LASER OE GUIA OE ONDA

NO INFRAVERMELHO LONG!NQUD

Orientador: Prof.Dr. Artemio Scalabrin·

Tese de mestrado apresentado

ao Instituto de Física "Gleb

Wataghin", para obtenção do

título de mestre em Ciências.

fevereiro - 1978.

UNIVERSIDADE ESTADUAL DE CAM~II'tiWI INSTITUTO DE FISICA . .

CORE Metadata, citation and similar papers at core.ac.uk

Provided by Repositorio da Producao Cientifica e Intelectual da Unicamp

' I

I ' ! •

! NDI CE

SUMARIO .

ABSTRACT

AGRADECIMENTOS

CAP!TULO I - INTRODUÇAO

CAPITULO II - GUIAS DE ONDAS CIL!NDRICAS PARA INFRAVERMELHO

CAPITULO III - O LASER DE ALCOOL MET!LICO

III.1 - Introdução

III.2 - A Molécula do CH OH 3

III.3 - Regras de Seleção e a Polarização da

Radiação I.V.L. . . III.4 -Equações de Balanço

I~I.S - Dependincia com a Pressão

CAPITULO IV - EXPERIMENTOS COM LASER DE ALCOOL MET!LICO

IV.1 - Montagem Experimental •.

IV.2 - O Uso da Cavidade como Interferõmetro

i

ii

iii

1

6

17

1 7

1 7

20

22

26

29

29

33

IV.3- O Uso do n-hexano (C H ). como "buffer" 39 6 I 4

CAP! TULO V - CONCLUSOES E ESTUDOS FUTUROS 42

REFERENCIAS ••...•. . . 57 .

. .

Fig.

Fig.

Fig.

Fig.

Fig.

Fig.

LISTA DE FIGURAS

I . 1 Esquema representativo de Uí'l meio de laser qualquer

II.1 - Guia de onda cilÍndrica ,

II.2- Linhas do campo el~trico dos modos em guias cilfndri-

c as

I I . 3 P,tenuação para o modo EH11

em guias de vidro

II .4 - Curva de dispersão para o cobre

I I. 5 - Atenuação para o modo TE em guias o1

do cobre

Fig. III.1 - Estrutura da mol~cula do CH OH 3

Fig. III.2 - Configurações de equilib~io do CH OH 3

Fig. III.3- Modelo de quatro níveis

Fig. IV. 1 - Esquema dos b locas suportes

Fig. IV.2 - Esquema do experimento

Fig. IV.3- Medidas de comprimento de onda

Fig. IV.4 ·· Id,entificação de linhas

Fig. IV.S- Pot~ncia de saída em funç~o da pressão

Fig. IV.B - Efeitos C H 6 i ~

Apêndice: DetaH1es da montagem

2

7

1 1

1 3

15

15

4 8

1 8

23

30

32

35

38

41

4 1

45

i

SUMARIO

Realiza-se um estudo experimental com um laser de guia

de onda operando no infravermelho lo~gínquo e bombeado eticamente por

linhas monocramiticas de um laser contínuo de CD • Apresenta-se um 2

apanhado geral das teorias existentes sobre bombeamento ótico e ana-

lisam-se as propriedades do álcool metílico e sua utilização como

meio ativo. São analisados os modos de propagação e as constantes de

atenuação de guias de ondas cilíndricas para infravermelho longínquo.

Construiu-se um aparato para a realização do experimento. Com esse -

aparato foi operado um laser usando CH OH como meio ativo, foram me-3

didas e identificadas algumas frequências e estudado seu comportame~

to em·função da pressao do gás e do diãmetro do tubo. Investigou-se

também o efeito do C H (n hexanol como "buffer" no desempenho do 6 1.

laser de CH OH, demonstrando-se que com sua utilização pode-se 3

ope-

rar o laser com pressoes mais altas do que no caso do CH OH puro. 3

11

ABSTRACT

An experimental study with a waveguide laser operating

1n the far 1nfrared range and optica~ly pumped by monochromatic lines

of a CO continuous laser is developed, A general review of existing 2

theories is presented and properties of methyl alcohol and its

usefulness as activé medium are analysed. Propagation modes and

ettenuation constants of cylindrical waveguides for far infrared are

studied. An apparatus was constructed for experiments, With this

apparatus a laser was operated with CH OH as active medium, some lines 3

were measured and assigned, and its behavior was studied as function

of gas pressure af)d tube diameter. Investigation was carried out on the

eff.ects of ·c H (n-hexanel as buffer in the performance of the 6 1 4

CH OH laser, showing that with addition of C H one can operate the .3 6 1 lt

laser with pressures higher than those required in the case of pure

CH OH. 3

iii

AGRADECIMENTOS

Sou grato ao professor Artemio Scalabrin pela orienta­

çao e o apoio prestados durante a realização deste trabalho, bem co­

mo pe·la oportunidade de trabalhar n.o ·grupo de Tecnologia de Laser. A

todos os participantes deste grupo sou grato, pois todos contribuíram,

direta ou indiretamente, na execução do trabalho. Agradeço em parti­

cular ao Sérgio Ribeiro Teixeira pelas discussões mantidas e pelas s2:1_

gestões recebidas, a.o Flávio Borin pelo interesse demonstrado e pela

realização eficiente de todos os detalhes mecãnicos da montagem, e a

Horiclea Sampaio pelo cuidado e a paciência com que me ajudou· na pa_E

te de polimento de cristais e das superfícies dos espelhos. Agradeço

ainda ao Dr. José Rob.erto Rios Leite por sua colaboração e pelo ·estf

mu·lo deixado durante sua estada em nosso laboratório. Agradeço ao

CNPq, FINEP·e CTA pelo auxflio financeiro •

. .

I - INTROOUÇI\0

Lasers de gases moleculares sao estudados, no momento,

com duas finalidades principais: A primeira é a obtenção de altas P2

tências de laser, devido à grande eficiência que se obtém com a esc2

lha da substância e os níveis adequados: a segunda é a generalização

do uso de lasers como fontes de radiação coerente às regioes submili

métricas, até poucos anos praticamente inexploradas.

A eficiência de um laser é definida como a razao entre

a potencia obtida e a potencia cedida durante a excitação ( eficiên-

cia prática). A figura I-1 mostra o ciclo de um laser representativo

qualquer. O agent~ de bombeamento eleva o sistema (molecular ou atô-

mic.ol de um estado fundamental, O, para algum estado 3, do qual ele

decai para o nível superior de laser, 2. A transição estimulada do

laser tem lugar entre qs níveis 2 e 1, tendo como resultado a emissão

de um foton de frequencia \!2 1 • E: evidente da figura 1 que a menor

energia de entrada por foton de saÍda é h\!30, de modo que a eficiên-

cia máxima .e A este valor e dado·o nome de eficiência quânt.!_

c a.·

A eficiência global. ou prática, depende, além da efi-

ciência q uãntica, de mais dois f'atores: a fração da potência to ta 1 de

b·of(lbeamento que é efetiva em transferir átomos ou moléculas para o ní

vel 3 e a fração destes que, uma vez em 3, realiza uma transição es-

timulada para o nível 2. Este último fator tem seu valor máximo

i g ua I a 1

-- em sistemas bombeados eticamente, como se deduz das equ~

çõe s de 2 ( I )

balanço

Pelo exposto acima vemos da conveniência de escolhermos

sistemas tais quo v 2 1 e Vso sejam da mesma ordem de mar;nitude, assim

como da importâncio da seletividllde na excitação e das relativas pr2

bebilidades de transição entre os níveis.

1 -

..

~ ~:caimento \p1d0

~ transição ~de laser

~ de~~ime nto

~ rap1do

2

----J------------------------------------0

fig. I-1

- 2 -

Se tentamos operar um laser na região do infravermelho

através de suas possíveis transições eletrõnicas, como no laser de

- ( 2 ) neonio operado por Patel em 1964 , temos que os estados entre os

quais estas transiçÕes podem ocorrer estão separados em quantidades

de energia que são próximos do limite de ionização (muito acima do

estad'o fundame.ntall. Como resultado, temos uma pequena eficiência

quântica.

Por outro lado, próximo do limite de ionização os ní-

veis de energia estão muito prÓximos, havendo, portanto, muitos ní-

veis em um pequeno intervalo de energias. Isto implica em uma baixa

seletividade, e a densidade de população no nível superior de 1 ase r

será mui to pequena.

