AGRADECIMENTOS - Unisanta

UNIVERSIDADE SANTA CECÍLIAUNISANTA

Faculdade de Engenharia Industrial Mecânica

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AGRADECIMENTOS

Agradecemos ao auxílio de nossos orientadores na elaboração e explanaçãode idéias , em especial ao Sr. Valmir Demarchi, que com críticas construtivas foi umdos responsáveis pelo bom desempenho do grupo .

Aos nossos familiares pelo incentivo e compreensão.

A Empresa VW do Brasil por nos conceder cursos em suas dependênciassobre o assunto abordado e por nos dar oportunidade de conhecermos uma boaparte da tecnologia aplicada .

Aos nossos amigos e colegas que de alguma forma nos prestigiou, sendo nasdiscussões em sala de aula ou até mesmo nas apresentações realizadas aospresentes.

Aos mestres avaliadores (banca) que nos fez crescer em nossa futuraprofissão.

E acima de tudo a Deus , que nos concebeu esta oportunidade de estarmosvivos e sermos uma parte dentre a população que tem oportunidade de estudar eum dia vencer.



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Sumário

PRIMEIRAS NOÇÕES ....................................................................................................................... 6

1.0 PRINCÍPlOS BÁSICOS................................................................................................................ 6

1.1 ABSORÇÃO E EMISSÃO ESPONTÂNEA ............................................................................................6

1.2 CAVIDADE RESSONANTE....................................................................................................................7

1.3 ELEMENTOS CONSTITUTIVOS DE UMA FONTE LASER ..............................................................8

2.0 PROPRIEDADES DA RADIAÇÃO ............................................................................................. 10

3.0 ALGUNS LASERS..................................................................................................................... 10

4.0 - PRINCÍPlOS BÁSICOS............................................................................................................ 12

4.1 RADIAÇÕES ELET ROMAGNÉTICAS E LASERS.............................................................................12

4.1.1 RADIAÇÃO ELETROMAGNÉTICA .................................................................................................12

4.1.2 OS PRINCIPAIS LASERS NO ESPECTRO ELET ROMAGNÉTICO ..............................................17

5.0 PRINCÍPIOS FÍSICOS DE FUNCIONAMENTO DO LASER.............................................................19

5.1- PRINCÍPIOS DA INVERSÃO DE POPULAÇÃO................................................................................20

5.2 - A OSCILAÇÃO LASER .......................................................................................................................25

5.3 - DIVERGÊNCIA ....................................................................................................................................33

5.4 - PROPRIEDADES DE FOCALIZAÇÃO E DE INTENSIDADE DOS FEIXES LASER....................34

6.0 – COERÊNCIA........................................................................................................................................37

6.1 - DEFINIÇÕES :......................................................................................................................................37

6.2 - COERÊNCIA TEMPORAL .................................................................................................................39

6.3 - COERÊNCIA ESPACIAL ....................................................................................................................41

7.0 - PRINCIPAIS LASERS.............................................................................................................. 43

7.1 LASER DE ISOLANTES DOPADOS.....................................................................................................44

7.1.1 LASER DE RUBI..................................................................................................................................45

7.1.2 LASER ND3+ : YAG..............................................................................................................................48

7.1.3 LASER DE VIDRO DOPADO COM NEODÍMIO .............................................................................50

7.1.4 - LASERS DE GÁS...............................................................................................................................52

7.2 LASER ATÔMICOS NEUTROS E IONIZADOS..................................................................................52

7.2.1 - LASER DE HÉLIO-NEÔNIO............................................................................................................52



3

7.2.2 - LASER DE ARGÔNIO ......................................................................................................................55

7.2.3 - LASER DE CRIPTÔNIO...................................................................................................................57

7.2.4 - LASER DE HÉLIO-CÁDMIO...........................................................................................................58

7.2.5 - LASERS DE CO2................................................................................................................................60

7.2.6 - LASERS SELADOS...........................................................................................................................60

7.2.7 - LASERS DE FLUXO AXIAL ............................................................................................................61

7.2.8 - LASERS COM FLUXO TRANSVERSO RÁPIDO...........................................................................62

7.3 - LASERS DE GUIAS DE ONDAS.........................................................................................................66

7.5 - LASERS DE NITROGÊNIO ................................................................................................................69

7.6 - LASERS QUÍMICOS............................................................................................................................71

7.7 - LASERS DE CORANTES.....................................................................................................................72

7.8 - LASERS DE SEMICONDUTORES.....................................................................................................76

8.0 - CONSIDERAÇÕES DE ÓPTICA.........................................................................................................81

8.1 MATERIAIS E LASERS DE ALTA POTÊNCIA ..................................................................................83

9.0 - USINAGEM POR MEIO DE LASER......................................................................................... 94

9.1 - SOLDAGEM .........................................................................................................................................94

9.1.1 - SOLDAGEM CONTÍNUA EM BAIXA POTÊNCIA........................................................................95

9.1.2 - SOLDAGEM CONTÍNUA POR PENETRAÇÃO: ...........................................................................97

9.1.3 - SOLDAGEM POR PONTOS...........................................................................................................108

9.2.1 - A SOLDA A LASER É APROVADA ..............................................................................................111

9.2.2 - CONFORMAÇÃO SEM PROBLEMAS.........................................................................................113

9.3 - A ECONOMIA É O FATOR DECISIVO..........................................................................................115

9.4 – CASO PRÁTICO DE APLICAÇÃO NA VW DO BRASIL ....................................................... 118

10 – SEGURANÇA ........................................................................................................................ 126

10.1. AÇÃO DA RADIAÇÃO SOBRE O ORGANISMO...........................................................................127

10.1.1 AÇÃO SOBRE OS TECIDOS BIOLÓGICOS................................................................................127

10.2 - AÇÃO SOBRA OS OLHOS..............................................................................................................128

10.3 –EXPOSIÇÕES MÁXIMAS PERMITIDAS......................................................................................129

10.4 - EMP NO NÍVEL DA CÓRNEA, PARA UM FEIXE DIRETO, MONOCROMÁTICO,MONOPULSO ............................................................................................................................................130



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10.5 - EXPOSIÇÃO MÁXIMA PERMITIDA PARA A PELE ..................................................................131

10.6 - CASO DAS FONTES EXTENSAS...................................................................................................131

10.7- EXPOSIÇÃO SIMULT ÂNEA A VÁRIOS COMPRIMENTOS DE ONDA.....................................132

10.8 - CASO DOS PULSOS REPETITIVOS..............................................................................................133

10.9 - REGULAMENTAÇÃO.....................................................................................................................134

10.10 - CLASSIFICAÇÃO ..........................................................................................................................135

10.11 - PRESCRIÇÕES DE FABRICAÇÃO..............................................................................................136

10.12 - PROTEÇÃO ....................................................................................................................................138

10.12 - PROTEÇÃO GERAL ......................................................................................................................139

10.13 - PROTEÇÃO INDIVIDUAL ............................................................................................................139

11 – CONCLUSÃO ........................................................................................................................ 141

12 – BIBLIOGRAFIA...................................................................................................................... 142



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OBJETIVO

Este projeto tem como objetivo principal explanar novas técnicas na área desoldagem, focando a parte de processos industriais.

Atualmente, muitas áreas estão utilizando os benefícios dos lasers , não sóna industria automotiva e de auto peças, mas também nos campos de medicina ,militarismo, na industria aeronáutica, etc.

Este projeto foi direcionado para a industria automotiva, onde imaginamos umganho mais significativo em termos de produtividade, qualidade das peças finais, ,segurança, tecnologia, e formas de se produzir o mesmo produto com custo maisacessível, que atualmente é fator determinante para a sobrevivência das empresasno Brasil e no mundo.

A parte conceitual dos lasers será bastante explorada, assim como osdevidos tipos, para que servem, a solda a laser propriamente dita e alguns cuidadoscom a segurança dos colabores que se deparem com um equipamento de laser.

Também a apresentação de uma taylor blank, união de duas chapas deespessuras diferentes que podem ser conformadas após terem sofrido o processode solda a laser.



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PRIMEIRAS NOÇÕES

A palavra LASER é formada pelas iniciais de "Light Amplification by Stimulated

Emission of Radiation", isto é: "Amplificação da Luz por Emissão Estimulada de

Radiação".

A emissão estimulada foi descrita pela primeira vez em 1917, por Einstein, de

forma teórica. A primeira possibilidade de aplicação desse fenômeno à amplificação

de ondas ultracurtas (maser) foi definida por C.H. Townes em 1951, e recebeu

confirmação experimental em 1954.

A primeira publicação em matéria de lasers é o artigo de A. L. Schawlow e C.H.

Townes, em dezembro de 1958; teve repercussão mundial nos meios científicos.

O primeiro laser (de rubi) foi realizado por T.H. Maiman, nos Estados Unidos;

entrou em funcionamento em julho de 1960.

Em 1950, o professor A. Kastler havia aperfeiçoado, juntamente com J.

Brossel, o "bombeamento óptico". Esta técnica foi utilizada por Maiman, e ainda é a

única maneira de fazer funcionar todos os lasers de estado sólido e numerosos

outros.

1.0 PRINCÍPlOS BÁSICOS

1.1 Absorção e emissão espontânea

Absorção

Os elétrons que gravitam em torno do núcleo de um átomo podem ocupar

diferentes órbitas de posições bem conhecidas. A passagem de um elétron de uma

posição para outra mais afastada do núcleo corresponde a um aumento de energia

interna do átomo.

Denomina-se estado fundamental o estado que corresponde à energia mínima.

Os outros estados, de energia superior à do estado fundamental, são estados

"excitados". A passagem do estado fundamental para o estado excitado (ou de um

estado excitado para outro, de energia superior) realiza-se pela absorção de uma

energia exterior ao átomo. Essa energia de excitação pode ser cinética (choques de

partículas, de átomos, de moléculas, etc.) ou eletromagnética. Neste último caso, a

radiação que chega ao átomo será parcial ou totalmente absorvida. Sabe-se que a



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energia transportada por um fóton é E = hf, onde f é a freqüência da radiação

eletromagnética associada a esse fóton, e h é a constante de Planck (h = 6,62 x 10 –

34 joules x segundos).

fhE ×= (1)

A absorção de energia eletromagnética por um átomo (ou um íon, ou uma

molécula) obedece, portanto, à relação E2 – E1 = hf, onde E1 é o nível de energia

inicial do átomo e E2 > E1 é o nível a que ele é conduzido por absorção do fóton de

freqüência f.

1.2 Cavidade ressonante

Vejamos agora como pode ser constituído um amplificador laser

(Figura 1). Um “material ativo", por exemplo, um cilindro usinado a partir de

um cristal de rubi ou de algum outro material conveniente, será

violentamente iluminado pela "fonte de bombeamento" constituída, por

exemplo, por uma lâmpada flash. Acessoriamente, um refletor permitirá uma

melhor concentração da luz de bombeamento sobre o material ativo (figura

1). Um feixe de luz monocromática de comprimento com onda conveniente

(694 nm no caso do rubi), que atinja uma das faces segundo o eixo do

cilindro, sairá pela outra face, na mesma direção, amplificado por emissão

estimulada.

Figura 1 – Amplificador laser



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Todos sabem que, apesar do que o termo significa, um laser é uma

fonte de radiação e não um amplificador. Portanto, falta transformar o

ressonador em amplificador. Adotemos para tanto o velho recurso da

eletrônica: um dispositivo de reação, constituído aqui por um órgão

ressonante.

No caso do laser, uma cavidade ressonante (cavidade de Pérot-Fabry)

é constituída por dois espelhos planos, perpendiculares ao eixo da barra

laser e situados de cada lado dessa barra, Pelo menos um desses dois

espelhos é semitransparente, de forma a permitir a saída da radiação gerada

no oscilador.

A condição de ressonância de tal cavidade é 12

. =λn , onde 1

representa a distância entre os dois espelhos, λ o comprimento de onda de

ressonância e n um inteiro qualquer. Ao passo que na técnica das

hiperfrequências podem-se considerar cavidades cujas dimensões são da

ordem de grandeza do comprimento de onda, observa-se que a cavidade

laser pode ressoar em um número muito grande de comprimentos de onda.

Na verdade, esse número é fortemente limitado pela largura de raia natural

da fluorescência; e mesmo assim obteremos uma radiação muito

monocromática,

1.3 Elementos constitutivos de uma fonte laser

Um oscilador laser deve comportar no mínimo três elementos

fundamentais: o material ativo, a cavidade de Pérot-Fabry e o dispositivo de

bombeamento.

O material ativo pode ser um sólido. No caso do rubi, trata-se de um

cristal de alumina contendo íons de cromo trivalente em uma proporção da

ordem de 0,05%.Os íons AI+++ são substituídos por íons Cr+++ (dopagem),

que são os íons ativos no sentido da emissão estimulada. Também se

emprega como material ativo o vidro de neodímio (vidro dopado por íons de

neodímio). Finalmente, um terceiro material ativo, freqüentemente

empregado nos lasers de estado sólido, é o YAG (Yttrium Aluminium

Garnet), isto é, uma granada de ítrio e de alumínio, dopada por neodímio.



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Esses três materiais representam a quase totalidade do equipamento dos

atuais lasers de estado sólido.

O material ativo pode também ser um líquido ou um gás. Ele é fechado

em um recipiente do qual duas paredes opostas são transparentes e planas.

Atualmente, os lasers de estado líquido ainda não ultrapassaram o âmbito

dos laboratórios de pesquisas. Os lasers de gás, ao contrário, são muito

divulgados. Podem ser citados principalmente o hélio-neónio, (mistura de

hélio e neónio), o anidrido carbônico, o argônio ionizado, o criptônio

ionizado, etc.

A cavidade de Pérot-Fabry pode apresentar algumas variantes com

relação ao esquema inicial: no caso de um laser de estado sólido, os

espelhos podem ser as faces terminais do cilindro de material ativo. Em um

laser de gás, eles podem ser constituídos pelas paredes que fecham o

recipiente. O espelho oposto à lâmina semitransparente de saída do feixe

pode ser constituído por um prisma de reflexão total. Finalmente os espelhos

da cavidade de Pérot-Fabry podem ser, em alguns casos, espelhos

esféricos.

Figura 2 – Gerador laser.

Nos lasers pulsados com bombeamento óptico, o dispositivo de

bombeamento é um flash. Tal flash pode ser linear, como na Figura 2, ou



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helicoidal, envolvendo a barra laser. Alguns lasers possuem vários flashes

lineares ao redor da barra. Certos materiais laser (YAG, por exemplo)

admitem uma potência instantânea de bombeamento mais fraca que a do

flash, e podem ser bombeados por tubos de emissão contínua (arco de

xenônio, por exemplo); darão uma emissão laser contínua. Finalmente, o

conjunto fonte de bombeamento-barra laser é envolvido por um refletor ou

difusor de forma conveniente.

Nos lasers de gás, utiliza-se como dispositivo de bombeamento uma

descarga elétrica no próprio gás; neste caso, a estrutura do oscilador difere

do esquema precedente.

2.0 PROPRIEDADES DA RADIAÇÃO

As propriedades da emissão estimulada e a presença de uma cavidade

ressonante têm como conseqüência à identidade de fase (e de comprimento

de onda) dos diferentes fótons emitidos por um laser. Diz-se que a emissão

é coerente. Todas as outras fontes conhecidas no âmbito da óptica emitem

uma radiação incoerente, mesmo as fontes monocromáticas. A coerência da

emissão laser apresenta-se sob dois aspectos: coerência temporal e

coerência espacial.

3.0 ALGUNS LASERS

Para encerrar este rápido esboço, passamos a fornecer algumas

informações sobre os lasers mais comuns.

Existem lasers tão pequenos que cabem na palma da mão; outros

exigem a construção de enormes edifícios para abrigá-los. Há lasers

contínuos que emitem frações de miliwatt, e outros que enviam dezenas de

quilowatts. Os lasers pulsados podem chegar a terawatts (1012 watts). Há,

portanto, uma variedade muito grande. Os pontos comuns a todos esses

representantes de uma mesma família são as propriedades de radiação e de

coerência espacial e temporal, cujas conseqüências já foram mencionadas

nestas primeiras noções. Os rendimentos energéticos são sempre muitos

baixos, da ordem de 1% em casos favoráveis, salvam exceções muito raras;



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entre estas se destaca o laser de CO2, com um rendimento da ordem de

10%.

Entre os lasers de estado sólido, o rubi desempenha o papel de

ancestral: é pouquíssimo empregado atualmente. Seu comprimento de onda

de emissão é 694,3 nm, na parte vermelha do espectro. As barras de rubi

têm um diâmetro da ordem do centímetro, com um comprimento de 10 a 20

cm. Ele só funciona em regime pulsado com energias emitidas por pulso de

alguns joules a algumas dezenas de joules.

Os lasers de neodímio, tanto com matriz de vidro como YAG, são

praticamente os únicos representantes atuais dos lasers de estado sólido.

Seu comprimento de onda de emissão é de 1060 nm. As barras de YAG têm

geralmente um diâmetro inferior ao centímetro; as de vidro podem

ultrapassar a dezena de centímetros. As YAG podem funcionar em contínuo

ou em pulsos. As potências emitidas em contínuo podem ultrapassar 100

watts. Em pulsos, as energias geralmente são de algumas centenas de

milijoules por pulso. O vidro de neodímio funciona apenas em pulso; suas

energias de saída e potência podem ser excepcionalmente elevadas.

Os lasers de gás podem todos emitir em contínuo. O mais antigo e

mais difundido dos lasers de gás é o de hélio-néon. Geralmente possui baixa

potência, inferior a 10 mW. Sua emissão mais corrente é no vermelho, em

632,8 nm, mas pode emitir em outros comprimentos de onda, especialmente

em 1150 e 3390 nm.

Os lasers iônicos (a gás ionizado) são muito mais potentes:

comumente sua potência de saída pode atingir 10 W. O mais difundido é o

laser de argônio ionizado, que pode emitir em vários comprimentos de onda

situada na região azul-verde do espectro. Os principais são de 488 nm,

496,5 nm e 514,5 nm. Os rendimentos são muito baixos, inferiores a 0,1% .

Existe também o laser iônico de criptônio, com uma emissão de 568,2 nm.

Os lasers de gás carbônico (CO2) destacam-se pelo rendimento (10 a

15%), pela facilidade de construção, pela potência que pode atingir vários

quilowatts. Sua emissão situa-se no infravermelho, com várias raias ao redor

de 10µ , sendo a principal de 10,6µ .Esse comprimento de onda apresenta

vantagens, mas também um inconveniente sério, pois as ópticas dióptricas



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(janelas, lentes) devem ser realizadas em materiais especiais, transparentes

nessa região do espectro.

4.0 - PRINCÍPlOS BÁSICOS

Para que um laser possa funcionar, devem ser satisfeitas,

simultaneamente, três condições fundamentais. Em primeiro lugar, é

necessário dispor de um meio ativo, ou seja, de uma coleção de átomos,

moléculas ou íons que emitam radiação na parte "óptica" do espectro. Em

segundo lugar, deve-ser satisfeito uma condição conhecida sob o nome de

inversão de população. Esta condição, geralmente não preenchida em nosso

ambiente natural, é gerada por um processo de excitação denominado

bombeamento: ela transforma o meio ativo em meio amplificador de

radiação. Finalmente, é indispensável dispor de uma reação óptica para que

o sistema composto por essa reação óptica e pelo meio ativa seja a sede de

uma oscilação laser. A análise detalhada destas três condições explicará de

que maneira os lasers podem funcionar e produzir feixes tão intensos, tão

monocromáticos e tão bem colimados.

As propriedades de intensidade e diretividade dos lasers são familiares

a qualquer observador, pois elas se manifestam imediatamente; já outras

propriedades, como a monocromaticidade e a coerência, exigem uma

análise mais aprofundada.

4.1 Radiações eletromagnéticas e lasers

4.1.1 Radiação eletromagnética

Para melhor compreender a originalidade própria do laser enquanto

fonte luminosa será útil recordar algumas definições e propriedades

elementares da radiação eletromagnética. A radiação eletromagnética é

interpretada como representando as oscilações do campo eletromagnético; a

freqüência dessa onda eletromagnética é a freqüência (unidade: hertz)

dessas oscilações. A característica essencial de tal onda é propagar-se sem

atenuação no vácuo; sua velocidade de propagação é uma constante

universal denominada "velocidade da luz", representada por c igual a 3,108



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m -s-1. A distancia que separa duas cristas consecutivas de onda denomina-

se comprimento de onda λ . Conseqüentemente, entre freqüência e

comprimento de onda existe no vácuo a relação:

v

c=λ (2)

Esta relação permanece válida nos meios não-condutores descritos por

uma permeabilidade magnética e uma susceptibilidade elétrica constante no

espaço, sendo c substituída pela velocidade da luz no meio em questão. Se

tal meio pode ser caracterizado por um índice de refração n, então a

velocidade da luz nesse é n

c.

A propagação das ondas eletromagnéticas é comandada por um

conjunto de leis cuja expressão constitui um sistema de equações

denominada Equações de Maxwell [1]. Entre as famílias de soluções de tais

equações relativas à propagação no espaço livre, uma das soluções que

desempenham um papel fundamental descreve a propagação de uma onda

monocromática plana. No caso geral, a representação do campo elétrico E(r,

t) associado ao ponto r no momento t na onda eletromagnética de freqüência

angular ω =2πν e com vetor de onda k que caracteriza a direção de

propagação, é dada pela relação:

)],(['),(),( trtkxretrAtrE φϖ +−= (3a)

O módulo k = 2πλ é chamado número de onda. A amplitude A e a

constante de fase φ são cada uma funções de r e de t. A expressão entre

colchetes denomina-se fase instantânea de onda (comumente chamada fase

de onda), Em regime estacionário, estes parâmetros dependem apenas da

posição r:

)]([)(),( rtkxrerAtrE est φϖ +−= (3b)

Quando A e φ são constantes, esta representação em “ondas

monocromáticas planas é que serve de base para a descrição do campo

eletromagnético de um laser”.

A física atômica oferece uma interpretação complementar a esta

interpretação ondulatória, segundo a qual as interações entre matéria e



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radiação resultam da emissão ou da absorção de quanta discretos de

energia luminosa, denominados fótons [2]. Cada fóton possui uma energia E

(unidade: joule), proporcional à freqüência da onda eletromagnética.

νhE = (4)

Em que h é a constante de Planck igual a 6,63 x 10-34 J-s,

Combinando-se as relações (2) e (4), e sendo o produto hc constante,

constata-se que as energias também podem ser medidas em unidades de E

/ hc, ou seja, em "inversos de comprimentos de onda": esta unidade,

freqüentemente utilizada pelos espectroscopistas, corresponde ao número

de onda k = 2π / λ da onda luminosa plana associada, e mede-se em cm-1.

Como qualquer outra partícula, um fóton possui também uma quantidade de

movimento representada por p, orientada na direção k, e cujo módulo está

ligado ao comprimento de onda por:

πλ 2

hkhp == (5)

Em física atômica, muitas vezes torna-se cômodo utilizar uma unidade

diferente para medir as energias, o elétron-volt (eV), que representa 1,6 x 10-

19J. A maior parte das interações encontradas na seqüência desta obra

utiliza energias de fótons situadas na gama de 0,1 eV a 10 eV,

correspondentes à faixa de freqüências 2,4 x 1013 Hz a 2,4 x 1015 Hz.

A parte útil do espectro eletromagnético cobre mais de 12 décadas. O

espectro se estende das ondas mais longas de rádio, cujo comprimento de

onda se mede em quilômetros, até o âmbito das ondas hertzianas e das

microondas, e em seguida até as regiões familiares do infravermelho, do

visível e do ultravioleta. Para além dai, o ultravioleta é prolongado até a

região dos raios X e γ. Conseqüentemente, as palavras "radiação luminosa"

devem ser tomadas em sentido lato, pois elas abrangem as freqüências

"ópticas", ou seja, o infravermelho (IV), o visível e o ultravioleta (uv). Às

divisões são imprecisas e necessariamente arbitrárias, exceto talvez para a

região do visível: 750 nm (vermelho) a 400 nm (violeta). No diagrama (figura

8), o comprimento de onda está marcado em múltiplos e submúltiplos da

unidade de comprimento metro, enquanto a freqüência é medida em hertz

(Hz).



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Embora habitualmente as radiações sejam classificadas por seu

comprimento de onda, do ponto de vista atômico a grandeza importante é a

freqüência ν , pois está ligada às propriedades energéticas dos átomos e

das moléculas. Convém insistir também no fato de que todas essas

radiações são essencialmente de mesma natureza, porém diferem somente

pela quantidade de energia hν que transportam. Em vista disso, a Figura 3

contém também uma escala de energia.

Em termodinâmica da radiação, é habitual considerar-se um corpo

abstrato, chamado "corpo negro", que seria um radiador ideal: [3]; tal corpo

possui também a propriedade de absorver inteiramente qualquer radiação

incidente e realiza completamente o equilíbrio termodinâmico entre matéria e

radiação, no sentido de que o sistema pode ser caracterizado por uma

grandeza macroscópica denominada temperatura e constante em todos os

pontos.

Figura 3 – Visão das radiações eletromagnéticas

Conseqüentemente, a radiação emitida por um tal corpo negro pode

depender somente de sua temperatura. Em outras palavras, a densidade

espectral de energia (energia por unidade de volume e por intervalo de

freqüência) é uma função universal da temperatura T: esta lei é dada pela

distribuição de Planck [4]. A figura 4 representa esta distribuição em função

do comprimento de onda para duas temperaturas diferentes. Como tal

distribuição caracteriza um estado de equilíbrio, duas propriedades

essenciais podem ser evidenciadas:



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� A densidade total de fluxo I (potência por unidade de superfície)

irradiada por um corpo negro é proporcional à quarta potência da

temperatura T (lei de Stéfan)4TI σ= (6)

σ é a constante de Stéfan (σ = 5,67 x 10-8 W / m2 -(oK)4)� A potência emitida por um corpo negro é uma função crescente da

temperatura, e a posição do máximo λmax da distribuição se desloca

para os pequenos comprimentos de onda de acordo com a relação

(lei do deslocamento de Wien):

KmxTMAX º1088,2 3 −= −λ (7)

Estes dois resultados mostram, por exemplo, que em temperatura

ambiente (300° K) um corpo com 1 cm de superfície emite apenas uma

potência de 40 mW, e que a essa temperatura o máximo da distribuição é

atingido para λ = 9,6 µm; isto explica o fato de os emissores térmicos

situarem-se no infravermelho. Em laboratório, corpos negros são realizados

com corpos sólidos incandescentes levados a temperaturas elevadas

(aproximadamente 3000oK) com estruturas menos ou mais complexas; um

exemplo aproximado é a lâmpada com filamento de tungstênio. Nosso Sol

também pode ser considerado como um corpo negro de temperatura

equivalente a 5600oK ele emite uma luz branca à qual corresponde um

espectro centrado a 515 nm na radiação de cor verde-amarela e cobrindo

todo o campo do visível, à parte do espectro onde se situa o máximo de

sensibilidade do olho humano.



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Figura 4 – Densidade espectral de energia de radiação do corpo negro, em função do

comprimento λ para duas temperaturas. A curva pontilhada corresponde ao local das

posições dos máximos em diferentes temperaturas

Deve-se dizer ainda que, do ponto de vista da distribuição espacial da

radiação de um corpo negro, a radiação é isotrópica, ou seja, a densidade

de fluxo é independente da direção da emissão; o ângulo sólido coberto é

todo o espaço acessível. Finalmente, deve-se observar que em fotometria

essa densidade de fluxo emitido ou "emitância" é medida em W / m2. Esta

grandeza é freqüentemente, mas incorretamente, denominada "intensidade"

de radiação, pelos usuários de lasers que medem assim em W / cm2 "a

intensidade do campo" proporcionalmente ao quadrado de sua amplitude.

4.1.2 Os principais lasers no espectro eletromagnético

Para compreender de maneira empírica a profunda distinção existente

entre o laser e uma fonte luminosa convencional, um quadro que compare

suas características respectivas será de grande utilidade.



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O tubo de descarga, em muitos aspectos similar aos tubos de neônio à

venda no mercado, é uma fonte luminosa convencional, aliás,

freqüentemente utilizada na tecnologia de excitação dos lasers. Em um tubo

desse tipo, um gás ou um vapor de baixa pressão (alguns milímetros de

mercúrio) é submetido a um campo elétrico elevado, da ordem de 100 V /

cm, que provoca o aparecimento de uma corrente de descarga de alguns

miliamperes, acompanhada de uma emissão luminosa. É o caso da lâmpada

a vapor de mercúrio que emite ao redor de 545 nm, ou ainda dos tubos de

neônio comuns. A análise espectral mais elementar mostra que o espectro

emitido está longe de ser o espectro de um corpo negro: ele já não é

contínuo, e sim se compõe de bandas espectrais de emissão características

do gás empregado.

Nos lasers pulsados, a energia luminosa é fornecida durante pulsos

breves que duram geralmente alguns nanosegundos, ou no máximo alguns

microsegundos, e a "concentração” de energia efetua-se de forma temporal.

Assim, uma potência de pico de alguns megawatts irradiada por um laser

comum de rubi, corresponde a uma luminância espectral aproximadamente

1013 vezes mais elevada que a luminância do Sol (no mesmo ângulo sólido e

na mesma banda de freqüência).

A faixa útil do espectro eletromagnético (figura 5), no qual emitem a

maioria dos lasers, estende-se do IV médio (10µm) ao UV próximo (200 nm).

