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8/17/2019 cohe_laseres

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ÓPTICA ELECTRÓNICA

Ingenieŕıa Electrónica

COHERENCIA Y LÁSERES

Javier Gamo Aranda

Departamento de Electrónica

UNIVERSIDAD DE ALCALÁ

Curso 2001/2002


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DEPECA Óptica Electrónica: Ingenieŕıa Electrónica U. ALCALÁ

1. INTRODUCCIÓN

• Radiación coherente: Radiación en la que la diferencia de fase

entre cualesquiera 2 puntos en el campo radiante es constante, o esexactamente la misma, bien sea en el modo espacial , bien sea en el

modo temporal , a lo largo de la duración de dicha radiación

• “Coherencia temporal”: Relacionada con el ancho de banda fi-nito de la fuente de luz

• “Coherencia espacial”: Relacionada con la extensión finita en elespacio de la fuente

(a) (b)

Figura 1: (a) Las ondas presenta coherence completa (b) Existe coherencia espacialcompleta, pero sólo coherencia temporal parcial

Javier Gamo Aranda Coherencia y l´ aseres 2


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2. COHERENCIA TEMPORAL

• Radiación monocromática: ∆ν → 0, ∆tc ≈ 1/∆ν → ∞

Figura 2: Radiación cuasi-monocromática

• Tiempo de coherencia: Intervalo temporal sobre el cual se puedepredecir razonablemente la fase de la onda luminosa en un punto dado

del espacio

Si ∆tc ⇒ alto grado de coherencia temporal, y viceversa• Longitud de Coherencia: Extensión en el espacio sobre la cual

la onda es suficientemente sinusoidal, de forma que su fase puede

predecirse con fiabilidad

∆lc = c·

∆tc



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3. COHERENCIA ESPACIAL

• Experimento de Young: La generación de franjas de interferencia

es un método para medir la coherencia espacial de una fuente.

Figura 3: Experimento de Young

• Si las rendijas se iluminan con fuentes de luz distintas, no existe franjas

⇒S 1, S 2 incoherentes.



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• Visibilidad de las franjas:

Figura 4: Experimento de Young con una fuente de luz extendida

V (r) = I max − I minI max + I min

• I max, I min ⇒ irradiancias máxima y mı́nima en el sistema de franjas

• Para la geometŕıa indicada, se demuestra que:

V =sinc

aπwsλ

=sinc

aπb

lλ

a = distancia entre las rendijas (plano objeto) b = extensión de la fuente (plano objeto)

l = distancia fuente-rendijas (plano objeto) w = Separación entre franjas (plano imagen)

s = distancia entre los planos objeto e imagen λ = longitud de onda de iluminación



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Figura 5: Visibilidad V =sinc

aπwsλ

=sinc

aπblλ

• V ≡ medida del grado de coherencia de la fuente primaria

• Si la fuente es puntual (b = 0) ⇒ V = 1

Figura 6: Influencia de la distancia entre rendijas



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4. GRADO COMPLEJO DE COHERENCIA

Figura 7: Experimento de Young: grado complejo de coherencia

• Función de coherencia mutua:

Γ(τ ) ≡ E 1(t + τ )E ∗2 (t)T

• Grado complejo de coherencia:

γ 12(τ ) ≡ Γ12(τ ) Γ11(0)Γ22(0)

= E 1(t + τ )E ∗2 (t)T

|E 1|2|E 2|2|γ 12| = 1 ĺımite coherente|γ 12| = 0 ĺımite incoherente

0 <|γ 12

|


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5. LÁSER: INTRODUCCIÓN

• Láser: Light Amplification of Stimulated Emission of Radiation

• Historia: Arthur L. Schawlow, Charles H. Townes “Infrared andOptical Masers” 1958 www.bell-labs.com/history/laser/

• Amplificación de luz: el campo luminoso se refuerza medianteátomos energéticos en un medio activo (emisión estimulada)

