В наше време е трудно да се намери човек, който никога да не чуе думата "лазер", обаче много малко разбират ясно какво е това.

Половин век от изобретяването на лазерите различни видовенамери приложение в широк спектър от области, от медицина до цифрови технологии. И така, какво е лазерът, какъв е принципът на неговото действие и за какво служи?

Какво е лазер?

Възможността за съществуването на лазери е предсказана от Алберт Айнщайн, който през 1917 г. публикува статия, в която се говори за възможността електроните да излъчват светлинни кванти с определена дължина. Това явление беше наречено стимулирано излъчване, но дълго време се смяташе за неосъществимо от техническа гледна точка.

С развитието на техническите и технологични възможности обаче създаването на лазер се превърна във въпрос на време. През 1954 г. съветските учени Н. Басов и А. Прохоров получават Нобелова наградаза разработването на мазера, първия микровълнов генератор, захранван с амоняк. А през 1960 г. американецът Т. Майман произвежда първия квантов генератор на оптични лъчи, който той нарича лазер (усилване на светлината чрез стимулирано излъчване на радиация). Устройството преобразува енергията в оптично лъчение с тясна посока, т.е. светлинен лъч, поток от светлинни кванти (фотони) с висока концентрация.

Принципът на действие на лазера

Феноменът, на който се основава работата на лазера, се нарича стимулирано или индуцирано излъчване на средата. Атомите на определено вещество могат да излъчват фотони под действието на други фотони, докато енергията на действащия фотон трябва да бъде равна на разликата между енергийните нива на атома преди и след излъчването.

Излъченият фотон е кохерентен на този, който е причинил излъчването, т.е. точно като първия фотон. В резултат на това се усилва слаб светлинен поток в средата и то не хаотично, а в една зададена посока. Образува се лъч от стимулирано лъчение, което се нарича лазер.

Класификация на лазерите

С изучаването на природата и свойствата на лазерите бяха открити различни видове тези лъчи. Според състоянието на изходното вещество лазерите биват:

• газ;
• течност;
• в твърдо състояние;
• на свободни електрони.

В момента са разработени няколко метода за получаване на лазерен лъч:

• с помощта на електрически блясък или дъгов разряд в газова среда - газов разряд;
• чрез разширяване на горещ газ и създаване на инверсии на населението - газова динамика;
• чрез преминаване на ток през полупроводник с възбуждане на средата - диод или инжекция;
• чрез оптично изпомпване на средата с флаш лампа, LED, друг лазер и др.;
• чрез електронно-лъчево изпомпване на средата;
• ядрено изпомпване при получаване на радиация от ядрен реактор;
• с помощта на специални химична реакция– химически лазери.

Всички те имат свои собствени характеристики и различия, поради които се използват в различни полетаиндустрия.

Практическо използване на лазери

Към днешна дата лазери различни видовесе използват в десетки индустрии, медицина, IT технологии и други сфери на дейност. Те са свикнали да:

• рязане и заваряване на метали, пластмаси и други материали;
• рисуване на изображения, надписи и маркиране на повърхността на продуктите;
• пробиване на ултратънки отвори, прецизна обработка на полупроводникови кристални части;
• формиране на продуктови покрития чрез пръскане, наваряване, повърхностно легиране и др.;
• предаване на информационни пакети с помощта на фибростъкло;
• извършване на хирургични операции и други терапевтични ефекти;
• козметични процедури за подмладяване на кожата, отстраняване на дефектни образувания и др.;
• насочване различни видовеоръжия, от малки оръжия до ракетни оръжия;
• създаване и използване на холографски методи;
• приложение в различни изследователски проекти;
• измерване на разстояния, координати, плътност на работната среда, дебит и много други параметри;
• стартиране на химични реакции за провеждане на различни технологични процеси.

Има още много области, в които лазерите вече се използват или ще намерят приложение в много близко бъдеще.