Figura 5 – Comparação entre as propriedades espectrais de uma fonte luminosa

convencional e de um laser comum



19

Convém destacar mais particularmente:� O laser de gás carbônico CO2 ( λ = 10,6 µm), laser molecular que

emite em regime contínuo ou em pulsos;� O laser de fluoreto de hidrogênio HF (λ = 2,7 µm), laser químico que

funciona em regime contínuo ou pulsado;� O laser de neodímio (Nd) situado no IV próximo (λ = 1,06 µm). E um

laser de isolante dopado que funciona essencialmente em regime

pulsado: a matriz isolante pode ser cristalina (YAG) ou vítrea (vidro

dopado);� O laser de arsenieto de gálio AsGa, laser de semicondutor que

emite no IV próximo entre 850 nm e 900 nm, em regime contínuo;� O laser de rubi (λ = 694,3 nm), laser de isolante dopado que

funciona em pulsos no visível (vermelho);� O laser de hélio-neônio (He-Ne), laser de gás que emite em

contínuo no vermelho a λ = 632,8µm.� O laser de corante, laser compatível com freqüências em todo o

visível (700 nm -400 nm; emite em regime contínuo ou pulsado);� O laser de argônio, laser de gás ionizado que funciona em regime

contínuo em várias raias visíveis, sendo que as duas raias mais

intensas situam-se em λ = 488 nm (azul) e λ = 514 nm (verde);

� O laser de hélio-cádmio (He-Cd), laser de vapor metálico que emite

no azul em λ = 442 nm;� O laser de azoto (N2), laser UV pulsado, que emite em 337 nm:� Os lasers excímeros cujo representante mais comum é o laser a

exciplexo de cloreto de xenônio (XeCI), que emite em λ = 308 nm.

5.0 Princípios físicos de funcionamento do laser

Já identificamos o processo básico, a emissão estimulada; e já

lembramos que esse processo compete com outros mecanismos radiativos e

de colisão, tendo como resultado, no equilíbrio, uma distribuição coletiva dos



20

átomos em populações exponencialmente decrescentes entre os níveis de

energia.

O laser é uma fonte de radiação na qual um fóton emitido por um

átomo excitado é levado a extrair energia dos outros átomos excitado,

criando com isso outros fótons e aumentando assim a amplitude do campo

eletromagnético original. Portanto, é preciso dispor de um grande número de

átomos excitados passíveis de serem estimulados. Como em qualquer

oscilador, três elementos são simultaneamente necessários:� um meio ativo,� um bombeamento que produza a inversão de população,� uma cavidade ressonante.

Detalhemos agora a natureza desses elementos.

5.1- Princípios da inversão de população

Quando uma onda luminosa de intensidade total I0 e freqüência ν21

atravessa na direção z um meio cujas densidades atômicas são respectivamente

N1 e N2 nos níveis de energia E1 e E2 satisfazendo a equação (5), a variação de

intensidade I ocorre segundo a lei.z

o xxeIzI ογ=)( (8)

γo é o "ganho óptico de fraco sinal" do meio, dado por (9):

)()(8

)( 11

22

212

21 Ng

gNgA −−= γ

πλγγ ο (9)

λ21 é aqui o comprimento de onda de emissão, A21 é o coeficiente de

Einstein correspondente à emissão espontânea (cf. Figura 16), e a expressão

entre parêntesis representa a diferença efetiva ∆ N das densidades de população

(números de átomos por unidade de volume) entre os níveis superiores e

inferiores:

11

22 )( N

g

gNN −=∆ (10)

� Quando ∆N é negativa, a densidade de população são decrescentes,

como ocorre, por exemplo no estado de equilíbrio, e então o ganho óptico

é negativo: há absorção. A relação (8) vem demonstrar então que a

intensidade da onda luminosa diminui no decorrer de sua propagação.



21

� Quando ∆N é positivo, então γ 0 é positivo. Aumenta a intensidade da

onda que propaga no meio ativo. Diz-se então que há inversão de

população porque o estado excitado E2 comporta mais átomos que o

estado E1. Portanto, há amplificação das radiações mediante emissão

estimulada graças a manutenção de um desequilíbrio termodinâmico.

Convém salientar também que é desejável uma pequena largura de raia

∆ν a fim de tornar mais alto o valor do ganho óptico e, portanto a

amplificação.

A equação (9) é a equação fundamental do laser: ela liga o coeficiente de

ganho com fracos sinais, com a diferença efetiva das populações dos estados.

Para produzir tal inversão de população, é preciso dispor de um mecanismo de

"bombeamento" que forneça energia aos átomos de maneira seletiva. A função

dessa fonte exterior de energia (lâmpada flash, reação química seletiva, descarga

elétrica, etc.) é colocar o máximo de átomos no nível superior da transição.

Efetuemos agora o balanço das potências trocadas entre a “bomba" e o

meio ativo, deixando de lado a emissão espontânea, e demonstraremos assim a

equação (9).A demonstração é simplificada pelo fato de considerar um sistema

fechado em dois níveis; entretanto, o resultado é de alcance geral.

Consideremos um sistema atômico com dois níveis de energia E1 e E2 e R1

será a taxa de bombeamento, isto é, o número de transições devidas à fonte

exterior por unidade de tempo e por unidade de volume, que levam os átomos do

estado 1 para o estado 2. A densidade Iíquida de potência de bombeamento é hν

R1; ela é igual à densidade líquida de potência óptica gerada, ou seja, γ[ν]l[ν]:

][|][1 υυγυ =Rh (11)

Por outro lado, a variação N1 da densidade de população do nível 1

deve-se a três causas:� À absorção, que provoca uma redução da população a uma taxa -

B12 ρ[ν] N1; ·.� Ao bombeamento, que provoca uma redução da população a uma

taxa -R1;� À emissão estimulada, que provoca o aumento da população a uma

taxa B21 ρ[ν] N2.



22

Em regime estacionário, a equação de equilíbrio escreve-se:

0][][ 111221221 ≡−−=−= RNBNBNN υρυρ (12)

Deduz-se que:

])([)( 11

22211 N

g

gNBR −= γρ (13)

Se utilizarmos a definição da densidade de energia em uma banda espectral

∆ν, ou seja, l / c = ρ [ ν ] ∆ν, e se transportarmos para (11 ) o resultado,

obteremos:

)1

(])([()( 11

2221 ν

ννγ∆

−= Ng

gNB

c

h(14)

Esta equação é justamente a equação do ganho de fraco sinal [equação (9)],e

g (ν ) ≅ ∆ν-1, e que A21 e B21 estão relacionados.

Se o meio ativo de um laser constasse de apenas dois níveis (o estado

fundamental e um estado excitado), seria impossível colocar a maioria dos átomos

em estado excitado. É por isso que os sistemas atômicos ou moleculares

habitualmente utilizados funcionam, ou em três níveis, ou em quatro níveis. Ou ainda

com uma transferência ressonante de energia [11]. A Figura 6 esquematiza estes

três principais sistemas atômicos encontrados nos lasers.

Figura 6 – Esquema geral dos processos de bombeamento, de desexcitação e de emissão nos

principais sistemas laser.

Figura 6 – Esquema geral dos processos de bombeamento, de desexcitação e de emissão

nos principais sistemas laser.



23

a) Sistema de três níveis

Neste caso, o nível terminal da fluorescência é o nível fundamental. A

inversão de população entre os níveis E2 e E1 é obtida povoando-se por

bombeamento externo o nível E3. Este se desexcita de forma rápida por um

processo não radiativo (colisões, vibrações cristalinas, etc.) para o nível

metastável E2. O laser de rubi é um exemplo célebre de sistema de três níveis. A

dificuldade de tal processo está no muito intenso bombeamento que se precisa

fornecer para manter uma população suficiente no nível E2: com efeito, este nível

apresenta forte tendência a se desexcitar. Pois está em comunicação direta com

o estado fundamental; e para que ocorra a inversão de população, é preciso que

mais de metade dos átomos do nível fundamental aí esteja armazenada.

b) Sistema de quatro níveis

Em um sistema de quatro níveis, o nível terminal E1 da transição óptica

possui energia superior à do nível fundamental. Dessa forma o sistema evita a

necessidade de fornecer um bombeamento excessivo. Com efeito, as

transferências não radiativas, o tanto entre E3 e E2 como entre E1 e E0,

geralmente são muito rápidas (colisões, vibrações em um cristal). Portanto, o

nível E1 permanece essencialmente vazio, ao passo que o nível metastável E2 é

constantemente repovoado, mesmo com bombeamento moderado: assim, uma

baixa população nesse nível já é suficiente para que a inversão se mantenha.

c) Sistema com transferência ressonante de energia

Estes sistemas são encontrados basicamente nos lasers de gás, como por

exemplo, no laser atômico He-Ne ou no laser molecular CO2-N2. O método, aliás,

assemelha-se ao funcionamento do sistema em quatro níveis. Quando duas

espécies gasosas, aqui nomeadas (a) e (b) possuem níveis elevados de energia,

situados em coincidência, isto é, onde E3(a) e E2

(b) são muito próximos, diz-se que

elas apresentam níveis "ressonantes", Submetendo-se a mistura a um

bombeamento exterior, como por exemplo, uma descarga elétrica, os níveis

superiores E3(a) e E2

(b) das duas espécies são povoados. Escolhe-se sempre a

espécie (a), para que E3(a) seja um nível metastável: os átomos ou moléculas



24

desse gás servem assim como reservatório para armazenamento de energia.

Com efeito, quando esses átomos armazenados no nível E3(a) colidem com os

átomos da outra espécie (b), cuja quase totalidade está no estado fundamental

E0, eles permutam diretamente, por ressonância, sua energia. A mecânica

quântica demonstra que a probabilidade de tais transferências ressonante é muita

elevada: a espécie (a) desexcita-se, conduzindo a outra espécie ao estado

excitado ressonante E2(b). Dessa forma os átomos ou moléculas do gás (b) são

levados ao nível superior da transição, enquanto o nível E1(b) permanece

praticamente vazio, pois ele se desexcita rapidamente; assim, a inversão de

população desejada realiza-se automaticamente.

No laser He-Ne, os átomos metastáveis de hélio transferem para o neônio

sua energia de excitação, e a ação laser ocorre nas transições inferiores do

átomo de neônio. No laser CO2-N2, o nível superior de azoto N2 é um metastável

que guarda durante muito tempo a ativação, e só irá cedê-la quando ocorrer uma

colisão ressonante, em que ele transfere sua energia conduzindo CO2 ao estado

superior de vibração E2(b): a transição ocorre então por reajustamento das

energias de vibração. De acordo com o anterior, está claro que o estado superior

E3(a) da primeira espécie gasosa desempenha um papel equivalente ao do nível

superior E3 em um sistema de quatro níveis.

No plano dos rendimentos, e em virtude das considerações anteriores,

definem-se vários rendimentos:� O rendimento quântico ou "eficácia atômica" nq que é a relação entre o

quantum de energia do laser e o quantum mínimo de energia de bomba,

ou seja, nq = ν21 / ν3.� O rendimento de bombeamento np que depende da fração eficaz de

energia de bombeamento para a transferência dos átomos do nível

fundamental para o nível 3, bem como da eficácia quântica de

bombeamento que representa a fração dos átomos do nível 3 que

efetuam uma transição para o estado 2.

Portanto, qualquer que seja o caso, o rendimento global de um laser não

pode exceder o produto nq x np.



25

5.2 - A osc ilação laser

Consideremos agora o estabelecimento do campo eletromagnético entre os

dois espelhos do ressonador, um dos quais deve ser semitransparente. Sob

influência do bombeamento, os átomos são levados ao estado excitado. A

emissão espontânea efetua-se a uma taxa superior àquela permitida pelo

equilíbrio termodinâmico. Esta emissão ocorre em todas as direções, e

especialmente seguindo o eixo óptico do ressonador. Em seu trajeto formado de

múltiplas reflexões entre os espelhos, essa radiação amplifica-se por emissão

estimulada, a cada passagem no meio ativo. A nível do espelho semitransparente,

uma certa fração do campo atravessa o espelho para constituir o feixe laser, ao

passo que a fração refletida efetua um trajeto inverso ao longo do eixo, resultando

em aumento de intensidade na cavidade. Este processo repete-se numerosas

vezes, e resulta em uma "regeneração da radiação", em que a energia

armazenada no nível superior da transição é rapidamente convertida em uma

onda eletromagnética muito intensa. Nessa seqüência - deve ficar bem claro que

em regime permanente - a extração da energia eletromagnética ao nível do

espelho semitransparente é um processo contínuo, e não um processo repetitivo

como se poderia pensar por esta simples descrição. Finalmente, convém lembrar

que a função do ressonador não é apenas garantir tal regeneração, mas também

filtrar uma ou várias freqüências de oscilação desse campo no interior da banda

de emissão dos átomos ativos.

Quando se estabelece a oscilação laser? A esse respeito, analisemos a

condição denominada "condição de limiar de oscilação", que determina a inversão

mínima de população necessária para que a oscilação seja iniciada. Esta

condição expressa o equilíbrio que se estabelece entre o ganho do ressonador

ativo e a totalidade das perdas do sistema. Com efeito, existem mecanismos de

perda inevitáveis no funcionamento de um laser:

a) As perdas por dissipação que resultam de imperfeições do conjunto meio

ativo e ressonador, tais como a difração, a absorção e a difusão pelas

homogeneidades do meio ativo, etc. Essas perdas "distribuídas" caracterizam-se

por um coeficiente linear médio de perdas representado por β, medido em cm-1, e



26

muito semelhante ao coeficiente de absorção. Na ausência de amplificação, o

decréscimo de intensidade resultante é, portanto exponencial.

b) As perdas por reflexões ao nível dos espelhos. Estas perdas compreendem,

por um lado, as perdas por difusão nas faces dos espelhos, bem como aquelas

resultantes da absorção residual do substrato construtivo do espelho, e ainda,

para alguns tipos de ressonadores, as perdas per difração resultantes do

tamanho e da forma geométrica de tais espelhos. Por outro lado, essas perdas

levam em conta as perdas úteis chamadas "perdas de acoplamento", que

correspondem à passagem do feixe de laser através dos espelhos da cavidade;

pode-se supor, generalizando, que tais espelhos possuam refletividades, isto é,

coeficientes de reflexão em intensidade, chamados respectivamente R1 e R2.

Admitamos que o meio ativo preencha completamente o espaço

compreendido entre os espelhos, e que a excitação de bombeamento seja

uniforme. Estamos então em condições de escrever a condição do equilíbrio

estacionário da intensidade de radiação após um trajeto de ida e volta sobre uma

distância L, empulação ∆Ns necessária para manter a oscilação laser:

))1

(2

1(

))((

8

2121212 RR

LnL

xgA

Ns −=∆ βνλ

π(15)

Esta equação é fundamental, pois especifica o limiar de população a partir

do qual o laser começa a funcionar, isto é, o valor crítico do ganho do meio

amplificador que equilibra exatamente as perdas do ressonador ativo.

Naturalmente, é desejável uma pequena largura espectral ∆ν da transição, para

facilitar tal inversão de população. Note-se também que, devido à presença do

termo λ221 no denominador, é mais difícil obter uma inversão de população no

visível, e com maior razão ainda no ultravioleta, do que infravermelho .

Quando se introduzem perdas no ressonador, o espectro de emissão do

interferômetro de Fabry-Pérot constituído pelo ressonador, é modificado: podem

oscilar apenas os modos cujo ganho seja superior às perdas. A Figura 4 mostra o

espectro do interferômetro e a superposição da curva de perdas, bem como o

espectro correspondente de emissão do laser. Como indicação, estão

apresentadas no Quadro 2 as larguras de raia e o número médio de modos dos

lasers mais comuns.



27

Assim como seus homólogos no campo das radiofreqüências e das

microondas, os ressonadores ópticos são utilizados principalmente para criar

elevadas intensidades de campo com moderadas potências injetadas. Uma

medida universal de tal propriedade é o coeficiente de sobretensão Q do

ressonador. Ele é definido pela relação:

ϖ=Q Energia armazenada pelo ressonador (16)

Potência dissipada pelo ressonador

Figura 7 – Espectro das freqüências de emissão de um laser :a) Posição e intensidade dos modos ressonantes da cavidade na curva de ganho do meio

amplificador para um nível das perdas da cavidade, hipoteticamente constante em função dafreqüência.

b) Espectro resultante de freqüências.



28

Nessa definição, ω = 2πν , medida em rad x s-1, é a pulsação da onda

portadora. A cada modo corresponde um coeficiente de sobretensão Q que

depende apenas das características da cavidade: supondo-se que as perdas

sejam pequenas e devidas principalmente à transmissão do feixe pelos espelhos,

e denominando R à refletividade hipoteticamente igual para cada um dos

espelhos, a sobretensão é dada por [19]:

)1(2

RC

LQ

−= πν (17)

É claro que, quanto menores forem as perdas, isto é, quanto maior for a

sobretensão, tanto menor e mais fácil de realizar será a inversão de população. É

comum lasers de potência atingirem valores de Q compreendidos entre 106 e 107,

mas alguns lasers de freqüência estabilizada podem atingir valores de 1012.

O que se pode dizer sobre a intensidade de um laser, uma vez atingido o

limiar de inversão de população? Quando se aumenta a potência injetada, isto é,

o bombeamento, a intensidade na cavidade aumenta proporcionalmente. Mas a

inversão de população não muda; e isto porque o ganho Iíquido da cavidade

permanece nulo, uma vez que o ganho do meio amplificador equilibra as perdas

da cavidade. O esquema da Figura 8 indica as variações da inversão de

população ∆N e da intensidade intracavidade Ic em função da taxa de

bombeamento R, nessa situação muito simplificada. Acima do limiar, a potência é

canalizada para os poucos modos que possuem uma grande sobretensão Q.

Figura 8 – Esquema de evolução da inversão de população ∆Ν e da integridade intracavidade Ic ,em função da taxa de bombeamento R.



29

Dessa forma, a cavidade óptica foi inteiramente caracterizada pelo mapa de

seus modos, freqüência de ressonância e sobretensão. Assim, convém lembrar

que esta cavidade determina inteiramente as propriedades espaço temporais da

oscilação laser.

Entretanto, até aqui foram considerados apenas ressonadores constituídos

por dois espelhos planos paralelos. Devido aos efeitos de difração sobre as

bordas dos espelhos, um feixe perfeitamente colimado não pode ser mantido com

espelhos planos de dimensões finitas: uma fração do campo na cavidade é

difratada para o exterior. Isto provoca perdas que podem ser excessivas. Como

tais espelhos exigem um alinhamento muitas vezes difícil de ser obtido e mantido,

o uso de espelhos esféricos, menos sensíveis ao alinhamento angular, é uma

alternativa mais cômoda, que possibilita o confinamento quase total do feixe na

cavidade. O estudo geométrico dos ressonadores segundo os raios de curvatura

dos espelhos e sua separação, permite determinar os diferentes campos de

funcionamento de tais sistemas [25].

Utilizam-se dois orifícios para comparar entre si as configurações

geométricas dos ressonadores: a "estabilidade" e a "taxa de preenchimento" do

volume ativo.

1) A noção de estabilidade caracteriza a reprodutibilidade do trajeto dos

raios que se refletem de um espelho para outro; se, após múltiplas

reflexões, os raios não escaparem da cavidade, diz-se que esta é

estável, e instável no caso contrário. Para um ressonador constituído por

dois espelhos com respectivos raios de curvatura Rc1 e Rc2 espaçados

por uma distância L, o critério de estabilidade do sistema escreve-se [25]:

1)1

1()1(021

≤−−≤cc R

xR

L (18)

2) Uma boa taxa de preenchimento significa que a extensão espacial do

feixe na cavidade, isto é, seu volume óptico, preenche o máximo do

volume do meio ativo.

Compreende-se que para lasers de potência seja necessário encontrar um

compromisso entre estes dois critérios antinômicos, pois uma boa estabilidade

significa um confinamento quase total do feixe em torno do eixo óptico, o que



30

implica em um baixo preenchimento do ressonador. Sem empreender um estudo

detalhado das diferentes configurações, passemos a examinar algumas

propriedades dos ressonadores mais clássicos, constituídos de espelhos

esféricos.

Os espelhos paralelos planos (caso limite em que Rc1 = Rc2 = ∞) constituem

ressonadores com uma taxa de ocupação máxima, pois, evidentemente, o volume

total da cavidade pode ser preenchido. Entretanto, é claro que, se os espelhos

estiverem ligeiramente desalinhados, os raios luminosos poderão escapar após

um número finito (pequeno) de reflexões. Diz-se que a estabilidade de tais

ressonadores é marginal.

Algumas combinações de espelhos esféricos apresentam boa estabilidade,

mas os espelhos esféricos nem sempre permitem o eficaz preenchimento do

volume da cavidade. Um tipo de ressonador muito utilizado é o "ressonador com

focal simétrico" (Rc1 = Rc2 = L), no qual ambos os espelhos têm como foco comum

o meio geométrico da cavidade. Nesse ponto, os raios luminosos comprimem-se

sobre uma pequena extensão circular de raio wo chamada "círculo de gargalo" e

unicamente determinada pela geometria dos espelhos.

2

1)

2(0 πλ L

W = (19)

Observa-se, porém que o volume excitado situado fora do eixo óptico quase

não é utilizado, o que explica, a insignificante taxa de preenchimento desse tipo

de ressonador. As cavidades esféricas simétricas (Rc1 = Rc2 = L/2) possuem dois

focos situados à distância L/4 de seus respectivos espelhos e têm um círculo de

gargalo central de tamanho quase nulo. Embora tais cavidades tenham uma taxa

de preenchimento bastante elevada, elas quase não são utilizadas, por serem

marginalmente estáveis. O compromisso geométrico mais freqüente entre os

lasers industriais é o de cavidades com grande raio de curvatura (Rc1 > L; Rc2 >

L), que apresentam uma estabilidade aceitável e um feixe cujo perfil espacial

ocupa de forma satisfatória o meio ativo. A Figura 9 apresenta esquematicamente

as configurações dos ressonadores mais utilizados.

Em algumas situações, uma configuração instável do ressonador pode ser

muito útil. Nos lasers de potência, freqüentemente é vantajoso empregar

ressonadores instáveis, pois estes possibilitam a otimização do preenchimento do



31

volume excitado. Ambos os espelhos têm então uma refletividade máxima, e os

trajetos de ida e volta do feixe amplificado são pouco numerosos; em

contrapartida, o essencial das perdas é constituído pelas perdas de acoplamento

do feixe para o exterior ao nível dos espelhos. Modificando-se simplesmente à

distância entre os espelhos, pode-se então ajustar o acoplamento na saída sobre

uma grande faixa de valores. À saída de um ressonador instável do tipo

"cassegrain", o feixe apresenta uma seção reta anular. Esta forma característica

não diminui muito as possibilidades de utilização de tal feixe: por exemplo, ele

pode ser focalizado em um campo cujo centro apresente o máximo de

intensidade, como nos outros lasers. Estes ressonadores que apresentam

grandes perdas são utilizados, sobretudo com meios ativos de ganhos elevados

de fraco sinal e tornam possível uma extração máxima da energia do meio ativo

sob forma de um feixe de "boa" qualidade. Portanto, eles permitem gerar

potências ópticas muito elevadas, e várias dezenas de quilowatts têm sido obtidos

com lasers CO2 em emissão contínua.

Assim, acabamos de examinar os princípios físicos que constituem a base

do funcionamento dos lasers. Tais princípios já nos permitem compreender

algumas das propriedades mais notáveis destes sistemas, tais como diretividade,

monocromaticidades, etc. Está claro que eles procedem de uma conjunção sutil

entre o bombeamento, o meio ativo e a cavidade, e cujas diferentes fases convém

resumir aqui mais uma vez:

a) Por intermédio dos processos de propagação e de difração, uma cavidade

ressonante passiva atribui uma coerência temporal à radiação que atravessa,

desempenhando assim o papel de filtro das freqüências.

b) O suprimento de energia externa fornecido pelo bombeamento permite

que o processo de emissão estimulada ultrapasse o da absorção no mesmo em

que uma inversão de população suficiente foi completada sobre a transição

atômica no volume ativo.

c) A inversão de população deve ser grande o bastante para que o ganho

do modo considerado seja superior ao conjunto das perdas da cavidade.

Somente então é que a intensidade pode aumentar na cavidade. A condição

que determina que o ganho equilibre exatamente as perdas é exatamente as

perdas é a condição do limiar.



32

d) Pela reflexão do campo de um espelho para o outro, a cavidade

canaliza a energia da radiação para os modos de grande sobretensão,

propiciando assim que o processo de emissão estimulada torne-se dominante,

uma vez que este depende da intensidade do campo. Em outras palavras, a

emissão estimulada preenche de energia os modos que são correlatos em

amplitude, fase, etc. com a onda eletromagnética produtora.

Assim, a cavidade ajustada leva todos os fótons a serem emitidos em fase

durante a emissão estimulada, constituindo ao nível do espelho semitransparente

uma onda uase plana e monocromática. Disso resultam, para o feixe,

características excepcionais de intensidade, diretividade e coerência.

Figura 9 – Configurações geométricas dos ressonadores mais utilizados.



33

5.3 - Divergência

Entre as características da radiação laser, uma das que mais despertam a

atenção é a diretividade do feixe, isto é, sua excepcional colimação. Esta

propriedade dá lugar a numerosas aplicações: é utilizada para materializar uma

direção no espaço, para alinhar elementos, transmitir energia luminosa à

distância, etc. Tal diretividade explica inclusive a facilidade com que se pode

desdobrar um feixe laser, bem como seu alcance, geralmente considerável: por

exemplo, de vários quilômetros, com feixes de alguns miliwatts de potência

contínua.

A limitação final sobre o ângulo de divergência de um feixe é determinada

pelas leis da difração. Durante sua passagem em um orifício de abertura d, um

fóton com determinada quantidade de movimento p (onde p está ligado ao

comprimento de onda λ), sob incidência normal tem sua quantidade de

movimento alterada por um componente situado no plano do orifício; portanto, a

direção de propagação é desviada de um ângulo θ que no caso geral é dado por

[21]:

dK

λθ = (20)

K é um fator de proporcionalidade prosem da unidade e dependente da

distribuição transversa de energia no feixe : K=1,22 em uma onda plana

(distribuição uniforme) e k=2/π em um feixe gaussiano. A figura 10 apresenta a

posição geométrica dos diferentes parâmetros definidos por um modo TEM00.

Constata-se que no campo próximo z<zr, o feixe não se espalha muito mais que o

diâmetro 2wo, ao passo que no campo z>zr, o feixe espalha-se automaticamente

com um ângulo total de divergência igual a 2θ , sendo a abertura de difração o

diâmetro 2wo. Note-se que os outros modos TEMmn de um ressonador estável

correspondem a feixes de divergência maiores no campo remoto.

Os feixes oriundos de um laser são chamados de "limitados pela difração” e

representam o caso final realizável. Apenas os feixes gaussianos ou de

distribuição uniforme podem realmente ser limitados pela difração. Geralmente,



34

deseja-se a menor divergência possível. Esta é medida em milirradianos; convém

lembrar que um milirradiano representa um desvio de 1 m a 1 km.

5.4 - Propriedades de focalização e de intensidade dos feixes laser

Para determinar a densidade máxima de potência (potência por unidade de

superfície) disponível em um ponto, é preciso considerar o diâmetro sobre o qual

se pode focalizar um feixe laser. Com efeito, não é possível focalizar um feixe em

um ponto de diâmetro arbitrariamente pequeno, pois as leis da difração impõem

um limite; para um feixe gaussiano, tal limite é da ordem de um comprimento de

onda. Na prática, devido às imperfeições do sistema óptico, esse limite não é

atingido, e o diâmetro do foco pode ser consideravelmente maior.

Um feixe de divergência θ limitada pela difração é incidente sobre uma lente

sem aberração de distância focal f, seria teoricamente focalizável sobre uma

superfície de raio ws dado por [21]:

Figura 10 – Modificação da divergência de um feixe por meio de um telescópiomontado em “afocal”(montagens kepleriana e galileana). O deslocamento de uma

lente com relação à outra proporciona um feixe “paralelo”.



35

θfWs = (21)

Utilizando-se a equação (22), que dá o ângulo de divergência de um feixe

limitado por uma abertura de diâmetro d, e supondo uma cobertura completa da

lente situada no campo próximo do laser, deduz-se que:

L

c

R

Lx

R

Lnmq

CC

mnq 211cos

1 2

1

2

2

1

1

1

−+++= −

πν (22)

dfkWs

λ= (23)

Como, na prática, não é possível trabalhar com lentes de distância focal

menor que seu diâmetro, o menor raio ws sobre o qual se pode focalizar um feixe

é então da ordem de λ, o que explica a afirmação feita anteriormente. Via de

regra, lasers He-Ne de baixa potência podem atingir diâmetros de 1 a 2 µm,

portanto próximos do limite de difração.

Tomemos como exemplo um laser He-Ne encontrado com 2 mW de

potência. Com uma lente sem aberração, um feixe gaussiano seria focalizado

sobre uma superfície próxima de 10-8 cm2, o que significaria uma densidade de

potência de 200 kw / cm2 no centro da zona focal, densidade considerável para

uma fonte de 2 mW.A título de comparação: para obter uma densidade de

potência equivalente por meio de focalização de uma fonte luminosa

convencional, seria necessária uma fonte que emitisse uma potência mínima de

20 kW se fosse pontual, e muito mais que isso no caso real de uma fonte de

dimensões consideráveis.