6. CARACTERÍSTICAS DE LA EMISIÓN LÁSER

• Monocromaticidad : pueden incluso lograrse láseres sintonizables enun rango preciso de frecuencias ópticas

• Coherencia : debido a las propiedades de la emisión estimulada (que

reproduce la frecuencia, fase, dirección de propagación y polarizaciónde los fotones) y de la realimentación (que mantiene, dentro de unos

ĺımites temporales, una misma onda recorriendo el medio activo)

• Direccionalidad : permite concentrar la luz en áreas y volúmenes muypequeños, o enviarla a grandes distancias sin que se “ensanche” de-

masiado el haz

• Potencia : Tanto en CW como pulsos luminosos ultracortos


http://www.bell-labs.com/history/laser/


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7. EL LASER COMO SISTEMA AMPLIFICADOR

Figura 8: (a) Amplificador ideal (lineal). Aumenta la amplitud de la señal en un factorde ganancia constante, introduciendo un posible cambio de fase. (b) Amplificadorreal: presenta un cambio de ganancia y fase, en función de la frecuencia. Si laentrada es muy grande, la señal de salida se satura (no linealidad)

Un amplificador puede caracterizarse por las siguientes caracteŕısticas:

• Ganancia

• Ancho de Banda

• Cambio de fase• Fuente de potencia

• No linealidad y saturación de ganancia

• Ruido



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8. ELEMENTOS DE UN SISTEMA LASER

Figura 9: Esquema básico de un sistema láser

1. Medio activo: tienen lugar los procesos de interacción luz-materia

(absorción, emisión espontánea, emisión estimulada) para conseguir

la inversi´ on de poblaci´ on

2. Proceso de bombeo: mecanismo mediante el cual se suministra enerǵıa

al medio activo, para conseguir la inversión de población. Distintos

tipos (óptico, eléctrico, qúımico. . . )

3. Resonador ´ optico: Cavidad espejada que produce la emisión láser,

tras múltiples reflexiones de la luz sobre el medio activo con inversión

de población

9. INVERSIÓN DE POBLACIÓN

Para lograr amplificación de luz, es necesario conseguir que el número de

átomos en el estado excitado (N j) sea superior al número de átomos en

el estado base (N i) en el tiempo, de forma que los procesos de emisión

predominen sobre los de absorción ⇒ inversión de población.Javier Gamo Aranda Coherencia y l´ aseres 10


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10. INTERACCIÓN LUZ-MATERIA

10.1. Procesos

Absorción, Emisión Espontánea, Emisión Estimulada

Figura 10: Procesos de interacción luz-materia

10.2. Diagrama De Niveles

Figura 11: Diagrama de (a) tres y (b) cuatro niveles



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• Distribución Maxwell-Boltzmann: Indica el número de átomospromedio por unidad de volumen N i que están en un estado de enerǵıa

excitado E i, a una temperatura dada T :

N i = N 0e−E i/kBT

N 0 ≡ constante, para una temperatura dada

• Fracción de ocupación entre los estados i, j, siendo E j > E i:

N iN j

= e−E j/kBT

e−E i/kBT

N j = N ie−(E j−E i)/kBT = N ie−hν ji/kBT

• Transición j → i produce la emisión de un fotón de frecuencia:

ν ji = (E j − E i)/h

• Coeficientes A y B de Einstein

Absorción Estimulada:

dN i

dt

ab

= −BijN iuv

P ab = Bijuv

⇒ Probabilidad de absorción estimulada

Bij ⇒ constante de proporcionalidadsigno “–” ⇒ N i decreceuv ⇒ densidad de enerǵıa espectral (J·s/m2)



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Emisión Estimulada:

dN j

dt

st

= −B jiN juv

P st = B

jiu

v ⇒ Probabilidad de emisión estimulada

Emisión Espontánea:

dN j

dt

sp

= −A jiN j

A ji ⇒ probabilidad de emisión espontánea por segundo

Sistema en equilibrio:

velocidad de transición (i → j) = velocidad de transición ( j → i)