Всички материали, за които може да се осигури инверсия на населението, могат да се използват като лазерна среда. Това е възможно със следните материали:

а) свободни атоми, йони, молекули, йони на молекули в газове или пари;

б) молекули на багрилото, разтворени в течности;

в) атоми, йони, вградени в твърдо тяло;

г) легирани полупроводници;

д) свободни електрони.

Броят на медиите, които са способни да генерират лазерно лъчение, и броят на лазерните преходи е много голям. Само в неоновия елемент се наблюдават около 200 различни лазерни прехода. Според вида на лазерната активна среда се разграничават газови, течни, полупроводникови и твърдотелни лазери. Като любопитство трябва да се отбележи, че човешкият дъх, състоящ се от въглероден диоксид, азот и водни пари, е подходяща активна среда за слаб CO 2 лазер, а някои разновидности на джин вече са генерирали лазерно лъчение, тъй като съдържат достатъчно количество хинин със синя флуоресценция.

Линиите за генериране на лазер са известни от ултравиолетовата област на спектъра (100 nm) до милиметрови дължини на вълните в далечния инфрачервен диапазон. Лазерите плавно преминават в мазери. Провеждат се интензивни изследвания в областта на лазерите в диапазона на рентгеновите вълни (фиг. 16), но само две или три дузини вида лазери са придобили практическо значение. CO 2 лазерите, аргоновите и криптоновите йонни лазери, CW и импулсните Nd:YAG лазери, CW и импулсните лазери с багрила, He-Ne лазерите и GaAs лазерите вече са намерили най-широко медицинско приложение. Ексимерните лазери, удвояващите честотата Nd:YAG лазери, Er:YAG лазерите и лазерите с метални пари също намират все по-широко приложение в медицината.

Ориз. 16. Видове лазери, използвани най-често в медицината.

В допълнение, лазерните активни среди могат да бъдат разграничени по това дали образуват дискретни лазерни линии, т.е. само в много тесен специфичен диапазон от дължини на вълните или излъчват непрекъснато в широк диапазон от дължини на вълните. Свободните атоми и йони имат, поради своите добре дефинирани енергийни нива, дискретни лазерни линии. Много твърдотелни лазери също излъчват на дискретни линии (рубинени лазери, Nd:YAG лазери). Разработени са обаче и твърдотелни лазери (лазери с центрове на цветовете, александритни, диамантени лазери), чиито дължини на вълните на излъчване могат да варират непрекъснато в широк спектрален участък. Това се отнася по-специално за лазерите с багрила, при които тази техника е напреднала в най-голяма степен. Поради лентовата структура на енергийните нива на полупроводниците, полупроводниковите лазери също нямат дискретни ясни лазерни генериращи линии.

Инверсията на населението в лазерите се създава по различни начини. Най-често за това се използва светлинно облъчване (оптично изпомпване), електрически разряд, електрически ток и химични реакции.

За да премине от режим на усилване към режим на генериране на светлина, лазерът, както във всеки генератор, използва обратна връзка. Обратната връзка в лазера се осъществява с помощта на оптичен резонатор, който в най-простия случай е двойка успоредни огледала.

Принципната схема на лазера е показана на фиг. 6. Съдържа активен елемент, резонатор и източник на помпа.

Лазерът работи по следния начин. Първо, източник на изпомпване (например мощна флаш лампа), действайки върху работното вещество (активен елемент) на лазера, създава инверсия на населението в него. Тогава обърнатата среда започва спонтанно да излъчва светлинни кванти. Под действието на спонтанното излъчване започва процесът на стимулирано излъчване на светлина. Благодарение на инверсията на населението този процес има лавинообразен характер и води до експоненциално усилване на светлината. Потоци от светлина, пътуващи в странични посоки, бързо напускат активния елемент, без да имат време да получат значителна енергия. В същото време светлинна вълна, разпространяваща се по оста на резонатора, многократно преминава през активния елемент, като непрекъснато набира енергия. Благодарение на частичното предаване на светлина от едно от огледалата на резонатора, радиацията се извежда навън, образувайки лазерен лъч.

Фиг.6. Принципна схема на лазера. 1 - активен елемент; 2- помпена система;

3- оптичен резонатор; 4 - генерирана радиация.