Todas as observações acima vêm mostrar que, nas aplicações em que se

busca uma grande densidade de potência, é conveniente funcionar em modo

gaussiano, ou seja, em modo TEM00. No foco a distribuição da intensidade é dada

em função do raio r, de I0 e do raio wo do círculo de gargalo do campo focal por

(cf. equação (18)):

2

22

0)( wo

reIrI −= (24)

Conhecendo I0 e w0 pode-se deduzir a potência total P



36

20

02 I

WP π= (25)

A descrição anterior, da focalização de um feixe limitado pela difração,

representa um limite final imposto pelos princípios da óptica. Ela pode ser obtida à

custa de muitas precauções, com uma lente sem aberração e uma distribuição

espacial próxima da distribuição gaussiana. Na prática, sobretudo com lasers de

potência, a estrutura do feixe vê-se complicada pela coexistência de vários modos

transversos cuja divergência está muito distante da divergência fixada pelo limite

de difração. Geralmente somam-se a isso homogeneidades espaciais sob forma

de "picos locais" que se sobrepõe ao envoltório energético. Via de regra, com

lasers de rubi, diâmetros de 300 µm podem ser alcançados com uma simples

lente, ao passo que os lasers industriais de isolantes dopados (Nd: YAG e Nd:

vidro) permitem ganhar uma ordem de grandeza sobre esse valor. Os lasers de

CO2 de potência funcionam freqüentemente com modos transversos de ordem

elevada, e os valores comuns dos diâmetros possíveis situam-se na escala dos

100µm.

Não devemos esquecer que, na maioria das aplicações industriais, os

diâmetros úteis dos campos focais situam-se entre 10 µm e 100 µm.

Para encerrar, dois outros aspectos devem ser observados para se obter

uma focalização ótima do feixe laser.

Em geral, deseja-se obter uma pequena zona focal, de forma a minimizar a

zona térmica afetada, em aplicações como a soldagem e a perfuração. Para

tanto, utiliza-se uma lente de curta distância focal. Mas isto pode ser impraticável

em uma unidade de produção, pois então a "profundidade de campo", isto é, o

campo do eixo óptico sobre o qual o diâmetro do campo de focalização

permanece relativamente constante, corre o risco de ser muito pequena. Por

analogia com o parâmetro zr , define-se a profundidade zf do campo de uma lente

de distância focal f, por:

2

22 4

d

fwzf s λ

πλπ

== (26)

Fica claro então que, conforme as aplicações, deve-se procurar um

compromisso entre o valor da profundidade de campo e o diâmetro da zona focal.



37

Uma outra consideração refere-se às aberrações cujo efeito é degradar as

performances dos sistemas ópticos. Para um feixe laser incidente sobre uma

lente, as maiorias das aberrações da óptica clássica não têm importância; a única

a ser observada é a aberração esférica. Nesta, os raios paralelos ao eixo da lente

não são todos focalizados em um mesmo ponto, e o foco é representado por uma

zona desenvolvida no espaço, Esta aberração torna-se crítica quando a distância

focal diminui, o que impõe um limite inferior à distância f possível. Pode-se tentar

evitar essa aberração utilizando lentes esféricas, geralmente muito onerosas, ou

mais freqüentemente, utilizando lentes planoconvexas cujo lado convexo é

orientado do lado do feixe mais paralelo.

6.0 – Coerência

6.1 - Definições :

A propriedade mais importante da radiação laser é sua coerência, que se

manifesta simultaneamente pela monocromaticidade (coerência temporal) pela

frente de onda unifásica (coerência espacial).

Tradicionalmente, o campo da coerência óptica corresponde à descrição

estatística dos fenômenos de flutuação nos feixes luminosos, e aos feitos de tais

flutuações sobre as correlações entre determinadas grandezas medidas em

diferentes pontos do feixe, tanto no espaço como no tempo. Quando se fala em

correlação, o parâmetro significativo é o grau de correlação. Se, por exemplo, o grau

de correlação temporal de um fenômeno é elevado, pode-se prever com boa

probabilidade um fato, a partir do conhecimento de um fato anterior. A evidencia

mais simples e clara da existência de uma correlação é dada por uma figura de

interferências.



38

É muito pratico abordar a noção do campo eletromagnético ao longo da

frente de onda considerada. Se, em cada instante, a luz apresentar uma fase

constante ao longo de sua frente de onda, diz-se que ela é espacialmente

coerente. Da mesma forma, se a fase, em um determinados momento ao longo

de uma frente de onda em movimento, for idêntica à fase apresentada por uma

onda após haver atravessado uma distancia L em um tempo L/c, qualquer que

seja L, então o campo será considerado como totalmente coerente sob o

aspecto temporal. De acordo com tais definições, fica evidente que uma onda

monocromática plana de extensão indefinida, será completamente coerente

tanto no espaço como no tempo. Alem disso, será completamente coerente

todo o campo cuja fase ao longo de uma superfície especifica em um instante

determinado. Com efeito, as flutuações aleatórias em decorrência de ruído não

permitem que os campos reais apresentem uma coerência completa.

Entretanto, os lasers que funcionam em um único e unifásico e portanto

apresentam elevado grau de coerência temporal e espacial simultâneas.

Figura 11 – Registro de um pulso de um laserNd : YAG funcionando em modos acoplados

(documento Quantel).



39

6.2 - Coerência temporal

Como o conceito de coerência está associado à possibilidade de se

obterem interferências por superposição de dois campos, é lógico que se

defina a coerência a partir das franjas de interferência observadas. Alias,

denominam-se interferências os instrumentos ópticos mais utilizados para

medir coerência.

Destes aparelhos, o mais simples é o interferômetro de Michelson, cujo

esquema básico vem apresentado na figura 12. É constituído dois espelhos M1

e M2, dispostos em trajetos ortogonais, e de uma separatriz S com 45º de

inclinação com relação aos espelhos de retorno. Um feixe paralelo

monocromático é dividido em duas partes pela separatriz, e as duas ondas

propogam-se segundo os dois trajetos diferentes. Após reflexão, os dois feixes

são recombinados para formar uma figura de interferências na tela de

observação, isto é: uma rede de franjas alternativamente brilhantes e escuras,

estas franjas estão presentes na distribuição da intensidade sobre a tela

porque a relação de fase entre as duas ondas é constante no tempo. Portanto,

se os trajetos tiverem comprimentos desiguais, a intensidade irá variar

conforme a posição observada na tela, e por comodidade será definido um

parâmetro V chamado “contraste de franja” ou ainda “fator de visibilidade”.

minmax

minmax

II

IIV

+−

= (27)

Imax e Imin são as intensidades máxima e mínima observadas, e nota-se

que o fator de contraste varia entre o zero e a unidade. Este fator pode ser

considerado uma medida direta do grau de coerência: um contraste Máximo

implica em um fator unidade de medida direta do grau de coerência temporal

completa ao passo que a ausência de visibilidade, e esta associado a uma

coerência temporal completa ao passo que a ausência de franjas implica em

Imax = Imin e em um fator de visibilidade compreendido entre zero e a unidade.

Na pratica, observa-se que as franjas de interferência produzem-se

apenas com diferenças de trajeto inferiores e um comprimento característico

máximo determinado por considerações referentes ao “tempo de coerência” da



40

fonte utilizada. Com efeito, a amplitude A[r,t] e fase φ [r,t] do campo E [r,t]

associado à onda eletromagnética , dependem, cada uma delas, do tempo. Se

suas variações respectivas forem “lentas”comparativamente às da função

exp(iϖ t), então tais funções somente sofrerão uma pequena mudança durante

um período, e tais variações poderão ser consideradas desprezíveis, conforme

fizemos implicitamente ate agora. Entretanto A, eφ geralmente flutuam,

reduzindo assim a coerência de onda: se a duração da medida é longa em

comparação com o tempo característico de variação de φ , então a intensidade

flutua consideravelmente em todos os pontos do feixe e destrói o contrataste

entre as franjas, que desaparecem. Para uma fonte quase monocromática com

largura de raia υ∆ , portanto parcialmente coerente, definem-se o tempo TC e o

comprimento de coerência de LC por [34]:

ccLcTc τυπ =∆≅ ;4

1(28)

Para preservar a rede de franjas, preciso que o tempo de coerência de

fonte seja suficientemente longo para que as ondas, atravessando os

Figura 12 – Esquema básico do interferômetro de Michelson, utilizado para testar acoerência temporal de uma fonte



41

respectivos braços do interferômetro, possuam a mesma fase quando são

recombinados na tela. Em outras palavras, as franjas de interferência só

podem ser mantidas por uma diferença de trajetos inferior ao comprimento de

coerência LC da fonte. Em fontes luminosas convencionais, esse comprimento

pode chegar a alguns centímetros, ao passo que nos lasers monomodos ele

pode exercer algumas dezenas de metros.

6.3 - Coerência espacial

De forma semelhante, a noção de coerência espacial é definida a partir da

relação de fase que pode existir entre duas fontes monocromáticas situadas

em dois locais diferentes resultando em uma figura de interferência em uma

tela. Em um laser, a coerência espacial depende do grau de variação da fase

ao longo da frente de onda, em diferentes pontos dessa frente, em um

momento determinado.

A correlação entre dois feixes, em uma direção transversa à sua direção de

propagação fica evidente em uma experiência de interferências do tipo “fendas de

Young”, ilustrada pelo esquema básico da Figura 13. Uma fonte luminosa S emite

uma onda luminosa incidente sobre uma tela perfurada por duas fendas F1 e F2; se

estas duas fendas estiverem suficientemente próximas, pode surgir na tela uma

figura de interferência. Quando houver uma relação de fase bem precisa entre as

ondas emitidas pelas fendas F1 e F2, a intensidade em um ponto P da tela será

determinada pela chegada em fase, ou então fora de fase, dessas ondas, que

ocasionarão uma figura de franjas sobre a tela. Da mesma forma que anteriormente,

será definido um fator de visibilidade V, que caracterizará o grau de coerência

espacial da fonte.

Sob muitos aspectos, os lasers apresentam, com relação às fontes convencionais,

vantagens consideráveis na formação de imagens de grande brilhância, isto é, com

grande intensidade de energia. Em uma fonte luminosa comum, a energia é emitida

aleatoriamente de forma isotrópica, e a radiação resulta da superposição de ondas

criadas pelas diferentes zonas de superfície emissiva com uma fase que varia de um

ponto a outro. A quantidade de energia que pode ser coletada em uma direção

determinada é proporcional ao ângulo sólido subtendido pela óptica de coleção. É

inútil qualquer tentativa de aumentar com uma lente a densidade de energia da



42

imagem com relação a densidade da fonte, pois a redução do tamanho da imagem

ocorre na mesma relação que a do ângulo de coleção da lente; em outras palavras,

o iluminamento é sempre igual ou inferior à emitância da fonte. Por oposição, a

frente de onda unifásica da radiação espacialmente coerente produzida por um laser

é criada em um volume amplificador com uma fase tal que todas as contribuições se

somem quando o feixe estiver focalizado. Por conseguinte toda a energia disponível

pode ser concentrada em um ponto de dimensões muito pequenas, criando assim

densidades de energia muito mais elevadas que as da fonte. As propriedades de

coerência espacial de um feixe laser estão ligadas à estrutura de seus modos. Cada

modo transverso é espacialmente coerente. Entretanto, o modo de ordem mais baixa

TEM00 dá a iluminação mais uniforme; na prática, todo o campo da interferometria

utiliza lasers que funcionam no modo espacial transverso TEM00.

Para concluir: as características de brilhância, diretividade e

monocromaticidade das fontes lasers estão intimamente ligadas ao elevado nível de

coerência apresentado por sua radiação. Já vimos, aliás, que o comprimento de

coerência de um laser é inversamente proporcional à sua largura de raia; e, se o

Figura 13 – Esquema básico da experiência das fendas de Young.



43

laser não possuísse um alto grau de coerência espacial, isto é, de coerência

transversalmente, ao longo da frente de onda, o feixe não poderia consistir nessas

ondas quase planas de baixa divergência que descrevemos anteriormente. Portanto,

indiscutivelmente, a coerência é o ponto que diferencia radicalmente os lasers das

outras fontes luminosas.

7.0 - PRINCIPAIS LASERS

Historicamente, o primeiro laser foi construído em 1960, por Th. Maiman. O

material ativo eram íons de cromo implantados em um cristal de recepção de rubi e

bombeados opticamente em pulsos. A partir dessa data e até nossos dias, quando

prosseguem os estudos avançados sobre lasers de elétrons livres e de raios X,

literalmente várias centenas de tipos de lasers, funcionando em comprimentos de

ondas que vão de IV remoto até o UV e utilizando praticamente todos os meios

ativos disponíveis, demonstraram nos laboratórios sua viabilidade. Entretanto,

apenas algumas dezenas deles chegaram e continuam a ser fabricados

industrialmente. Embora todos esses lasers possuam em comum um meio ativo um

sistema de bombeamento e uma cavidade ressonante suas características de

funcionamento diferem radicalmente em numerosos aspectos, tais como as

propriedades do feixe e as limitações de operação. Evidentemente, diferem também

pelo preço.

Naturalmente, não é possível expor com detalhes essa evolução tecnológica;

assim, vamos contentar-nos em examinar as famílias mais importantes, descrevendo

os lasers que são objeto de aperfeiçoamento, ou de aplicações de natureza

científica ou industrial. Eles serão classificados em quatro famílias, diferenciadas

basicamente pela natureza do meio ativo.� Lasers de isolantes dopados, em que a radiação proveniente de uma

lâmpada, em que a radiação proveniente de uma lâmpada flash ou de

uma lâmpada de arco excita opticamente a emissão de átomos

introduzidos sob forma de íons metálicos e de terras raras em uma

matriz sólida isolante de cristal ou de vidro. Estes diferentes tipos de

laser são construídos de forma semelhante, às vezes até mesmo

idêntica, exceto quanto à barra ou a alguns elementos de óptica

utilizados.



44

� Lasers de gás, que constituem a maior parte da indústria laser e

funcionam com base em uma excitação, geralmente de natureza elétrica

mas ocasionalmente também de natureza química, de meios gasosos

atômicos neutros ionizados ou moleculares, apresentam dois modos de

funcionamento: contínuo e pulsado e dois regimes gasosos: em fluxo ou

em regime selado.� Lasers de corantes. Todos eles operam com o mesmo tipo de meio

ativo: um corante orgânico diluído em um solvente líquido; porém

retiram energia da radiação emitida por outras fontes ópticas

(lâmpadas flash ou lasers). Suas características dependem

essencialmente das características da fonte óptica de

bombeamento.� Lasers de semicondutores, em que a radiação é emitida no interior

de uma função p – n em um diodo de tipo semicondutor. O

comprimento de onda depende da composição desse material, um

composto III-V ou II-\/I; as características de funcionamento estão

ligadas à composição, bem como à estrutura do dispositivo.

Um último item é dedicado aos lasers mais exóticos e mais recentes, que

são objeto de intensas pesquisas de laboratório; pode-se presumir, porém, que

serão chamados a desempenhar um papel ativo nos campos da ciência e da

indústria, no sentido mais amplo.

7.1 Laser de isolantes dopados

Seu meio ativo constitui se de íons metálicos (Cr3+,Vd, etc.) ou de terras

raras (Nd3-, Sm, etc.), que entram em substituição na rede uma matriz cristalina

ou de uma matriz amorfa. Devido à aparição de deslocamentos atômicos no

cristal, uma rede desse tipo pode aceitar apenas uma baixa concentração

molar substituinte; mesmo assim, devido à grande densidade atômica do

estado sólido, tais (concentrações representam densidades de dopantes de

1019 átomos/cm3 ou mais, o que leva esses lasers a funcionarem com

potências muito elevadas.



45

7.1.1 Laser de rubi

O primeiro meio ativo em que foi demonstrado o efeito laser é o rubi [13], que

continua a ser um laser muito utilizado.

O meio ativo, obtido por cristalogênese artificial, é uma barra de rubi rosa, isto

é, um cristal de alumina transparente ou "coríndon" (AL2O3), cuja rede isolante serve

de hospedeira para íons de cromo Cr3+ dopados com uma concentração molar

próxima de 5x10-4. A Figura 28 apresenta o diagrama dos níveis de energia [35].

Figura 14 – Diagrama dos níveis de energia do laser de rubi,apresentado as duas transições laser em 694,3 mm e 692,7

mm



46

Habitualmente, o bombeamento do rubi é efetuado submetendo-se a barra a um

bombeamento óptico por lâmpada flash. A fração dessa radiação absorvida que

corresponde espectralmente às duas bandas de absorção 4F2 e 4F1 transfere íons

Cr3+ para esses níveis de energia. Tais íons relaxam-se em um período médio de 50

ns para o nível superior 2E da transição laser. Nesse laser, o nível fundamental é

também o nível inferior da transição laser; assim, de acordo com as observações do

§ 1.3, o laser de rubi é um sistema de três níveis. Por esses motivos, ele apresenta

um limiar de funcionamento muito elevado e exige um bombeamento muito potente,

da ordem de 300 J/cm2, para estabelecer a inversão de população. Na prática, o

nível superior 2E é separado em dois componentes; isto explica a ocorrência de duas

emissões, em 694,3 nm e 692,7 nm, sendo que a primeira é dominante.

Os flashes utilizados para o bombeamento têm sua tecnologia baseada na da

fotografia. Porém, como as bandas de absorção do rubi estendem-se sobre o visível

e o ultravioleta, utilizam-se flashes que irradiam sobre toda a extensão do espectro,

sendo que o invólucro é de quartzo, em vez de um vidro que absorveria a UV.

Utilizam-se, ou flashes helicoidais, estando a barra de rubi situada no eixo da hélice,

ou flashes lineares colocados paralelamente à barra. Esta barra tem a forma

geométrica de um cilindro com aproximadamente 1 cm de diâmetro, e 10 a 20 cm de

comprimento. A forma da cavidade de bombeamento varia de acordo com o tipo de

aplicação. Em todos os casos, porém, ela compreende uma circulação de líquido de

resfriamento, para resfriar a barra e, ocasionalmente, o flash. Quando é helicoidal, a

focalização é feita naturalmente sobre a barra; quando o flash é linear, emprega-se

um dispositivo de focalização sob forma de um cilindro elíptico refletor, em que a

barra localiza-se em um dos focos da elipse e o flash linear, no outro. Nas técnicas

mais recentes, um cladding de sílica, contendo a barra e dois flashes paralelos

resfriados, é mergulhado em uma estrutura difusora constituída de óxido de

magnésio ou de sulfato de bário compactados. Como a maioria dos outros, os lasers

de rubi utilizam água como refrigerante; este líquido representa a melhor alternativa,

devido ao seu elevado calor específico, à sua alta condutibilidade e muito baixa

viscosidade. Apresenta ainda a vantagem de ser quimicamente estável mesmo sob

intensa radiação UV. As densidades de corrente nos flashes podem ultrapassar 100

A/cm2 �� !��#"��$� "��%&�'� ()��+*-,.�0/�� 12%�!�� 1 !��3�45��63��transformador associado fornecem um pulso de alta tensão suficiente para garantir a



47

descarga no xenônio da lâmpada flash. Esse gás ionizado constitui um condutor de

baixa impedância onde se descarrega a energia armazenada em um banco de

condensadores conectado em série. Uma indutância que limita a corrente de pico

também é colocada em série; tem o efeito de alongar o pulso de corrente dando-lhe

uma forma mais adequada o que prolonga a descarga ao mesmo tempo que protege

a lâmpada e aumenta sua duração de vida. A Figura 15 apresenta um esquema

básico de alimentação de um laser bombeado dessa forma. Na prática, o banco de

condensadores é inicialmente carregado com uma tensão inferior à tensão de

disparo dos flashes. Este disparo é garantido por um pulso de alta tensão fornecido

pelo enrolamento secundário de um transformador de pulsos sendo que ao seu

enrolamento primário é enviado o impulso de desencadeamento. As taxas de

repetição habituais de um laser de rubi variam entre 0, 1 Hz e 0,5 Hz.

A descarga de um banco de condensadores com vários milifarads de

capacidade sob vários quilovolts de tensão deve ser acompanhada pelo maior

número possível de regras de segurança do ponto de vista elétrico (isolamento,

ligação à terra). O mesmo ocorre com as regras de proteção ocular, que devem ser

respeitadas a cada disparo deste tipo de laser.

No plano do ressonador óptico, já se abandonou a técnica de Maiman,

que utilizava o próprio cristal como ressonador, após ter previamente polido e

tratado as faces das extremidades da barra. Os atuais lasers de rubi ou de

isolante dopado geralmente utilizam espelhos externos. Ou a barra possui

Figura 15 – Esquema básico de um laser de rubi bombeado por dois flashes lineares.



48

faces talhadas na incidência de Brewster para utilizar reflexão do diedro e

assim dar à emissão uma polarização linear bem definida; ou então, a barra é

talhada em um ângulo próximo do normal com relação ao seu eixo, e as faces

polidas são tratadas com camadas multidielétricas anti-refletoras no

comprimento de onda de funcionamento. Evidentemente, estas camadas

devem ser protegidas para resistirem às densidades de fluxo intracavidade,

exatamente como as camadas do espelho de refletividade máxima, assim

como as do espelho que transmitem em refletividade parcial; atualmente,

porém, esta tecnologia já está bem controlada.

Em funcionamento relaxado, um laser de rubi pode liberar energias da

ordem de algumas dezenas de joules para durações de pulso da ordem do

milisegundo, ou seja, potências de pico de alguns quilowatts. Em

funcionamento desencadeado, geralmente se obtêm alguns joules para

pulsos de trinta nanosegundos, ou seja, potências de pico entre 30 e 100

MW aproximadamente. A máxima taxa de repetição obtida com tais lasers

não ultrapassa algumas dezenas de hertz.

7.1.2 Laser Nd3+ : YAG

Em funcionamento pulsado, os lasers Nd: YAG liberam, em regime

desencadeado, energias de várias centenas de milijoules em modo fundamental

TEM00 em taxas de repetição que variam entre 1 e 50 Hz. Sob todos os aspectos,

os sistemas de bombeamento e alimentação são semelhantes aos utilizados nos

lasers de rubi. A energia que pode ser liberada por um laser Nd : YAG é limitada

Figura 16 – Diagrama dos níveis de energia do íon Nd3+ no YAG;a transição laser ocorre entre os níveis 4F3/2 e 4F1/2



49

pela capacidade de armazenamento da barra de cristal. No atual estágio da

tecnologia, as barras cilíndricas obtidas por cristalogênese e depois usinadas só

podem ser fabricadas em pequenas dimensões que não excedam 10 cm a 15 cm,

com volume da ordem de 2 a 5 cm3. Nessas condições, elas podem armazenar

aproximadamente 50mJ/cm3, e produzir pulsos de 10 J a 0,1 Hz. Quando se

trabalha em taxa de repetição mais elevada, a limitação é determinada pela

capacidade de resfriamento da barra.

Em funcionamento contínuo, as performances dos lasers comuns

corresponde a uma potência entre 1 e 20 W em modo fundamental TEM00 e entre

20 e 100 W quando estão presentes vários modos transversos. Geralmente, a

cabeça óptica possui forma elíptica, e utiliza-se uma lâmpada de arco sob

atmosfera de xenônio ou de cripitônio para efetuar o bombeamento óptico. As

tensões de alimentação são de várias centenas de volts, e as potências liberadas

na cabeça laser são da ordem de 10 kW.

Muito recentemente, [37] surgiu uma barra de geometria nova, em

paralelepípedo alongado ou placa (slab). A placa, cujas faces das extremidades

são talhadas na incidência de Brewster, faculta um funcionamento com potência

média muito elevada: duas faces são bombeadas opticamente e resfriadas, ao

passo que as duas outras são termicamente isoladas. Esta montagem apresenta

duas vantagens. Em primeiro lugar, o fluxo térmico fica confinado a uma única

direção, o que provoca um gradiente de temperatura unidirecional, reduzindo

sensivelmente a ação despolarizante da barra. Como se sabe, este é o principal

inconveniente das barras cilíndricas no desencadeamento por célula de Pockel.

Em segundo lugar, o feixe propaga-se em ziguezague por reflexão interna total

sobre as faces da placa. Isto elimina os efeitos de autofocalização devidos às

variações espaciais do índice de refração, geradas pelos gradientes de

temperatura e de limitação do cristal. Devido a esse trajeto em ziguezague, cada

onda sofre no feixe as mesmas variações de índice.

Os lasers Nd :YAG de placas são promissores; a tecnologia oferece

potências médias substancialmente maiores que a das barras, e isto com

excelentes qualidades de feixe, sem exigir compensação dinâmica ou

ajustamentos nos alinhamentos. As performances mais recentes correspondem a



50

pulsos de 500 mJ a 100 Hz, no modo fundamental; a duração do pulso é de 25

ns, e a qualidade do feixe é inferior ao dobro do limite de difração.

7.1.3 Laser de vidro dopado com neodímio

Entre os lasers de isolantes dopados, o laser de vidro dopado com íons de

neodímio ocupa um lugar primordial, devido às potências de pico extremamente

elevadas que ele permite criar.

Trata-se e um laser de quatro níveis cuja estrutura é muito semelhante à do

Nd : YAG, exceto que a transição principal situa-se a λο = 1,062 µm, sendo que o

nível inferior situa-se aproximadamente a 1950 cm-1 acima do nível fundamental

[38]. Embora os vidros utilizados sejam macroscopicamente amorfos (silicato,

fosfato), os campos elétricos locais microscópicos desdobram os níveis de

energia do íon, e na verdade são quatro as emissões teoricamente realizáveis,

conforme mostra a Figura 17. Ao contrário dos íons implantados em uma matriz

cristalina, a estrutura amorfa do vidro faz variar de um íon para outro os campos

elétricos a que estes estão sujeitos. Por este motivo os desdobramentos de níveis

Figura 17 Diagrama dos níveis de energia doíon Nd3+ em um vidro com silicato.



51

são menos: bem definidos. Por conseguinte, diferentes íons irradiam em

freqüências ligeiramente defasadas, o que provoca um alargamento homogêneo

do espectro de emissão espontânea. A largura de raia da fluorescência é 50

vezes maior que a do YAG; aproximadamente 200 cm-1.

Em princípio, não existe limitação de tamanho na fabricação de vidros dopados

com íons de neodímio: as barras fabricadas por escoamento e posterior usinagem

podem apresentar dimensões nitidamente, superiores às do rubi. Assim, o volume

de armazenamento pode aumentar, consideravelmente; e os limites são impostos

pela homogeneidade e pela ausência de defeitos do material bem como pela

possibilidade de eliminar as calorias depositadas por ocasião do bombeamento. Os

diâmetros podem ultrapassar 10 cm, e as barras até mesmo já foram substituídas

por uma sucessão de discos elípticos com espessura nitidamente inferior ao

pequeno eixo, e portanto de fabricação e resfriamento, mais fáceis que os das

barras longas.

Entretanto, o limiar destes lasers é muito mais elevado que o dos lasers Nd :

YAG, pois a largura de raia é maior. Como o volume ativo é consideravelmente

maior, os pulsos são muito energéticos: em baixas taxas de alguns pulsos por

minuto, os lasers comuns liberam energias de 10 J a 100 J em períodos de 15 ns a

20 ns.A tecnologia destes lasers assemelha-se, em todos os aspectos, à dos outros

lasers de isolantes dopados.

Estes lasers apresentam-se também sob forma de cadeia. O primeiro elemento

da cadeia é um oscilador de picosegundos estabilizado de baixa energia; cria-se o

feixe, que em seguida é amplificado em uma sucessão de amplificadores lasers

constituídos por barras ativas excitadas por flashes, porém sem cavidade

ressonante. Para evitar que o material ativo, atravessado por energias cada vez

maiores à medida que se avança na cadeia, venha a sofrer fratura, as seções de

barras possuem diâmetros crescentes. Dessa forma trabalha-se com uma densidade

de energia sensivelmente constante (por exemplo, 5 a 10 J/cm2), inferior ao limiar de

fratura. As energias alcançadas podem ultrapassar o quilojoule, com durações de

pulso de uma centena de picosegundos.

Concluindo: as diferentes propriedades do neodímio dopado no YAG e nos

vidros são complementares. Os lasers Nd : YAG apresentam vantagens no

funcionamento em cadeia ou em contínuo, ao passo que os lasers de vidro dopado



52

com neodímio são mais úteis em taxas de repetição baixas, para pulsos de energia

intensa, para o funcionamento desencadeado de altíssima potência e para as

utilizações em modos bloqueados.

7.1.4 - Lasers de gás

Desde o mais potente dos lasers de CO2 até o mais comum dos lasers a hélio-

neônio, do infravermelho ao ultravioleta, em regime pulsado ou em regime contínuo,

os lasers de gás desfrutam de excepcional importância. Todos os lasers de gás têm

em comum o fato de serem, de uma forma ou de outra, excitados por descargas

elétricas.

7.2 Laser atômicos neutros e ionizados

7.2.1 - Laser de hélio-neônio

O primeiro laser de gás construído, e também o primeiro laser a funcionar

em emissão continua, foi o laser de hélio-neônio (He-Ne) em que uma

transmissão entre níveis 2S e 2p do átomo neônio resultava em uma emissão

infravermelho em λο 798;:<8�=?> @BA CED�FHG�I JLK D�JM@'I N)G�I+OQP2D JM@'R9S)GMKUTVK W)R�X�R�FYD$S)G�J2R�Ftransições no neônio, para obter uma oscilação laser entre λο = 632.8 nm e

λο Z\[&]U[�^`_ aBbdcfehg+i5j�kml)n2i o)p qra'p$e)n<p&s�t2u i�p�jHn�pvu`q w�j�p xya'w&i jzg+i t2l�e�g i5g�u+b|{|a}n�u�g�u�j~u�jcasos, uma descarga elétrica continua ou então radiofreqüência ocorre em uma

mistura de hélio e neônio (He: Ne, 10: 1), a uma pressão da ordem de 1 a 2

torrs (1torr = 1 mm de mercúrio).

A figura 18 apresenta o diagrama simplificado dos estados de energia do

sistema He – Ne [40]. Os elétrons energéticos da descarga levam átomos de

hélio a um grande numero de estados excitados. Em sua cascata de retorno ao

equilíbrio, metastáveis de longa duração 23S e 21S. Como tais estados

metastáveis apresentam uma energia que coincide a aproximadamente 400

cm-1 com a energia dos estados excitados 2S e 3S do neônio, as colisões

ressonantes de troca (§ 1.3) transferem os átomos de neônio do nível

fundamental para esses estados excitados. Esse mecanismo de transferência



53

ressonante constitui o processo de bombeamento dos átomos de neônio no

sistema He-Ne. São três as transições principais:

Oscilação em 632, 8 nm (vermelho).