BijN iuv = B jiN juv + A jiN j

Operando y aplicando la Distribución Maxwell-Boltzmann:

e−hν ij/kBT = Bijuv

A ji + B jiuv⇒ uv = A ji/B ji

(Bij/B ji)ehν ji/kBT − 1

Cuando T

→ ∞, entonces uv

→ ∞, lo cual sólo sucede si:

Bij = B ji ≡ B

Aśı, la probabilidad de emisión estimulada (P st) es idénticaa la probabilidad de absorción estimulada (P ab)



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• Necesidad de inversión de población: Utilizando la Ley deRadiación de Planck se obtiene:

AB

= 8πhν 3

c3 ≡ f (ν 3)

Aśı, los ĺaseres de rayos X son dif́ıciles de construir (A/B 1)En equilibrio térmico, N i > N j ⇒ P abN i > P stN j ⇒ el númerode fotones que desaparecen por segundo supera el núme-

ro de fotones creados por segundoLa única forma de lograr emisi´ on neta (estimulada) de fotones es

tener una población de átomos en el estado excitado superior a la

población en el estado base ⇒ Inversión de población

Figura 12: Inversión de población en sistema de 2 niveles



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11. ECUACIONES DE BALANCE

τ −12 = τ −121 + τ

−120

τ i ⇒ tiempo de vida total del nivel i (en segundos)τ jk ⇒ tiempo de decaimiento desde el nivel j al k (en segundos)

τ −121 = t−1sp + τ

−1nr

tsp ⇒ componente radiativa de emisión espontánea (en segundos)

τ nr ⇒ contribución no radiativa (i.e. colisión átomos con paredes)

Si el sistema de la Fig. 13 alcanza estado estacionario, las densidades de

población N 1 y N 2 desaparecen, cayendo todos los electrones a niveles

inferiores de enerǵıa

Figura 13: Niveles de enerǵıa y tiempos de decaimiento



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11.1. Bombeo

Mediante bombeo a niveles superiores, los niveles 1 y 2 pueden alcanzar

poblaciones estacionarias no nulas.

Figura 14: Efecto del bombeo en las densidades de población

Las densidades de población N1 y N2 vienen determinadas por 3 procesos:

• Decaimiento: a velocidades 1/τ 1 y 1/τ 2, respect. ⇒ emisión espontánea

• Bombeo: a velocidades −R1 y R2, respectivamente• Absorci´ on y emisi´ on estimulada: a velocidad W i

11.2. Balance en ausencia de radiacíon amplificada

dN 2

dt = R2

−N 2

τ 2dN 1

dt = −R1 − N 1

τ 1+

N 2τ 21

Resolviendo bajo condiciones estacionarias (dN 1/dt = dN 2/dt = 0):

N 2 − N 1 ≡ N 0 = R2τ 2

1 − τ 1

τ 21

+ R1τ 1



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Idealmente, τ 21 ≈ tsp τ 20 ⇒ τ 2 ≈ tsp, τ 1 tsp:

N 0 ≈ R2tsp + R1τ 1Si R1 (tsp/τ 1)R2:

N 0 ≈ R2tsp

11.3. Balance en presencia de radiacíon amplificada

dN 2dt

= R2 − N 2τ 2

− N 2W i + N 1W idN 1dt

= −R1 − N 1τ 1

+ N 2

τ 21 + N 2W i − N 1W iResolviendo bajo condiciones estacionarias (dN 1/dt = dN 2/dt = 0):

N = N 01 + τ sW i

τ s = τ 2 + τ 1

1 − τ 2

τ 21

Como τ 2 ≤ τ 21 ⇒ τ s > 0 ⇒ |N | ≤ |N 0|

Si la radiación es suficientemente pequeña, τ sW i 1 (aproximaci´ on de peque˜ na se˜ nal ) ⇒ N ≈ N 0



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11.4. Constante de tiempo de saturación

Al ir aumentando la radiación (W i 1 ), la emisión estimulada y absor-ción dominan la interacción, y como las densidades de probabilidad son

iguales en ambas, N → 0, como muestra la Fig. 15

Figura 15: Decrecimiento de la diferencia de población en estado estacionario N =N 2 − N 1, al aumentar la radiación W i

τ s ≡ constante de tiempo de saturaciónAśı, incluso una fuerte radiación no puede convertir una diferencia de

población negativa en una diferencia de población positiva.