§5. Устройството и работата на хелиево-неонов лазер

Фиг.7. Принципна схема на хелиево-неонов лазер.

един). Лазерът се състои от газоразрядна тръба Т с дължина от няколко десетки см до 1,5-2м и вътрешен диаметър 7-10мм. Тръбата е пълна със смес от хелий (налягане ~1 mmHg) и неон (налягане ~0,1 mmHg). Краищата на тръбата са затворени с плоскопаралелни стъклени или кварцови плочи P 1 и P 2, монтирани под ъгъл на Брюстър спрямо нейната ос. Това създава линейна поляризация на лазерното лъчение с електрически вектор, успореден на равнината на падане. Огледалата S 1 и S 2 , между които е поставена тръбата, обикновено са направени сферични с многослойни диелектрични покрития. Те имат висока отразяваща способност и практически не абсорбират светлина. Пропускливостта на едно огледало, през което излиза предимно лазерното лъчение, обикновено е 2%, докато на друго огледало е под 1%. Между електродите на тръбата се прилага постоянно напрежение от 1-2 kV. Катодът K на тръбата може да бъде студен, но за увеличаване на разрядния ток се използват и тръби с кух цилиндричен анод, чийто катод се нагрява от източник на ток с ниско напрежение. Разрядният ток в тръбата е няколко десетки милиампера. Лазерът генерира червена светлина с дължина на вълната =632,8 nm и може също така да генерира инфрачервено лъчение с дължини на вълните 1,15 и 3,39 µm (вижте фиг. 2). Но тогава е необходимо да има крайни прозорци, които са прозрачни за инфрачервена светлина и огледала с високи коефициенти на отражение в инфрачервената област.

2). В лазерите стимулираното излъчване се използва за генериране на кохерентни светлинни вълни. Идеята за това е изразена за първи път през 1957 г. от A.M. Прохоров, Н.Г. Басов и независимо от тях Ч. Таунс. За да се превърне активното вещество на лазера в генератор на светлинни вибрации, е необходимо да се реализира обратна връзка. Това означава, че част от излъчената светлина винаги трябва да се връща в зоната на активното вещество и да предизвиква стимулирано излъчване на нови и нови атоми. За да направите това, активното вещество се поставя между две огледала S 1 и S 2 (виж фиг. 7), които са елементи за обратна връзка. Лъч светлина, подложен на многократни отражения от огледала S 1 и S 2, ще премине многократно през активното вещество, докато се усилва в резултат на принудителни преходи от по-високо енергийно ниво " 3 към по-ниско ниво  " 1 . Това води до отворен резонатор, в който огледалата осигуряват многократно преминаване (и съответно усилване) на светлинния поток в активната среда. В един истински лазер част от светлината трябва да бъде излъчена от активната среда навън, за да може да се използва. За тази цел едно от огледалата, например S 2 , се прави полупрозрачно.

Такъв резонатор не само ще усили светлината, но и ще я колимира и монохроматизира. За простота, първо приемаме, че огледалата S 1 и S 2 са идеални. Тогава лъчите, успоредни на оста на цилиндъра, ще преминават през активното вещество напред-назад неограничен брой пъти. Въпреки това, косите лъчи в крайна сметка ще ударят страничната стена на цилиндъра, където ще се разсеят или ще избягат. Следователно е ясно, че лъчите, разпространяващи се успоредно на оста на цилиндъра, ще бъдат максимално усилени. Това обяснява колимацията на лъчите. Разбира се, не могат да се получат строго успоредни лъчи. Това се предотвратява от дифракцията на светлината. Ъгълът на отклонение на лъчите по принцип не може да бъде по-малък от границата на дифракция  д, където д- ширина на лъча. При най-добрите газови лазери обаче тази граница е практически достигната.