A situação é completamente diferente quando lidamos com

molécLJlas. Os níveis ·rotacionais e vibracionais ,pertencentes ao esta

do fundamental eletrónico de uma molécula são ideais para operaçao

eficiente d• laser na região do infravermelho. Os níveis vibracionais

do estado fundamental eletrõnico estão muito próximos do estado fun-

damental da molécula e, portanto, a energia do foton do laser é uma

fração considerável da energia necessária para excitar a molécula até

o nível superior de laser, resultando uma boa eficiência quãntica.Alérn

disso, qomo os níveis de laser estão próximos do estado fundamental,

a seletividade da excitação fica. muito aumentado em relação aos la-

sprs de gases atõmicos, e podemos obter uma grande densidade de pro-

pulsão no nível superior.

Outro aspecto importante da atual pesquisa em laners mo

leculares e e busca de fonte coerentes operando na faixa comp reend.!_

dá entre o infravermelho e as microondas.

A tecnologia conven~ional usada para fontes de micro-

ondas sofre várias limitações nas rer,ioiis subrnilimétricas, devido e

tolerâncias mecinicas .dos componentes e aos tempos de transição nos

3 -

dispositivos de estado sÓlido usados com esta técnica. Assim, a par-

te do espectro eletromagnético entre a região das microondas e o in-

f_ravermelho médio era, até poucos anos. pouco explorada. Abandonan-

do-se a tecnologia usual e trabalhando diretamente com sistemas mole

cular'es podemo.s obter, hoje, osciladores estáveis, versáteis. e fi-

cientes, operando na região do infravermelho longÍnquo - dos 40 aos

2000 vm aproximadamente.

Estes osciladores utilizam frequências de transições rE_

tacionais em estados· vibracionais excitados de gases a baixas p res-

soes, onde· inversões de população são atingidas mediante absorção de

radiação infravermelho de lasers de alta potência e estabilidade,cons

tituindo-se, portanto, em lasers de gases moleculares bombeados ati-

camente. O emprego da· excitação ótica para aplicações em fontes de

es~ectroscopia é superior ã excitação por descarga usada nos 1 as e rs

de HCN -e de 'H2D, particularmente devido ã grande seletividade de fre

quências, obtenção de potências relativamente altas para estudos nao

lin~ares e grande estabilidade para experimentos de alta resolução.

De fato, o desenvolvimento acelerado de pesquisa no

infravermelho longÍnquo começou em 1970, com o primeiro laser r:-olecu

1 a r b o mb e ado o t i c a me n te •

A c a vi da de r e s sonante ( 3 )

usada por Chang e Bridges nes

~ primeiro experimento foi do tipo Fabry Perot, com um furo de aco-

plamento em um dos espelhos, que servia a duas finalidades: acoplo-

menta de entrada para a radiaç~o de bombeamento tirada de um lcJser

d·e CD2, e acoplamento de saída para a radiaç~o I.V.L.

• 7 ( ' ) Ja em 10 3, Hodr,es e Hartwick usaram uma guia de

onda metálica cilÍndrica e dois espelhos com orifícios de acoplnmen-

to, nas duas extremidades. A configurnção de r,uia de onda apresente

uma série de ventagen!): fle confina a radl ação de bombeamento, e vi-

- 4 -

tendo a divergência do feixe gaussiano, confina a radiação I.V.L.,re­

duzindo o tamanho dos modos transversais, e pode aumentar a taxa de

desexcitação do nível inferior de laser (taxa de difusão).

Um laser de guia de onda pode ser distinguido de um la

ser convencional (cavidade tipo Fabry Per.otl pelo fato de que a ra-

diação é guiada através da cavidade, não obedecendo, portanto. as

leis de propagaçao livre. Como consequência as teorias para ressoad~

res convencionais. que supoem propagaçao livre entre dois

n~o descrevem a distribuição espacial dos modos. espectros

espelhos.

de f re-

quência, perdas e condiçÕes de estabilidade dos lasers tipo guia de

onda. Em uma cavidade de laser usual as perda~ e mudanças de fase sao

devidas, em essência, aos efeitos de difração, já nas cavidades do

tipo guia de onda, estas quantidades dependem da forma e dimensões do

t·ubo, bem como das constantes dielétricas dos materiais que consti-

tuem suas paredes. Na parte II deste trabalho estudaremos as caracte

"rísticas de um tipo particular de guia de onda: as guias cilíndricas,

usadas durante nos~o experimento.

_.,. 5 -

II - GUIAS DE ONDAS CIL!NDRICAS PARA INFRAVERMELHO

As características das guias de onda metálicas sao bem

conhecidas para frequências de microondas onde são utilizadas nor-

('5 6 7) ressonantes. • • malmente como cavidades características .PE_

rém, são alteradas para operaçao em frequências mais altas, pois os

Estas

metais já não podem ser tratados como condutores, mas como dielétri-

cos dotados de grandes constantes dielétricas. Assim, guias metálicas

e dielétricos podem ser consideradas casos especiais de uma guia de

onda geral tendo o meio externo constituído por um material isotróp~

co arbifrário, cujas propriedades são caracterizadas por um índice

de refração complexo. Nos lasers gasosos o índice de refração do rr.eio

ati v o, n , é menor do que o Índice de refração do material que cens­o

titui a guia, n, e, portanto, reflexão interna total da radiação nao pa-

redes da guia não é possível, certa quantidade de energia é perdida

ourante a propagação da onda, cuja constante de propagação é, canse

quentemente, complexa.

Vamos considerar uma guia de onda constituida por um

cilindro circular de raio a e constante dielétrico E: interno a um o

outro meio dielétrico ou metálico dotado de uma constante dielétr!ca

complexa c. A permeabilidade mag~ética de ambos os meios i tomada CE_

mo sendo igual à do espaço livre, IJ0

(fig. II.1). Estamos interessa­

dos nas componentes dos campos dos modos normais da guia de onda e

nas constantes de propagação complexas destes modos.

O problema é bastante simplificado se admitirmos que

ka • 2na/À >>

a

- 6 -

u nm

(11.1)

t: ,.IÁO ~////("//

---4>Z.

/7~//~~

fig. 11- I guia de onda circular

- 7 -

f 2o

1

IY /k - 11 « 1 (II .2)

21T onde k = --.--- = wli:)l é a constante de propagaçao no vácuo; U e e

A o o nm

m-ésima raiz da equaçao J ·1

(u J = O e n e m são inteiros que cara~ n- nm

terizam cada modo ·da propagação: v • {r;/r; é o indica de refração co!!! o

plexo do meio externo, e y é a constante de propagação axial do modo

em questão. A inequação (1) estabelece que o raio a seja muito maior

que o comprimento de onda no vacuo, ;I., enquanto que a ( 2) restringe

a análise aos modos de pouca atenuação, para os quais as constantes

de propagação y são aproximadamente iguais àquelas para o vacuo.

( 8 ) Marca ti li e Schmeltzer deduziram as expressões para as c o mp o ne n-

tas dos modos normais de baixas perdas usando as condiçÕes acima. Es

tes modos naturais podem ser de três tipos: 19) Modos transversais

circulares e létricos, cujas Únicas componentes dos camp-os são E e, H r

e H : 2 9 ) Modos transversais circulares magnéticos, cujas z

componen-

tes são H6

, E e E r z Modos hfbridos, com todas as componentes

elétricas e magnéticas presentes. Os resultados são escritos abaixo,

ignorando os ~ermos da ordem de '-la:

1. Modos circulares elétricos TE (n=o.m > 1)

2.

H r

• _)co .\J o

om

U r i (yz-wtl J d --'o"-m"--J e

a

Modos circulares m~gnéticos TM (n • O, om

U r i(y z-wtl E • J !C _ _,o;:.:m:.;__l e

r e

- 8 -

m >

(II. 3)

1)

U r i(yz-wtl J I ( _...:o:..:m"--1 e

a

·E z À

c 0(-J a

3. Modos híbridos EH ( nfo, m > 1 J nm

H e

H r

E r

=

=

U r nm

J n-1 (--'-'a"'--) cosne e

U r nm

= Jn_1

C---'-a'""--lsenne e

u r

-(yz-wtl

1 (yz-wtl

1 (yz-wtl & J n- 1 ( nm

Jsenne e \lo a

& u r 1 Cyz-wtl

J n- 1 ( nm

) c os n e e \lo a

H c O(À/a) z

(II.4l

CII.5l

onde a notação 0[--À-J e usada para mostrar que a componente consid~ a

r'eda tem sua magnitude reduzida de um fator À

em relação as campo-a

nentes principais, e as constantes de propagação são dadas por:

u 2 __!__ [ --;:..:.n,:::m~ J ( 1 _

2 I< a i 2y n Jl

I< a 'j (II.6l

e

- 9 -

1

;:-:; 2

v v /v

2- 1 n

modos TE par a om

parq modos TM om

para modos EH nm

(II.?)

