału z lasera (wiązka detekująca) [2.40] Fig. 2.24. First derivative of the weak SF6 absorption peak on the background of the first derivative of total
signal (detecting beam) [2.40]
Rys. 2.25. Krzywa wzmocnienia lasera (wiązka detekująca) z pikiem absorpcyjnym i kolejne jej pochodne
Fig. 2.25. Laser gain curve (detecting beam) with an absorption peak and derivatives
Kolejnym krokiem zwiększenia czułości jest metoda trzeciej pochodnej. Jak widać to na rysunku 2.24, pierwsza pochodna piku absorpcyjnego występuje na tle (tu na zbo-czu) profilu pierwszej pochodnej całkowitego sygnału. Metoda trzeciej pochodnej umożliwia wyeliminowanie tła (patrz rys. 2.25), a tym samym dalsze zwiększenie
roz-34
dzielczości takiego spektroskopu laserowego [2.35]. Z tych samych powodów metodę stosuje się w stabilizacji częstotliwości lasera na centrum słabych pików absorpcyjnych, jak np. w przypadku molekuły OsO4 [2.19]. Druga pochodna nie ma zastosowania w stabilizacji częstotliwości. Sygnał drugiej pochodnej nie przechodzi przez zero (nie zmienia znaku – rys. 2.25) i jest bezużyteczny dla sterowania elektroniczną pętlą sprzę-żenia zwrotnego stabilizującą częstotliwość pracy lasera na maksimum piku.
Możliwa jest również stabilizacja lasera CO2 na centrum wspomnianego odwróco-nego zagłębienia Lamba. Efekt ten uzyskuje się w wewnętrznej komórce absorpcyjnej (umieszczonej wewnątrz rezonatora laserowego), wypełnionej dwutlenkiem węgla [2.21]. Przechodząca przez nią wiązka laserowa nasyca absorber, który dla fali powra-cającej wykazuje zwiększoną transmisję w postaci piku Lamba dla częstotliwości równej centrum linii absorpcyjnej. Sygnał ten obserwuje się w świeceniu bocznym ośrodka wyładowczego lasera, tzn. na fali o długości 4,3 µm. Omawianą metodę zilu-strowano na rysunku 2.26; może ona być również użyta w spektroskopii.
Rys. 2.26. Stabilizacja częstotliwości lasera CO2 na centrum odwróconego zagłębienia Lamba w linii absorpcyjnej tego samego medium, tzn. CO2.
Tu użytkowym jest sygnał świecenia 4,3 µm bocznego z ośrodka wyładowczego [2.21] Fig. 2.26. CO2 laser frequency stabilisation to the inverted Lamb dip in the 4.3 µm
luminescence signal from side walls [2.21]