Нека сега обясним как се получава монохроматизацията на светлината. Позволявам Зе дължината на оптичния път между огледалата. Ако 2 З= м , тоест на дължината Зпасва на цял брой полувълни m, тогава светлинната вълна, напускаща S 1, след преминаване напред и назад ще се върне към S 1 в същата фаза. Такава вълна ще се засили по време на второто и всички следващи преминавания през активното вещество в права и обратна посока. най-близката дължина на вълната  , за които трябва да се получи същото усилване, може да се намери от условието 2 З=(м 1)( ). Следователно,  =  / м, това е  , както се очаква, съвпада със спектралната област на интерферометрите на Фабри-Перо. Нека сега вземем предвид, че енергийните нива " 3 и  " 1 и спектралните линии, които се появяват при преходите между тях, не са безкрайно тънки, а имат крайна ширина. Да приемем, че ширината на спектралната линия, излъчвана от атомите, е по-малка от диспергираната област на устройството. След това, от всички дължини на вълните, излъчвани от атомите, условието 2 З= м може да задоволи само една дължина на вълната  . Такава вълна ще се засили максимално. Това води до стесняване на генерираните от лазера спектрални линии, тоест до монохроматизация на светлината.

Основните свойства на лазерния светлинен лъч:

монохроматичност;

пространствена и времева съгласуваност;

висока интензивност;

разминаване на късите светлини.

Благодарение на високата си кохерентност, хелиево-неоновият лазер служи като отличен източник на непрекъснато монохроматично лъчение за изследване на всички видове интерференция и дифракционни явления, чието прилагане с конвенционални източници на светлина изисква използването на специално оборудване.

Нека първо разгледаме четиристепенен лазер с, за простота, само една лента на поглъщане на помпата (лента 3 на фиг. 5.1). Последващият анализ обаче ще остане непроменен, дори ако имаме работа с повече от една лента (или ниво) на поглъщане на помпата, при условие че релаксацията от тези ленти към горното лазерно ниво 2 е много бърза. Обозначете

популациите на четирите нива 0, 1, 2 и 3, съответно, чрез Предполагаме, че лазерът генерира само в един резонаторен режим. Нека е общият брой фотони в резонатора. Ако приемем, че преходите между нива 3 и 2 и нива 1 и 0 са бързи, можем да поставим . Така имаме следните уравнения на скоростта:

В уравнение (5.1a) количеството е общият брой на активните атоми (или молекули). В уравнение (5.16), членът взема предвид изпомпване [виж уравнение (1.10)]. Явни изрази за скоростта на изпомпване както за оптично, така и за електрическо изпомпване вече са получени в гл. 3. В същото уравнение терминът съответства на стимулирано излъчване. Скоростта на стимулираната емисия, както е показано в гл. 2 наистина е пропорционален на квадрата на електрическото поле на електромагнитната вълна и следователно е пропорционален.Следователно коефициентът B може да се разглежда като скоростта на стимулирано излъчване на фотон в режима. Количеството е животът на горния лазерен нивелир и в общ случайсе определя от израза (2.123). В уравнение (5.1 c), членът съответства на скоростта на промяна в броя на фотоните, дължащи се на стимулирано излъчване. Наистина, както вече видяхме, членът в уравнение (5.16) е скоростта на намаляване на населението поради стимулирано излъчване. Тъй като всеки акт на стимулирано излъчване води до появата на фотон, скоростта на нарастване на броя на фотоните трябва да бъде равна на това къде е обемът, зает от модата вътре в активната среда (точното определение на обема на модата е дадено по-долу ). И накрая, членът [където е животът на фотона (вижте раздел 4.3)] взема предвид намаляването на броя на фотоните поради загуби в резонатора.

Ориз. 5.1. Схема на енергийните нива на четиристепенен лазер.