Estes modos formam a base para as teorias existentes de

ressoadores de guias . ( . )

de onda para lasers. Ao contrário destes. as

aproximações de ordem mats alta descrevem camPos que não se anulam

·nos contornos da guia, mas decaem exponencialmente em uma pequena r~

gião de suas paredes. As linhas do campo elétrico e as distribuições

de amplitude para alguns modos estão desenhados na fig. II .2, onde ve

mos que Jn I é o número de períodos de cada componente de campo cont~

dos na direção e, e me o numero de máximos e mínimos de cada compo-

nente contados na direção radial dentro do meio interno.

A constante de fase e a constante de atenuação de cada

modo sao as partes real e imaginária da constante de propagação Y nm'

respectivamente:

6 • R e {y } nm nm •

a nm •

Pore

normalmente real e

2rr u 2 2

À nm

_1_ ( __,c.:n.;...m_) ( 1 + --- I {v } 0 m n :J 2 ka ka

(II.Bl

u 2 1 I {y L. ( nm ) Re{v } (II .9) --3-m nm k n e

~

guies constituid_os de material dielétrico, v n

independente de À, de modo Que as constantes de

-· 10 -

e

fe

FIGURA n- 2 MODOS TRANSVERSAIS

1- 2 a •I

a) MODOS CIRCULARES ELÉTRICOS b) MODOS CIRCULARES- MAGNÉTICOS

@@(f@([[ID J.aus.ISI r J J -·Jo(2.401 r J 'b -tiU•w- b

r/e ~r/a EH-ot I EHn I

J.~o-••t_

,,. ~,,. EHot I .

C) .MODOS HÍBRIDOS

• .I '

- 11 -

. .

se e de atenuação podem ser ·escritas como:

a = nm

1

/,2-1

u 2 2 nm )

1 v --3-k ~~ a

• modos TE para om

para modos TM om

para modos EH nm

(II.10)

Comparando as atenuações para os diferentes modos em

_guias dielétricas, vemos que o modo de menor atenuação é o TE01

se

V-> 2.02 e o EH11

se v< 2,02. A maioria dosvidros, por exemplo,tem

indice de refração v: 1.5, de modo que preferem o modo EH11

• A ate­

nuaçao para este modo no vidro é mostrado na fig. II. 3 em função do

comprimento de onda para alguns valores do raio do tubo, na faixa do

infravermelho longínquo.

Usamos aqui os valores da atenuação em dB/km, unidade

usual na literatura, cuja relação com a é exposta abaixo:

A atenuação a e definida mediante a relação entre a

amp 11 t ude do campo E(z)

em um ponto inicial z o

em um ponto z qualquer, e

E ( z l • E e o

-a(z-z l o

12 -

a sua amplitude E o

(!!.11)

10000~~----+---~~----+---~.

:I!

"' 100 ..... CD o ::1!

"' o lO l.q: o < ::> z "' ~

·o,t '----1--L--L_--1--L--L_-L--L-__JL_ ____ __J

10 20 50 100 200 500 1000 10000

COMPRIMENTO DE ONDA EM MICRONS

'.

fig. 11 ..; 3

ATENUAÇÃO PARA GUIAS DE ONDA DIELÉTRICAS ( 'V•I.5)

- 13 -

ou seja:

mos escrever:

- 1 ( z- z J

o

E ln(-E-l

o

Em termos da relação entre intensidades

Ct = -1

( z- z l o

1

2

I ln(--) I

o

(II.12l

2 ( I a E ) , p o d~

(II.13)

ou,_ por uma mudança de base logarftmi ca:

I logC-y-l

I -1 1 o -1 1

Ct = = log(-1-l [neper/m] z-z 2 log e ( z- z ) o. 86 86 o o o

(II.14)

A ~tenuação em dB/m e definido mediante:

logo:

a[dB/m] -1

10 I

log C-1-J o

a[dB/m] • 8.686 a[neper/m]

a[dB/km] • 8666 a [neper/m]

(II.15)

(II.16)

(II.17l

As características da atenuação para guias metálicos d~

vem ser analisadas tendo-se em vista informaç6es quantitativas a ceE

ce do comportamento de cada metal na faixa de frequências considera-

de. O modo de menor atenuação nestas guias, porém, é o TE 1

, pois os . o

meteis npresentam, ne região do infreverriTelho, constantes dielétri-

cas muito ~iandes. As c~ractorfstic~s do dispersão da condutividade

- 14 -

,

·~o·~--T---'--1----,-----

lO'

I I ·/ l I

1o'l I -, ~J

I I

I '·~j A 7 I

J I

l

b.~ roo COMPRIMENTO DE ONDA (!.!ICRON~

fig. 11- 4 Caracter/sticas de

dispersão para o cobre

10 ~~---------,-------------.--~---------,

::1

" ... 11) o

::1 ... 0.1

·ll I I 1/ I <> <( :> z ... ... ..

0.01

M~ I ~ 00 ru

COMPRIMENTO DE ONDA EM MICRONS

~jg. 11- 5 Atenuação para guias de

onda de cobre

"' ~

( I O ) e da constante dielétrica para o cobre foram· compilados porGivens •

e esta representadas graficamente na fig. II.4. A constante de ate-

nuaçao a01

para o modo TE01

é mostrada em função do comprimento de

onda. para uma guia de cobre de 2mm.de raio, na fig. II.5, Compara-

ção desta com ·a fig. II.3 mostra a superioridade das guias metálicas

sobre o correspondente modo de menor atenuação para dielétricos,EH11

,

par a f r e q uê n c i a muito acima das frequencias de corte. Na verdade, os

modos circulares elétricos de baixa ordem são fortemente dominantes

nos experimentos com guias metálicos.

. . •.

16 -

III - O LASER DE ALCOOL MET!LICO

III.1 - Introdução

Com o uso de bombeamento ótico, moléculas de substãn -

cias no estado de vapor (NH3o CH 3 F, CH 3 0H, etc.) podem ser excitadas

por meio de um laser infravermelho (C0 2 , N2 0, etc.) de um subnívelde

um estado vibracional baixo a um subnível rotacional de um estado vi

bracional mais alto. Nes~e Gltimo estado a população térmica é mui-

to baixa e, portanto, através do bombeamento ótico se cria facilmen-

te uma inversão de população entre o nível rotacional populado e aq~

le com J mais bai~o. Se a molécula apresenta um momento de di p o 1 o

permanente obtém-se ação de laser na transição rotacional.

Ds·.primeiros estudos experimentais em emissão laser nas

regioes submilimétricas utilizando bombeamento Ótico foram realizados

( 3 ) por Chang e Bridges em 1970. Eles usaram CH 3 F bombeado por um la-

ser de co., e a estrutura rÍgida de "pião simétrico" do CH 3 F, combi-

nada com a disponibilidade de bons dados"espectroscópicos tornaram-

possível uma perfeita identificação das linhas de laser com as tran-

siç~es moleculares.

O álcool metílico "( CH ,OH) foi logo reconhecido como uma

i'onte de • ( I I )

fortes linhas submi limetricos. Como esta molécula não é

rÍgida e nem simétrica, sua estrutura de níveis energéticos é muito

mais complicada que a do CH 3F, mas, pela mesma razao, o numero de li

nhes e a faixa de frequências varrida são também muito maiores.

III.2 - A Molécula do CH 3 0H

A es.trutura geral do CH,OH é bem conhecida a partir de

17 -

a) configuracão de potecial maximo

fig. III - 2

fig. III - I Estrutura

I

.\ o

·,1 '

I c

I I

do CH ~OH

- 18 -

b) configuração de potencial mínimo

H

- f - (12,1.3) evidencias qu micas e espectroscopicas e é mostrada na fig.