O nível superior é um dos estados 3S do neônio, e o nível terminal

pertence ao grupo 2p. Esse ultimo desexcita-se muito rapidamente (10-8s) para

o estado 1S de longa duração de vida; por este motivo, tal estado tende a

coletar os átomos provenientes dos níveis superiores. Ele próprio desativa-se

para o estado fundamental quando estes átomos colidem com as paredes do

tubo de descarga. Por este motivo, o ganho em 632,8 nm aumenta

proporcionalmente ao inverso do diâmetro do tubo.

Oscilação em 1,15 ��Neste caso, o nível superior é o nível 2S em comunicação com estado

metastável 23S do hélio. A oscilação utiliza o mesmo nível inferior de transição

que no caso anterior; conseqüentemente, depende das condições das paredes

para despovoar o nível 1S do néon.

Oscilação em 3,39 � �B�

Figura 18 – Diagrama simplificado dos estados de energia do sistemaHe-Ne, apresentando as três principais transições laser, bem como as

transições colisionais de bombeamento e de desativação



54

Essa transição infravermelha utiliza o mesmo nível superior que na

oscilação visível em 632,8 nm; porém apresenta um ganho muito mais elevado,

que reflete a muito pequena duração de vida do nível 3p do neônio, bem como

a proporcionalidade do ganho ao quadrado do comprimento de onda. Na

pratica, o sistema He-Ne oscila de preferência nessa transição, e elimina visível

em 632,8 nm.

Varias técnicas são utilizadas para favorecer a emissão no vermelho. A

mais comum consta no emprego de espelhos tratados para apresentarem

grande refletividade em 633 nm, e simultaneamente um grande coeficiente de

transmissão em 3,39 ��B��2� �M�'��+�5�h�)� �B��h� �� 2�h��&�r�'�$�)�<�#�Y�V�V�B� �$��acima do limiar da emissão visível. Utilizam-se também ópticos, tais como�� h�+�5��~�|�2�� -�H¡�� £¢��¥¤ ¦)� ��¡¨§)©+ªh¤ ¦��«��¬h��© ��)� ®°¯V�)¡�� H� ®'� �)¡��«�+®²±+ªU±�³µ´�®¶�¸·�©$¦�¹�©em 632,8 nm. Uma outra técnica consiste em criar no tubo um campo

magnético. Isto provoca alargamento das raias atômicas, alargamento maior na

transição infravermelha que na transição visível. Como o ganho não saturado é

inversamente proporcional a essa largura de raia, a emissão no vermelho a

632,8 nm é favorecida.

Figura 19 – Estrutura de um laser a hélio-neônio.



55

Quanto à estrutura, os lasers He-Ne comuns são uma combinação de peças de

micromecânica e de óptica de precisão (Figura 19). Em sua maioria, utilizam tubos

selados, ou seja: o tubo exterior de vidro é selado em alta temperatura aos eletrodos

da extremidade. Os espelhos também são soldados em armações usinadas para

garantir um alinhamento ótimo, suprimindo ao mesmo tempo as fugas de hélio. Esta

tecnologia facilita a desgaseificação em temperatura elevada (300ºC) antes do

preenchimento final. O ressonador, alinhado e otimizado de forma a fornecer o

máximo de potência, é colocado no interior do invólucro e consiste em um tubo de

vidro ou de quartzo equipado com um capilar excepcionalmente retilíneo, e com os

dois espelhos das extremidades. Os materiais dos eletrodos são o kovar para o

ânodo, devido à compatibilidade de dilatação deste material com a do vidro, a uma

liga muito pura de alumínio para o cátodo. A superfície, espessura e qualidade do

cátodo, e de forma geral todo o ciclo de condicionamento do laser, são tantos outros

fatores determinantes para as performances de potência e de duração de vida. A

tecnologia dos espelhos depende das técnicas de ultravácuo e dos depósitos de

camadas delgadas. As camadas dielétricas superficiais compõem-se de

empilhamentos multicamadas alternadas de óxidos de titânio e óxidos de silício. Elas

determinam a refletividade dos espelhos. Se preciso, janelas de quartzo polido são

colocadas na incidência de Brewster para obter um feixe de polarização linear.

As potências dos lasers He-Ne situam-se entre 1 mW 50 mW em modo TEM00

a 632,8 nm. As dimensões dos tubos correspondentes variam entre 25 cm para um

peso de 600 g até aproximadamente 200 cm e peso de 30 kg nas unidades maiores.

A contaminação gradual do laser em funcionamento, geralmente causada pela

evaporação superficial do metal do cátodo sobre os espelhos e sobre a superfície

interna ao capilar, limita sua duração de vida. Em fontes de baixa potência, esta

duração de vida é de 15000 horas a 25000 horas; mas é menor nos lasers potentes.

7.2.2 - Laser de argônio

As transições entre estados altamente excitados de um átomo de argônio

ionizado podem ser utilizadas para criar uma oscilação em grande número de

comprimentos de onda no visível e no ultravioleta próximo, entre 350 mm e 520 nm

[41]. Vários watts podem ser obtidos em uma única raia de emissão com largura

espectral inferior a 1 nm. As emissões nas duas raias, em 488 nm no azul 514.5 nm



56

no verde, constituem as emissões continuas das mais intensas de que atualmente

se dispõe no visível. Graças a tais propriedades, o laser de argônio ionizado Ar+ é

um dos mais importantes nesta parte do espectro.

O funcionamento do laser de argônio ionizado que não exige a introdução de

um outro gás na descarga, pode ser compreendido analisando-se o diagrama dos

estados de energia na Figura 20, Uma descarga continua ou então de

radiofrequência, cria em um plasma elétrons livres com energia entre 4 e 5 eV.

Entretanto, como os níveis superiores das transições potenciais lasers situam-se

aproximadamente a 20 eV, isto é, 160000 cm-1, acima do nível fundamental do íon,

são necessárias colisões múltiplas para elevar os íons até esses níveis. Uma vez

excitados os íons a esses estados, estabelece-se uma gigantesca inversão de

população, com o nível inferior de população a 17 eV acima do estado fundamental.

Figura 20 – Diagrama dos estados de energia e transições laser do argônio ionizado Ar+.As duas transições principais ocorrem em λ -514.5 nm (verde) e λ - 488.0 nm (azul)



57

Como também é um valor muito alto, a população desse nível é praticamente nula,

mesmo a uma alta temperatura do plasma. Os dois subníveis inferiores 4s2p da

transição têm durações de vida muito pequenas: eles desativam-se rapidamente

para o estado fundamental, mantendo assim a inversão de população em

bombeamento continuo.

A concepção do tubo de descarga é mais complexa nesse tipo de laser do

que em um laser de hélio-neônio. A elevada densidade de corrente necessária para

o bombeamento (100 A/cm2) exige o emprego de materiais refratários, tais como o

quartzo, a grafite ou o óxido de berílio, capazes de suportar o intenso aquecimento

devido ao gás altamente excitado, e dissipar suas elevadas potências térmicas no

sistema de refrigeração. Durante o funcionamento, ocorre uma transferência dos

elétrons para o ânodo e dos íons para o cátodo; devido à sua pequena mobilidade,

estes provocam um acúmulo de argônio nas proximidades do cátodo, prejudicial à

manutenção da descarga. Um caminho de volta, formado de ziguezagues; estende-

se no exterior do capilar do tubo de descarga.

Se nenhum elemento dispersivo for introduzido na cavidade o laser de argônio

ionizado emitirá em várias raias simultaneamente. A inserção de um prisma para

defletir as emissões indesejáveis do eixo da cavidade permite o funcionamento em

uma única raia, porém sem aumento da potência monorraia com relação ao valor

obtido em funcionamento multirraia. Janelas na incidência de Brewster polarizam

linearmente o feixe, cuja distribuição energética espacial é quase sempre TEM00. As

potências típicas de um laser que emite 2 watts em todas as raias, correspondem a

700 mW respectivamente e sobre as raias de 514,5 nm e 488 nm; as outras

emissões em 501, 7 nm e 496,5 nm representam aproximadamente 150 mW por

raia. Também existem à venda fontes que oferecem 20 W de potência em todas as

raias simultaneamente, com 5 W para cada uma das duas transições mais intensas.

7.2.3 - Laser de criptônio

Vários outros gases raros ionizados, tais como o criptônio, neônio e o

xenônio, apresentam emissões laser no visível [41], mas a maioria desses lasers são

pulsados. O laser de criptônio ionizado pode funcionar com contínuo. Ele fornece a

"luz branca", que na verdade é a superposição de emissões simultâneas em 647,1



58

nm (vermelho), 568,2 nm (amarelo), 520,8 nm (verde) e 476,2 nm (azul), que podem

ser separadas por um prisma. As potências deste laser policrômico são de algumas

dezenas de miliwatts por raia, com uma emissão mais intensa, de aproximadamente

200 mW, no vermelho.

A tecnologia deste laser é, sob todos os aspectos, semelhante a do argônio,

inclusive, chega-se até mesmo a misturar os dois gases, obtendo se assim

radiações nos comprimentos de onda de ambos os elementos.

7.2.4 - Laser de hélio-cádmio

O laser de hélio-cádmio (He-Cd) é o mais representativo dos lasers em que a

emissão estimulada ocorre entre níveis ionizados por um vapor metálico, ao passo

que o bombeamento é efetuado por transferência colisional com um gás de elevado

potencial de ionização, geralmente o hélio. A vantagem do laser de He-Cd está na

sua capacidade de emissão contínua no azul em 441,6 nm, e principalmente no UV

em 325 nm; sua execução é relativamente simples, se comparada à de outras lasers

iônicos que emitem na mesma região do espectro.

Quando ocorre uma descarga contínua em uma mistura binária contendo

hélio e um vapor metálico com baixo potencial de ionização, como o cádmio, produz-

se um fenômeno denominado cataforese o vapor metálico (íons Cd) é transportado

seletivamente para o cátodo.Por isso, os vapores metálicos corrosivos são confinada

a uma região do tubo, afastada das superfícies ópticas; e para uma distribuição

uniforme de tais íons, átomos de cádmio são continuamente evaporados no tubo por

uma fonte situada próximo ao cátodo. Com efeito, antes de atingirem o cátodo, os

átomos se condensam sobre uma superfície fria, o que restringe seu trajeto a uma

seção situada entre o evaporador e o condensador, impedindo que se depositem

sobre as janelas Brewster nas extremidades do tubo.



59

A Figura 21 apresenta o diagrama dos estados de energia do íon de Cd. O processo

de inversão de população inicia-se com a excitação de átomos de hélio para seus

estados metastáveis 2'S e 23S (já mencionados anteriormente) por colisões com os

elétrons na descarga. Estes átomos metastáveis de hélio colidem com átomos

neutros de Cd e os ionizam. Esta ionização "de Penning” é muito eficaz, mesmo que

não haja coincidência entre os níveis de energia de He e Cd pois o excesso de

energia é carregado pelos elétrons superiores 2D3/2 e 2D5/2 das transições em 325

nm e 441,6 nm; os níveis inferiores 2P1/2 e 2P3/2 são acoplados ao nível fundamental

por uma desexcitação muito rápida , e portanto, favorável à conservação da inversão

de população.

A produção comercial de lasers He-Cd exige muita engenhosidade na concepção e

fabricação das fontes. As potências são de aproximadamente 50 mW em contínuo e,

Figura 21 – Diagrama dos estados de energia do íon de cádmio Cd III.



60

441,6 nm, e do décimo deste valor em 325 nm, para durações de vida fixadas em 1

000 horas. Entretanto, a potência no UV é triplicada pela utilização de um único

isótopo de cádmio.

A concepção simples e o funcionamento contínuo, sem fluido de resfriamento,nos

comprimentos de onda curtos no azul e no UV, garantem ao laser He-Cd um papel

equivalente ao que desempenha o laser He-Ne no vermelho.

7.2.5 - Lasers de CO2

Tanto do ponto de vista industrial quanto científico, o laser de dióxido de

carbono (CO2) é indiscutivelmente o mais importante dos lasers de gás. As

transições entre níveis rotacionais-vibracionais da molécula de CO2 [43]

correspondem a numerosas emissões infravermelhas em comprimentos de onda

entre 9 e 11 micrômetros. O laser de CO2 pode fornecer potências contínuas que

vão desde a fração de watt nas aplicações científicas até dezenas de quilowatts no

trabalho de materiais, com rendimentos notáveis (até 30%). O laser de CO2 também

pode fornecer pulsos intensos muito rápidos de alguns milijoules para a telemetria

IV, até alguns quilojoules para aplicações em pesquisa de fusão nuclear, controlada.

A origem de tal diversidade está em que existem vários tipos diferentes de lasers de

CO2; naturalmente, têm em comum o mesmo meio ativo, mas diferem

profundamente quanto à estrutura interna e sobretudo quanto às características

funcionais.

7.2.6 - Lasers selados

Aparentemente são os lasers mais simples: um tubo, espelhos, eletrodos e uma

mistura selada na qual é disparada uma descarga. Na verdade, a interação dos

elétrons energéticos da descarga com as moléculas de CO2 produz uma

decomposição do gás molecular, que progressivamente dissocia-se, criando

monóxido de carbono, CO. Para efetuar a "catálise inversa" que regenera o CO2,

foram propostas várias soluções, entre as quais a adição de traços de hidrogênio ou

de vapor de água à mistura, o emprego de cátodos cujo revestimento, aquecido a

uma temperatura apropriada, torna-se um catalisador, ou ainda o emprego de pós-

ativos que estimulem a reação de combinação. Somadas a técnicas "ultravácuo" de



61

condicionamento, estas medidas possibilitam a fabricação de lasers cuja duração de

vida pode ultrapassar mil horas. A potência de saída dos lasers selados geralmente

limita-se a alguns watts. Isto porque, devido ao modo de resfriamento da mistura

gasosa (difusão para as paredes do tubo), o parâmetro de escala é a potência por

unidade de comprimento. Atualmente, os melhores lasers de CO2 selados podem

realizar 0,3 W/cm em 0,4 W/cm, o que, por motivos de excesso de tamanho, limita

praticamente a potência destes lasers à faixa 30-40 watts em modo transverso

fundamental, mesmo com um resfriamento eficiente.

7.2.7 - Lasers de fluxo axial

A solução mais evidente para os problemas de decomposição do gás em laser

selado consiste em fazer escoar a mistura no tubo ; daí a denominação . Geralmente

a descarga elétrica automantida efetua-se também no eixo do tubo. Como a pressão

é baixa, o consumo de gás é aceitável: por exemplo, um laser com 300 W de

potência consome aproximadamente 80 litros de hélio, 10 litros de CO2 e 15 litros de

N2 por hora. As exigências em matéria de consumo aumentam com a potência;

assim, as bombas são montadas, de forma a recircular o gás, do qual apenas uma

parcela muito pequena é eliminada para a atmosfera e regularmente substituída.

Ainda neste caso, o parâmetro de escala de potência é diretamente proporcional ao

comprimento ativo, sendo de 70 W/m o valor padrão. O laser, formado por tubos

resfriados com alguns metros de comprimento e aproximadamente 20 mm de

diâmetro, pode ser dobrado em ziguezague em muitos segmentos, em que o feixe

circula graças a espelhos de transmissão; esta tecnologia é tão simples que é igual

em todos os lasers de CO2 com potência inferior ao quilowatt (Figura 36).

Pode-se até mesmo aumentar o ganho, e conseqüentemente a potência, baixando-

se a temperatura; é o regime de convecção forçada ou ainda de "fluxo axial rápido".

A mistura, a uma pressão de aproximadamente 100 torr, escoa então em regime

subsônico para um potente trocador térmico, antes de ser aspirada e depois

expelida por uma bomba tipo Roots. A principal dificuldade está na manutenção de

uma descarga de alta pressão com supressão da formação de arcos. Obtêm-se

assim potências lineares da ordem de 400 W/m; e baseados nesse princípio

funcionam lasers industriais de 2 kW a 3 kW (Figura 19).



62

A vantagem desta técnica de fluxo axial está em poder-se construir um

ressonador muito longo, que apresenta um número de Fresnel pequeno e um modo

fundamental transverso quase gaussiano TEM 00 , com excelente qualidade de feixe.

7.2.8 - Lasers com fluxo transverso rápido

É possível obter potências consideráveis a partir de sistemas relativamente

compactos, desde que a direção do fluxo gasoso seja perpendicular à da descarga

(Figura 38). Geralmente, escolhe-se também o eixo óptico na terceira direção

mutuamente ortogonal às duas anteriores. Nesta configuração, o escoamento

gasoso transverso é muito rápido e evacua com grande eficácia tanto o calor como

os produtos de dissociação gerados pela descarga. O tempo de trânsito das

moléculas geralmente é da ordem do milisegundo. Em seguida a mistura é reciclada

apôs resfriamento em trocadores térmicos; a necessária concentração de C02 é

mantida por um dispositivo de regeneração do C02 acoplado a uma recepção de

mistura fresca sob baixo rendimento.

Figura 22 – Vista de um laser de CO2 de fluxo lento, industrial.(documento Photon Sourcen-Laser Techniques.)



63

Com esta técnica de fluxo transverso, potências de 10 kW a 20 kW são

fornecidas por lasers industriais com volumes de descarga de algumas dezenas de

litros . Aliás, o parâmetro da escala é aqui a potência por unidade de volume, e as

unidades maiores já atingiram de 0,5 a 1 kW por litro. A hidrodinâmica do

escoamento na câmara desempenha uma função crítica, de forma a manter uma

mistura homogênea a uma pressão que varia entre 30 e 80 torr conforme o modelo;

principalmente, porém, o controle da temperatura é essencial para manter um

elevado ganho do meio ativo. Portanto, o desafio maior está na estabilização da

descarga para evitar a formação de arcos. Os eletrodos desempenham um papel

fundamental na conservação da homogeneidade de tal descarga: ora eles são

segmentados (Figura 24) ora são usinados em forma de cogumelo , ora são em

forma de pontas no canal de um tubo hidrodinâmico . A técnica de pré-ionização por

feixe de elétrons também é utilizada, o que permite um controle independente da

corrente (densidade eletrônica determinada pelo feixe de elétrons isolado do meio

ativo por uma folha metálica) e da tensão (descarga elétrica principal adaptada à

energia da transição molecular).

Figura 23 – Esquema de um laser industrial de CO2 de 2 KW com fluxo rápido.



64

Chegaram até mesmo a ser obtidas em laboratório, com “lasers dinâmicos",

potências contínuas situadas na gama de 100 kW. Nestes lasers, uma mistura

C02 -N2 armazenada em uma câmera de alta pressão (10 a 20 vezes a

pressão atmosférica), aquecida em alta temperatura (aproximadamente 1

400ºK), é submetida a uma expansão rápida na extensão de um tubo

supersônico em direção a um reservatório de baixa pressão. Devido à rápida

queda de temperatura, os níveis vibratórios excitados não têm tempo de se

termalizar, e ocorre uma inversão de população. Um feixe laser é extraído

desse meio ativo, colocando-se abaixo do gargalo um ressonador apropriado

em um eixo perpendicular ao tubo.

Figura 24 – Esquema de construção de um laser industrial com fluxo transverso rápidode 1 KW (documento Spectra-Physics Optilas).



65

Para concluir, um resumo dos elementos essenciais da tecnologia dos lasers

de alta potência para uso industrial:

Os lasers de CO2 de potência são resfriados por convecção e exigem a

circulação de grandes volumes de gás. Assim, as contingências econômicas levam

ao funcionamento em círculo fechado, para uma contínua reutilização dos gases da

mistura. O diagrama da Figura 25/26 apresenta o esquema dos componentes

essenciais de um laser desse tipo; tal esquema é constituído pelos seguintes

elementos:

- Fonte de potência elétrica, e eventualmente fonte de pré-ionização. A potência

elétrica redirigida (geralmente alimentação 3 fases/50 Hz) deve ser corretamente

filtrada, de forma que a variação de amplitude da energia óptica seja inferior a ± 5%

(ondulação residual a 300 Hz). Também é preciso controlar a intensidade da fonte,

de forma que as variações de temperatura e pressão do gás não afetem a corrente

de descarga.

- Câmara de descarga e conjunto de eletrodos.

Figura 25/26 - Esquema básico de um laser industrial de fluxo transverso com pré-ionizaçãopor feixe de elétrons e descarga principal (principio AVCO).



66

- Cavidade óptica mecanicamente desacoplada do restante da estrutura e janela de

saída do feixe.

- Sistema de circulação dos gases (bombas ou turbinas) e canalizações cuja

concepção deve minimizar as perdas de energia.

- Trocador térmico colocado à saída da zona de descarga; um outro para resfriar o

gás aquecido pela bomba ou turbina.

- Sistema de regeneração dos gases para eliminar os produtos de decomposição

que reagem e contaminam a mistura laser. A regeneração tanto pode ser feita em

contínuo, por purga e substituição por uma pequena quantidade de mistura limpa,

como se pode utilizar um sistema de regeneração catalítica.

7.3 - Lasers de guias de ondas

Reduzindo-se a um valor de alguns milímetros o diâmetro interior de um tubo

laser de CO2, obtém-se um capilar, geralmente perfurado sobre uns 20 cm de

comprimento em um material dielétrico (alumina, BeO), que constitui um "guia de

ondas". Esta concepção reduz substancialmente as perdas por difração que

impedem o bom funcionamento de um laser em um tubo estreito. Embora também

possam funcionar em fluxo, tais lasers muito compactos geralmente são selados. A

mistura CO2-N2-He pode ser excitada por uma descarga elétrica contínua autônoma,

ou ainda por um intenso campo de radiofrequência que penetra no tubo dielétrico,

evitando assim a presença de eletrodos metálicos em contato com o plasma.

Este tipo de laser, que funciona com pressão moderada (100 torrs), adapta-se

extremamente bem às potências contínuas na gama de 1 W a 20 W. O único

problema está na necessidade de adaptação de um ressonador aos modos próprios

do guia, o que provoca perdas que precisam ser minimizadas [45], [46]. Estes lasers

fornecem feixes excelentes, cujo modo fundamental transverso EH11 tem uma

distribuição praticamente idêntica ao modo TEM 00; seu funcionamento em alta

pressão possibilita oscilações em numerosas raias dos ramos P e R de CO2. Os

rendimentos padrão em regime selado situam-se ao redor de 5% em configurações

muito compactas que integram as ópticas, os eletrodos, a reserva de gás e o capilar

de ondas (figura 27).



67

7.4 - Lasers TEA de alta pressão

Estabeleceu-se que os lasers de CO2 têm um funcionamento ótimo para

razões E/P do campo elétrico à pressão aproximada de 10 a 50 V/cm-torr. Por um

lado as altíssimas tensões a serem utilizadas, e por outro lado as instabilidade da

descarga, tornam quase impossível a excitação longitudinal a pressões superiores a

100 torrs em vários metros. Em contrapartida, pode-se operar em regime pulsado

com lasers TEA (Transversely Excited Atmospheric). Sob o pulso de uma descarga

de um banco de condensadores, estes lasers estabelecem transitoriamente

descargas transversas em distâncias de 1 cm a 10 cm em misturas à pressão

atmosférica. A principal vantagem dos lasers TEA está em poderem gerar pulsos

breves e intensos com duração de 10 ns a 10 µ s, com o máximo de extração de

potência por unidade de volume de gás excitado [47]. Os modelos comuns fornecem

vários joules a 1 Hz em funcionamento selado, e até 100mJ a 100 Hz em fluxo,

sendo de aproximadamente 10 cm3 os volumes excitados. A eficácia das descargas

pode ser consideravelmente aumentada com o acréscimo de uma técnica de pré-

ionização (pontas, grade, flashes UV). As potências de pico assim obtidas podem

ultrapassar 10 MW- A Figura 28 apresenta um esquema de montagem padrão de

um laser TEA com pré-ionização por faiscador (Spark gap).

As descargas a alta pressão (de 1 a 10 atmosferas) também possibilitam o

funcionamento em modos acoplados pela criação de pulsos com aproximadamente

1 ns de duração. Permitem também uma defasagem contínua da freqüência de 9

Figura 27 - Esquema de um laser CO2 a guia de ondas (documento Quantel).



68

µ m a 11 µ m, pois, devido à pressão, as raias de emissão alargam-se e superpõem-

se uma à outra. Assim, a inserção de um elemento dispersivo permite que se

obtenham várias dezenas de milijoules por raia em 60 a 80 raias de emissão

diferentes, em cada um dos ramos P e R do espectro de rotação - vibração da

moléculas.

Concluindo: a multiplicidade de configurações possíveis torna difícil uma

comparação entre esses diferentes lasers de CO2. Contudo, uma característica

comum a todos eles é o rendimento global de funcionamento entre 5% e 20% , o

que é pouco em comparação com outros equipamentos elétricos, sendo porém

notável em comparação com outros lasers.

Esquema de funcionamento de uma descarga elétrica em um laser TEA. Antes do

acionamento da descarga principal comandada por um interruptor de baixa

indutância, procede-se à ionização uniforme por comutação de um "spark gap" A

sincronização deve ser de tal forma que a descarga tenha início no máximo de

ionização. O circuito é acoplado o mais próximo possível do laser, para diminuir as

quedas de tensão por indução no anel de corrente.

˝ Figura 28 - Esquema de funcionamento de uma descarga elétrica em um laser TEA. Antes doacionamento da descarga principal comandada por um interruptor de baixa indutância, procede-se àionização uniforme por comutação de um “spark gap”. A sincronização pode ser de tal forma que a

descarga tenha inicio no maximo de ionização. O circuito acoplado o mais próximo possível do laser, paradiminuir as quedas de tensão por indução no anel de correntes.



69

7.5 - Lasers de nitrogênio

No laser de nitrogênio N2, a transição não se processa entre níveis de

vibração da molécula, mas sim entre níveis eletrônicos excitados. A radiação emitida

situa-se no ultravioleta em 337,1 nm. Estes lasers funcionam apenas em regime

pulsado, pois o nível inferior da transição possui uma duração de vida mil vezes

maior que a do nível superior (5 ns), Sua configuração estrutural assemelha-se

grandemente à dos lasers de CO2 de excitação transversa: eles liberam pulsos de

uma energia de 1 mJ com uma duração da ordem de 10 ns, ou seja, uma potência

de pico de 10 KW,

7.5 - Lasers a exc ímeros 1- 1

As moléculas classificadas como "excímeras” ou “exciplexas” são moléculas

diatômicas cujas propriedades e espectros de emissão eram simplesmente

desconhecidas em 1975. Atualmente, elas constituem o meio ativo do laser de gás

de alto rendimento que emite no ultravioleta.

Um excímero (contração dos termos anglo-saxões excited dimers) é um

dímero que possui estados eletrônicos excitados associativos, e um estado

fundamental dissociativo, A interação entre um átomo A em seu estado fundamental

e um átomo B em um de seus primeiros estados excitados pode dar origem a um

estado molecular excitado estável (Figura 29).

Este tipo de interação pode existir entre gases raros (Ar * 2, Kr * 2, Xe * 2) ,

ou ainda entre um átomo de gás raro e um alógeno (KrF*, XeF*, XeCI1) ou então

entre um átomo de gás raro e o oxigênio atômico (XeO). O estado excitado dos

excímeros pode emitir em uma larga banda que depende da profundidade do poço

excitado (tipicamente 1 a 5 eV), bem como da energia de repulsão do nível inferior.

Estas bandas podem facilmente ser observadas nas descargas elétricas a altas

pressões estas são favoráveis aos excímeros, pois aumentam a recombinação dos

estados atômicos excitados no estado molecular superior.



70

Como o nível inferior é dissociativo com um tempo característico de 10-12 s, a

inversão de população ocorre e se mantém automaticamente, pois os estados

eletrônicos superiores têm uma duração de vida de 10-9 a 10-6. Como uma larga

banda implica em um baixo ganho, o bombeamento deve ser vigoroso, geralmente

da ordem de 200 MW/1 para ganhos de cerca de 10% cm-1. São possíveis

densidades específicas de energia de 40 J/I, que levam vantagem em uma

comparação com as energias de extração dos lasers que CO2, CO ou ainda H F- Os

modos de excitação são convencionais: feixe direto de elétrons, descarga controlada

por feixe de elétrons, descarga automática. Tanto a utilização de feixes eletrônicos

possibilita um fator de escala de volume que pode corresponder a pulsos de

dezenas e até mesmo centenas de joules, como as descargas autônomas, talvez

com pré - ionização UV, encontraram um lugar em realizações industriais (Figura

30).

Figura 29 – Esquema das energias potenciais de uma molécula excímera.



71

Entre as vinte moléculas excímeras estudadas, dois excímeros de gás raro -

halogênio predominam e apresentam performances semelhantes: KrF em 248 nm e

XeCI em 308 nm. Com rendimentos de 2% , podem fornecer pulsos de 25 MW de

pico e ter uma potência média de 10W a 100 Hz. Recentemente, chegaram a ser

propostos por um fabricante pulsos de 5 mJ a 1 kHz, para produtos padronizados.

As principais aplicações destes lasers são: por um lado o bombeamento de lasers

de corantes, pois oferecem uma eficácia de conversão sem igual no UV; por outro

lado, a geração de radiação coerente no UV remoto por processos não lineares em

jatos atômicos.

7.6 - Lasers químicos

Nos lasers químicos, uma fração de energia liberada em uma reação química

exotérmica é extraída sob forma de radiações laser [48]. Geralmente, as freqüências

de oscilação correspondem a transições de um produto de reação formado em um

estado de energia interna muito excitado. Em alguns lasers químicos de

transferência, o bombeamento é indireto: o produto excitado da reação transfere, por

colisão ressonante, sua energia para uma segunda espécie química, em cujo interior

produzem-se a inversão de população e as transições laser .