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12. TEORÍA DE LA OSCILACIÓN LÁSER

12.1. Amplificación láser

Láser = dispositivo de ganancia distribuida, caracterizado por su coefi-

ciente de ganancia γ (ν ) (ganancia por unidad de longitud), que gobierna

la velocidad a la que aumenta la densidad de flujo de fotones φ (o la

intensidad óptica I = hνφ)

12.1.1. Coeficiente de ganancia

Si φ 1, el coeficiente de ganancia se puede expresar:

γ 0(ν ) = N 0σ(ν ) = N 0λ2

8πtspg(ν )

N 0 ≡ diferencia de densidades de población en equilibrio (densidad de átomosen el estado superior menos la del estado inferior); N 0 aumenta alaumentar la velocidad de bombeo

σ(ν ) = (λ2/8πtsp)g(ν ) ≡ sección transversal de transición: especifica el carácterde la interacción atómica con la radiación

tsp ≡ tiempo de vida espontáneag(ν ) ≡ σ(ν ) ∞

0 σ(ν )dν

función de ensanche de ĺınea de transición (p.e. Lorentziana)

λ

≡ longitud de onda en el medio = λo/n, siendo n = ı́ndice de refracción

Al aumentar la densidad de flujo de fotones, el amplificador entra en la

región de operación no lineal ⇒ se satura, y decrece la ganancia ⇒ ladiferencia de población inicial N 0 se reduce a N = N 0/[1 + φ/φs(ν )]

γ (ν ) = N σ(ν ) = γ 0(ν )

1 + φ/φs(ν )



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12.1.2. Cambio de fase

La amplificación láser también introduce un cambio de fase. Cuando la

función de ensanche de ĺınea, g(ν ), es Lorentziana, con anchura ∆ν :

g(ν ) = ∆ν/2π

(ν − ν 0)2 + (∆ν/2)2el cambio de fase por unidad de longitud del amplificador es:

ϕ(ν ) = ν − ν 0

∆ν γ (ν )

Figura 16: Dependencia espectral de los coeficientes de ganancia y cambio de fase paraun amplificador óptico con una función de ensanche de ĺınea de tipo Lorentziana



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12.2. Realimentación y pérdidas: el resonador óptico

La realimentación óptica se consigue colocando el medio activo dentro de

un resonador óptico

Figura 17: Resonadores ópticos: (a) espejos planos (b) espejos esféricos (c) en anillo(d) con fibra óptica

Supongamos un resonador formado por 2 espejos, separados por una dis-

tancia d, que contiene el medio activo (́ındice de refracción n).

El cambio de fase por unidad de longitud en un viaje de ida y vuelta a

través del medio es igual al número de ondas:

k = 2πν

c



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Pérdidas introducidas por el resonador:

αr = αs + αm1 + αm2

αm1 =

1

2d ln

1

R1αm2 =

1

2d ln

1

R2αs = coeficiente de atenuación (pérdidas por unidad de longitud)

d = longitud del resonador

Ri = reflectancia del espejo iαr ⇒ pérdida total de enerǵıa (número de fotones) por unidad de longitud.