III.1. O grupo metil é suposto muito semelhante ao grupo metil no me

tano ou nos haletos de meti la, onde a distância C-H é de cerca de

1.10 1\, e o ângulo HCH é de aproximadamente 109°28'. A distância en-

tre o carbono e o oxigênio é calculada em cerca de 1.44 1\. O átomo·

de oxigênio está próximo do eixo de simetria do grupo metil, mas nao

sob o mesmo: a distância OH e admitida como da mesma ordem que aque-

la da molécula de água, 0.958 A, e o ângulo COH é de aproximadamente

Esta estrutura possui doze modos normais de vibraçâo,e

seu sucesso como meio de laser bombeado eticamente deve-se ao fato de

que o primeiro estado excitado do modo de vibração longitudinal en·

·tre os átomos de carbono e oxigênio está centrado em 1033.9

to e , no me i o da banda de 9 . 6 \1 do 1 as e r de C O 2 •

- 1 cm is

O estado rotacional da molécula como um todo e caracte

rizado pelos números quânticos de rotação de um rotor livre, J, K e

M, representando o momento angular total, sua projeção sobre o eixo

de si.metria do grupo metil e sua projeção sobre um eixo z, fixo no

espaço, respectivamente. Além disso, o grupo OH pode girar com res -

peito ao grupo CH 3 , sendo que esse movimento de torsão, chamado rota

ção interna, nao e livre. O pote:>cial que os dois grupos sentem e

grande quando o H do hidroxil, o carbono, o oxigênio e um dos H's do

grupo metil estão em um plano, e é pequeno quando o H de hidroxil es

tá entre dois H's do metil (fig. ( I 3)

III .2). Evidências experimentais

indicam que o potencial pode ser esc ri to como

V ··+(1-cos30l (III.1l

onde e é o ii.ngulo de rotação entre ·os grupos.

19 -

Para pequenas energias de rotação interna esse movime!!_

to toma a forma de oscilações torsionais, e os níveis de energia com

ele associados são caracterizados por um número quântico de oscilador

harmônico, n (n=0,1,2, ... ). Para barreiras infinitas de potencial c~

da um desses estados é três vezes degenerado. Todavia, quando a bar-

reira é finita, a degenerescência e removido por efeito tunel. e os

trêo estados devem ser distinguidos por um número quântico adicional

·r(-r=1,2,3).

As energias permitidas para rotação interna ficam, po,;:

tanto, agrupadas em trios (T=1,2,3l, próximas dos níveis esperados p~

- I ra um poço de potencial de altura H (• 380 cm J. A diferença em ener

gia entre estados de diferentes T aumenta com o número quântico vi-

bracional n. Para n=O os níveis estão bem abaixo do topo da barreira,

- I e o descobramento do nível é pequeno, sempre menor que ·10 cm

n=2 osníveis ficam acima da barreira e seus valores permitidos

próximos aos do caso de rotação livre.

III,3- Regras de Seleçâo e a Polarizaçãç da Radiação I.V.L.

Para

s ao

As transições rotacionais do CH 3 0H sao classificadas em

dois tipos: O primeiro é chamado, tipo "a" ou banda paralela, porque

o momento de dipolo envolvido, \.III e paralelo ao eixo molecular de

menor momento de inércia, designado por A, no caso o eixo de simetria

do grup9 CH 3

, O segundo tipo, chamado "b" ou banda perpendicular, tem

suas transiçÕes induzidas pelo momento de dipolo perpendicular ao ei

xo de simetria, \.11, As regras de seleção para transiçÕes de banda paralela

( ") sao semelhantes àquelas para um "pião simétrico" rígido

AJ • -1,0, +1, AK • O, An e AT quaisquer.

- 20 -

isto é:

A banda perpendicular é associada com o grupo OH e in-

duz transições entre níveis de rotação interna. As regras de sele-

_ ( I 5) çao sao: 6J • 1,0, +1, 6K=±1 e 6n arbitrário, enquanto que 6T é de

terminado por 6K e a condiÇão de que os estados inicial e final te-

nham a mesma simetria quanto à rotação interna, o que pode ser esqu~

matizado pelas condiçÕes:

se K ~ K-1 então

(III.1l

se K ~ K+1 então

Supondo a radiação de bombeamento polarizada paralela-

mente a um eixo z fixo no espaço, temos que a probabilidade de absor

çao pelas moléculas do-meio ativo é máxima quando M=O ou M=J, ou se-

ja, as moléculas bombeadas para o nível superior tenderão a ter seus

momentos angulares paralelos ou perpendiculares ao eixo z. Assim, a

emissão est·imulada tem uma direção preferencial de polarização, que e

dada, em relação a polarização do bombeamento, ( I 5 )

pela regra

Se E6J par .~ polarização paralela

(III.2l

Se E6J Ímpar ~ polarização perpendicular

onde E6J e a mudança total em J, causada pela transição de bombeamen

to e pela transição de laser. Nos laser~ do tipo guia de onda, toda-

via, as reflexões da radiação de bombeamento nas paredes leva a um g.!:!

nho nao polarizado, e a polarização da radiação infravermelho lonr,f~

quo é determinada principalmente pelas características da guia de on

- 21 -

III.4 - Equações de Balanço

Descreveremos o laser mediante um modelo de quatro ní-·

veis, como mostrado na figura III.3, onde·o é um nível rotacional do

estado fundamental de vibração, 1 e 2 são níveis rotacionais adjace~

tes em um estado vibracional excitado, suficientemente acima do fun-

damental para que se considere termicamente não populado, e 3 repre-

se.nta o efeito dos outros níveis rotacionais não diretamente envolvi

dos· na transição 2-1.

Durante o processo de bombeament·a, moléculas sao exci-

tadas de O para 2 a uma taxa W por um laserde C02

sintonizado na li p

nha de absorção 0-2. Colisões entre as moléculas, ocorrendo a uma ta

xà W , tendem a restabelecer o equilíbrio térmico entre os níveis ro r

tacionais de cada nível vibracional, sendo essa taxa muito maior que

a taxa·w de relaxação para o estado fundamental de vibração. v

Desprezando-se variações espaciais e termos oriundos de

emissão expontânea, as equações de balanço, que governam os n ume r os

de ocupação por unidade de volume, N1

, dos vários níveis moleculares

e o número n de fotons I.V.L. sao:

dN2

. dt

aWN -WN v 3 p o

--

• W N - W N - B2

.1

nCN2

-p o r 2

- 22 -

- W N r 1

(III.2l

(!1!.3)

(!!!.4)

2 -...---..,.-----:--

Wv

o---'------

t;g III - 3 ' . Modelo de quatro mve1s

- 2 3 -

dn c -2~yn + B n(N -

2 1 2 (III.5l

dt

+ N 3

(III.Sl

onde N e o número total de moléculas no nível O na ausência do bom-

beamento, g 1 e g 2 sao as degenerescências dos níveis 1 e 2, y é a

meia largura da cavidade, que mede as perdas da radiação de laser,in

cluindo as de acoplamento, e B 21 é o coeficiente de Einstein para a

emissão estimulada 2-1.

Na situação de equi lfbrio, onde todas as derivadas tem

parais se anulam, a densidade de fotons obtida da solução do sistema

acima é

g1 w NB 2 1 W r p

n = 1 ) (III.7l g 1 + g 2 B 2 1 2~yW ( 1 + \.J /W )

r p v

A potência de safda do las e~ e da da por

PIVL 1

ncAhv (III. 8) = -2-

onde A é a area efetiva do acoplamehto, c e a velocidade da luz e v

e a frequência de laser.

No equilÍbrio, a produção Tfquida de fotons por emissão

e.stimula.da deve ser igual . as perdas, ou seja, devemos ter

g : a + t (III.9)

onde g é. o ganho saturado por unidade de·comprimento, t e a perda r~

lative de acoplamento durante o tempo de uma duplo passar,em da radia

- 24 -

çao pela cavidade, e a representa a perda dos outros mecanismos. A p~

( 1 5 ) tência de saída pode ser escrita como :

1 ) !III.10l

onde P s e a potência de saturação e g0

é o ganho para potências mui­

to abaixo da saturação, cuja relação com o ganho saturado é:

(III.11l

onde I é a intensidade da radiação dentro da cavidade e I e a inten s

sidade correspondente à saturação. Relacionando as perdas com o fa-

tor de qualidade da cavidade e introduzindo o volume efetivo do meio

do laser; V, podemos fazer as identificações:

B 2 I Nl~

g = p

cW 1 + \.J /W (III.12)

r p v

V c gl w p h v r =

s L g,•g2 B 2 I ("' '')

Estabelecendo a relação de dependência das quantidades

usadas acima com a pressão p do meio de laser e com a potência de bo~

beamento U, as equações (III.10), (III.12) e (III.13l podem ser escri

tas como:

PIVL • tQ v

v p

g • G

2Lp

t+a

p/p s

1 +p /p c

- 25 -

u 1+U/U

s

u 1+U/U

s

2

- _P_l G

!III.14)

(III.1S)

p s

20 c --G-

\)

\) p

2 p (III.16l

onde U5

e a potência de bombeamento de saturação, pc e a pressão pa-

ra a qual a absorção iguala as perdas independentes da pressao, \) é p

a fre·quência. d.o bombeamento,

G - f(\!) (III.17l ! 2 2

21T v t c Vhv e xp p

Q - f; (III.18)

f; é a fração da potência de bombeamento que é efetiva em excitar-. mo-

léculas para .o nível 2 e f(vl é a função normalizada de distribuição

de freq~éncias I.V.L.