Строгото определение на обема на режима изисква подробно обсъждане, което е дадено в Приложение B. В резултат на това имаме следното определение

където е разпределението на електрическото поле вътре в резонатора, E е максималната стойност на това поле, а интегрирането се извършва върху обема, зает от активната среда. Ако се разглежда резонатор с две сферични огледала, тогава отношението е равно на реалната част от израза (4.95). Уместно е да се посочи като пример симетричен резонатор, състоящ се от две огледала, чиито радиуси на кривина са много по-големи от дължината на резонатора. Тогава размерът на модовото петно ​​ще бъде приблизително постоянен по цялата дължина на резонатора и равен на стойността в центъра на резонатора. По същия начин, радиусът на кривината на еквифазните повърхности ще бъде достатъчно голям и вълновите фронтове могат да се считат за плоски. Тогава от израз (4.95) за режима получаваме

тук задаваме От изрази (5.2) и (5.3) имаме

където е дължината на активната среда. Когато извеждаме този израз, ние взехме предвид факта, че е бавно променяща се функция в сравнение с, така че можем да поставим По този начин появата на четворка в знаменателя на израз (5.4) е резултат от следните две обстоятелства: 1) наличието на фактор 1/2 се дължи на факта, че модата има характер на стояща вълна, така че в съответствие с горните разсъждения; 2) друг фактор 1/2 се появява поради факта, че е размерът на петното за амплитудата на полето E, докато размерът на петното за интензитета на полето (т.е. очевидно е няколко пъти по-малък).

Преди да продължим нашето разглеждане, трябва да се отбележи, че изразът (5.1c) пренебрегва термина, който взема предвид спонтанното излъчване. Всъщност, както е отбелязано в гл. 1, генерирането възниква поради спонтанно излъчване; следователно трябва да се очаква, че уравненията (5.1) не дават правилно описание на началото на генерирането. Наистина, ако в уравнение (5.1 c) поставим момента от време, тогава получаваме , следователно не може да възникне генериране. За да се вземе предвид спонтанното излъчване, може да се опита отново въз основа на просто състояниебаланс, започнете разглеждането с член, който в уравнение (5.16) е включен в члена. В този случай може да изглежда, че

че в уравнение (5.1c) членът, който отчита спонтанното излъчване, трябва да има следната форма: Това обаче не е вярно. Всъщност, както е показано в разд. 2.4.3 [виж по-специално израз (2.115)], спонтанното излъчване се разпределя в определен честотен интервал и формата на неговата линия се описва от функцията излъчване, която допринася за разглеждания режим. Правилният израз за този термин може да бъде получен само от квантово-механично разглеждане на електромагнитното поле на режима на резонатора. Така полученият резултат е много прост и поучителен. В случай, че се вземе предвид спонтанното излъчване, уравнението (5.1 c) се трансформира във формата

Всичко това изглежда така, сякаш сме добавили "допълнителен фотон" към термина, съответстващ на стимулирано излъчване. Въпреки това, за по-голяма простота, ние няма да въведем такъв допълнителен термин, свързан със спонтанното излъчване в това, което следва, а вместо това да приемем, че в началния момент определен малък брой фотони вече присъстват в резонатора. Както ще видим, въвеждането на този малък брой фотони, който е необходим само за възникване на поколение, всъщност по никакъв начин не влияе на последващото разглеждане.

Нека сега се заемем с извеждането на явни изрази за величината B, която влиза в уравнения (5.16) и (5.1 c). Строг израз за тази величина отново е изведен в Приложение Б. За повечето практически цели е подходящ приблизителен израз, който може да се получи от прости съображения. За това разглеждаме резонатор с дължина, в която има активна среда с дължина с коефициент на пречупване.Можем да приемем, че режимът на резонатора се формира от суперпозиция на две вълни, разпространяващи се в противоположни посоки. Нека аз съм интензитетът на една от тези вълни. В съответствие с израз (1.7), когато вълната преминава през слой от активна среда, нейният интензитет се променя със стойността, където a е напречното сечение на прехода при честотата на разглеждания резонаторен режим. Нека сега да определим следните величини: и са коефициентите на предаване на двете резонаторни огледала по мощност; - съответните коефициенти на относителна загуба на огледалата; 3) Г, - относителен коефициент на вътрешни загуби за един проход. След това промяната в интензитета за пълно преминаване на резонатора