τ p = 1

αrc ⇒ tiempo de vida del fotón

El resonador mantiene sólo las frecuencias que corresponden a un cambio

de fase (en ida y vuelta) que es múltiplo de 2π:

k2d = 4πνd/c ⇒ ν q = qν F

ν F = c/2d ≡ espaciado de modos del resonadorc = c0/n ≡ velocidad de la luz en el medio

La anchura espectral (FWHM) de estos modos del resonador es:

δ ν ≈ ν F F

donde

F ≡ finesse del resonador

≈

π

αrd

= 2πτ pν F



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Figura 18: Modos del resonador, separados por la frecuencia ν F = c/2d y con anchurasde ĺınea δ ν = ν F /F = 1/2πτ p

12.3. Condiciones para la oscilación láser

12.3.1. Condición ganancia: umbral láser

γ 0(ν ) > αr ⇒ N 0 > N t

N t = αrσ(ν )

= 8π

λ2c

tspτ p

1

g(ν ) ≡ diferencia de población umbral

Para una función de ensanche de ĺınea de tipo Lorentziana:

N t = 2π

λ2cτ p=

2παrλ2

Aśı, la diferencia de población umbral mı́nima requerida para conseguir

oscilación láser es una función simple de la longitud de onda λ y del tiempo

de vida del fotón τ p

La oscilación láser es más dif́ıcil de conseguir conforme disminuye la lon-

gitud de onda.



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12.3.2. Condición de fase: frecuencias láser

El cambio de fase global impartido sobre una onda de luz que completa

un viaje de ida y vuelta dentro del resonador debe ser un múltipo de 2π:

2kd + 2ϕ(ν )d = 2πq, q = 1, 2, . . .

2kd ≡ contribución del resonador (cold-resonator modes )2ϕ(ν )d ≡ contribución de los átomos del medio activo

Figura 19: (a) La oscilación láser sólo puede ocurrir a frecuencias en las que el coe-ficiente de ganancia es mayor que el coeficiente de pérdidas (b) la oscilación puedeocurrir sólo dentro de la anchura δν de las frecuencias modales del resonador (re-

presentadas por ĺıneas por simplicidad)

Número de modos posibles de oscilación láser:

M ≈ Bν F

siendo ν F = c/2d ≡ espaciado aproximado entre modos adyacentes.



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12.4. Distribución espacial y polarización

Osciladores de espejos planos ⇒ altamente sensibles a desalineamientos ⇒resonadores láser suelen tener espejos esféricos

⇒ la salida del resonador

tiene la forma de un haz gaussiano

Figura 20: La salida del modo transversal (0, 0) de un laser con un resonador deespejos esféricos toma la forma de un haz gaussiano

Debido a sus diferentes distribuciones espaciales, los distintos modos trans-

versales experimentan distintas ganancias y pérdidas.

Figura 21: Ganancias y pérdidas para 2 modos transversales, (0, 0) y (1, 0)



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12.5. Selección de modos

12.5.1. Selección de la ĺınea de emisión láser

Un medio activo con múltiples transiciones (ĺıneas atómicas) puede pro-ducir una salida láser multiĺınea.

Selección de una ĺınea particular ⇒ prisma dentro del resonador.

Diferentes ĺıneas se seleccionan rotando el prisma.

12.5.2. Selección de un modo transversal

Apertura de forma controlable dentro del resonador.

Espejos del láser ⇒ pueden diseñarse para favorecer determinados modos.

Figura 22: Una ĺınea atómica particular puede seleccionarse mediante un prisma

colocado dentro del resonador. Un modo transversal puede seleccionarse medianteuna apertura espacial, de forma y tamaño cuidadosamente elegidos



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13. LÁSERES PULSADOS

Método directo: láser CW + modulador externo. Desventajas:

• bloquea (y desperdicia) la enerǵıa luminosa durante el tiempo OFFdel tren de pulsos

• potencia de pico de los pulsos no puede exceder la potencia promediode la fuente CW

Mediante modulación interna, el láser almacena enerǵıa en el tiempo OFF,

y la libera en el tiempo ON ⇒ proceso más eficiente.

Figura 23: Comparación de salidas láser pulsadas (a) con modulador externo (b) conmodulador interno

El almacenamiento de enerǵıa puede hacerse en:

• resonador: luz que se libera periódicamente

• sistema at´ omico: inversión de población que se libera periódicamente



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13.1. Conmutación de ganancia

La ganancia se controla encendiendo y apagando el sistema de bombeo.

Empleado en láseres de semiconductor (modulación de corriente eléctrica

de bombeo).