III.S - Dependência com a pressao

Da equaçao (III .14) vemos que para potências de bombe2_

menta muito menores que o valor de saturação, U , e para pressoes mui s

to abaixo da pressão crítica, pc' a pressão ótima de funcionamento é

diretamente proporcional a potência de bombeamento:

•.

p << p c

u << u s

(III.19)

No projeto de um oscilador para um determinado ganho,

intensidade de saturaçiio e largura de linha, devemos selecionar valo

res para pelo menos quatro parâmetros independentes: as dimensões do

tubo, pressões de· operação, intensidade de bombeamento e tipo de aco

plamento. Nas eplicações dos laser I .V. L. em espectroscopia de elta

- 26 -

resolução, a sintonia tem uma importância maior do que a potência de

sai da, ( I 7)

De gn an apresentou um modelo fenomenolÓgico para lasers de

gás com alargamento de pressão que descreve, a partir de observações

experimentais, a dependência da largura de linha, do ganho e da in-

tensidade, com a pressao do gás, O modelo supõe uma dependência li-

near da largura de linha com a pressao e admite que o ganho para p~

quenas potências de bombeamento decai exponencialmente com a pressao,

acima do ponto de ganho máximo, de acordo com uma equação da forma

gmáx exp [-8(p/p0-1l] (III.20l

onde g _ e 8 sao parâmetros moleculares determinados experimental -max

mente. A quantidade gmáx e o valor do ganho no centro da linha, que

o c o r r e a p r e s s a o p , e 8 r e 1 a c i o n a- se com a ta x a de de c a i me n to do g~ . o

nho com a pressão. O valor de p e, o

portanto, a largura da linha,são

determinados pelos parâmetros 8 e gmáx' pelo comprimento do meio at~

vo, L, pela refletividade efetiva dos espelhos (tipo de acoplarrento)

e pela atenuação da c avi da de.

O principal fator que limita a potência de safda dos la

ser-s I.V.L. e a baixa conversao de fotons devida principalmente à com

binação já mencionada de uma ráp~da taxa de relaxação rotacional e

uma taxa muito mais baixa na relaxação vibracional das moléculas ati

vas. Uma maneira efetiva de melhorar o desempenho desses lasers e

eumenta.r e taxa de desexcitação vibracional nes paredes (difusão)

usendo ressoadores de guies de onda de pequenos diâmetros. Esta texa

de difusão é proporcional a

( 1 a J guia de onda,

1 2

pe onde p é e pressão e e é o raio da

O uso do tubos de pequeno diâmetro apresenta einde um

efeito de confinemento do feixe de bombeamento, importente devido ao

27 -

fato de o acoplamento ser feito mediante um orifício no espelho, que

ocasiona difração do feixe dentro da cavidade, Estes fatores determi

nam uma melhor eficiência para tubos mais finos, desde que as fre-

quênc.ias operadas sejam muito maiores· que as frequências de corte,d2_

( 6 ) das por

f = c c 271

u nm a

(III.21l

onde c e a velocidade da luz, a e o raio do tubo e U e a m-ésima -nm

raiz da equação J (U J =O. n- 1 nm

Uma alternativa para aumentar a taxa de difusão sem au

mente da atenuação, válida para qualquer frequência e qualquer fipo

de. cavidade é" o uso de gases moleculares capazes de absorver a ener-

gia vibracional das moléculas ativas, devolvendo-as ao estado funda-

mentql de vibração, como descrevemos na próxima secção •

. .

- 28 -

IV - EXPERIMENTOS COM LASER OE ALCOOL MET!LICO

IV.1 - Montagem Experimental

Para a realizaçio de ~studos experimentais com lasers

de baixa potência, torna-se conveniente dispor-se de um dispositivo

com o qual possamos facilmente alterar as características da cavida­

de e dos acoplamentos, a fim de otimizar as condições para oscilação

de uma dada frequênc~a. Com este objetivo construimos uma montagem

bastante versátil com a qual operamos um laser de vapores molecula -

res excitado eticamente por linhas monocromáticas de um laser de

e utilizando guias de onda cilíndricas de cobre e de vidro.

c o 2

O dispositivo no qual é montada a cavidade consisÚl em

dois blocos ierminais de alumínio, nos quais sio feitas as conexoes

para entrada e saída do gas e medidas da pressao, e sobre os quais

sao colocados os espelhos (fig. IV.1l. A montagem e mostrada em deta

lhe no apêndice.

O vacuo é feito com o uso de uma bomba mecânica acopl~

da a uma dessas conexões e a pressao do gás é regulada mediante o

uso de válvulas-agulhas em outra, e medida por um manõmetro de termo

par (Varian, mod. 802Al. A estru.tura é mantida rígida por três barras

de aço ligando os dois blocos terminais. fm um dos espelhos são fei­

tos dois orifícios, do 1 mm e 3 mm de diâmetro, para entrada da ra­

diação de bombeam.ento e para saída da radiação I.V.L., respectivamen­

te. O outro espelho é montado sobre um micrõmetro. de modo a que po~

semos movê-lo para dionte e para trás, a fim de sintonizar a cavida­

de na frequência que deverá oscilar. Tanto o espelho de acoplnmento

como o micrõmetro são montados sobre placas suportes, cujas 1ncl1na­

çoes podem ser reguladas por parafusos e· contra a pressão de anéis de

- 2.9 -

J I I

I i

I

..

FIGURA IT- r

MICRÔMETRO

/

BLOCOS TERMINAl DE GÁS

/ CONEXÃO PARA

. MANÔMETRO ~ PARA BARRAS DE AÇO

o

o

)) PARA ENTRADA DE GÁS

OZ,. o

RING

/ 'PLACA SUPORTE DO ESPELHO FIXO

- 30 -

'

borracha ("0-rings"l colocados entre eles e os blocos terminais. Am-

bos os espelhos são de cobre recobertos com uma fina camada de ouro.

A radiação de bombeamento é tirada de um laser contf -

nua de CO, modelo 42, da Coherent Radiation, onde usamos uma grade de 2

difração com ÀB = 10 vm para selecionar as linhas de excitação. O

feixe é dirigido por dois espelhos a 45° (fig. IV.2l e focalizado atra

vés de uma lente de BaF de 24 cm de distância focal no orifício (cÕ 2

nico) de entrada da cavidade, no qual colocamos uma janela de KCl'.,ma

terial transparente às frequências de bombeamento. A radiação do la-

ser de CD se propaga na cavidade, sofrendo reflexões nos espelhos e 2

nas paredes da guia de onda, excitando moléculas do meio ativo. A ra

diação I .V. L. é retirada através de outra janela no mesmo espelho (es

ta de q uart·zo, para impedi r a saí da das frequências de bombeamento),

e focalizada por uma lente de polietileno em uma célula de Golay

(UNICAMJ, acoplada a um registrador mediante um amplificacor Lockin

(PAR modelo 186AJ, cujo sinal de referência é tirado de um "chcpper"

que modula o feixe de bombeamento a uma frequência de 30 Hz (detecção

síncrona) •. Com o uso de um analisador de·espectro (Opt. Eng. l coloca

do em uma derivação do feixe de bombeamento, identificamos a transi-

çâo do CD selecionada pela grade de difraçào para excitar o laser. 2

A partir dessa mon·tagem, torna-se possível o estudo de

v.ários aspectos do funcionamento do laser, tais como:

1°) medida dos comprimentos de onda I.V.L. excitados-

linhas do CO J 2

29) dependência da potência relativa dessas linhas com

a pressao do gas,

39) relação entre a polarização da radiação de bombea-

manto e as radiações I.V.L. correspondentes,

40) modos de propagação nas cavidades (distribuiç~o de

31 -

WICR6N.ETRO

C H, OH

(Ô) MOTOR

c o.

60LAY

REGISTRADOR

CHOPP€ft

fIg. IV- 2

- 32 -

ANALISADON

DE ESPECTNO

intensidade e polarização na secçao reta do tubo, com o uso de aco -

plamento em pontos diversos do espelho) J

59) efeito de gases "buffer", e

69) experimentos com outros gases,

alim 'da possib;lidade da utilização da radiação de saÍda em estudos

_ ( I 9 ) de espectroscopia de saturaçan

IV.2 - O uso da cavidade como interfer~metro

Um laser submilimétrico, ao contrários dos lasers óti-

c os, apresenta uma largura de linha menor que a separação entr·e mo-

dos adjacentes da cavida ( 2 o )

ressonante. Este fato torna possível a

investigação de emiss·Ões estimuladas através da medida da potência de

sai da do laser em função do comprimento da cavidade.