Figura 30 – Foto de um laser a excímero (documento Lambda Physik).



72

Dois sistemas moleculares atingiram a maturidade e resultaram em potências

elevadas em regime contínuo, com rendimentos razoáveis. Em um deles, a molécula

H F é bombeada geralmente segundo uma ou mesmo ambas as seguintes reações

de excitação vibracional.

A estrutura dos lasers químicos varia consideravelmente, conforme os tipos

de reagentes. Entretanto, assemelha-se à dos lasers dinâmicos de C02, pois utiliza

um tubo. Aliás, esta molécula pode ser empregada em um laser químico, e então os

reativos serão D2, F2 e C02. Uma corrente de gás inerte, hélio por exemplo, serve

como transportador para o gás ativo, como por exemplo o flúor. Após aquecimento,

os gases sofrem uma expansão, em cujo interior é injetado o outro gás por uma

série de microtubos, por exemplo o hidrogênio, se o laser químico for um laser HF. A

reação química ocorre no interior da expansão, entre os espelhos da cavidade óptica

(Figura 31).

7.7 - Lasers de corantes.

Muitos corantes orgânicos compostos orgânicos líquidos que absorvem

eficazmente certas radiações situadas no visível apresentam também uma

fluorescência muito intensa, que freqüentemente cobre uma larga banda situada

também no visível. Esta última propriedade única, descoberta por ocasião de

estudos de corantes para o desencadeamento dos lasers de rubi por absorvente

saturável [49], [50], é que possibilita a obtenção de um apreciável ajustamento da

Figura 31 – Esquema de um laser químico HF (Documento Eyrolles).



73

freqüência dos lasers de corantes. Chama-se ajustamento de um laser de corante a

possibilidade de varrer a freqüência de emissão com grandes intervalos (10 a 100

nm) , ao passo que os lasers de isolante dopado ou de gás só o permitem dentro de

uma largura de raia relativamente estreita (10-1 a 1nm). Esta ajustabilidade é

extremamente valiosa em aplicações como a espectroscopia, a fotoquímica ou ainda

a separação isotrópica.

A Figura 32 apresenta uma representação esquemática do diagrama de

energia de uma molécula padrão de corante orgânico, como por exemplo a

rodamina 66. O estado é o estado fundamental, ao passo que os estados S1, S2,

T1, T2 são estados eletrônicos excitados, isto é, estados para os quais um elétron é

elevado a uma órbita excitada. O valor médio da separação em energia destes dois

estados tais como S0 e S1 situa-se ao redor de 20 000 cm-1.

Em um estado singleto S, o spin magnético do elétron excitado é antiparalelo

ao do restante da molécula. Em um estado tripleto T, os spin são paralelos. As

transições do estado singleto para um estado ou o inverso, exigem uma inversão do

spin e são muitos menos prováveis que as transições entre dois estados singletos e

tripletos. Estas transições de alta probabilidade dão origem a absorções ou a

fluorescências intensas, uma vez que a cor características de um corante deve-se,

por exemplo, à absorção de So para Sl. Os estados singletos e tripletos, por sua

vez, subdividem-se em níveis correspondentes ao estados de vibração quantificados

da molécula orgânica, conforme foram esquematizados. A energia vibracional de

transição é da ordem de 1500cm-1. A estrutura fina próxima de 15 cm-1

correspondente aos níveis de rotação, isto é, aos valores discretos quantificados

assumidos pelo momento angular total dessas moléculas.

Durante o bombeamento do corante, a molécula é levada, pela absorção de

um fóton, a um nível rotacional vibracional (b) do estado S1 este processo é seguido

de um relaxamento extremamente rápido em direção ao nível mais baixo do estado

S1. Em seguida, a maioria das moléculas excitadas relaxam-se espontaneamente,

com uma duração de vida característica τ s, para um nível (a) do estado

fundamental S0, emitindo um fóton de energia ab EEh −= 0υ h . Entretanto, há uma

pequena probabilidade de que uma molécula excitada em S1 desexcita-se

espontaneamente para o estado tripleto T1. Como esta transição é proibida, por



74

motivo de paralelismo de spin, sua taxa (A) ST é muito baixa frente ao coeficiente

Ts-1, e portanto a probabilidade próxima de ( A) ST Ts é pequena. Também a

duração de vida do estado tripleto T1 para um relaxamento para o estado

fundamental é relativamente longa, uma vez que tal transição também é proibida,

pelas mesmas razões (dependendo das condições experimentais, ela pode durar de

10- 7 a 10-3 segundos) .Devido a esta longa duração de vida, o estado T1 age como

uma armadilha para as moléculas excitadas. A absorção entre estados tripletos T1 e

T2 é muito alta, devido ao fato de ser permitida. Se esta absorção coincidir com a,

freqüência de emissão do laser, as moléculas que tendem a acumular-se em T1 não

mais estarão disponíveis para a oscilação laser, cujo ganho irá diminuir. É por este

motivo que muitos lasers de corantes funcionam em pulsos. Neste caso, os pulsos

de bomba com frentes de subida muito íngremes provocam uma rápida ocupação do

nível S1, bem como uma oscilação laser que se encerra quando ocorre um aumento

considerável de T1.

Mesmo assim, pode-se conseguir que lasers de corantes trabalhem de forma

contínua [51]. Devido ao valor extremamente alto do ganho de fraco sinal, o volume

Figura 32 Diagrama de energia de uma moléculaorgânica com as transições radiativas e não-

radiativas



75

ativo necessário pode ser muito pequeno. Entretanto, o aquecimento consecutivo à

intensa absorção da bomba, associado ao rápido aumento da população do estado

tripleto 1τ , exigem uma contínua renovação da zona bombeada, isto é, a rápida

circulação do corante e a utilização de solventes adequados. Caso contrário,

solvente sofre uma intensa foto degradação, que reduz sensivelmente o ganho do

laser.

Outra propriedade básica das moléculas de corantes orgânicos é que o pico

do espectro de absorção situa-se em comprimentos de onda menores que os do

correspondente espectro de emissão. Este fato, ilustrado também na Figura 29, é

evidente na Figura 33, que apresenta os espectros de absorção e de emissão da

rodamina 6G dissolvida na água. A oscilação laser situada próximo ao pico do

espectro de emissão e assim pouco absorvida; sem esta circunstância,

provavelmente não se poderia obter uma radiação laser utilizando as transições

eletrônicas de corantes orgânicos.

Os modos de bombeamento dos lasers de corantes são muito variados. A

fonte de bombeamento deve emitir intensamente nas proximidades de uma banda

de absorção do corante, e a emissão ocorre em uma energia menor. A rodamina 6G,

cuja fluorescência centraliza-se ao redor de 580 nm, pode ser bombeada entre 500 e

550 nm. Um corante como a cumarina 2, cuja fluorescência centraliza-se em 450

nm, ou seja o azul índigo, deve ser ,bombeado com uma radiação UV. A potência

emitida depende do comprimento de onda de bombeamento do coeficiente de

absorção do corante utilizado é também do solvente.

Figura 33 –Espectro de absorção de fluorescência de uma molécula padrão de corante írodamina6G dissolvida em água.



76

7.8 - Lasers de semicondutores

Pouco tempo após a observação de uma emissão laser a partir de íons ativos

implantados nos sólidos, ou ainda a partir de átomos em fase gasosa, a viabilidade

de uma emissão laser no interior de um semicondutor foi demonstrada

experimentalmente no arsenieto de gálio (AsGa) [52]. e logo depois em numerosos

outros semicondutores [53]. Apesar de a emissão estimulada ser um ponto de

contato que os aproxima de todos os outros lasers, os princípios dos lasers de

semicondutores diferem profundamente dos princípios dos outros lasers.

A característica básica que os distingue está em que os elétrons que

participam da emissão laser podem deslocar-se livremente em uma vasta zona do

semicondutor, e conseqüentemente dependem do/potencial periódico espacial da

rede cristalina do material semicondutor.

Contrastando com as leis do equilíbrio termodinâmico dos átomos e das

moléculas cuja população, nos diferentes estados de energia, é expressa pela

relação de Boltzmann [equação (7)], os diferentes estados de energia de um

semicondutor podem ser ocupados apenas por dois elétrons, devido ao princípio de

exclusão de Pauli; e as populações são governadas pela estatística de Fermi-Dirac,

A temperatura de zero absoluto, todos os níveis eletrônicos são preenchidos até um

certo valor Ef denominado energia de Fermi, e os níveis superiores (E > Ef) ficam

vazios.

Figura 34 – Laser pulsado de corante, bombeado por um lser:Nd : YAG de freqüência dupla. O conjunto laser e o sistema

eletrônico da alimentação são comandados por ummicroprocessador (documento Quantel)



77

Em um semicondutor; as energias eletrônicas permitidas estão distribuídas

em bandas de energia bem determinadas. Entre estas bandas estão valores de

energia proibidos a qualquer elétron. A banda preenchida, cuja energia eletrônica

permitida é a mais alta, é a banda de valência. Os estados parcialmente ocupados,

ou mesmo desocupados, da banda próxima de energia superior formam a banda de

condução do sólido. A diferença entre a energia do vértice da banda de valência e a

energia da parte baixa da banda de condução denomina-se desvio energético Eg

(band-gap). A Figura 36 apresenta as posições dos respectivos níveis de energia,

em função da constante k de propagação dos elétrons em diferentes tipos de

semicondutores. Para haver inversão de população, como em todo laser, a relação

entre as populações dos estados ocupados e as populações dos estados não

ocupados próximos do mínimo da banda de condução deve ser maior que a relação

semelhante das populações dos estados superiores da banda de valência (Figura

36e). Esta situação, que só pode existir em condições de desequilíbrio

termodinâmico, caracteriza um semicondutor duplamente degenerado. Quando uma

onda eletromagnética de freqüência υ propaga-se em um semicondutor, ela pode

induzir transições apenas para os estados não ocupados; nas figuras (b), (c), (d),

como estes estados estão situados acima dos estados ocupados, ocorre absorção.

O mesmo não acontece no sistema duplamente degenerado: as freqüências υ , tais

como EFc - EFv > h v > Eg .

Portanto, a condição (27) é necessária e suficiente para que a emissão

estimulada ocorra no interior de um semicondutor.

De um modo geral, existem três modos de bombeamento para criar essa

inversão de população. No primeiro método, um feixe de elétrons bombardeia o

material e penetra para criar pares de elétrons - buracos. Um outro método consiste

Figura 35 – Vista detalhada do conjunto laser Nd : YAG e laser decorante (documento Quantel).



78

em irradiar o material com uma radiação de energia levemente superior a Eg neste

caso, porém a absorção limita consideravelmente a potência emitida, estando o

volume ativo confinado próximo à superfície um terceiro método, muito eficaz aplica-

se às junções p-n: injetam-se portadores minoritários nas regiões de tipo n e p

passando-se uma corrente elétrica no diodo. A vantagem dos diodos lasers, também

conhecidos como laser a injeção, está no fato de serem extremamente compactos.

na capacidade de converter diretamente energia elétrica em energia

eletromagnética, e na facilidade para modular a potência óptica modulando a

corrente do diodo. A Figura 37 apresenta um esquema de um diodo desse tipo, com

largura de aproximadamente meio milímetro. A junção p-n plana possui faces

perpendiculares clivadas de maneira a formarem superfícies paralelas refletoras.

criando assim uma cavidade dielétrica para as radiações emitidas. Os contatos

metálicos nas outras faces constituem os eletrodos. A Figura 54 mostra a densidade

espacial dos elétrons na zona da junção p-n degenerada.

Em equilíbrio, quando a junção não está polarizada, o nível de Fermi Ef, possui um

valor constante em todo o diodo, e todos os níveis de energia inferior a Ef, são

preenchidos do lado n como do lado p. Quando se estabelece uma polarização

direta, ou seja, uma tensão positiva do lado p e uma tensão negativa do lado n,

Figura 36 Posição dos estados de energia possíveis (pontos dos elétrons) em um semicondutor comoasGa em função da constantye de propaganção k. (b) Um semicondutor intrínsico a 0ºk: apenas os

níveis de população da banda de valência são povoados. (c) Semicondutor degenerado de tipo n. (d)Semicondutor de tipo p. (e) Semicondutor duplamente degenerado.



79

estabelece-se uma corrente de elétrons no sentido de n para p. Os elétrons atraídos

pelo eletrodo positivo penetram na região da junção, onde se recambiam com os

buracos atraídos pelo eletrodo negativo: a energia assim trocada aparece sob forma

de emissão eletromagnética.

Como em todos os lasers, ambos os processos opostos, emissão e absorção,

estarão competindo em um laser de semicondutor. Portanto, são necessárias

correntes bastante elevadas para manter um ganho positivo entre a emissão

estimulada de um lado, e de outro lado as perdas por absorção ou por acoplamento

para o exterior. Assim, o início da emissão laser caracteriza-se súbita redução do

campos espectral de emissão bem como pelo nítido aumento da potência emitida

proporcionalmente à corrente do diodo. Como a corrente de limiar aumenta com a

temperatura, é mais simples resfriar o semicondutor, geralmente a 77° K, para obter

uma oscilação contínua. Dessa forma, potências de alguns watts são emitidas no

infravermelho próximo. Em funcionamento pulsado, como este modo de operar é o

mais corrente, obtêm-se potências de pico de vários watts em temperatura

ambiente, e muito mais a 77° K. Entretanto, muda-se o comprimento de onda de

emissão conforme a temperatura. Para fixar ordens de grandeza, as correntes de

funcionamento devem ser de 25 A para produzir pulsos de 4 W a 905 nm, com um

rendimento de 4% no AsGa, ao passo que potências similares são obtidas com

Figura 37 – Esquema da configuração de um semicondutor em uma junção p-n.



80

apenas 4 A, no comprimento de onda de 845 nm, com 40% de rendimentos em

temperatura criogênica. As durações padrão de pulso são de 200 ns a 2 µ m, e

chega-se a conseguir algumas centenas de pico segundos em funcionamento

desencadeado (Q-switched).

Os lasers de semicondutores, fabricados a partir de um único semicondutor

.(AsGa, Cd S, Pb S, As In, Sb In), denominados lasers de homojunção, apresentam

alguns inconvenientes com relação aos lasers de heterojunção que utilizam vários

materiais diferentes. Nesta tecnologia mais recente, os rendimentos lasers são

muito mais elevados e as correntes de limiar nitidamente mais baixas. Dois

materiais, como o arsenieto de gálio (AsGa) e o arsenieto de gálio - alumínio

(AIGaAs) são utilizados, ou em camadas ou em sanduíches; a descontinuidade de

seus índices tende a aprisionar radiação na região ativa, o que resulta em uma

eficácia laser consideravelmente maior.

As diferenças entre as larguras de bandas proibidas confirmam os portadores

nessa mesma região, o que reduz a densidade de corrente de limiar (em

temperatura ambiente, as densidades de corrente variam de 40 000 A/cm2 para uma

homojunção a 1 400 A/cm2 para uma heterojunção).

Variando-se as concentrações de materiais semicondutor, pode-se mudar o

domínio espectral de emissão: no infravermelho próximo, entre"840 nm e 2 µ m, os

materiais predominantes são InGaAs, AIGaAs e In(AsP); entre 2 µ m e 30 µ m, os

materiais são HgCdTe, InAsSb e PbSnTe. O ajuste de freqüência pode ser,

realizado agindo-se sobre a banda proibida por meio de variação da temperatura da

amostra (dυ /dt = 4,10-5 µ m/ºK). Concluindo, obtém-se um ajustamento ainda mais

fino regulando-se a corrente de alimentação (dυ /dI = 32 MHz/mA), ou. aplicando-se

perpendicularmente a junção um campo magnético. Dessa forma os lasers de

semicondutores possibilitam uma cobertura produtiva do espectro entre 0,3 µm e 30

µm. Outra notável propriedade dos diodos lasers de semicondutores está em que a

potência emitida segue instantaneamente qualquer variação da corrente de

alimentação. Isto resulta em grande capacidade de modulação de amplitude com

bandas passantes muito largas (várias centenas de mega hertz); isto é

extremamente vantajoso em telecomunicações.



81

Entretanto, alguns graves defeitos vêm obscurecer este quadro deperformances. Além da dificuldade para emitir em contínuo à temperatura ambiente,devido os altos aquecimentos térmicos associados, é preciso admitir que acoerência do feixe de saída é medíocre. Na verdade, a pureza espectral não é muitoalta, com larguras de raia de varias dezenas de gigahertz; principalmente, porém, agrande difração do feixe, devido à pequenas espessuras da junção, limita a alguns

graus a diretividade.

Mesmo assim, o pequeno volume do próprio diodo, o bom rendimento

energético e o baixo preço de custo abrem para este tipo de laser uma vasta escala

de aplicações.

8.0 - Considerações de óptica

Na hipótese de um feixe laser descrito por um perfil de intensidade (W/cm2)

de tipo gaussiano em uma dimensão transversa ao eixo de propagação, podem-se

utilizar as relações (20) a (24) calcular as características de propagação e de

focalização.

Em particular, o diâmetro do campo focal é diretamente proporcional ao valor

da distância focal f da lente de concentração utilizada, e inversamente proporcional

ao diâmetro d do feixe incidente hipoteticamente paralelo relação (20).

Utilizando-se a relação (22) , que dá a potência total P, pode-se deduzir a densidadede potência If no centro do campo de um feixe de modo fundamental TEM 00 :

22

2

2 f

dPIf

λΠ= (29)

Esta relação demonstra claramente que a densidade de potência no ponto

focal de uma lente atinge seu máximo com a utilização de feixes incidentes de

grandes diâmetros e de pequenas divergências, e de lentes de curtas distâncias

focais (o que nem sempre é possível).

A maioria dos lasers de potência para uso industrial não emitem no modo

fundamental TEM 00, e a utilização das relações anteriores deixa de ser estritamente

correta. Entretanto, o diâmetro do campo focal pode ser avaliado tomando-se como

ângulo de divergência o valor correspondente ao do campo remoto do feixe

considerado. Geralmente, nos lasers de CO2 a correção é mínima, pois seus feixes

beiram o limite de difração; em contrapartida, um laser Nd : YAG utilizado em



82

usinagem possui uma divergência cinco a dez vezes mais elevada do que aquela

correspondente ao limite teórico. Por exemplo,

tomando-se uma distância focal dez vezes maior que o diâmetro: do feixe incidente,

encontra-se uma densidade de potência de 6 MW /cm2 em um laser de CO2

contínuo com potência de 1 kW focalizado sobre um campo de 100 mícrons de raio,

ao passo que um cálculo teórico daria um raio de 64 mícrons e uma intensidade

média de 16 MW/cm2. Nessas mesmas condições, um laser Nd : YAG que libera 10

J em 1 ms terá no núcleo uma densidade de potência da ordem de 30 MW/c/cm2;

em contrapartida, se esse laser fornecesse apenas 1 joule de energia, ou seja, uma

energia dez vezes menor, porém com um feixe de distribuição energética próxima à

do modo TEM 00 por exemplo com uma divergência que seja o dobro do limite de

difração, a densidade de potência no núcleo chegaria a 75 MW/cm2, Conforme este

exemplo demonstra, embora seja possível produzir potências mais elevadas com

funcionamento multímodo, a densidade de potência focalizada geralmente é inferior

àquela obtida com um funcionamento menos potente, mas monomodal. Isso pode

ter profundas implicações especialmente nas aplicações de perfuração ou de corte,

onde grandes densidades de fluxo devem ser liberadas em pequenos períodos de

interação.

As considerações anteriores relativas às propriedades de focalização dos

feixes monomodais ou multimodais saídos de cavidades estáveis, são de âmbito

geral e aplicam-se igualmente aos feixes anulares saídos de cavidades instáveis,

tais como são encontrados nos lasers CO2 de potência. Nesse tipo de feixe o campo

focal apresenta o comportamento clássico de um campo de difração com um lóbulo

energético central cercado de anéis periféricos. Com uma emissão no modo espacial

fundamental anel de intensidade uniforme em campo próximo quase toda a potência

pode ser concentrada nesse lóbulo central. Resulta disso uma densidade de

potência claramente superior à que seria fornecida por um feixe de mesmo diâmetro

oriundo de um laser multímodo, mesmo mais possante; de qualquer forma, este não

poderia ser focalizado sobre um campo tão pequeno, pois uma fração notável da

potência estaria dispersa nas estruturas espaciais periféricas.



83

8.1 Materiais e lasers de alta potência

A compreensão dos processos de interação entre feixe incidente e materiais a

serem tratados é essencial para conhecer as possibilidades e os limites das

usinagens por laser. A apresentação das características físicas dessa interação terá

como centro os materiais metálicos; mas as propriedades essenciais de tal interação

laser-matéria são aplicáveis a outros tipos de meios sólidos.

Quando uma radiação incide sobre uma peça, uma fração dessa radiação

atravessa a peça, outra fração é absorvida e uma terceira é refletida. A energia

absorvida aquece a superfície. Existem vários regimes a serem examinados,

conforme a duração da irradiação e conforme a densidade de potência depositada:

se o modo de operação do laser é pulsado as perdas por condução térmica na

matéria são desprezíveis para períodos pequenos de pulsos: elas se tornam

essenciais em lasers de pulsos longos e em lasers de emissão contínua.

Consideremos a questão da refletividade. Em um sólido opaco, a fração

absorvida da radiação incidente é dada por:

R−∈=1 (30)

O parâmetro º »m¼h½ ¾'½�¿MÀ�Á�Á ¾BÂ5À�ÀhÂ ÃhÂ5Ä�½�Ä�Á&ÅÆÁÈÇ é a refletividade; é a relação

entre a potência refletida e a potência incidente normal. Estes parâmetros podem ser

medidos ou calculados a partir do conhecimento das constantes ópticas do material.

A Figura 2 apresenta a refletividade de alguns metais em função do comprimento deÉ Ê Ä�½ Ë Ì�ÍÏÎ Ð�ÑÓÒ<ÔhÒ�Ô�ÕMÑHÖ × Ø�Ö+ÙÚÖmÛ)Ü�ÖhÒ�Î Ý�Ô Þ2Ô Î Ô ßVØ�à ínio, R sofre variações muito

acentuadas em uma banda espectral compreendida entre 0,5 e 0,9 micrômetros. No

infravermelho, a refletividade atinge rapidamente um valor constante próximo da

unidade, o que tenderia a desqualificar os lasers infravermelhos. Entretanto, os

valores indicados aplicam-se apenas a superfícies metálicas limpas, no vácuo; na

maioria das aplicações do laser, é preciso considerar o estado de oxidação ou de

contaminação da superfície, o que altera profundamente os dados anteriores. A

Figura 38 apresenta algumas informações qualitativas. Primeiramente, no

infravermelho, todos os metais têm uma refletividade superior a 90% .Pode-se além

disso demonstrar que nessa região a emissividade é muito baixa, e varia em 2/1−λ

.Na prática, a refletividade é proporcional à condutividade elétrica; isto explica que a

refletividade do cobre seja superior à do ouro, e esteja superior à do alumínio, a qual



84

por sua vez é superior a do aço; portanto, esta classificação segue a classificação

das condutividades elétricas. A 10,6 á âBã~äæå�ä$âBç�èLéVâ'ê ë)ì�äæí�êæä ëhí�îæíhäðïñ 2, tais

considerações são decisivas. A emissividade do cobre, como a da prata, é cerca de

0,015, enquanto a emissividade do aço é da ordem de 0,04. Portanto, o aço absorve

uma fração 2,5 vezes maior da radiação do que o cobre e a prata. Na prática, os

aços são mais fáceis de soldar com laser de CO2 do que o cobre ou a prata. Essa

refletividade elevada chegou a ser, durante muito tempo, uma barreira para a

aplicação do laser de CO2 na soldagem de metais como o ouro. A influência do

comprimento de onda também é muito acentuada: no aço, a emissividade a 1 ,06ò â é cerca de 0,4 , ou seja 10 vezes o valor anterior. Isso significa que, ao menos

na fase inicial, um laser ND:YAG com intensidade igual à de um laser de CO2 terá

sua radiação 10 vezes mais absorvida, para as mesmas condições de feixe. Esta

observação demonstra o quanto seria vantajoso dispor de lasers de potência de

neodímio de emissão contínua; aliás, alguns grandes construtores de máquinas-

ferramentas vêm desenvolvendo intensos esforços nesse sentido.

ó â ô�ä è2î¸ävõ)î+ö ä èyêm÷)îhì<ä¸í�ê¸ø�í�ê�ù�ê â ç�ê$ë�ú�ê`û�âüç�î ç�ê&ö�í�ê�ùHì<î�å�î�í�ä¸ë�îµî$ô�ùýä$è ção e

no aquecimento inicial consecutivos à irradiação de um metal, verificou-se que esse

parâmetro varia desde os primeiros momentos para potências incidentes suficientes.

Com efeito, a partir do momento em que o metal começou a sofrer uma

Figura 38 Refletividade de vários metais em função do comprimento de onda, comindicação da posição de várias raias de lasers correntes.



85

transformação estrutural ou mecânica nas proximidades do ponto de fusão, ele

comporta-se mais ou menos como um corpo negro, com uma emissividade próxima

da unidade; a absorção da radiação incidente aumenta então rapidamente. Esta

propriedade é que faculta aos lasers de CO2 um papel tão importante no trabalho de

metais, apesar de seu comprimento de onda a priori desfavorável.

Pode-se avaliar qualitativamente a temperatura média atingida em regime

estacionário no centro de um feixe gaussiano focalizado sobre um determinado

material; basta considerar que a densidade de potência absorvida þ}ÿ 0 , é igual ao

fluxo de calor dissipado. Este fluxo é proporcional ao gradiente de temperatura, que

se avalia impondo que a temperatura T reduz-se à metade em uma distância da

ordem do raio Ws da zona focal;

tem-se que:

s

I

W

TK

20 ≈∈ (31)

k é a condutividade térmica do material. Considerando-se que essa intensidade I0

representa a densidade de potência incidente no centro da zona focal 22/1 sW

P

Π e

supondo-se que o raio dessa zona é no mínimo da origem do comprimento de onda�� ência próxima ao limite difração, deduz-se a potência laser

mínima necessária para levar o material à temperatura T:

∈λ

CKTP ~ (32)

C é uma constante próxima da unidade, que considera as diversas aproximações

efetuadas. Essa expressão mostra a relação qualitativa existente entre

condutibilidade térmica, refletividade e comprimento de onda, durante a elevação de

temperatura de um material por um laser. Ela permite especialmente avaliar os

méritos respectivos dos diferentes lasers que aquecer os materiais para efetuar um

determinado trabalho.

Com efeito, conforme já ficou implícito anteriormente, quando a quantidade de

energia absorvida pelo material é suficiente para ultrapassar a energia de ligação

dos átomos e moléculas que asseguram a estrutura do meio, à medida que a



86

temperatura se eleva efetuam-se transformações termodinâmicas no interior desse

meio. Com lasers de, potência focalizados, a superfície atinge rapidamente sua

temperatura de fusão. Evidentemente, essa fusão induzida por laser está na base

das técnicas de soldagem. Nesse caso, deseja-se uma penetração máxima sem que

se atinja a temperatura de vaporização, o que só é obtido em condições bem

específicas de densidade de potência e de duração de irradiação. Já em outras

aplicações, tais como a perfuração ou o corte, deseja-se atingir e ultrapassar esse

ponto de vaporização. Portanto, formulando a hipótese de que os efeitos térmicos

úteis são produzidos somente quando a temperatura T atinge o valor da temperatura

de fusão Tf. ou então a temperatura de vaporização Tv pode-se, consultando as

tabelas especializadas, comparar os méritos dos lasers no trabalho desses

materiais. A Figura 56 estabelece essa comparação formando para e um valor

unidade, a fim de levar em conta as observações anteriores sobre a absorção.

Baseado na relação (4), esse diagrama apresenta as potências relativas necessárias

para atingir a temperaturas Tf e Tv de cinco metais: cobre, titânio, platina, ferro,

alumínio. Dessa forma é possível avaliar as dificuldades relativas de sua usinagem

com diferentes lasers (Ar, rubi, Nd : YAG, CO2). Para os lasers de argônio, de rubi

ou de neodímio, qualquer que seja o material considerado, as potências relativas a

serem utilizadas são muito próximas, com um, ligeiro efeito de escala, devido aos

comprimentos de onda. Evidentemente, no laser de CO2, o efeito de comprimento de

onda é bastante evidente.

A comparação com o laser de argônio mostra que para fundir ou vaporizar um

metal, P(CO2 ) / P(Ar ~20); portanto, embora as potências necessárias para

desencadear uma transformação superficial com um laser infravermelho ( � ��! #"�$%�sejam consideravelmente superiores às exigidas por um laser visível ( & ')(�*�+�,%*quando essa transformação é atingida ( -/.102,3*547684�9;:�<>=�4�<@?�ACB�:DA�E�A�9 ?@:FB�AHGH9 BH:F4�:I�J�K8L�M�N@OQP�OSRTI�U;OQP�OQVWI�KYX�O[ZTO�V#I�\�]_^a`cbed�f5VgO�KhJ�Ki\;I�`#L�RjU;M#Z)RTIHk�L�R3K8Ll\nmHOoP�L�`#I�X�I�R�L�VgL�J�pNote-se também que as dificuldades de usinagem com laser, por exemplo a

soldagem de metais como o ferro, mas sobretudo o cobre, explicam-se pelos

elevados valores de seu coeficiente K Tf, que no cobre atinge 5400 W/cm, ou seja,

3,5 vezes mais que no ferro.