Тук и са логаритмичните загуби на преминаване, дължащи се на предаването на огледалата, и са вътрешните логаритмични загуби. За краткост ще наричаме y и загуби при предаване и - вътрешни загуби. Както ще стане ясно по-долу, поради експоненциалния характер на лазерното усилване, записването с логаритмични загуби е много по-удобно за представяне на загубите в лазерите. Все пак трябва да се отбележи, че макар и за малки стойности на предаване, това не е вярно за големи стойности на предаване. Нека дадем пример: ако поставим тогава получаваме т.е., докато за имаме Трябва също да се отбележи, че с помощта на изрази (5.7) е възможно да се определи общата загуба на преминаване:

След като определихме логаритмичните загуби, заместваме изразите (5.7) и (5.8) в (5.6). Въвеждане на допълнително условие

експоненциалната функция в (5.6) може да бъде разширена в степенен ред и получаваме

Нека разделим двете части на този израз на интервала от време, през който светлинната вълна преминава пълно преминаване през резонатора,

т.е. от стойността където се определя от израза

Използвайки приближението, получаваме

Тъй като броят на фотоните в резонатора е пропорционален на интензитета, уравнение (5.12) може да се сравни с (5.1c). В този случай получаваме следните изрази:

Стойността V ще наричаме ефективен обем на режима на резонатора. Обърнете внимание, че формула (5.136) обобщава полученото в разд. 4.3 израз за живота на един фотон. Освен това изразът (5.14) за обема на резонатора е валиден само приблизително. Всъщност Приложение B показва, че в (5.13a) трябва да се използва по-строг израз за V, а именно

тук първият интеграл се взема върху обема на активната среда, а вторият - върху останалия обем на резонатора. Отбелязваме обаче, че за симетричен резонатор с огледала с голям радиус на кривина и двата израза (5.14) и (5.15) дават

Досега нашето разглеждане беше насочено към обосновката на уравнение (5.1c) и към извеждането на ясни изрази за B и по отношение на измерените лазерни параметри. Все пак трябва да се отбележи, че ние също посочихме границите на приложимост на уравнение (5.1c). Наистина, когато извеждаме уравнение (5.12), трябваше да използваме приближение (5.9), според което разликата между печалбата и загубата е малка. За непрекъснат лазер това условие винаги е изпълнено, тъй като при стационарен процес (вижте раздел 5.3.1). Но за импулсен лазер условие (5.9) ще бъде валидно само когато лазерът работи при малък излишък над прага. Ако условието (5.9) не е изпълнено, тогава уравненията

Тест

ЛАЗЕРИ НА БАЗАТА НА КОНДЕНЗИРАНА МАТЕРИЯ

Въведение

2.2. рубинен лазер

3.2. неодимов лазер

3.7. Оптични лазери

5. Полупроводникови лазери

5.1. Принцип на действие

5.2. DHS лазери

5.3. DFB и VRPI лазери

БИБЛИОГРАФИЯ

Въведение

Лазерите, базирани на вещества в кондензирано състояние, включват лазери, чиято активна среда е създадена:

1) в твърди веществаах главно в диелектрични кристали и стъкла, където активните частици са йонизирани атоми на актиниди, редкоземни и други преходни елементи, легиращи кристала, а също и в кристали с полупроводникови свойства,

2) в течности, съдържащи активни частици молекули на органични багрила.

В тези среди стимулираното лазерно лъчение възниква порадииндуцирана радиацияпреходи (вижте раздел 1) между енергийните нива на активиращите йони или термините на молекулите. В полупроводниковите структури стимулираното излъчване възниква в резултат на рекомбинацията на свободни електрони и дупки. За разлика от газовите лазери (вижте раздел 4), инверсията на населението в твърдотелни и течни лазери винаги се създава при преходи, които са близки до основното енергийно състояние на активната частица.

Тъй като диелектричните кристали не провеждат електрически ток, за тях, както и за течните среди, т.нар.оптично изпомпване– изпомпване на лазерния преход чрез оптично лъчение (светлина) от спомагателен източник.