As condiçÕes de contorno nos ( 6 )

espelhos determinam os

modos longitudinais que a cavidade admite para cada comprimento de

on-da excitado, ou seja, estabelecem a Condição de ressonância:

À L=p__!L=p

2 À

2 (--c-l

f

: p -2-À (IV.1)

onde L é o comprimento da cavidade,· À g

é o c o mp r i r:1e n to de onda fl'edi-. do na direção axial do tubo,

e p é um número inteiro.

f e a frequência de corte da cavidade c

Podemos, portanto, determinar os comprimentos de onda

e«citados na cavidade para cada linha de bo~beamento simplesmente fa

zendo variar o comprimento da cavidade e reRistrando a potência de

saída em função desta variação. A distância entre dois mãximos canso

cutivos de uma dada frequência em um dado modo transversal de propa-

- . gaçao sara igual a meio comprimento de onda. Os espectros mostrados

33 -

nas figuras IV.3 foram tirados adaptando-se um motor ao micrômetro que

sustenta o espelho m6vel do laser e entrando-se com uma base de tempo

externa ___ na abcissa de um registrador (HP-70048) cuja ordenada era o si

nal de saída do Lockin. A guia usada.era de cobre, com 170 cm de com

primento e 12,5 mm de diâmetro interno, U orifício de entrada da ra-

diaçâo de bombeamento era central, com 1 mm de diâmetro, e o de saf-

da tinha 3 mm de diâmetro e localizava-se na periferia do espelho

(r,al.

O gráfico a resulta do bombeamento do CH OH pela linha 3

de ·g. 329 11m do CD , a 9R10, a uma potência de 7 watt: a pressão do 2

CH OH era de 350 mtorr. Nota-se aqui a existência de três modos dis-3

. tintos de propagaçao para uma mesma frequência, cujo comprimento de

onda e facilmente medido. A variação do comprimento da cavidade entre

dois picos consecutivos correspondentes ao mesmo modo é de 48~m. ou

seja, o comprimento de onda é de 961Jm.

O gráfico em b foi obtido submetendo o CH OH a linha 3

9P16 do CD (9 .519 ·11ml a uma potência de .9 watt. e a pressao era de 2

400 mtorr. Vemos novamente três modos de propagaçao e o comprimen-

to de onda e 570 1Jm.

O espectro c corresponde a linha de bombeamento de

9.676 IJm do CD , 2

uma P34,. a uma pot~ncia de entrada de~',·:-··-~ e p re~

s'ão do CH OH de 300 mtorr. O comprimento de onda I.V.L. co1·responcJe~ 3

te'é de 696 IJm.

Por fim, a figura d mostra o espectro obtido a partir

da linha de 9,694 11m do CD • a 9P36, com potência de 7 watt, a pres-2

são do CH OH era de 300 mtorr. Identificamos aqui dois coll'prirrentos

' de onda distintos: 168 11m e 118 11m.

--Essas linhas (absorção e emissão estimulado) corrospo~

dem a transição bem definidlls da molécula de CH OH( I>). e estão iden 3

34 -

I !

I -,J

I I !

50 100 150 fig. I V - 3 Oliransis:ão de bombeamento' 9 R 10

I

1-y- • ' o 100 200 300 400 500 600 700 806"

fig .IV- 3 bl trans1ção de bombeamento 9 P 16 ~L lf'.·]

-55'-

t i

-t ,, l ,.

;

1

1

"'' .I.

1'. •I' I'

r·, I·

i

' I

~-o 100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000 1100

fig . I 'i/ - 3 c l transição de bombeamento 9 p 34

- 36 -

o

o

o

-o

O·

• 37-

o o 10

o o q.

o o ..,

o o N

o o

o +­c: .. E o .. .Q

E o .Q .. 'O

,g .!:!' "' c: 1:? +-

I

> -. 01 ·-

'f ~ ~ ~ v 10 10

-" ••

"""' ~ 1 t o

'9 0210 O III -nTK

27

26

9RIO

,---26

t J

ai

125 -nTK

-..-.----- 9 --''---t--- 8

-'---'---- 9

f J

c)

fig. IV - 4

027

010 0:51

/_

j_/

_pr

9P16

b)

018 -nTK r-;,....,---;- 16

,L--t-15

9P:56

16

t J

d)

Identificação do 11 transições I VL

- 36 -

-nl

11

lO

9

lO

t J

tificadas na figura IV.4.

IV.3 ·- O usa da n-hexana (C H l cama"buffer" 6 I •

Quanta tentamos operar a laser com tubos de diâmetros

maiores, a atenuação e diminuída (a é 1

proporcional a --2-l, mas di mi d

nuímos também o ganho, devido à menor açao de confinamento dos modos

e ao decréscimo da taxa de difusão nas paredes. Como essa taxa e pr~

1 ( I 8 )

parcianal a ----':::2- para diâmetros maiores temos que usar pressoes pd

consiravelmente mais baixas. Na figura IV.S mostramos como v a ri a a

potência de saída com a pressão do gás, para uma guia de cobre de

12,5 mm de diâmetro •. Com um tubo de 19 mm de diâmetro a dependência

da potência do laser com a pressaa e a que é mostrada pela linha

cheia da figura IV,6. Nota-se que a pressão ótima de operação fica

bem abaixo daquela para o guia de diâmetro menor. além do fato de que

a faixa de pressoes de funcionamento é também diminuída. Os dois gr~

ficas foram obtidos para a comprimento de anda de 168 pm (transição

de bombeamento: 9P36), mantendo fixas as.espelhas e fazenda variar a

pressao, mas os mesmos resultados são obt.idos para as outras frequê!2.

cias, Para cada comprimento de anda existe um valar ótima da diâme

tra para a qual a eficiência é máxima. Reduzindo a tamanho da tuba -

abaixa da seu valar ótima, reduzimos a potência de saída, devido a

rapida diminuição do volume das modas e ao aumenta da atenuaçno qua~

da a diârretro se aproxima daquele correspondente â freqc.ência da corte.

Uma maneira de aumentar a taxa de desexcitaçãa vibracio

nol das moléculas sem alterar a volume das modas nem a atenuação da

cavidade e o usa de gases "buffer", como foi tentada por Chanr, e

( 2 I ) Li em um laser de CH F. A escolha das gases adequadas para , os se

fim deve ser feita tendo-se em mente os seguintes critérios: pouca ou

39 -

nenhuma absorção nas regioes do bombeamento e do I.V.L. do laser,gra~

de mobilidade e grande grau de liberdade para vibrações, a fim de que

apresentem boa eficiência na transferência de energia para as paredes.

O primeiro desses critérios limita a.escolha a moléculas não polares,

Os resultados de um experimento usando C H (n-hexanol 6 1 •

estão registrados na figura IV.6, onde a potência de saída é medida

em função da pressao total na cavidade. Com CH OH pu r o , 3

a potência de

saída atinge um valor máximo a uma pressão de 170 mtorr, e cai a ze-

ro em torno dos 300 mTorr. Para pressões Menores que 100mTorr a po-

tência do laser é baixa principalmente porque apenas uma pequena fra

ção da potência de bombeamento é absorvida pelo gás rarefeito. Assim,

o uso de "buffer". não é apropriado para melhorar o desempenho, pois

as taxas de relaxação nio são o fator dominante na limitação da po-

tência. Para pre·ssões maiores há um aumento substancial da potência de

bombeamento absorvida pelo meio ativo. A eficiência passa entiio a de

pender da crescente taxa de relaxação rotacional bem como da taxa com

parativamente menor de difusão das moléculas excitadas nas paredes.E

nessa faixa de pressões que se espera algum efeito benéfico do

"buffer", De fato, na figura IV.6 vemos que para pressões maiores que

170 mTorr a potência do laser pode ser aumentada pela adição do

C H embora não o suficiente ,para ultrapassar a potência máxima a 6 1.

170 mTorr, com o CH OH puro, ao contrário do constantado por Chang e 3

Li no laser de CH F.(211

3

Neste gráfico a linha cheia representa a potência em

função da pressao para o CH OH puro, e as linhas interrompidas sao o 3

resultado da adição do C H para três valores da pressao parcial do 6 1.