Para um laser como o CO2, essas observações sobre a absorção permitem a

elaboração de um gabarito explicando as capacidades de usinagem dos diferentes



87

grupos de materiais. É a finalidade da Figura 4, onde os metais estão separados dos

não-metais por esse critério de absorção. Observe-se que, entre os metais com

baixo coeficiente de absorção a 10 q�rts�rYu�v w@x�y{z�|�} |�y�~�x�zH|�r ��Hv�}�r8|��w�|�y#|��5u�y�v��Hz�x�ycom lasers Nd : YAG.

Com um modelo um pouco mais exato mas ainda simplificado, da absorção

da energia laser para um determinado material [3], considerando-se a variação da

emissividade com a temperatura, é possível produzir os resultados da Figura 5. Essa

figura representa a absorção da energia laser em função da densidade de potência

ou da temperatura de superfície para dois comprimentos de onda úteis. Esses

resultados estabelecem claramente brusca variação de fração de potência absorvida

quando é atingida a temperatura Tf; neste caso, o metal é o aço inoxidável 304. Com

a localização da temperatura Tv sobre a curva, delimitam-se assim três zonas de

potências específicas, correspondentes a três tipos de usinagem, respectivamente o

tratamento térmico, a soldagem e o corte, que serão objeto de desenvolvimentos

mais detalhados no item seguinte.

Figura 39 – Potências laser relativas para atingir ocampo das temperaturas compreendidas entre as

temperaturas de fusão de vaporizão, em metais como ocobre, titânio, platina, ferro, alumínio.



88

Vale a pena mencionar um último efeito da refletividade, o efeito da

polarização:

o valor da refletividade varia conforme a orientação relativa do campo elétrico da

onda laser e do plano de incidência. Para um feixe de polarização s (perpendicular

ao plano de incidência), a refletividade é sempre elevada, qualquer que seja o

ângulo de incidência. Para uma polarização p (paralela ao plano de incidência) , a

refletividade decresce à medida que aumenta o ângulo de incidência; e nessas

condições o acoplamento entre o feixe e o substrato é maior, o que significa que a

absorção aumenta. Esse efeito tem conseqüências importantes para certas

usinagens, pois a eficácia depende da orientação relativa da direção de polarização

e da direção de translação do substrito. Essa propriedade importante é explorada no

corte de materiais (metais, plásticos, madeiras) em que o emprego de um feixe de

polarização p, paralelo à direção de corte, aumenta a velocidade de trabalho, bem

como a qualidade do traço de corte.

Figura 40 – Absorção de energia laser em função dadensidade de potência Iº no centro da zona focal,

para o aço inoxidável 304. Estão indicados oslimiares correspondentes às temperaturas de fusão e

de vaporização [3].



89

De maneira geral, o trabalho de materiais consiste em controlar o

estabelecimento de um equilíbrio térmico, em resposta à súbita aplicação de uma

fonte de energia térmica.

Por exemplo, a manutenção de uma zona de matéria fundida sob irradiação

laser depende basicamente da difusão do calor no material. A esse respeito, o

parâmetro crítico desse regime não estacionário é a difusividade térmica do material,

representada por Q e medida em cm2/s. Esse parâmetro é diretamente proporcional

à condutibilidade térmica, e inversamente proporcional à densidade do material, bem

como ao seu calor específico.

A difusividade determina a rapidez com que um material aceita e conduz a

energia térmica. A essa difusividade associa-se uma profundidade de penetração X

do calor durante uma duração t, dada de forma aproximada pela relação:

tX α42 ≈ (33)

Alternativamente, essa relação define uma "constante de tempo" de difusão

térmica, T = X2/4 Q, para um material de espessura X. Assim, para diferentes

materiais, pode-se construir o Quadro 1 dos "tempos característicos de difusão"

associados a determinadas espessuras (32). Para que um laser pulsado possa

realizar uma fusão eficaz de um material, é evidente que a duração do pulso deve

ser da ordem do tempo característico de difusão. No caso de pequenas espessuras

(0,01 cm) , os tempos característicos distribuem- se entre 10 microsegundos para os

materiais de alta difusividade e algumas centenas de microsegundos para os outros.

Esses tempos são totalmente comparáveis às durações de pulsos dos lasers que

funcionam em modo pulsado normal, tais como rubi, Nd : YAG e CO2, que adaptam-

se perfeitamente à soldagem dessas espessuras. No caso de maiores espessuras

(0, 1 cm) , apenas os materiais de difusividade elevada, tais como a prata, o

alumínio puro ou o cobre, podem ser soldados com um laser pulsado normal. Com

um laser pulsado, ligas como o aço inoxidável ou o inconel não podem ser

conduzidas à temperatura de fusão. Por esse motivo, a soldagem de metais com

grandes espessuras (0, 1cm a 1 cm) só é possível com lasers contínuos de alta

potência, em geral lasers de CO2 (33).

Produz-se então no interior da matéria um fenômeno de cavidade descrito

com maiores detalhes no item sobre soldagem; um "buraco" se estabelece no banho

de fusão, de forma que a energia do laser penetre profundamente e seja depositada



90

no interior do metal. O escoamento do metal em fusão, consecutivo à passagem do

feixe, solidifica-se atrás da zona focal e torna a fechar o banho, de uma forma

semelhante àquela obtida na técnica de soldagem em profundidade por feixe de

elétrons. Peças de aço inoxidável com 1 cm de espessura são habitualmente

soldadas dessa maneira [6]. -

Na mesma gama de densidade de potência, se o substrato for varrido

rapidamente, ou seja, em alguns microsegundos, a fusão do metal fica confinada

superficialmente em espessuras muito pequenas, compreendidas entre 1 e 10

micrômetros. Seguem gradientes muito elevados de temperatura (106 ° C/mm), que

acarretam velocidades de resfriamento consideráveis, da ordem de 108 ° C/s.

Produzem-se assim novas microestruturas metalúrgicas muito homogêneas, ou

ainda ligas amorfas; essas técnicas são aplicadas nos processos de vitrificação e de

congelamento [2].

Outras aplicações existem, onde o efeito desejado é a abrasão por

vaporização da substância sólida, como no corte ou na perfuração. Convém notar

que temperaturas de fusão são atingidas com densidade de potência laser situadas

na escala de 105 W/cm2 a 106 W/cm2 em contrapartida, é necessário dispor de uma

potência específica pelo menos dez vezes mais elevada para atingir a temperatura

de vaporização, ou seja, aproximadamente 106 a 108 W/cm2 em lasers visíveis ou

próximos do infravermelho, e 106 a 3,107 W/cm2 em lasers de CO2.

Historicamente, a primeira experiência de metalurgia com laser foi uma

operação de perfuração realizada por W. S. Boyle [7] em 1961, alguns meses após a

construção do primeiro laser. Por evaporação do material sob a ação de pulsos de

um laser de rubi, ele retirou de um bloco de carbono uma camada superficial de

matéria em forma de cone.

Com efeito, quando um feixe laser de grande densidade de potência (10-6

/cm2) irradia um determinado material, a superfície deve primeiramente entrar em

fusão antes de se evaporar. Mas, devido à rapidez com que é atingida a temperatura

T v de vaporização, pouca matéria tem tempo de se fundir, e predomina o processo

de evaporação do metal. Uma vez atingida a temperatura T v, o laser continua a

depositar energia na superfície. Tal energia fornece o calor latente de vaporização

que garante a forma de vapor. O resultado é o surgimento de um buraco no



91

substrato. Os lasers mais eficazes para a perfuração são lasers pulsados que

libertam aproximadamente 106 W/cm2 na zona focal, com durações de pulso

ajustadas em, função da difusividade térmica do substrato, e geralmente

compreendidas entre 10µm .100 µm.

Aliás, pode-se avaliar a evolução da temperatura no centro de um feixe

gaussiano focalizado na superfície de uma placa de pequena espessura; em

qualquer circunstância, é cômodo supor que o raio da zona focal é nitidamente

superior à profundidade de penetração X, Basta então impor que o gradiente térmico

na espessura (T/X), isto é, o fluxo de calor dissipado, seja igual ao fluxo de calor

absorvido, ou seja Elo. Um cálculo rigoroso mostra que esta última quantidade deve

ser afetada pelo valor π1/2. Utilizando a relação (5), obtém-se a temperatura TO (t) no

centro da superfície do campo:

2/100 )

4()( t

K

ItT E α

π×= (34)

Esta relação é muito útil para calcular o tempo necessário para a vaporização

superficial de um material por irradiação com um laser com determinada densidade

de potência. Basta substituir TO pela temperatura de vaporização T v. Por exemplo,

para l0 106 W/cm2, excetuando-se E = 1, em virtude das considerações anteriores

sobre a refletividade, constata-se que a superfície de uma placa de chumbo

vaporiza-se em 1,2µm que é preciso um tempo três vezes maior para o titânio, e que

o ferro, os aços ou o níquel puro necessitam de aproximadamente 18µm para atingir

a temperatura T v. Com o alumínio, 37µm são necessários nas mesmas condições,

ao passo que o cobre e o tungstênio exigem 83µm e 105µm respectivamente.

Portanto, pode haver desvios consideráveis de um material para outro. Convém

notar que o valor escolhido 106 W/cm2 é um valor típico de densidade de potência de

lasers habitualmente empregados em perfuração, tais como o laser de rubi ou laser

Nd : YAG que funciona em modo TEMoo . Para uma chapa de grande espessura, o

raio da zona focal geralmente é bastante inferior à espessura propriamente dita, e os

gradientes transversos nos planos paralelos às faces exteriores tornam-se



92

predominantes; o problema da difusão é secundário, o regime térmico é

praticamente semi-estacionário. Aplica-se então a relação (31) ; do Ponto de vista do

mérito em perfuração ou em corte, os materiais classificam-se segundo seus

respectivos coeficientes k T v.

Devido à relação (33), poder-se-ia supor que para aumentar a abrasão de

matéria, seria preferível utilizar lasers que fornecessem uma grande potência de

pico, como por exemplo lasers desencadeados ou destravados, (Q-switched).

Paradoxalmente, não é o que acontece. Com efeito, já nos primeiros nanosegundos

do pulso as camadas superficiais do substrato são vaporizadas; a radiação incidente

interage com esse vapor, conduzindo-o a uma alta temperatura (r > 10000° K). Um

fração importante dos átomos do vapor metálico superaquecido vê-se então excitada

ou ionizada; ela combina-se com os gases

circundantes, principalmente o oxigênio e o azoto, para formar um plasma, isto é, um

gás ionizado, que absorve, reflete ou difunde muito fortemente essa radiação

incidente, fazendo assim "blindagem" para penetração do laser no substrato no

"efeito de máscara".

Experiências anteriores efetuadas com alumínio [8], utilizando um laser de

CO2 menos potente que um laser desencadeado, mas mesmo assim liberando

pulsos de 2.106 W/cm2 durante 5 ms, demonstraram, com a ajuda de uma câmara

rápida, a formação, em aproximadamente 1 ms, de uma nuvem incandescente

estendendo-se acima da superfície do espécime, a uma altura próxima de 1 cm e

propagando-se para o laser em direção de uma zona com menor densidade de

potência. Quando essa nuvem faz blindagem, o substrato de alumínio já não fornece

mais partículas incandescentes e a nuvem dissipa-se; daí o nome de laser-

supported absorption wave-LSAW -para ondas de absorção induzidas por laser.

A natureza do material irradiado influi bastante na criação dessa onda LSAW

que se forma sobretudo com metais, mas não ocorre com materiais como a grafite

ou os compostos fibrosos. Para evitar a aparição desse efeito plasma de "máscara",

substitui-se o ar ambiente por um gás inerte como o argônio, o hélio ou uma mistura

de ambos, que é mais difícil de ser excitada ou ionizada.

Uma outra técnica de perfuração, que explora a criação de ondas de choque

na matéria, é a perfuração por "explosão assistida por laser". Um dos mecanismos

possíveis para a formação de ondas de pressão é a evaporação superficial de



93

matéria com transferência de quantidade de movimento e recuo do material

superaquecido contra a superfície [9]; as ondas de choque e de pressão assim

geradas evacuam fora da cavidade perfurada os líquidos, os detritos sólidos e os

óxidos e nitretos. Esta técnica de perfuração utiliza lasers de isolantes dopados

como o Nd : YAG ou o laser de rubi, acionando a densidades de potência muito

elevadas, da ordem de 109 W/cm2.

Em conclusão, os diferentes processos físicos que ocorrem durante a

irradiação de um material por um laser podem ser distinguidos segundo as

características termomecânicas do material mas sobretudo segundo o período de

irradiação e o nível de intensidade, laser na superfície. Separam-se dessa forma as

diferentes famílias de transformação e determinan-se os campos de aplicação; é

este o tema do diagrama apresentado na Figura 41 [1].

Figura 41 – Diagrama dos regimes de funcionamento dos lasers e dos diferentes grupos deaplicações [1].



94

De um modo geral, a radiação é absorvida superficialmente; em metais, por

exemplo, com coeficientes de absorção da ordem de 105 cm-1, a energia é

depositada sobre frações de mícrons. Portanto, a emissividade do material só é

importante nos primeiros instantes da interação, e não desempenha praticamente

qualquer papel na fase seguinte, que corresponde à penetração, por condução

térmica no material, da energia absorvida.

Com densidades de potência da ordem de 104 W/cm2 e tempos de interação

de 10-2s a 10-1s, produzem-se transformações estruturais da matéria

correspondentes a um tratamento de superfície. Para densidades de potência

superiores, entre 105 e 106 W/cm2 e tempos de interação curtos, situados entre 1 ms

e 10 ms, atinge-se a fusão da superfície irradiada, e uma interface líquida pode se

propagar no material. Essas condições torres, podem às aplicações de soldagem de

metais com grandes espessuras. com períodos de irradiação semelhantes, mas

densidades de fluxo 10 vezes superiores (106 a 107 W/cm2),

a superfície externa pode vaporizar-se e a matéria ser eliminada: é o campo das

aplicações de corte dos materiais. Com as mesmas energias específicas, ou seja

103 a 104J/cm2, mas utilizando lasers pulsados que produzem pulsos com duração

da ordem de 10µs , efetuam-se as operações de perfuração. Acima disso, para

energias específicas próximas de 105 J/cm2, a absorção da radiação pela matéria

ejetada pode conduzir à formação de um "plasma-blindagem" em alta temperatura,

sobretudo com materiais metálicos.

O diagrama dá Figura 6 apresenta também as zonas características de

transformação por choque, como a perfuração por explosão assistida por laser, ou a

têmpera por choque (109 W/cm2, 100 ns). Finalmente, o diagrama situa as

aplicações de congelamento e de vitrificação, sendo que estas últimas efetuam-se

geralmente em superfícies metálicas ou cerâmicas.

9.0 - USINAGEM POR MEIO DE LASER

9.1 - Soldagem

A soldagem é um dos processos básicos de fabricação em que o laser encontrou um

ativo campo de aplicação. Entre os materiais unidos por laser [10], [11], [12],



95

predominam os metais; mas, recentemente, também certos compostos

termoplásticos têm sido soldados por laser, para aplicações em embalagem, devido

à boa absorção que os polímeros oferecem à radiação infravermelha.

Em um primeiro item, examinamos as técnicas de soldagem com potências

médias inferiores ao quilowatt. Nesse tipo de procedimento, a energia do laser é

absorvida na superfície da peça a ser usinada, e a penetração é limitada pela

condução térmica. A uma potência de vários quilowatts, os mecanismos de interação

são novos e as profundidades de penetração bem mais elevadas; por este motivo,

tal técnica de soldagem é objeto de uma abordagem específica, que constitui uma

segunda parte. Finalmente, a soldagem por ponto é examinada em um terceiro item,

pois as considerações sobre potência média desempenham aí um papel menor, e a

densidade de energia de pico é o parâmetro determinante.

9.1.1 - Soldagem contínua em baixa potência

A soldagem por junção contínua em baixa potência sem fornecimento de

matéria efetua-se tanto com lasers de emissão contínua como com lasers pulsados

que funcionam em ritmo rápido: os lasers de CO2 e Nd : YAG de algumas centenas

de watts são especialmente bem adaptados para este processo. No caso do laser

pulsado, o ritmo obrigatoriamente alto garante a cobertura dos pontos de impacto e

possibilita formação do cordão; a potência média raramente excede 100 watts, e a

potência de pico é que permite transpor a barreira da refletividade.

Na soldagem laser por condução, que é uma técnica de soldagem por cordão

contínuo, a fonte irradia de tal forma a peça que a temperatura superficial excede a

temperatura de fusão, porém mantém-se inferior à temperatura de vaporização, a

fim de evitar uma perda de matéria que enfraqueceria a junção. As espessuras de

junções são, assim, muito pequenas. Seria possível aumenta-las elevando o tempo

de residência do feixe, mas isto teria o efeito de diminuir as velocidades de trabalho

e criar zonas afetadas termicamente (ZA T) , excessivamente largas, isto é, zonas

onde a difusão de calor na massa ocuparia um volume excessivamente grande. Nq

prática, esta técnica permite principalmente unir chapas finas, tubos finos, ou placas.

Podem-se assim soldar de uma borda a outras espessuras de 0,4mm de chapas de

aço inoxidável 304 à 5 m/min com um laser de CO2 de 375 W, mas as espessuras



96

são de apenas 0,15mm para uma velocidade duas vezes maior. Observe-se que em

aços de carbono, cuja difusividade é aproximadamente quatro vezes superior à do

aço inoxidável, as mesmas velocidades de trabalho permitem soldar espessuras

duas vezes maiores, de acordo com a relação (33).

De maneira geral, a difusão térmica é máxima quando a temperatura de

superfície é imediatamente inferior à temperatura de vaporização. Porém as

diferenças entre as propriedades térmicas dos metais soldados, sobretudo quando

são dessemelhantes influenciam acentuadamente as profundidades dos banhos de

fusão realizáveis. Como as ligas à base de magnésio, ou à base de materiais

semelhantes possuem uma baixa temperatura de fusão, elas tendem a ter retiradas

da superfície quantidades excessivas de matéria, principalmente quando a sua

difusividade é baixa. Os metais com alta tensão de vapor possuem uma acentuada

tendência de vaporizarem-se, se o feixe estiver excessivamente focalizado. As ligas

com apreciável porcentagem de zinco apresentam uma “superfusão” no momento da

soldagem [13]; largos agregados de átomos de zinco evaporam-se do banho e

produzem uma soldagem desigual, freqüentemente um cordão com estrutura

porosa. É interessante comparar as performances em soldagem obtidas com laser

Nd:YAG e lasers de CO2. A figura 59 mostra as velocidades de trabalho possíveis

em chapas de aço inoxidável com 0,5mm a 2,0mm de espessura, utilizando-se um

laser Nd:YAG contínuo [14]. Para as mesmas espessuras de lâmina, as

performances são totalmente comparáveis às permitidas pelos lasers de CO2. Assim,

as diferenças de refletividade a 1,06µm à 10,6µm não parecem muito grandes no

aço, o que significa que ambos os casos a energia difunde-se corretamente na

placa. Entretanto em metais de alta condutividade elétrica, como o cobre e o

alumínio, as diferenças de refletividade são mais acentuadas, e o laser Nd:YAG

pode mostrar-se mais apropriado.

Se a espessura a soldar for pequena, a largura do cordão pode tornar-se

muito pequena; em soldagem por condução, a relação entre a espessura da junção

e a da zona soldada é próxima de 1,5. Aliás, a finura da zona afetada termicamente

(ZAT) constitui uma das características interessantes dessa técnica de soldagem;

por esse processo são produzidas junções com espessuras de 100µm, o que

permite soldagens localizadas, sem prejudicar a estrutura do redor da peça. Em

contrapartida, a energia total consumida na soldagem laser por condução



97

representada apenas uma pequena fração (10 a 20 %) da energia fornecida, pois

justamente devido à condução, uma parte essencial da energia útil é perdida no

aquecimento de uma zona suficientemente ampla ao redor da junção.

As aplicações de soldagem realizadas com lasers contínuos ou pulsados

Nd:YAG ou CO2 , com algumas centenas de watts de potência média, correspondem

a montagens de placas ou chapas delgadas, de tubos, de capôs, de caixas. Citemos

o selamento hermético de relês elétricos contendo elementos termossensíveis [4]; a

junção da peça em inconel sobre a peça em liga níquel-cobre é soldada à

150mm/min, com um laser de CO2 pulsado com uma potência de pico de 500W e

uma cadência de 100Hz, sendo de uma centena de microsegundos a duração do

pulso. Menciona-se também a soldagem de caixas de comportas, a realização de

junções em aletas de turbina de inconel, a soldagem de tampas em liga de zircônio

para barras de combustível nuclear, ou ainda a soldagem de aço temperado em

serras e fita.

9.1.2 - Soldagem contínua por penetração:

Com lasers multiquilowatts de CO2 contínuos, efetuam-se soldagens estreitas,

profundas, sem distorções, em peças de aço com espessura da ordem do

centímetro, a velocidades a cerca de metros por minuto. Tais soldagens por

Figura 42 – Soldagem de chapas de aço inoxidável 304 comlaser Nd : YAG. Espessura soldada em função da velocidade

de trabalho, para diferentes potências do laser.



98

penetração são análogas, em muitos pontos, aquelas realizadas com feixes de

elétrons. A vantagem básica do laser está nas elevadas velocidades de soldagem

que ele atinge em atmosfera livre. Pode-se demonstrar que os processos iniciais de

penetração dependem do comprimento de onda do feixe, de sua potência específica

e do estado de superfície do metal a soldar, ao passo que a propagação do cordão

de soldagem depende principalmente da potência total da radiação incidente.

O efeito de penetração é obtido deslocando-se o foco do feixe laser, e

portanto a zona de temperatura máxima, ao longo da junção a soldar; nas

densidades de potências utilizadas surgem novos fenômenos termodinâmicos e

hidrodinâmicos, que apresentam grande eficácia térmica. A essas densidades, na

escala de 106 W/cm2 a 107 W/cm2, o débito em um determinado ponto de uma peça

de metal é rápido demais para ser eliminado por difusão térmica na massa. Quando

a fonte térmica está situada profundamente no interior da peça a soldar, forma-se no

metal uma “cavidade” cheia de vapor superaquecido e cercada de material fundido.

A pressão de vapor no interior dessa cavidade (Keyhole), também chamada núcleo,

mantém o equilíbrio com a pressão hidrodinâmica do metal em fusão no banho que

cerca a cavidade. Em uma linha de fusão com penetração total, esse núcleo ocupa

uma zona muito pequena margeada por uma camada cilíndrica que se estende

através de toda a espessura da peça. Em condições corretas do movimento relativo

entre a peça e o foco do feixe, a cavidade em penetração profunda mantém-se em

equilíbrio dinâmico no interior do metal, deslocando uma zona de fusão para cima,

para baixo, e na periferia do ponto de impacto, e uma zona de solidificação do banho

no rastro, conforme o esquema da figura 43[7].

A pressão do vapor na cavidade levanta o metal em fusão, que é mantido em

um rolo superficial graças a uma combinação das forças de gravidade, de

viscosidade e de tensão superficial. No próprio interior da cavidade, os altos

gradientes de temperatura e de pressão transmitem à matéria fluída movimentos

potentes, acompanhados por importantes transferências de calor. Os resultados são

reações de excitação e de ionização dos átomos de vapor cujos calores latentes são

muito maior que aqueles ligados às mudanças de fase que ocorrem nas zonas de

soldagens habituais [15]. A conjunção dessas reações com as incensas variações

de temperatura em distâncias muito pequenas, provoca a formação de um cordão

estreito e delgado, isto é, com profundidade e largura estreitamente relacionados (5



99

para 10), e limita a zona afetada termicamente (ZAT). Por outro lado, a brevidade

dessas reações, associada à velocidades de resfriamento muito elevadas [106 ºC/s],

gera no plano metalográfico, estruturas novas formadas de microestruturas com

grãos extremamente finos, homogêneos e contendo poucas impurezas [16]. Nas

junções realizadas dessa forma, as propriedades mecânicas, como dureza e

resistência à tensão, são comparáveis às dos metais antes da soldagem.

O conjunto desses elementos explica, por um lado, a notável eficácia térmica, e por

outro lado, as boas qualidades mecânicas da soldagem a laser por penetração.

Entretanto, este processo de soldagem não limita o enfraquecimento das peças à

frio, sobretudo dos aços com alto conteúdo de carbono.

A Figura 44 mostra as macrografias de testes de linhas de fusão efetuadas

com um laser de CO2 muito potente [15 kW] sobre uma chapa de aço inoxidável 304

com espessura de 2,54 cm. Quando a velocidade de soldagem passa de 0,85 cm/s

para 2,54 cm/s, constata-se na secção da chapa uma nítida redução da espessura

do cordão de penetração, enquanto a profundidade próxima de 16 mm praticamente

não mudou [1]. É preciso observar também que a forma da zona fundida depende de

Figura 43 – Esquema do cordão de soldagem por penetração obtido com um laser [1](documento United Technologies.



100

diferentes fatores, um dos quais desempenha um papel crítico; é a posição do ponto

de focalização quando a velocidade de trabalho se mantém constante. Para um feixe

focalizado profundamente na peça, a zona de fusão acompanha a distribuição da

densidade de potência e toma uma forma cônica; para um feixe focalizado em

superfície, por um lado a penetração é menor, e por outro lado o cordão apresenta

uma forma de rolo superficial; parece que para obter uma penetração máxima e uma

zona de fusão regular, a melhor posição do foco deva situar-se imediatamente

abaixo da superfície.

Portanto, para que se obtenha cordões com excelentes qualidades

metalúrgicas, é necessário o perfeito controle da relação existente entre a posição

do ponto de focalização e a velocidade de soldagem, em potência constante.

Entretanto, isto não é o suficiente, pois as propriedades térmicas e hidrodinâmicas

do metal em fusão desempenham um papel primordial. A Figura 62 mostra uma

micrografia da zona de fusão, obtida em soldagem laser por superposição, em duas

chapas de aço inoxidável 304, cada uma com 2,3mm de espessura; a potência do

laser utilizado é de 5kW. São apresentados dois cortes micrográficos,

correspondentes a duas diferentes velocidades de soldagem, respectivamente 8,3

cm/s (ou seja, aproximadamente 5m/min) e 4,7 cm/s (ou seja, aproximadamente

2,8m/min). As características metalográficas desses dois cordões são muito

Figura 44 – Macrografias de linhas por penetração, em três diferentes velocidades de trabalhos, em umachapa de aço inoxidável 304 com 2.54 cm de espessura, por meio de um laser com 15 kw de potência.



101

semelhantes. Entretanto, no caso da alta velocidade (8,3 cm/s), a posição do ponto

de focalização, situado próximo à superfície, não permite a penetração completa da

segunda chapa. Mantendo-se o foco na mesma posição na peça, mas reduzindo a

velocidade de soldagem, a penetração torna-se regular e total.

A Figura 46 resume graficamente os resultados que podem ser obtidos com

um laser de CO2 para penetração no aço inoxidável AISI 304, com diferentes

velocidades de soldagem, para valores de potência compreendidos entre 2 kW e 13

kW [5]. Para uma velocidade típica de soldagem de 1 m/mn, é preciso dispor de uma

potência de 6 kW para soldar uma chapa com 8mm de espessura. Constata-se

entretanto que as profundidades de penetração são suficientemente grandes para

oferecer numerosas aplicações práticas. Produzem-se assim cordões de soldagem

de boa qualidade metalúrgica com espessuras da ordem do centímetro, com o aço

inoxidável e também com os aços de construção, fracamente ligados, e com baixo

teor de carbono, ou ainda com figas de titânio, e também com ligas à base de níquel.

A soldagem por laser de chapas de alumínio ou de ligas de alumínio é muito mais

difícil, devido às propriedades físicas do metal fundido (baixas tensões de vapor e

viscosidade); às vezes torna-se necessário o pré-aquecimento do metal [15].

Figura 45– Soldagem de duas chapas de aço inoxidável, cada uma com 2,3 mm de espessura, a umapotência de 5.000 W (documento Optilas / Spectra-Physics).



102

No atual estágio da tecnologia, as maiores espessuras que podem ser

soldadas a velocidades razoáveis em ambiente industrial, são cerca de 15 mm.

Entretanto. Têm sido realizadas com numerosos metais pesquisas experimentais

com objetivo de determinar a profundidade máxima de penetração de um feixe laser

executável em uma única passagem. Outro objetivo de tais pesquisas é determinar

as possibilidades extremas de soldagem por laser. A titulo de indicação. a Figura 47

apresenta vários pontos experimentais obtidos com lasers não-industriais com

potências que chegam a 90 kW [ 1] J. As espessuras muito grandes, entre 3 e 5 cm.

correspondem a aços SS 304 ou HY 80. No plano metalúrgico. os resultados

demonstram que a penetração máxima em soldagem é obtida na velocidade mínima

em que uma "cavidade" estável pode ser mantida em equilíbrio dinâmico. Os

resultados também mostram que as propriedades metalúrgicas não são

predominantes. Entretanto. é preciso considerar com precaução tais resultados; o

interesse básico dessa correlação é poder fixar ordens de grandeza, pois a

profundidade tal está ligada à potência laser por uma relação da forma. Portanto,

para aplicações industriais fica claro que espessuras de 10 a 15 mm exigem

potências laser compreendidas entre 7 k/fJ e 10 kW aproximadamente; portanto,

potências bastante consideráveis, que atualmente poucos lasers de CO2 industriais

podem oferecer.

Note-se também que na soldagem por laser o ajuste das peças é muito mais

rigoroso que nas técnicas tradicionais (soldagem TIG ou Tungsten inert gas,

plasma); com efeito, as tolerâncias assemelham-se diretamente àquelas exigidas

pela soldagem por bombardeio eletrônico. As peças devem ser posicionadas com

muita precisão, e as tolerâncias de ajuste para uma chapa com espessura e, estão

empiricamente fixadas em O, 15 e (ou seja, =0,45 mm para uma peça com 6 mm de

espessura) para o desvio em soldagem de beira a beira, e 0,25 para a defasagem

no sentido da espessura em soldagem por superposição [17].