В полупроводниковите лазери по-често се използва изпомпване с електрически ток (инжекция ток), протичащ през полупроводника в посока напред, по-рядко други видове изпомпване: оптично изпомпване или изпомпване чрез електронно бомбардиране.

1. Особености на оптичното напомпване на лазерната активна среда

Важна характеристика на OH е неговатаселективност , а именно: чрез избор на дължина на вълната на OH лъчение е възможно селективно да се възбуди желаното квантово състояние на активните частици. Нека намерим условията, които осигуряват максимална ефективност на процеса на възбуждане на активни частици поради оптично изпомпване (ОН), в резултат на което активната частица изпитва квантов преход от енергийното състояниеаз към по-високото възбудено състояние на енергийната скалак . За да направим това, използваме израза за мощността на излъчване на източника на ОН, абсорбиран от активните частици на облъчената среда (вижте раздел 1.9)

. (1)

Уравнение (1) включва честотната зависимост на спектралната енергийна плътност на излъчването на ОН източника и функцията на формата на абсорбционната линия на средата, т.е. честотната му зависимост (форм фактор).

Очевидно степента на поглъщане и количеството на погълната мощност ще бъдат максимални, когато:

1) концентрация на частици в състояниеаз ще бъде най-големият, т.е. OH е ефективен при висока плътност на активните частици, а именно от цялото разнообразие от среди за среди, които са в кондензирано състояние (твърди вещества и течности);

2) В състоянието на TDS, разпределението на частиците по състояния с различни значениявътрешната (потенциална) енергия се описва с формулата на Болцман, а именно: основното (най-ниско) енергийно състояние на частицата и ансамбъла като цяло има максимална населеност. От това следва, че държаватааз трябва да бъде основното енергийно състояние на частицата;

3) за най-пълно усвояване на енергията на източника на ОН (най-голямото ΔПик ) е желателно да има среда с най-висока стойносткоефициент на поглъщане при квантовия преход: (виж f-lu (1.35)), и тъй като е пропорционален на коефициента на Айнщайн B k i , a B ki A ki (виж f-lu (1.11, b)), желателно е абсорбиращият преход да бъде „разрешен“ и „резонансен“;

4) Желателно е ширината на радиационния спектър на източника на помпа да не е по-голяма от ширината на абсорбционния контур на активните частици. Когато се изпомпва чрез спонтанно излъчване на лампи, това по правило не може да се постигне. Идеалното от тази гледна точка е „съгласуван ” изпомпване чрез монохроматично лазерно лъчение, при което цялата линия (целия спектър) на OH лъчение „попада” в абсорбционния контур. Такъв режим на абсорбция беше разгледан от нас в раздел 1.9;

5) очевидно е, че ефективността на OH ще бъде толкова по-висока, колкото по-голяма част от радиацията ще бъде погълната от активните частици чрез квантов преход с изпомпване на необходимото ниво. Така че, ако активната среда е кристал (матрица), легирана с активни частици, тогава матрицата трябва да бъде избрана така, че да не абсорбира ОН радиация, т.е. така че матрицата да бъде „прозрачна“ за излъчването на помпата, което изключва наред с други неща нагряването на средата. В същото време общата ефективност на системата „активна среда на лазерен източник на OH“ обикновено се определя до голяма степен от ефективността на преобразуване електрическа енергия, вграден в източника на помпата, в нейното излъчване;

6) В раздел 1.9 беше показано, че в квантова системас две енергийни нива е принципно невъзможно да се получи инверсия на популацията за всякакви стойности на интензитета на външното излъчване (т.е. оптично изпомпване): при →∞ е възможно само да се изравнят популациите на нивата.

Следователно, за изпомпване на квантов лазерен преход с оптично лъчение и създаване на инверсия на населението върху него се използват активни среди с едно или две спомагателни енергийни нива, които заедно с две нива на лазерния преход образуват три или четири нива схема (структура) на енергийните нива на активната среда.