CH OH , Nos três s

casos ve-se que o laser pode ser operado a pressões

mais altas do que no caso do CH OH puro. s

- 40 -

50 100 150 200 250 300 400 500 600 700 750 p (mtorrl

fig. lV- 5 Potência de saida em função da pressão do CH 3 OH

para tubo com 12,5 mim de diâmetro

I (NORMALIZADO)

' ,. ' \ './ \ . \ \

'\\ . I \\1

\ ' ' . ' ,, ' , .,

\ ' 1\ ' ., '

I \ \

\ ' ' \ ' ', '· ' ' \ ' ', ' ' .. ...

\ .. 50 100 150 200 250 300 350 400 450 500. 550 600

fig IV- 6 Efeito da adição do C1 H,4

- 41 -

p lmtord

V - CONCLUSOES E ESTUDOS FUTUROS

O aparato construído demonstrou ser adequado para o e~

perimento planejado, abrindo ainda possibilidades para outras experiê~

cias, a respei-to do que podemos fazer as seguintes considerações:

1. Os lasers de infravermelho longínquo têm aplicações

como fontes de radiação em estudos magneto-espectroscópicos de semi-

metais, estudos de impurezas em semicondutores e no desenvolvimento

de ( 2 2)

receptores hetero~inos , sistemas de comunicação e ( 2 , )

radar ,me

trologia, elipsometria, radiometria, ( 2 .. )

astronomia , diagnõstico de

(25) -(19) . plasmas gasosos e em espectroscopia de saturaçao . Estabilid~

de do laser é um critério básico para todas essas aplicações, e com

a mon1;agem que constr"uímos a estabilidade da radiação I.' flca li

mitada pela estabilidade do laser de CO usado como fonte Je bombea-2

menta. . . ( 26) Minguzzi e Tonelli apresentaram um sistema de controle que

deve ·permitir um bombeamento estabilizado para o laser: a frequência

do laser de CO é mantida sobre o pico de absorção da molécula ativa 2

~or meio de um dispositivo eletrÕnico convencional.

2. O acoplamento da radiação de bombeamento fci rea-

lizado mediante um orifício de p"equeno diãmetro num dos espelhos, e

isso acarretou uma difração do feixe, que sofria mGltiplas reflexões

nas paredes da cavidade, de modo que as regras de seleção para a p~

larização vistas no capítulo III nao puderam ser verificadas. Nos

experimentos realizados com guias de cobre a radiação de saída era

sempre polarizada numa direção perpendicular ao raio do tubo no pon-

to do acoplamento, o que era de se esperar, tendo em vista a predição

teõrica a respeito da menor atenuação do modo TE para guias metáli · · Ot -

cas. Quando o tubo er" do vidro tivemos que fllzer o acoplamento de

- 42 -

saída pr6ximo do centro do &spelho para obter uma potência consideri

vel, e a pola~izaç~o neste casa era aleat6ria.

O ideal seria que dispuséssemos de um espelho que, re-

fletindo a radiaç~o I.V.L., fosse transparante as radiações de bombea

menta, a fim de evitar a divergência devida ao uso da lente e do ori

fÍxio de acoplamento. Uma maneira de se diminuir essa divergência e

mediante o uso de lentes de grandes distâncias focais.

P o r o u t r o 1 a do , a s aí da I . V • L • ta mb é m é me di a n te este

tipo de acoplamento, sendo, portanto, bastante divergente. Oanielewicz,

( 27 J Plante OeTemple desenvolveram um espelho hÍbrido com grnde met~

lica e múltiplas camadas dielétricas para usar no acoplamento de sai

da de lasers I.V.L., altamente refletor para as frequências de bom-

beamento e parcialmente refletor no infravermelho longínquo, de modo

a. ·evitar a divergência do feixe de safda.

3. - Experimentos podem ser realizados usando outros g~

.se s mo 1 e c u 1 a r e s ( 2 8 J

como meio ativo , ou semelhantes àqueles que r e a-

lizamos com o C H na busca de moléculas apropriadas ao uso como 6 1 I;+

"buffer'!, .já que os processos envOlvidos não são ainda bem corrpreen-

di dos.

4. Com cavidades de virias formas e constituídas por

diferentes materiais, pode-se realizar um estudo dos modos de propa-

&açao, com acoplamentos em diferentes lugares da guia de ondA ou dos

espelhos:

5. Com cavidades retangulares compostas de paredes m~

tâlicas e dielétricas alternadas, pode-se estudar o efeito Stark em

moléculas mediante a aplicação de um campo elétrico na cavidade.

6. - Sujoitan'do-se uma célula contendo a substância uso

da coma meio ativo no laser a um campo iQtenso ressonante coM uma do

suas transições (o próprio bombeamento, por exemplo), e sondando-se a

43

resposta do gas com a radiaÇão I.V.L. ressonante com outra transição

tendo um nível em comum com a primeira, pode-se extrair informações

sobre o sistema molecular pela mudança na absorção devida à presença

( 19 ) do campo saturante, A saturação pelo campo forte causa uma muda~

ça na absorção em uma pequena faixa de frequências dentro do alarga-

manto Oopples da transição estudada. Este processo constitui-se por-

tanto em um mitodo de espectroscopia de alta resolução, cujo limite

i dado pela largura homogênea das transições.

- 44 -

Peçl) n9

Peça n9

Peça n9

Peça n9

Peça n9

Peça n9

Peça n9

Peça n9

Peça n9

Peças n9

Peças n9

Peças n9

.AP!:NDICE

Detalhes ·da Montagem

1 - Bloco suporte

2 - Bloco suporte. do espelho

3 - Vedação do vacuo

4 - Vedação do espelho

5 - Segurador do espelho

6 - Placa de cabe rtura da canga

7 - Canga

8 - Placa de vedação

9 - Placa de retenção

10 - Arruelas

11 - "O" ri ngs

12 - Barras de aço

- 45 -

+

' - 46 -

('71 (/)

o c ('71

s: l>

G) ('71

:0 l> r

o l>

s: o 2 -t l> G) ('71

3::

I I BLOCO SUPORTE

ESCALA 1,1

PECA (FRONTAL)

N!! I

DIMENSÕES EM POLEGADAS

Cl) O> O> O>

/

4 FUROS IGUALMENTE ESPAÇADOS

# 10-32 NF

PROFUNDIDADE 3 4

--·------'

...:

---+------f~ j- ++l i -

I I _t -+- ----+1--+

\ o o Cl)' 11)

<»I N O>'

N O>! ...:

'

'

1.9485 1.9485

~3 FUROS IGUALMENTE I .......

\

I

~­N

____ 1_.~9~8~----~----~~~.9~9~9~8------~

--

5

- 47 -

ESPAÇADOS

I() N 10 I() -

o o I()

N

N

PECA N!! BLOCO SUPORTE (POSTERIOR)

o 101 Nl· -I -N -CD .....

'-

3 FUROS IGUALMENTE ESPAÇADOS r--# 6-32 NC

PROFUNDIDADE I 2

-./

1.38 44 1.3844 1------------ - - ---- I

. 1.9485 I 1.9485 I ------. ------+--- -·· ·-----, - 4 e -

BLOCO SUPORTE

.roo

o o li) o ,.._

li) .., N .

N N

PROFUNDIDADE

'

PECA

(LATERAL)

l

~ . ;-. '+"'

I

I ~.2

2 :s 4

N Cl I.

I~

.160

<

o li) ,.._ .., N

.,..,..--, ------·- ·--PECA N2 2 r

I

'

O) m m m

"' ..... O) <t m "' m m "' ..:

..:· UJ

"' 10

~ "!

.300 REE.

•

2. 24 7 3

I. 99 98

.2475 REF.

r.'60

2.625 REF.

1.9998

-~ 9 o (4)· ;. ~

"'. ,--· ~ '""'" -oo

---·

~ -­'

#9 (.1960) 4 FUROS DE LADO A LADO, PARA CONEXÃO ~·::;i .~.) COM PEÇA 7.

4----__1._----,-

"' UJ ...: "' UJ

o "' o O)

"' O) m

~I m ' "' m ~I "' "'

r~ . i

I I ...: UJ

"' ~r O)

. rtl I

m ..... m v m "' ..:

"'

"' g +I o, 01 10'

~'ii

~ t o o·· o uj

NIPPLE I - 27 NPT x . 8

o o 10 ,_

-·

I i COMPRIMENTO

f (I DE CADA LADO I

'

~$-0

§I _j__+--_j

1.136_6 -$41 I t

1--i- 2.9998 REF.

2. 2 99 8

2.500 :t.002.

1.9998 REF. ~ 2.2473' .• . #8-32

. UNC + 002 4 FUROS DE LADO A •

470 -·

'

LADO, PARA PARAFUSO

DE AJUSTE • .940 REF.