103

Finalmente, deve-se acrescentar que, para proteger a zona de fusão contra a

oxidação que pode provocar más qualidades mecânicas do cordão, freqüentemente

é necessário proteger essa zona por meio de um jato de gás inerte: argônio, hélio ou

nitrogênio, conforme o metal tratado. Este processo é diretamente derivado daquele

empregado pelas técnicas de fusão a arco.

A indústria automobilística constitui um campo privilegiado para as aplicações

dos lasers de potência. A soldagem de um cone de sincronização sobre um pinhão

falso de caixa de transmissão constitui uma aplicação típica desenvolvida nesse

setor (Figura 47). Trata-se de um problema clássico que é resolvido correntemente

por bombardeio eletrônico. Q laser empregado é um laser de CO2 funcionando a 8

kW [ 11]; ele solda a uma profundidade 4 mm, um cordão circular a uma velocidade

de 400 cm/mh. Para esse tipo de soldagem, o fundo falso foi mantido a 0,5 mm e a

distorção do cone de sincronização mediu um valor inferior a 0, 13 mm. Graças a

esta técnica, o cordão é efetuado em 2,5 s, o que permite, levando-se em conta os

tempos reduzidos de carregamento e descarregamento, a produção de 1 000 peças

por hora com um laser desse tipo.

Figura 46– Soldagem por penetração no aço inoxidável AIS304, em diferentes velocidades de trabalho. Potências laser

CO2 situados entre 2 kw e 13 kw [5].



104

Numerosos problemas de solo, hoje efetuadas automaticamente por feixes de

elétrons, podem ser tratados por um laser de 5 kW com um balanço econômico

favorável; múltiplas aplicações existem, entre as quais convém destacar saias de

embreagem (soldagens circulares axiais ou radiais com penetração de 4 mm e

velocidade 200 cm/mn), panelas de pontas de eixo, porta-satélites e soldagens

circulares radiais com 5 mm de profundidade, 200 cm/mn de velocidade) , pinhões

falsos, redutores planetários, etc. A flexibilidade de emprego do laser e a facilidade

com que se consegue orientar o feixe, dirigir Sua posição e seu deslocamento,

permitem automatizar o funcionamento das máquinas ferramentas laser,

aumentando assim a produtividade. Podem-se efetuar soldagens em locais de difícil

acesso, ou fabricar peças de formas complexas, convém mencionar ainda duas

aplicações que exploram essas vantagens. Na primeira, trata-se de soldar de ponta

a ponta, pelo interior, tubos de aço inoxidável 304 com 30 cm de diâmetro e 8,5 mm

Figura 47 – Correlação entre a penetração máxima em soldagem com um laser de CO2 e apotência incidente necessária para diferentes metais [1].



105

de espessura 11 J; para realizar essa soldagem em uma única passagem, o feixe

laser é introduzido axialmente nos tubos e é defletido ortogonalmente por um

espelho a 45° ; efetua-se então a soldagem, ou fazendo girar o espelho ao redor do

eixo do feixe, ou levando os tubos em rotação ao redor desse eixo;-com um laser de

10 kW realizam-se cordões de largura uniforme, cerca de 1 ,5 mm, para uma

velocidade ótima de soldagem de 180 cm/min, correspondente a um tempo de

trabalho de 30 s por junção. Na outra aplicação, o problema consiste em soldar

peças rígidas e maciças sobre tubos finos com 66 mm de diâmetro, recobertos

interiormente por um revestimento de matéria plástica. Trata-se de evitar deteriorar

esse revestimento interior devido a um aquecimento excessivo, e, portanto, de

utilizar a menor energia possível. Uma penetração de aproximadamente 3 mm,

aceitável no plano da estabilidade mecânica é realizada por um laser de 8 kW , que

efetua em 2,5 s a operação completa de soldagem; dessa forma, a energia

depositada nesse cordão é suficientemente baixa, correspondendo a

aproximadamente 9 J/cm2, o que, apesar das transferências térmicas, não chega a

afetar o revestimento plástico interior .

Nos problemas de junções de carrocerias, certas aplicações têm sido

intensamente desenvolvidas. I;. o caso da máquina laser da Ford Motors, concebida

para efetuar soldagem automática completa da parte inferior de carroceria de

automóvel com um laser de CO2 de 6 kW. O objetivo era demonstrar a possibilidade

de substituir paulatinamente várias máquinas de soldagem por resistência por uma

única máquina-ferramenta laser associada a um posicionamento de cinco eixos

pilotado QL um comando digital. Um cordão contínuo era efetuado em uma

espessura de 1 ,4 mm, à velocidade de 4,7 m/min ao redor da caixa, proporcionando

além disso melhor estabilidade mecânica e excelente resistência à corrosão.

Entretanto, esta aplicação, totalmente bem sucedida quanto .ao laser, que

apresentou precisões de mira de 0,05 mm, não pôde ser empregada nas linhas de

montagem, devido a problemas de ajuste ligados á grande tolerância das chapas de

carroceria que não podiam sistematicamente adaptar-se a um campo focal de 0,6

mm de diâmetro. Apesar deste insucesso, foram mantidas outras aplicações

correspondentes a uma grande produtividade. Exemplo característico disto é a

soldagem longitudinal de longarinas de automóvel OJ de caminhão; duas vigas em

U deve ser unidas por um cordão de soldagem ao longo da viga, de modo a formar



106

urna armação que sustente a estrutura do veículo. Os imperativos de produtividade

exigem a maior velocidade de soldagem possível, compatível com uma penetração

suficiente; com um feixe de 10 kW, atingem-se em produção velocidades de

soldagem de 10 m/min, correspondentes a uma penetração de 3 mm aceitável no

plano mecânico.

Também em outros setores industriais há varias aplicações interessantes,

relacionadas tanto com a produtividade como a especificidade das propriedades do

laser. Como exemplo, pode-se citar na indústria alimentar, a soldagem, em ritmo

rapidíssimo, de latas de conserva em ferro-estanho; na indústria de pneumáticos, a

soldagem das bordas de aros, na indústria nuclear, a soldagem de trocadores de

calor, de guias de barras descontrole, de tubos de aço inoxidável; a soldagem com

um laser de 10 kW de potência a 1 ,5 mm de profundidade e velocidade de 15

m/min., é economicamente mais vantajosa que a técnica de soldagem TIG. Convém

mencionar também aplicações em calderaria na construção naval, com a soldagem

de chapas finas de titânio e de alumínio: ou de desses metais.

No setor da eletrotécnica, a produção industrial de baterias de chumbo para a

Western Electric, nos E.U.A., constitui um exemplo de sucesso técnico e econômico

(Figura 65). Estas baterias são fabricadas por empilhamento de discos circulares;

seis juntas periféricas devem ser soldadas beirando à velocidade de 8,5 cm/s, por

um laser de CO2 com 2 kW de potência 11 J. A profundidade de penetração é de

2mm e o fio de chumbo é mantido por jato gasoso. Um conjunto de 106 juntas é

soldado em cada bateria, em aproximadamente seis minutos. A técnica laser confere

ao produto acabamento e qualidade excepcionais e, principalmente, possibilita

considerável aumento de produtividade, pois uma máquina laser produz diariamente

240 baterias, contra 30 com um equipamento tradicional.

A indústria aeronáutica, grande usuária de máquinas de bombardeio

eletrônico, cada vez mais vem recorrendo aos lasers, que lhe permitem dispensar as

câmaras a vácuo exigidas pelos feixes de elétrons. Esta mudança de tecnologia

demonstra a crescente credibilidade conquistada pela técnica de soldagem por

laser, pois a industria aeronáutica exige extrema confiabilidade dos materiais e

montagens que utiliza, especialmente quando se trata de elementos vitais. Em uma

aeronave, a maioria da peças são montadas por soldagem, como por exemplo

certas nervuras da fuselagem e das asas, as aletas de turbina de reatores, ou ainda



107

elementos internos . Estas peças geralmente são feitas de liga leve de alumínio ou

titânio. Atualmente com os lasers, muitas peças desse tipo são montadas por meio

de cordões de altíssimas qualidades metalúrgica.

Recentemente, no setor petroleiro a técnica laser estreou no mercado de

soldagem dos oleodutos árticos. As atuais técnicas de soldagem a arco possibilitam,

em diâmetros de 150 cm, uma progressão media de 2,7 km diários, mais exigem

uma fiação muita extensa, o que encarece excessivamente a operação. Os tubos

são de aço especial X-80 , em cujo interior a soldagem a laser provoca refinação e

purificação da zona tratada; sendo assim, a técnica atende a controles de qualidade

extremamente rigorosos. A esse respeito, as qualidades mecânicas de porosidade e

de temperatura de transição obtida estão muito próxima dos objetivos visados. Além

disso, o laser possibilita economias consideráveis, pois o único elemento consumido

Figura 48 – Máquina ferramenta para soldagem de baterias de chumbo [1]. (documento UnitedTechnologies)



108

é o gás de proteção do cordão de soldagem. A figura 48 apresenta um esquema

possível para o sistema de soldagem por laser que pode efetuar, com dois lasers de

12 kw cada, dois passos simultâneos de soldagem de intensa penetração (13

mm) no interior e no exterior de um oleoduto, a uma velocidade de 1.5 m/min [18].

Aproveitamento dessa técnica na calderaria nuclear e na construção naval parece

muito promissor.

9.1.3 - Soldagem por pontos

A soldagem por pontos com laser constitui uma solução polivalente para

soldagem de pequenas peças. O processo é utilizado especialmente quando se

necessita de uma fusão localizada; por exemplo, em conectores elétricos, na

soldagem adjacentes e vedações vidro-metal, ou ainda na soldagem de

microcircuitos elétricos e componentes eletrônicos. A soldagem por pontos também

pode ser utilizada para fabricar um cordão por superposição dos pontos.

Lasers de rubi ou de vidro-dopado com neodímio são as principais

fontes utilizadas para produzir pulsos normais com duração de alguns milisegundos

(3 ms), necessários nesse tipo de aplicação, dessa forma são fabricadas

industrialmente cápsulas de transistor e liga de níquel. Os lasers de rubi adaptam-se

especialmente bem a soldagem por pontos de fio de cobre devido a alta refletividade

desse material; a titulo de exemplo, com essa técnica são necessários pulsos de 10

J para soldar fios de cobre com 0,25 mm de diâmetro.

Um interessante exemplo de soldagem por pontos é a soldagem de

dois fios de metal precioso (paliney 7) em um suporte de bronze fosforoso [10]. A

soldagem desses fios por resistência é difícil, devido a grande diferença entre as

resistividades elétricas de ambos os metais. Em contrapartida, com laser de rubi que

libera pulsos de 6 J em 3 ms; a zona afetada termicamente tem 0,05 mm de

espessura, e o feixe é ligeiramente desfocalizado, de forma a cobrir e fundir os dois

simultaneamente. Ficou provado que, nessa aplicação, da junção era no mínimo tão

grande quanto a dos fios originais.

9.2 – Taylored Blank



109

Os tailored blanks foram usados pela primeira vez em meados dos

anos 80, na produção em série da industria automobilistica. Hoje, só na Europa a

fabricação atual é de 250.000 toneladas. 0 sucesso desses conjuntos obtidos de

chapas soldadas tornou-se evidente. No entanto, a sua importância é considerada

de forma diferente por fabricantes e usuarios.

Em 1975 os tailored blanks já eram usadas na industria

automobillistica. As chapas que sobravam nas linhas de corte eram soldadas em

forma de placas e utilizadas em pequenas peças estampadas. Em 1985, pela

primeira vez a Audi AG (Alemanha) começou a usar tailored blanks de forma

seriada, a partir de duas placas unidas, de mesma espessura, revestimento e

qualidade para o grupo do assoalho do Audi 100. Isso resultou de uma necessidade,

pois uma placa inicial zincada a fogo de 3,2 x 1.95 m2, naquela época, só poderia

ser fabricada desta forma.

Os tailored blanks obtidos a partir de placas parciais diferentes foram

usados pela primeira vez em grande volume em 1990 no inodelo Golf Ill da

Volkswagen (Alemanha). Dessa vez o motivo não era o tamanho da placa inicial,

mas as vantagens técnicas que eram possibilitadas pela combinação de placas

parciais, de diferentes espessuras, revestimentos e qualidade.

Figura 49 –Laterais utilizadas no modelo Golf III da Volkswagen Alemanha.



110

Com o aumento das necessidades de tailored blanks dos últimos anos,

a quantidade de fabricantes foi aumentando constantemente. Hoje, existem mais de

uma dúzia de fábricas de tailored blanks na Europa (fig 50). Deve-se acrescentar a

esta lista o Grupo Fiat (Itália), a Volvo Car Corporation (Suécia). a Renault S/A

(França) e a Ford AG (Alemanha), que possuem fabricação própria. No mundo todo,

em 1998 foram fabricadas aproximadamente de 40 a 50 milhões de peças de

tailored blanks. Somente nos paises indastrializados ocidentais, este nível

representa 470.000 toneladas de aço (fig 51).

0 maior comprador com uma fatia de macado acirma de 50% é a

Volkswagen AG, seguida pela Fiat, BMW AG (Alemanha), a Daimler Chrysler AG

(Alemanha) e Renault (França).

Os tailored blanks são usados hoje para peças de carros de passeio, a

exemplo de paredes laterais, colunas A. B e C, grupos de assoalho, chapas internas

de portas, suportes longitudinais e transversais e para as paredes frontais e tetos de

cabines de caminhões . 0 veículo que atualmente possui o maior número de peças

de tailored blanks é o Golf IV da Volkswagen (fig 52) que utiliza 15 tailored blanks o

equivalente a urn peso total de aproximadarnenre 120 kg e a um valor de

US$100,00 em placas.

Os tailored blanks ainda não são usados na área construtiva externa.

Segundo os usuários consultados, isso não deve acontecer nos próximos dois anos

para fabricação em série. embora pudesse ser colocada uma costura soldada visivel

em determinados lugares, por exemplo embaixo de uma viga de sustentação na

chapa externa da porta.

A vantagem técnica é questionada, pois chapas com espessuras de

0,7 mm não atingem o limite aceitável de resistência. Os projetistas supõem que os

tailored blanks poderão ser usados somente para a fabricação da moldura lateral.

Resta ainda a incerteza sobre a reação dos clientes a uma costura soldada visível

na moldura do teto ou na área da travessa.



111

9.2.1 - A Solda a Laser é Aprovada

As placas parciais dos tailored blanks são unidas hoje tanto por solda

de topo a laser quanto por solda por resistência. A tendência, no entanto, é o

predomínio dos sistemas laser, que hoje são usados, na maioria, com CO2 . No

futuro devem prcdominar os Nd - YAG, que apresentam várias vantagens, embora

sejam de aquisição e operação mais caras.

Figura 50 –Sede dos fabricantes deTailored Blanks mais importantes na Europa

Figura 51 –Desenvolvimento e prognósticosDe mercado para venda de Tailored Blanks

Na Europa em 1000ton.

Figura 51 –Utilização de Tailored BlanksNa VW , automóvel Golf IV



112

Entre essas varnagens pode-se dizer que o diâmetro do foco é maior,

o comprimento da onda é menor e o raio do laser pode ser guiado por um cabo de

fibra óptica. Isto é importante para as costuras soldadas não lineares (fig 52).

Figura 52 – Costuras soldadas em Tailored Blanks

As placas parciais das quais são soldados os tailored blanks são

compostas principalmente de aços convencionais de repuxo profundo, mas para

áreas submetidas a esforços maiores podem ser usados aços de maior resistencia,

como os aços temperados ou aços de microligas até uma resistência à tração de

400 MPa (Tabela 2).



113

Já foram inclusive realizados testes com aços de microligas com resistência de até

600 MPa e aços dual phase com resistência de até 800 Mpa. Mas nestes casos,

observou-se uma redução da deformabilidade de até 70% na zona de influência

térmica da costura soldada.

Assim como as chapas convencionais, os tailored blanks são zincados em ambos os

lados. As variações entre as placas parciais soldadas, na prática, ficam entre 0,8 e

1,2 ou 1,2 e 2,5 mm. A relação de 2:1 raramente é ultrapassada. As espessuras das

chapas das placas parciais encontram-se neste caso, entre 0,7 e 3 mm.

Ao soldar as placas parciais para a formação de tailored blanks, o

cabeçote de laser pode ser deslocado por cima dos recortes fixados das chapas, ou

então os recortes são deslocados fixos em um carro sob o cabeçote fixo. Segundo

as opiniões dos fabricantes, o segundo conceito deve ser aprovado no futuro, pois

ele permite obter melhores precisões de solda. Isto também vale para costuras

soldadas não lineares, para as quais as necessidades do um movimemo relativo de

vários eixos.

Certamente deverão ser encontradas novas variantes de fixação para

garantir o acesso do raio laser. Outros conceitos como um portal duplo, que

permitem urn doslocamento livre do cobeçote do laser sobre a superficie das

chapas, até agora não foram aprovados.

9.2.2 - Conformação Sem Prob lemas

A conformação do tailored blanks, segundo fabricantes e usuários,

apresenta os mesmos problemas das chapas convencionais, desde que no

planejamento e no preparação das ferramentas sejam observados algumas

particularidades. Faz parte disto especialmente a disposição da costura soldada no

planejamento da peça. Ela deve estar disposta de tal forma que seja impossivel uma

migração da costura soldada em sentido transversal. Para evitar isto, os

programadores muitas vezes usam modos especiais de simulação FEM. Foram

aprovados em especial os aplicativos dos programas Pam-Stamp do empresa

francesa Engineering System lnternational Group, Auto Form (Auto Form



114

Engineering GmbH-L Suíça) e Indeed (Empresa alemã de inovações para sistemas

avançados de produção da industria automobilistica).

Deve-se considerar que as chapas das placas muitas vezes são de

espessuras diferentes e geralmente a costura soldada fica sobressalente. Para a

variação de espessura das chapas, na fabricação de Ferramentas de repuxo deve

ser prevista uma progressão escalonada nos prensa-chapas e na matriz ou na

moldura do repuxo. Para compensar o ressalto da costura soldada, muitos usuários

trabalham corn rebaixos livres na ferramenta. Evita-se Também um grande

desgaste da ferramenta na área da costura soldada, causada pelo endurecimento

das placas parciais provocado pela solda. Se o rebaixo livre for muito grande ou se a

placa mais fina insinuar-se na área de segmentação da placa mais espessa, como

consequência da falta de pressão do prensa-chapas e de tensões de pressão

tangenciais, podem aparecer rugas na peça. Em certas circunstancias pode ocorrer

a ruptura da placa mais fina durante a deformação, se a placa mais espessa entrar

na junta segmentada (fig 53 ).

Figura 53 – Falhas na conformação de Tailored Blanks

Ainda na preparação das ferramentas deve ser levado em

consideração a possível sobreposição das tolerâncias das espessuras das chapas

das placas parciais. Nos casos de variações nas espessuras das chapas dentro das

tolerâncias das placas parciais, conforme a sobreposição das faixas de tolerância,

pode ocorrer que de um lote para outro haja pressões superfíciais diferentes na área

do prensa-chapas. As consequências podem ser dobras acetáveis ou rasgos na

peça.



115

Conforme afirmações dos fabricantes e dos usuários, isto não tem

influências sobre os refugos, já que uma porcentagem muito pequena de refugos

tem como causas as rupturas da costura soldada, Existem casos de costuras

soldadas estouradas, que são notadas apenas na montagem final das peças e que

não são resultado do processo de prensagem. Deve tratar-se de uma falha a

posteriori das peças, devido às tensões causadas por influências térmicas no

processo de pintura.

Deve ser observado, ainda, que os custos para a introdução das

ferramentas de conformação são elevados. Todos os usuários afirmaram que o

tempo gasto para a introdução das ferramentas no uso de tailored blanks aumenta

de 30 a 100%. Isto pode ser atribuído as necessidades de alterações dos recortes

das placas ou pelas medidas que devem ser tomadas para evitar a migração das

costuras soldadagem sentido transversal.

Existem poucas particularidades para o manuseio dos tailored blanks e

da supervisão do processo. As placas devem ser colocadas de forma precisa na

primeira ferramenta de conformação. Isto pode ser realizados sem grandes custos,

com uma alinhamento muito preciso da pilha de placas e com o auxilio de guias nas

ferramentas.

Como manipuladores de peças, podem ser usados os sistemas de

tranferência tradicionais. Ainda não existe sensores próprios para a supervisão do

processo. Em uma retirada manual das peças., existe um controle visual e uma

observação mais exata da costura soldada

9.3 - A Economia é o Fator Decisivo

Para tomar a decisão de trabalhar de forma convencional ou com

tailored blanks não são levadas em consideração as vantagens técnicas ou

logisticas mas sim o fator econômico.

O preço do uma placa de tailored blank fica aproximadamente 50%

acima do preço de uma placa de chapa convencional, de uma peça só. Dois

aspectos importantes, no caso, são a quantidade e o cornprimento das costuras

soldadas. Atualmente, existe um máximo de duas costuras nas peças seriadas. Os

custos mais altos só podem ser compensados pela redução do número das peças,



116

retirando elementos e materiais de reforços de lugares mais submetidos a esforços,

já que e preço do material ou das placas continua sendo o fator determinante dos

custos.

Na opinião dos usuários, a quantidade das peças que podem ser

fabricadas com economia com os tailored blanks já foi alcançada. As placas que há

tempos estão sendo oferecidas com um círculo soldado que pode ser confomado

para alojamento de amortecedor só aparecem em veiculos europeus em

quantidades reduzidas (Porshe), porque a relação custo/benefício apresenta-se

negativa neste caso. A Audi acha que um limite economicamente oceitável ficaria

em 35% do peso. Na Volkswagen acredita-se que nunca serão usadas mais do que

25% de tailored blanks na corroceria. Os fabricantes já são de opinião diferente. Eles

acham que o volume de tailored blanks chegará a 60% . De ocordo com eles não é

apenas a junção dos grupos construtivos para formar peças que devem determinar

os custos, mas também os ferramentais. ou o que é economizado na montagem e

na garantia do qualidade (tabela 3). Haveria ainda economia de custos pela

otimização dos recortes e melhor aproveitamento do material (fig 54) e pela redução

de transporte do material por causa da diminuição do refugos.

Figura 54 - Minimização dos recortes pelo uso de Tailored Blanks



117

As vantagens técnicas também são avaliadas de forma diferente por

usuários e fabricantes. É evidente que o uso do tailored blanks permite uma

construção mais correta em relação aos esforços e com economia de peso, devido à

combinação dirigida de diversas placas parciais. As peças estruturais importantes

para a segurança como suportes longitudinais ou colunas B podem ser dispostas de

tal forma que nas áreas de grande solicitação de carga possa-se usar chapas de

alto resistência, enquanto em lugares de pequenos esforços seja possivel o uso de

chapas com boa deformabilidade.

A rigidez da peça também é maior uma vez que a costura soldada

inteiriça ao londo dos tailored blanks é bem menos elástica do que uma série de

pontos de solda. A maior resistencia à fadiga das costuras soldadas inteiriças

permite à engenharia uma disposição das peças com economia de material. As

juntas sobrepostas melhoram o comportamento anticorrosivo, com economia de

material de vedação. Segundo a opinião dos usuários isto representa uma

importância menor, porque a zincagem oferece suficiente proteção. Podem ser

obtidas ainda melhores precisões dimensionais.

Embora algumas peças fabricadas de placas convencionais tenham

menor desvio da medida desejada, em relação às peças feitas de tailored blanks,

nos grupos construtivos compostos de várias peças os desvios do tailored blanks

são menores do que nos grupos construtivos soldados a ponto.

Os fabricantes e os usuários tem opiniões bern diferentes na avaliação

das consequências que o uso dos tailored blanks tem para a logistica. Com o uso

dos tailored blanks, eles concordam que as carrocerias do futuro terão cada vez

menos componentes, que deverão ser de superfícies maiores. Desta forma, haverá

economia dos ciclos de trabalho na prensagem e na montagem. Assim as peças

também ficam disponíveis em menos tempo.

Com relação a outros aspectos, as opiniões são muito diferentes. Os

fabricantes acham que ficando com a sucata gerada pelo recorte das placas será de

grande vontagem pora os usuários. Os usuários por seu lado acham que esta

vantagem não tem importância, uma vez que a sucata formada nos equipamentos

do recorte das placas representa apenas uma pequena parte da sucata total fornada

na estampagem. Para eles, a densidade dos tailored blanks empilhados é de

interesse bem maior.



118

Até agora, o transporte em bobinas convencionais permitia que mais

material, com volume menor, fosse transportado. Os motivos seriam os canais

imprescindiveis para o empiIhamento em plano paralelo dos tailored blanks eles

reduzem a densidade das embalagens.

9.4 – CASO PRÁTICO DE APLICAÇÃO NA VW DO BRASIL

Utiliza-se o LASER com comprimento de onda de 1064 nm (Nano

Metro) , com um nível de segurança de classe 4.

Para geração do LASER, existe no equipamento um compartimento chamado de

cavidade.

Esta cavidade consiste em duas partes de material altamente refletivo,

no qual, utiliza-se o ouro, por sua alta capacidade de reflexão. Dentro desta

cavidade existem duas lâmpadas responsáveis por gerar a energia luminosa, que

são os Fótons.

No centro da cavidade temos uma barra de cristal formada por

Nd:YAG.

Nd = neodímio

Y = itrium

A = alumínio

G = granado

O processo de geração do laser se resume basicamente em :

a) As lâmpadas geram os fótons que se dispersam desordenadamente dentro da

cavidade.

b) Estes fótons são refletidos no material que envolve as lâmpadas, que no caso é o

ouro;

c) A barra de cristal Nd:YAG, que está no centro da cavidade, absorve todos esses

fótons em seu interior;

d) O cristal alinha os fótons absorvidos deixando todos no mesmo sentido, formando

assim um feixe ordenado de fótons;



119

e) Nas extremidades das cavidades existem espelhos, responsáveis pela reflexão

deste feixe de fótons agora gerado pelo cristal;

f) Estes espelhos são de capacidade de reflexão diferentes, um dos espelhos

possui capacidade de reflexão de 100% e o outro de 50%, para permitir que o

feixe de fótons gerado, quando atingir uma determinada potência, o transpasse.

Figura 55 – Geração do laser no processo de solda

Para gerar o LASER no processo de solda, são necessárias várias

destas cavidades para atingirmos a potência necessária.

Estas cavidades, estão colocadas em série, de forma alinhada.

O raio que é gerado na primeira cavidade, que ao atingir uma

determinada potência, transpassa o espelho de 50% de reflexão, entra na segunda

cavidade que está colocada na seqüência e alinhada com a primeira, que repete

todo o processo, gerando novos fótons, que são acrescentados ao raio que veio da

primeira cavidade, aumentando a potência e assim sucessivamente até chegarmos

à potência desejada.

A temperatura das lâmpadas, cristal e toda a cavidade se elevam

rapidamente, pois uma grande concentração de energia luminosa, gera uma elevada

temperatura, pois é com esta temperatura gerada pelo feixe de luz que consegue-se

derreter o material e com isso consegue-se a solda.

As cavidades são refrigeradas com água deionizada.

LASER

CRISTAL



120

Água deionizada é uma água livre de impurezas, livre de partículas

positivamente condutoras de energia.

Esta água é usada para não ocasionar curto circuito dentro das

cavidades.

No caso das fontes laser de 4000W, usadas no processo de solda,

possui um refrigerador externo chamado CHILLER, onde fica o circuito de

refrigeração do sistema.

O CHILLER é composto de vários circuitos de água, responsável por

toda a refrigeração da fonte geradora do LASER.

Como já foi mencionado anteriormente, as cavidades são refrigeradas

por água deionizada, esta água não pode ter contato com qualquer tipo de material,

pois seria contaminada condutivamente.

No CHILLER, existe o circuito de água deionizada, que é feito de tubos

de aço inox ou de pvc, para não contaminar a água, depois existe um outro circuito

também fechado de água potável, responsável por refrigerar a água deionizada por

meio de troca de calor, na seqüência existe também um circuito de gás freon, que é

um gás de baixa temperatura, o mesmo usado nas geladeiras domésticas para gerar

o resfriamento dos alimentos, responsável por trocar calor com a água potável e

assim a resfriando.

Existe também um outro circuito de água, agora responsável para

resfriar o gás, que no caso é um circuito de água industrial, com o mesmo princípio,

por troca de calor refrigera o gás.

O sistema de refrigeração é peça essencial para o processo de solda

LASER, não pode ter falhas, caso contrário não seria possível.

Todo este sistema é controlado por um circuito eletrônico que fica

monitorando as temperaturas das águas do sistema, caso alguma falha ou elevação

na temperatura fora das tolerâncias seja detectada, este sistema emite avisos de

alerta, chegando a desligar o equipamento caso não seja corrigido a falha.



121

Figura 56 - Foto das cavidades em funcionamento.

Como podemos observar as cavidades estão alinhadas e na seqüência.

Colimação é o processo de fazer com que o raio LASER fique

paralelo.

Figura 57 – Propagação do laser dentro da fibra optica

Existe uma lente de colimação que direciona o raio para o centro da

fibra óptica, como podemos observar na figura o exemplo de input.

Durante todo o trajeto da fibra óptica, o raio vai se rebatendo nas

paredes do elemento de propagação que no caso do LASER, utiliza-se a fibra óptica

com centro de vidro, para total reflexão.

Ao chegar à outra extremidade o raio tende a se dispersar.



122

Com isso é necessário deixar o raio paralelo novamente, para

conseguir isso joga-se com lentes de colimação conforme pode-se observar na

figura a seguir.