Figura 24: Conmutación de ganancia

13.2. Conmutación – Q

La salida del láser se apaga aumentando las pérdidas del resonador (factor

Q) periódicamente, mediante un elemento absorbente modulado. dentro

del resonador.

Figura 25: Conmutación – Q



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14. CARACTERÍSTICAS DE LÁSERES MÁS COMUNES

14.1. Láseres de estado sólido

Más comunes: Rub́ı (primer láser), Nd:YAG (muy utilizado)

(a) (b)

Figura 26: (a) Diseño básico y b) diagrama de niveles de un láser de Nd:YAG

Nd:YAG puede ser bombeado ópticamente mediante un láser de diodo ⇒fuente luminosa muy eficiente a 1.064 µm.

Mediante generación de segundo harmónico, se puede doblar la frecuencia

y conseguir emisión a distinta longitud de onda

Figura 27: Esquemas para lograr emisión en segundo harmónico



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14.2. Láseres de gas

14.2.1. Gas atómico

• He-Ne: λ = 632.8 nm, 1mW - 10 mW, modo CW14.2.2. Gas iónico

• Ar+: λ = 514.5 nm, 10W - 150 mW, modo CW

14.2.3. Gas molecular

• CO2: λ = 10.6 µm, 25KW, modo CW y pulsado• ampliamente utilizado en la industria.

Figura 28: Láser de CO2

para creación de moldes industriales. La luz se lleva medianteuna fibra óptica hasta el brazo-robot

L´ aser de exćımero:

• KrF: λ = 248 nm, XeCl: : λ = 309 nm)• Potencias: 1 KW en CW (5000 KW pico)

• Muy utilizados industrialmente (procesado UV con máscaras)Javier Gamo Aranda Coherencia y l´ aseres 30


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14.3. Láseres de diodo

Más utilizados tanto para fines comerciales como de investigación (106

frente a 104 unidades anuales).

Unión p − n con región activa donde los electrones y los huecos se recom-binan, produciendo la emisión de luz.

Cavidad láser: gúıa de ondas terminada en cada extremo por un espejo.

(a)

(b)

Figura 29: (a) Estructura genérica de un láser de diodo (b) Aspecto de un láser de diodo comercial(nótese el perfil eĺıptico del haz)

Láser diodo: presenta astigmatismo

Figura 30: Astigmatismo en láser de diodo



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14.3.1. Caracteŕısticas del láser de diodo

Filtrado espacial: necesario para “limpiar” el haz láser (común para todos

los haces gaussianos!)

Figura 31: Filtrado espacial de haces gaussianos

Curvas caracteŕısticas de los láseres de diodo:

(a)

(b) (c)

Figura 32: (a) Potencia de pico de salida del láser de diodo en función de la corriente de entrada depico. Dependencia con la temperatura de (b) la longitud de onda de emisi ón (c) la corriente umbral

Tipo ĺaser λ (nm) Calidad haz Absorción Aplicaciones

CO2 10.600 Buena Excelente Corte y marcadoNd:YAG 1.064 Buena Según tipo y pigmentac. Marcado

Diodo 800-1.000 Mala Según tipo y pigmentac. Soldadura

Tabla 1: Tipos de láser y aplicaciones caracterı́sticas



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14.3.2. Tipos de diodos láser:

Láseres de diodo de baja potencia

Principal aplicación: telecomunicaciones

(a) (b) (c)

Figura 33: (a) El láser de diodo y el fotodiodo monitor de corriente encapsulados juntos (b) y (c)láseres de diodo para telecomunicaciones

VCSEL (Vertical Cavity Surface Emitting Laser): pueden fabricarse en

arrays 2-D para su uso en computación óptica, impresión y comunicacionesintegradas.

Figura 34: Array 2-D VCSEL. La estructura láser tiene una apertura circular quepermite colimar fácilmente el haz de salida



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Láseres de diodo de alta potencia

Mediante combinación de láseres de diodo se pueden fabricar láseres de

mayor potencia.