5.oop r----------------- ------~--~--~

o

"' •

I

I !

' '

j_ o ~

"'

BLOCO SUPORTE DO ESPELHO

PLACA

2.000 i-.002 o -.000

1.875 o

+.002 2.000 o - .000

PECA N!? 2 (SUP)

j "' 11) .....

I # 6-32 UNC- PROFUNDIDADE I

2 3 FUROS ROSCADOS LOCALIZA­DOS NO 2.625 D. PARA CONE­XÃO COM PECA 3.

DE RETENÇÃO PECA N!? 9

3 FUROS DE LADO A LADO, IGUALMENTE ,-----ESPAÇADOS, PARA CONECTAR COM PECA 5.

(.1400)

.7846 . - -2.125 ,___ ----1-l

' 51

. ., 'Í9

o \(I 4

~ 3 3

iu N g

REF.

i I

l

·----..:...

VEDAÇÃO DO

# 27 !.1440) 3 FUROS IGUALMENTE ESPAÇADOS, COLOCADOS NO DIAMETRO 2. 62 5 . i• ·

PARA CONEXÃO COM PECA 2 I.

.2625 o

~I I ~~~! \ \ ~I \ IV/I ~Jr) .

9910:1'1 J

9910:1'1 .

VÁCUO

. .

PECA N2 3

'1· ~·· ~/\

i . "' . o o +I I NO o oo

<D Cl o o

'l ..

0 i: I o o Cl CXl

CIJ

~L CIJ o . o . CIJ

I . --'-.· 1,,,1--.~

·. '.:13!COvl'

' N

"' •

'

,

I-

"' "' I

CD to <O ...

VEDAÇÃO DO ESPELHO

:5 FUROS .1405 O, IGUALMENTE ESPAÇADOS PARA CONECTAR COM PEÇA 18.

# 28

1.5:51 O REF.

o

~ '

.66:50 I

r .66:50

•(,

•

PEÇA N!! 4

i

r N

o o o

o ·o co +"r

<O co o . - o o

2 D o

...; co N ..:

j l v· ~~

lO 10 lO ... t

SEGURADOR DO ESPELHO PECA

# 6•32 UNC- PROFUNDIDADE 9/32 (.281) 3 FUROS PARA CONECTAR COM PECA 15. 1.531 D

J No qo o· +f' o

(l)t o q

N N (I)

"l

- • 6630 -

PLACA DE COBERTURA DA CANGA

~ o o 10 o ... o (I) q -

.125 REF .

.187 -QUANTIDADE 2

· ;•'PECA N26

----~~--~1.948

' 54

# 21 (.159) 10-32 N 12 FUROS)

#291.13 l 8-32 NC (2 FUROS)

CANGA

PECA N!! 7

~----~2~.500 ______ __

~---1_.9485 ______ ~1·~--~1.9485 ____ _.

o o o N

I ~.,

.s-0

\

1._------~----~-5 ------------------1

5l> .

'

.500

J o ltl

~L v J ~

8 CD

o ltl N

N

PLACA DE VEDAÇÃO

PECA N!! 8

3 FUROS IGUALMENTE ESPACADOS PARA

CONECTAR COM PECA I.

,.---#6-32 NC- PROFUNDIDADE 7116 3 FUROS IGUALMENTE ESPACADOS

PARA CONECTAR COM PECA L

/ . I ~~ . I I . \ ~~~~~-' - . \~t .

\I ( L r .I ~ '· . . 1'-

·~ o . I ~~ : ~

~. , _________

•

-

-N ,.,

~f ~.

.., ....

•

Referências

1 - R.J. Temkin and O.R. Cohn, "Rate Equations for an Optically Pumped,

far Infrared Laser", Dpt. Commu11. vol. 16, n. 2, p. 213, feb. 1976.

2 - C.K.N. Patel, "C.W. Optical Maser Action up to 133 jlm in Neon

Discharges", Proc. IEEE 32, p. 713, 1964.

3 - T .Y. Chang and T. Bridges, "Laser Action at 452, 496 and 541 jlm in

Optically Pumped CH F", Opt. Commun. vol. 1, n. 9, p. 423, Ap. 3

19 70 •

4- D.T. i-lodges and T.S. Hartwick, "Waveguide Laser for the Far Infrared

Pumped by a CD Laser". Appl. Phys. Lett. vol. 23, p. 252, 1973. 2

5- H.R.L. Lamont, "Wave Guides", Methuen:s Physical Monographs,

london, 196 3.

6 - S •. Ramo, J .R. Whinnery and T. van Duzer. "Fields and Waves in

Communication Electronics", Willey, Japan, 1965.

7- J.D. Jackson, "Classical Electrodynamics", Willey, New York, 1975.

6- E.A.J. Marcatili e R.A. Schmeltzer, "Hollow Metallic and Dielectric

Waveguides for Long Distance Optical Transmission and Lasers", The

Bell System Te eh. Journal, jul. 1964, p. 1763.

9- J.J. Degnan, "The Waveguide Laser: A Review", Appl. Phys. 11, 33,

19 76 •

10 - M •. Parker Givens, "Optical Properties of Metals", em "Solid State

Physics. vol. 6, p. 347, Academic Press Inc., New York, 1956.

11- T.Y. Chang, T.J. Bridges and E.G. Burkhardt, "CW Submillimeter

Laser Action in Optically Pumped Methyl Fluoride, Methyl Alcohol

and Vinyl Chloride Gases", Appl. Phys. Lett., vol. 17, p. 249,

Sep. 1970.

12- Avis Borden ·and E.F. Barker, "The Ihfra Red Absorption Spectrum

of Methyl Alcohol", J. of Chsm. Phys., vol. 6 .• p. 553, Sep. 1938.

- 57 -

13- O.G. Burkhardt and O.M. Oennison, "The Molecular Structure of

Methyl Alcohol", Phys. Rev., vol. 84, 3, p. 408, Nov. 1951.

14 --G. Herzberg, "Molecular Spectra and Molecular Structure", vol.

II, Van Nostrand, New· York, 1945.

15 - W.W. Rigrod,· "Gain Saturation and Output Power of Optical

Masers", J. of Appl. Phys. vol. 34, n. 9_, p. 2602, Sep. 1963.

16- J.O. Henningsen and H.G. Jensen, "The Optically Pumped Far

Infrared Laser: Rate Equations and Oiagnostic Experiments", IEEE

J. of. Q. Electr., vol. QE11, n. 6, p. 248, jun. 1975.

17- J.J. Oegnan, J. Appl. Phys. 45, 257, 1974.

18 - M. Yamanaka, "Optically Pumped Waveguide Lasers", J. Opt. Soe.

Am., vol. 67, n. 7, jul. 1977.

19 - J .R.R. Leite, "Coherent Transient and Steady State Phenomena in

Coupled Molecular Transitions", tese, Massachusets Institute of

Technology, 1977 ..

20 - H. Steffen and F .K. KneubÜhl, "Resonator Interferometry of Pulsed

Submillimeter- Wave Lasers", IEEE J. W. Electr., vol. QE-4, n.

12, De c . 19 6 8 •

21 - T.Y. Chang and C. Lin, "Effects of Buffer Gases on an Optically

CH F FIR Laser", J. Opt. Soe. Am., vol. 66, n.· 4, Ap. 1976. 3

22- H.R. Tetterman and H.R. Sçh'lossberg: Int. Conf. on Submillimeter·

Waves abd their Applications, Atlanta, Georgia, USA (jun. 5-7,

1974) p. 56,

23.- V.J. Corcoran, IEEE Trans. MTT-22, 1103, 1974.

24 - T.Y. Chang, IEEE Trans. MTT-22, 983, 1974.

25- 8. Lax, Int. Conf. on Infrared Physics, Zurich, Suiça (Agosto

11-15, 1975), p. 1.

26 - P. Minguzzi and M. Tonelli, "Simple Frequency Stabilization of

CD laser for far Infrared Laser Pumping", Journal of Physics E: 2

Acientific Instruments, vol. 10, p. 775, 1977.

- 58 -

27 - E.J. Danielewics, T.K. Plant and T.A. DeTemple, "Hybrid Output

Mirrar for Optically Pumped Far Infrared Lasers", Opt. Comm.,

. vol. 13, n. 4, p. 366, Ap. 1975.

26-M. Rosenbluh, R.J. Temkin and K.J. Button, "Submillimeter Laser

Wavelenght Tables", Appl. Opt., vol. 15, n. 11, p. 2635, nov.

19 76 •

- 59 -

;,