Figura 56 – Lentes de colimação

Conforme a figura acima, o raio sai da fonte (máquina que gera o raio

LASER), passa por uma lente que focaliza o raio no centro da fibra óptica para poder

transmitir, no caso até a conjunto óptico existente no robô que efetuará a solda por

exemplo.

O raio, então, é transmitido dentro da fibra, ao sair tende a se

dispersar novamente, então tem-se um novo jogo de lentes que, no caso da solda

com robô estas lentes já são as que estão no robô formando o conjunto óptico.

Passa por uma lente que deixa o raio novamente paralelo, onde

novamente tem-se outra lente que o fecha, o ponto de menor diâmetro deste

fechamento do raio é o foco.

É neste foco que existe a grande concentração de energia, o ponto principall

para a solda.

FOCO



123

Figura 57 – Demostração de como o foco do raio age no processo de solda

O foco do raio agindo no processo de solda, tem como objetivo

aquecer os materiais a serem soldados até o ponto de fusão, fundindo os dois

materiais, o efeito profundidade, largura, e tamanho do cordão de solda estão

relacionados a parâmetros dos robôs e da fonte geradora do LASER, tais como

velocidade do robô, potência do raio, tempo de exposição da peça à ação do raio,

distância entre os materiais.

Figura 58a – Exemplos de soldas



124

Figura 58b – Exemplos de soldas

Estes processos de solda demonstrados até agora, são soldas sem

depósito de material, fundindo apenas os materiais entre si, mas existe também

soldas com depósito de material, que é usado um arame para unir as peças.

Neste processo, o LASER, tem como objetivo derreter o material e

através do seu foco, aquecer levemente as peças que serão soldadas apenas nas

regiões em que o material do arame para a solda deverá se prender.

Fig 59a – Exemplos de soldas aplicadas no modelo Polo – com adição de material

LASER

Arame de solda

Área soldada



125

Figura 59b – Exemplos de soldas aplicadas no modelo Polo – com adição de material

Figura 60a – Robo de soldas aplicadas no modelo Polo – sem adição de material

z1 >=t1 a>=t 2

t1t2s

z2 >=t2

f<0.5 t1



126

Figura 60b – Foto de ferramenta com depósito de materal utilizada em robo

10 – SEGURANÇA

Uma das mais espetaculares propriedades da radiação laser é a grande

concentração energética. Ao longo desta obra foram citados valores de

iluminação, em watts ou joules por cm², consideravelmente mais altos do que

aqueles que se podem encontrar em qualquer outra técnica. Foi ressaltada a

ação da radiação coerente sobre a matéria inerte ou viva. Logo, é natural

pensar nos perigos que esta radiação pode representar para um ser vivo, e

estudar cuidadosamente esses riscos assim como os meios de se proteger

deles.

Antes de entrar em considerações técnicas, e a fim de melhor situar o

problema, faremos duas observações:� A quase totalidade dos especialistas de laser sabe dos perigos

apresentados pela radiação coerente e conhece, qualitativamente, as

medidas de segurança necessárias. Todavia, a porcentagem de

especialistas que conhecem qualitativamente esse risco, por exemplo,

para a determinação do coeficiente de absorção de óculos de



127

proteção, parece bem baixa. Entretanto, é indispensável que cada

responsável "Iaser" esteja informado das regras relativas à segurança

de seu trabalho e daquela dos funcionários dos quais é encarregado.� O perigo elétrico está sempre presente no trabalho com os lasers, por

causa das altas tensões postas em jogo e da freqüente presença de

condensadores de armazenamento de energia. O número de

acidentes elétricos é, em geral, muito superior ao devido à radiação.

Não é nosso propósito tratar desse tipo de risco, que é bem mais

conhecido. Não obstante, ele deve estar presente no espírito de todos.

Do mesmo modo pode, em certos casos, existir perigo devido à

presença de substâncias tóxicas, risco de explosão, etc. Tampouco

não nos deteremos aqui mais detalhadamente sobre isso, limitando-

nos à segurança relativa à radiação emitida pelos lasers.

10.1. Ação da radiação sobre o organismo

10.1.1 Ação sobre os tecidos biológicos

Vários tipos de ação da radiação coerente sobre o organismo foram

salientados e descritos a propósito das utilizações médicas dos lasers. Foram

citados cinco tipos de ação ,diferentes: efeitos, efeitos fotoquímicos, efeitos

elétricos, efeitos mecânicos e efeitos não lineares e multifotônicos.

A importância relativa dos efeitos depende de vários parâmetros:

comprimento de onda, duração da exposição, iluminação energética ).( 2−mW

ou exposição energética ).( 2−mJ , assim como, é claro, da natureza do tecido

biológico exposto. Por exemplo, os efeitos acústicomecânicos encontram-se

preferencialmente com pulsos curtos da ordem do nanosegundo ou menos. As

exposições longas, superiores à centena de segundos, poderão ter, em baixa

potência, a predominância dos efeitos fotoquímicos. Os efeitos térmicos se

manifestarão essencialmente na área intermediária que é, de longe, a mais

coerente.



128

Esses exemplos esquemáticos só foram dados, para situar os fenômenos,

mas deve ficar claro que não existem fronteiras precisas e: vários efeitos

diferentes podem estar presentes simultaneamente na interação da radiação

laser com a matéria viva.

O efeito térmico, encontrado com mais freqüência, depende, é claro, da

absorção da radiação pelos tecidos encontrados, variando, portanto, com o

comprimento de onda. A natureza da lesão-térmica também está vinculada à

duração da exposição.

Assim, no caso de pulsos curtos com grande potência de pico, o grande

aumento da temperatura local pode acarretar a vaporização quase instantânea

dos líquidos intracelulares, daí uma explosão das células expostas. Para pulsos

mais longos, com potência de pico mais baixa, observaremos uma zona

queimada limitada à região de impacto. O aumento da duração de exposição

produzirá, através de condução térmica, um alargamento desta zona.

10.2 - Ação sobra os olhos

Os olhos são um sistema óptico constituído, muito esquematicamente, por

uma objetiva convergente (cristalino) que possui um diafragma de abertura

(pupila); as imagens dos objetos exteriores dadas pelo cristalino se formam na

"camada sensível" chamada retina. Um feixe de luz paralela chegando ao

cristalino será, portanto, focalizada sobre a retina e a "densidade energética"

no ponto de impacto será, é claro, muito superior ao valor que tinha no feixe

incidente.

Podemos, de forma muito simples, avaliar uma ordem de grandeza desse

crescimento do risco: o diâmetro da mancha focal obtida sobre a retina, a partir

de um feixe colimado, pode ser da ordem de uma dezena de mícrons. A pupila

do olho, em sua abertura máxima, tem um diâmetro aproximado de: 7 mm. A

relação desses dois diâmetros é, portanto, de 7.102 , e a relação das

superfícies da pupila e da mancha focal de (7.10 22 ) = 410.49 , ou seja, cerca de

510.5 , a iluminação sobre a retina pode ser 510.5 vezes a da córnea, e assim

uma queimadura de retina pode ser provocada por um feixe laser de potência



129

500 000 vezes mais fraca do que a que provocaria uma queimadura no tecido

biológico mediante iluminação direta, sem focalização.

A área espectral no interior da qual o risco ocular apresenta esta acuidade

é, naturalmente, aquela para a qual os meios dos olhos têm uma transparência

suficiente.

Ela se situa entre 400 e 1 400 nanômetros. Fora desta área, seja no

ultravioleta ou no infravermelho além- de 1 400 nm, a radiação incidente é

absorvida pelos meios anteriores do olho, em primeiro lugar pela córnea. As

lesões afetam então esses meios, e os valores de energia ou de potência

perigosos são muito diferentes, levando em conta a ausência de focalização.

Uma subdivisão ainda deve ser operada no interior dessa área espectral

de perigo ocular máximo. De fato, a região compreendida entre 400 e 700 nm

constitui a área visível, para a qual a radiação que chega à retina provoca uma

sensação luminosa.

Em contrapartida, uma radiação incidente de comprimento de onda

compreendido entre 700 e 1 400 nm não provocará nenhuma sensação

luminosa. A diferença essencial entre essas duas sub áreas deve-se à moção

do organismo: a sensação de ofuscamento provocada por uma radiação visível

e uma potência suficiente traz um reflexo de defesa (piscadela das pálpebras)

que então protege o olho, limitando a duração da exposição. Admite-se que

uma exposição acidental à radiação visível é assim limitada a 0,25 segundos.

.Ao contrário, uma exposição a comprimentos de ondas situados entre 700 a 1

400 mm não provocará nenhum reflexo de defesa.

Os danos causados na retina podem ser de importância variável, segundo

a energia absorvida e a duração da exposição, acarretando uma perda da

visão permanente ou temporária. Se a região lesada for a da fóvea, zona de

acuidade visual máxima da retina onde se forma a imagem do que chamamos

"olhar diretamente", a perda de visão "útil" será praticamente total. Uma lesão

fora da fóvea só afetará a visão periférica, sendo mais suportável.

10.3 –Exposições máximas permitidas

A ação da radiação laser sobre o organismo deve ser conhecida de modo

quantitativo, se usarmos definir com precisão os riscos e os meios de proteção.



130

Este conhecimento é o dos "limiares de lesão", valores máximos da

exposição que podem ser permitidos sem perigo. Nós os designaremos a partir

de agora pela abreviação EMP (Exposições Máximas Permitidas).

As EMP são função do comprimento de onda e da duração de exposição

exprimindo-se geralmente, quer em W.m-2, quer em J.m-2.

10.4 - EMP no nível da córnea, para um feixe direto,

monocromático, monopulso

nmanmdexT

nmanmdexC

nmanmdeC

nmanmdeC

nmanmdeC

nmanmdetxC

700550)500(10102

3155,30210)295(105

1051700)500/()700(104

700550)550(103

3155,302)295(102

4005,302106,51

02,0

158,0

015,0

2,0

125,03

��

��

��

−=

−=−=

−=−=

=

−

λλ

λλ

λ

Esta tabela, é extraída do projeto de norma internacional estabelecido

pela Comissão Eletrotécnica Internacional (CEI) sob a designação "CEI

(Escritório Central).

0 uso dessa tabela apresenta uma certa complexidade já que as EMP

nem sempre são dadas através de valores numéricos, mas freqüentemente

através de fórmulas, onde podem intervir os seis parâmetros C1, C2, C3. C4, T

1 e T2, também eles dados através de fórmulas em função da duração de

exposição ou do comprimento de onda. Apesar dessa complexidade, a

obtenção de um valor de EMP, a partir do comprimento de onda e da duração

da exposição, não apresenta dificuldade especial. A título de exemplo,

procuramos o valor de EMP para uma radiação laser contínua na área visível:

tendo em conta o reflexo de defesa, faremos a avaliação tomando como

duração de exposição t =0,25 s. Para a área de comprimentos de onda de 400

a 700 Mn o Quadro 1 nos dá EMP = 275,018 −Jxmt com a condição de que t < t2

na região de 550 a 700 nm. Ora, )550(1010 02,02 −= λxT .

Para 10110,550 2)500(02,0 ≥≥≥ − eTλλ , logo a condição < T2 é aplicada. Para t =



131

0,25 s, 275,0 .18 −mJt = 2.36,6 −mJ . Este valor de EMP, realizado em 0,25 s, dá

uma iluminação energética de 2.25 −mW ou 2.5,2 −cmmW .

10.5 - Exposição máxima permitida para a pele

O Figura 61 dá os valores de EMP para a pele. Notaremos que há uma

boa concordância quanto aos comprimentos de onda exteriores ao intervalo

400-1 500 nm, e diferenças muito grandes no interior desse intervalo, o que era

previsível.

O diafragma limite, superfície circular sobre a qual é avaliada a

iluminação, tem sempre 1 mm de diâmetro, para os comprimentos de onda

inferiores a 105 Mn .

10.6 - Caso das fontes extensas

Se um feixe for detido por uma superfície difusora, a observação ocular da

mancha luminosa, formada sobre essa superfície. De fato, as dimensões da

imagem retiniana ficam então vinculadas às dimensões do objeto pelas regras

da óptica geométrica (aumento), e não mais pelas leis da difração para um

feixe incidente colimado.

Segundo uma relação clássica de fotometria, a iluminação no plano

imagem (é, portanto, a exposição máxima permitida) só depende então, para

Figura 61 – EMP para a pele



132

uma dada abertura do sistema óptico, (logo, para um dado diâmetro da pupila

do olho), da luminância da fonte.

Falta-nos definir a fronteira entre uma fonte extensa e uma fonte pontual.

O critério é o diâmetro aparente da fonte, vista do olho. Designa-se por �l�t��diâmetro aparente mínimo de uma fonte extensa. Se o diâmetro aparente da�T� ��@� �� 5� � �t�� ¡� ão as dadas pelo Quadro 1 (visão direta no¢T£�¤ ¥¦£�§©¨lª«£[¢T¬�5®�¯�°�£�)¤ ¬�²±�³�´t¤�µQ£�®W¶�±��£�´8¬�®�·�¤;±�µ�¶@£Q·�£2¯�´8±�¢T¬�µ�¶@£o£�¥#¶@£�µ�®#±�¨¹¸»º¼±�½;¬�·�£�³l´t¤�µ¿¾¼¢3¯�µ

ção da duração de exposição, é dado pelas seguintes relações:

10.7- Exposição simultânea a vários comprimentos de onda

Pode-se admitir que as exposições simultâneas às radiações de

diferentes comprimentos de onda têm um efeito adicional em proporção a suas

eficácias espectrais definidas pelas figuras 61 e 62, com a condição de que a

duração de exposição esteja nos limites de uma mesma ordem de grandeza, e

as áreas espectrais estejam indicadas como adicionais pelos símbolos (o) para

a exposição ocular e (p) para a exposição da 1º pele na Figura 62:

Figura 62



133

No caso em que os comprimentos de onda não estejam indicados como

adicionais , ou se as durações de exposição forem ordens de grandezas

diferentes, os riscos deverão ser avaliados separadamente.

10.8 - Caso dos pulsos repetitivos

Não se possui atualmente senão um número bem limitado de resultados

sobre a exposição aos pulsos repetitivos. Para o conjunto dos comprimentos de

onda, tomar-se-á cuidado em aplicar a mais restritiva das duas regras que se

seguem:À A exposição a um dos pulsos do trem de pulsos não deve ultrapassar

a EMP para um pulso únicoÀ A iluminação média para um trem, de pulsos de duração T não deve

ultrapassar as EMP dadas nos Quadros 1, 2 e 3, para um pulso único

de duração T.

Além dessas duas regras, que dependem do simples bom senso, para as

exposições oculares na gama de comprimentos de onda compreendida entre

400 e 1 400 nm, aplicaremos uma das duas regras a seguir.À Se a duração de um pulso for inferior a 510− , para trens de pulsos cuja

freqüência instantânea de repetição dos pulsos N for superior a 1 Hz, 1

EMP aplicável a cada pulso será igual a EMP com um pulso isolado

único, multiplicado pelo fator de Correção C5, função de N, dada a

seguir:

para 1 H: < N < 278 Hz, C5= N/1

para N > 278 Hz, C5 =0,06

À Se a duração de um pulso individual for superior a 510− , com a

freqüência instantânea de repetição dos pulsos é superior a 1 Hz,

utilizaremos a seguinte fórmula:

EMP (rara Um pulso) = EMP(nt)/n, na qual:



134

n = número de pulsos, do trem,

t = largura de um pulso,

EMP(nt) = EMP relativa a um pulso de largura nt.

Quando a freqüência de repetição dos pulsos for variável, tomaremos o

valor Instantâneo máximo dessa freqüência para aplicar as regras precedentes.

10.9 - Regulamentação

Na França, existe atualmente uma única norma concernente à segurança

laser. É a NF C 74310 "Aparelhos elétricos médicos. Fotocoaguladores a

pulsos lasers móveis e portáteis, de alta tensão no máximo igual a 5 kV". É

uma norma relativa à segurança de emprego de fotocoaguladores a sólidos,

que foi editada na hora em que começava o desenvolvimento da utilização de

lasers a argônio em oftalmologia, tornando-se, portanto, rapidamente, de

interesse muito restrito. Ademais, existem algumas outras regulamentações

próprias a certas administrações. Podem-se citar, por exemplo, as regras de

homologação do material médico a laser, elaboradas e aplicadas pelo

Ministério da Saúde e, quanto ao Ministério de Interior, as prescrições

concernentes à segurança dos espetáculos laser.

A Comissão Eletrotécnica Internacional (C.E.I) empreendeu, há vários

anos, viabilizar uma recomendação internacional que deveria servir de base ao

estabelecimento de normas internacionais dos inúmeros países membros. Esta

difícil tarefa terá o primeiro resultado em 1984, com a edição de dois

documentos: um relativo à segurança da radiação laser, o outro à segurança

elétrica dos aparelhos laser. Muitos países, entre os quais a França, ainda não

editaram normas, na espera da chegada desses textos aos quais se deverão

ater.

O documento CEI sobre a segurança da radiação compreende

essencialmente duas partes: as prescrições de fabricação e o guia de

utilização. As prescrições de fabricação representam as regras às quais os

construtores deverão se sujeitar para que seus aparelhos apresentem a melhor

garantia possível contra os perigos da radiação. O guia de utilização, se bem



135

que muito útil, não constitui uma norma, mas simplesmente uma compilação de

informações e conselhos para os usuários.

10.10 - Class ificação

Os aparelhos estão agrupados em classes cada uma delas

correspondente a um nível do risco definido. Correspondem a cada classe os

"limites de emissão admissível", cuja abreviação é LEA. Vamos dar as

definições das classes através do seu nível de risco, depois os LEA

correspondentes.

Os lasers da classe 1 não têm perigo por natureza ou por causa da

concepção técnica, de sorte que a exposição máxima permitida nunca pode ser

ultrapassada.

Os lasers de classe 2 são lasers com radiação visível (comprimento de

onda compreendido entre 400 e 700 nm) para os quais a proteção do olho é

garantida pelo reflexo de defesa (piscadela dos olhos). Sua potência ou energia

é limitada aos LEA da classe 1 para uma duração de exposição ao máximo

igual a 0,2 s. A potência máxima de um laser contínuo de classe 2 é de 1 mW.

Os lasers de classe 3A são lasers com pouco perigo. Se sua emissão se

situar Entre 400 e 700 nm,o reflexo da pálpepra, ao limitar exposição a 0,25 s,

protegerá ainda o olho, porém não protegerá no caso de utilização de

instrumentos ópticos. A potência máxima de um laser contínuo desta classe é

limitada a 5 mW, com a iluminação em um ponto qualquer do feixe não

ultrapassando 25 2−mW . Para qualquer outro comprimento de onda, os LEA

não devem ultrapassar 5 vezes aos da classe 1.

Os lasers de classe 3B são perigosos em visão direta, mas a visão por

reflexão difundida de um feixe não focalizado não é perigosa, com a condição

de se manter uma distância mínima de visão de 13 cm e um tempo de

exposição máximo de 10 s.

Os lasers de classe 4 são perigosos, até por reflexão difusa, sendo

capazes de provocar lesões sobre a pele. Podem constituir um perigo de

incêndio.

-Os parâmetros C1, C2, C3, C4, T1 e T2 têm os valores que foram

definidos no § 2.1.



136

Limites de emissão acessível dos lasers de classe 2. Esses lasers emitem

obrigatoriamente num comprimento de onda compreendido entre 400 e 700

nm.

Se a duração de emissão for inferior a 0,25 s, os LEA serão os mesmos

que para a classe 1.

Se a duração de emissão for superior ou igual a 0,25 s, o LEA será igual a

W310− .

Limites de emissão acessível dos lasers de classe 3B. Os valores dos

parâmetros C 1, etc. são sempre os mesmos que no § 2.1. São aqueles cujos

LEA ultrapassam os limites da classe 3B. logo, não há LEA para a classe 4.

Lasers de pulsos repetitivos. Serão aplicadas as regras dadas no § 2.5.

para as EMP, trocando-se "EMP" por "LEA".

Possibilidade de acesso humano à radiação. Os limites de emissão

acessível não se referem exclusivamente à radiação emitida pelo aparelho

através da abertura de emissão. O documento CEI especifica; "Se, através de

uma abertura qualquer da cobertura de proteção, uma parte do corpo humano

puder ficar exposta à radiação laser por causa de uma falha, inserção de

sondas ópticas ou inserção de uma parte do corpo, o laser deve ser

classificado, etiquetado, ou de qualquer outra forma, tratado em conformidade

com a radiação existente neste local e com a proporção do corpo na qual essa

radiação puder ter ocorrido".

10.11 - Prescrições de fabricação

É claro que elas dependem da classe atribuída ao material.

Enumeraremos a seguir as principais dessas prescrições, sem, todavia, entrar

em grandes detalhes.Á Cobertura de proteção

Todo aparelho a laser deve ter uma cobertura de proteção Impedindo o

acesso humano à radiação laser que ultrapasse os LEA das classes 1, 2, ou 3

em todos lugares e todas as vezes que este acesso humano não for necessário

para preencher as funções do aparelho. Se o levantamento ou deslocamento

de uma parte da cobertura (ou do recinto de proteção) permitir o acesso

humano a uma radiação laser que ultrapasse os LEA designados pela



137

classificação, este levantamento ou este deslocamento necessitam da

utilização de instrumentos, se esta parte da cobertura não estiver equipada

com dispositivos de segurança. Esses dispositivos de segurança são

obrigatórios em certos casos e, se não existir um mecanismo de neutralização

voluntária da segurança, sua utilização deverá acionar um sinal de advertência

visual ou auditivo.

Â Conector de travamento à distância

Um conector deste tipo deve equipar os aparelhos de classe 3B e 4.

Comando mediante chave

Os aparelhos das classes 3A, 3B e 4 devem ser equipados com uma

"chave de contato". O laser não deve ser ligado quando a chave estiver

retirada. Fica entendido que esta chave pode ser substituída por um carro

magnético, uma combinação codificada.

Â Sinal da advertência de emissão

Ele também é pertinente aos lasers das classes 3A, 3B e 4. Deve haver

um sinal de advertência visual ou auditivo quando o laser for posto em

funcionamento, ou, para os lasers pulsados a sólidos, quando a bateria de

condensadores estiver se carregando.

Todavia, a norma prevê que sons distintos claramente identificáveis,

provenientes de equipamentos auxiliares (tais como bombas ou ventiladores) e

que não são audíveis senão durante a emissão da radiação laser, podem ser

aceitáveis com sinal de advertência audível.Deve-se também assinalar, o que

é,aliás, uma disposição muito geral, que todo Indicador visual deve ser

claramente visível através de um protetor ocular concebido especificamente

para o ou os comprimentos de onda da radiação laser emitida", Interruptor do

feixe ou atenuado.

Os lasers de classes 3A, 3B e 4 devem comportar um dispositivo

incorporado ao mesmo que permita impedir o acesso humano à radiação laser

ultrapassando os LE das classes 1 ou 2.

Â Comandos, controles



138

Essas prescrições são aplicáveis aos aparelhos de todas as classes.

Resultam do simples bom senso. Por exemplo,é especificado que os

comandos devem estar situados de forma que sua utilização não implique a

exposição a uma radiação laser ultrapassando. os LEA das classes 1 e 2. Do

mesmo modo, as ópticas de observação, aberturas (oculares), anteparos de

visualização, etc. devem garantir uma atenuação suficiente para impedir o

acesso humano à radiação laser ultrapassando os LEA da classe 1.

Sem detalhar formas, dimensões das etiquetas prescritas, nem teor exato

dos textos revistos para isso, indicaremos os diferentes tipos de etiquetas que

se devem pôr num aparelho laser o sinal de perigo laser, representado pela

figura ao lado, com o símbolo e a lista negros em fundo amarelo.

Placa indicadora dando a classe do aparelho e advertindo sobre o perigo

da exposição ao feixe. Sobre os aparelhos de classe 3B ou 4, uma placa

indicando a posição da abertura de saída do feixe. Devemos também

mencionar a potência máxima da radiação emitida, o comprimento de onda e,

eventualmente, a duração de pulso.Ã Prospectos

Enfim; o prospecto deve dar um certo número de informações sobre o

aparelho, mas também sobre os perigos da radiação e sobre as medidas de

segurança a serem adotadas.

10.12 - Proteção

As medidas de proteção contra a radiação laser que vamos lembrar dão,

em geral, ampla prioridade ao risco ocular. De fato, é ele que ocasiona os

acidentes mais graves, estando presente em praticamente todos os tipos de

lasers, dado o nível muito baixo das exposições máximas permitidas para os

olhos. Por outro lado, certo número de medidas de proteção são

suficientemente gerais para impedir o acesso humano à radiação, qualquer que

seja a parte do corpo em questão, assim sendo, essas medidas são, válidas

para todos os tipos de risco devidos à radiação.



139

10.12 - Proteção geral

Designaremos por esse termo as medidas de proteção não individuais e

relativas à instalação, aos locais ou ao material.

Nessa categoria, pode-se, primeiramente, colocar a boa utilização dos

meios previstos para a construção do material: tirar a chave de contato quando

o material não estiver funcionando, utilizar sistematicamente a suspensão de

feixe incorporado, ligar o conector de travamento à distância a um dispositivo

de interrupção de urgência, ou a um contato de porta, de modo a que o

aparelho não possa funcionar a não ser que a porta do local esteja fechada,

etc.

Outras medidas de proteção geral fazem parte das regras de instalação

ou das instruções de trabalho: evitar toda reflexão especular nos locais onde

são utiIizados lasers. Isto diz respeito não somente às ferramentas habituais de

trabalho, mas também aos objetos pessoais (relógios de pulso, anéis, jóias) e

ao equipamento da sala (maçanetas ,de porta, partes metálicas, sem esquecer

os vidros). Na medida do possível, é preferível trabalhar em locais claros e

abundantemente iluminados para que as pupilas dos operadores fiquem no

menor diâmetro possível. É claro, os lasers devem ficar em posição fixa e

estável, e os feixes ficarão, sempre que possível, num nível superior ao dos

olhos. No fim de seu trajeto útil, os feixes serão parados por substâncias

absorventes. É claro que esta lista não é limitativa.

10.13 - Proteção individual

Em casos muito especiais, a proteção individual deve ser garantida por

roupas pessoais, luvas, etc. Mas, na maioria das situações, a proteção

individual é dada por óculos. A característica principal desses óculos é a

atenuação a que é submetido, ao atravessá-Ios um feixe laser com o

comprimento de onda correspondente à proteção que eles asseguram. O

conhecimento das exposições máximas permitidas, cujos valores permitem

facilmente determinar a atenuação necessária. Esta é igual à relação entre a

iluminação produzida no nível da córnea pelo feixe do qual se quer proteger , e



140

a EMP correspondente desta importante característica não nos pode fazer

esquecer as outras qualidades que devemos exigir dos óculos de proteção: boa

transmissão para o resto do espectro visível, solidez dos materiais (inclusive

resistência ao feixe laser) , conforto e ventilação, compatibilidade com a

necessidade do uso de lentes corretoras, visão periférica suficiente. Tanto o

comprimento de onda do qual protegem, como o fator de atenuação, devem ser

mencionados nos óculos.

Distância nominal de risco ocular (DNRO)

A iluminação, numa seção reta de um feixe em propagação livre, é uma

função decrescente da distância de percurso, em razão da divergência do feixe

e, eventualmente, da atenuação atmosférica. A uma certa distância, esta

iluminação pode tornar-se inferior ou igual à EMP correspondente. E a

distância nominal de risco ocular,ou distância ocular crítica nominal, conforme

os autores. O cálculo desta distância de segurança foi exposta por Gilbert

Courrier.

Supervisão médica

Uma supervisão médica oftalmológica deve ser exercida regularmente

nas pessoas expostas ao risco laser.

Formação.

Enfim, concluiremos lembrando que a informação e a formação do

pessoal envolvido quanto às questões de segurança é sempre um dos

excelentes trunfos da prevenção contra os perigos da radiação laser.



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11 – CONCLUSÃO

Após analisarmos criticamente todos os tópicos abordados no trabalho e no

curso que foi cedido pela VW do Brasil pudemos concluir que o processo de solda a

laser demandaria de altos investimentos para a implantação do equipamento e de

profissionais altamente especializados, porém o mesmo torna-se viável quando a

utilização em grande escala de produção e a estabilidade do processo de solda ,

que como estudamos é considerado um processo crítico quando envolve itens de

segurança.

Alguns exemplos práticos são citados abaixo quanto a viabilidade destainovação tecnológica:Ä

Quando se tem a união de duas chapas de espessuras diferentes quesofrerão algum tipo de conformação(estampagem por exemplo)

No processo convencional estas chapas seriam primeiramente conformadase após soldadas , o que demandaria um número maior de equipamentos ,ferramentais e colabores.Com a solda a laser , primeiramente as duas chapas seriam unidas e depoisestampadas em um único ferramental.

Ä Após a solda a laser ser executada , os grãos das estruturas analisadas

continuam com a mesma configuração que antes da operação , o quesignifica que este seria um processo ideal para peças e ou auto peçasque envolvem a característica “segurança do usuário”.

Ä Observamos um notável ganho de produtividade no processo , uma vez

que a estabilidade e capacidade do processo dependem de equipamentosautomatizados e consequentemente reduziríamos o número de mão deobra disponível , ou aumentaríamos a produção (peças/hora).

Ä Melhor qualidade visual e de alguns componentes do veículo que antes

eram utlizados para cobrir a superfície soldada , com isso tambémreduzimos o peso dos automóveis . Sendo este último o mais significativo

Acreditamos que a única desvantagem deste processo , seria como todoprocesso automatizado a substituição da mão de obra humana pela mão de obramecânica (robôs).



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12 – BIBLIOGRAFIA

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J.P. CARTENS

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