(a)

(b)

Figura 35: Stacks de láseres de diodo

Los láseres de diodo comerciales pueden acoplarse a fibra óptica o utilizarse

directamente

(a)

(b)

Figura 36: Láseres de diodo comerciales de alta potencia (a) acoplado a fibra (b) salida directa



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15. SEGURIDAD LÁSER

15.1. Factores de riesgo de los ĺaseres

• Alta direccionalidad de los haces láser• Altas potencias y enerǵıas asociadas a los láseres

• Riesgos eléctricos (altas tensiones de alimentación)

• Sustancias tóxicas (procesamiento materiales)

• Emisiones secundarias de luz (soldadura)

Figura 37: Efectos sobre el ojo de las distintas longitudes de onda

(a)

(b) (c)

Figura 38: Etiquetados y avisos de radiación láser



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15.2. Niveles seguridad en emisión ĺaseres

Instituto Americano Nacional de Estándares (ANSI Z136.1 publicada en

1993) divide a los láseres en 4 grupos, desde clase I (inherentemente se-

guros para la visión directa del haz bajo muchas condiciones) hasta clase

IV (requieren las normas de seguridad más estrictas).

Se han definido dos parámetros:

• Apertura a través de la cuál se recibe la radiación.

• Distancia a la fuente láser a la que se realizan las mediciones.

Máximos niveles Permisibles de Exposición (MPE)Máxima cantidad de radiación a la que una persona puede estar expuesta

de forma segura.

Se expresan en J/cm2 o W/cm2, en función de:

• Longitud de onda.• Duración de la exposición.• Frecuencia de repetición del pulso.

• La naturaleza de la exposición (especular, reflexión difusa).Radiaci´ on visible: MPE se basan en la cantidad de enerǵıa total recibida

por un ojo totalmente dilatado (apertura = 7 mm diámetro).

Radiaci´ on UV o IR: apertura = 1 mm.

Si se utiliza un sistema óptico: apertura = 50 mm.



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15.2.1. Clase I

Láseres que inherentemente no emiten radiación mayor que los ĺımites

MPE.

Bajo condiciones de trabajo normal, no emiten radiación que pueda causar

daño (“Láseres seguros para los ojos”)

No pueden causar ningún daño a nadie que esté expuesto directamente al

haz láser un periodo de 8 horas, sin importar de qué longitud de onda se

trate.

Por ejemplo, la máxima potencia del láser de He-Ne de clase I es 0.4 µW.

15.2.2. Clase II

Láseres visibles de baja potencia (400 – 700 nm), que disparan el reflejo

de protecci´ on del iris (0.25 segundos).

Potencia máxima (CW) para Clase II = 1 mW.

Cualquier láser a otra longitud de onda (invisible) que pueda emitir mayor

nivel de radiación que el permitido para la clase I, se clasifica como de la

clase III.

15.2.3. Clase III

Clase IIIa: Láseres visibles (400 – 700 nm), que emiten radiación a un

nivel que no perjudica a una persona que tenga un reflejo normal del iris.

Láserse de potencia media (salida de 1 a 5 veces la de la clase I equivalente).



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Si se utilizan instrumentos ópticos para ver la radiación, pue-de producir daño en el ojo.

Para láser He-Ne y láseres de diodo en el visible, máxima potencia permi-

tida es de 5 mW.

Clase IIIb: incluye los láseres no clasificados como clase I o clase II, que

pueden emitir en cualquier longitud de onda que pueda causar daño al ojo

de un observador sin instrumentos ópticos.

No son capaces de producir más de 125 mJ en 0.25 segundos.

Máxima potencia clase IIIb = 0.5 W.

15.2.4. Clase IV

Incluye todos los láseres no clasificados en las clases I, II y III.

Son considerados como láseres de alta potencia.

La radiación de estos láseres puede causar:

• Daños al ojo inclúso por reflectancia difusa.• Daños a la piel.

• Fuego.Cualquier láser con una potencia de salida mayor de 0.5 W pertenece a la

clase IV.

cohe_laseres

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