2. Квантови устройства с оптично напомпване, работещи по "тристепенна схема"

2.1. Теоретичен анализтристепенна схема. В такава схема (фиг. 1) долното лазерно ниво "1" е основното енергийно състояние на ансамбъла от частици, горното лазерно ниво "2" е относително дългоживеещо ниво, а нивото "3", свързан с ниво "2" чрез бърз нерадиационен преход, еспомагателни. Оптичното изпомпване работи на канал "1" → "3".

Нека намерим условието за съществуване на инверсия между нива "2" и "1". Ако приемем, че статистическите тегла на нивата са еднакви g 1 = g 2 = g 3 , записваме системата от кинетични (балансови) уравнения за нива "3" и "2" в стационарно приближение, както и връзката за броя на частиците на нивата:

(2)

където n 1 , n 2 , n 3 концентрации на частици на нива 1, 2 и 3, Wn 1 и Wn 3 скоростта на абсорбция и индуцирана емисия при преходи между нива "1" и "3" под действието на радиация на помпата, вероятността от която W; wik вероятността от преходи между нивата,н

От (2) можем да намерим популациите на нивата n 2 и n 1 като функция на W и тяхната разлика Δ n във формата

, (3)

което определя ненаситеното усилванеα 0 на ансамбъла от частици при прехода "2"→"1". Да сеα 0 >0, е необходимо, т.е. числителят в (3) трябва да е положителен:

, (4)

където W тогава прагово ниво на изпомпване. От винаги W тогава >0, тогава следва това w 32 > w 21 , т.е. вероятността за изпомпване на ниво "2" чрез релаксационни преходи от ниво "3" трябва да бъде по-голяма от вероятността за неговото отпускане до състояние "1".

Ако

w 32 >> w 21 и w 32 >> w 31, (5)

тогава от (3) получаваме: . И накрая, ако W >> w 21, тогава инверсията Δ n ще бъде: Δ n ≈ n 2 ≈ N , т.е. на ниво "2" можете да "съберете" всички частици от околната среда. Обърнете внимание, че отношения (5) за скоростите на релаксация на нивата съответстват на условията за генериране на пикове (вижте раздел 3.1).

Така в тристепенна система с оптично изпомпване:

1) инверсия е възможна, ако w 32 >> w 21 и максимум кога w 32 >> w 31;

2) инверсия възниква, когато W > W тогава , т.е. творението носипрагов характер;

3) за ниско w 21 създават се условия за „пиков” режим на свободно генериране на лазера.

2.2. рубинен лазер. Този твърдотелен лазер е първият лазер, който работи във видимия диапазон на дължината на вълната (T. Meiman, 1960). Рубинът е синтетичен кристал А l 2 O 3 при модификация на корунд (матрица) с примес от 0,05% активиращи йони Cr3+ (концентрация на йони ~1,6∙10 19 см 3 ), и се обозначава като A l 2 O 3 : Cr 3+ . Рубинният лазер работи по тристепенна схема с ОН (фиг. 2а). Лазерните нивелири са електронни нивелири Cr3+ : долното лазерно ниво "1" е състоянието на основната енергия Cr 3+ в Al 2 O 3 , горно лазерно ниво "2" дълготрайно метастабилно ниво сτ 2 ~10 3 с. Нива "3a" и "3b" саспомагателни. Преходите "1" → "3a" и "1" → "3b" принадлежат към синята (λ0.41 μm) и "зелената" (λ0.56 μm) части на спектъра и са широки (с Δλ ~50nm) контур на абсорбция (ивици).

Ориз. 2. Рубинен лазер. (a) Диаграма на енергийните нива Cr 3+ в Al 2 O 3 (корунд); (б ) конструктивна схема на лазер, работещ в импулсен режим с Q-превключване. 1 рубинен прът, 2 лампа с помпа, 3 елиптичен рефлектор, 4a фиксирано резонаторно огледало, 4b въртящо се резонаторно огледало, модулиращо Q фактора на резонатора, Cн кондензатор за съхранение,Р зареждащ резистор, "Кн » стартов бутон за токов импулс през лампата; показва входа и изхода на охлаждащата вода.

Оптичният метод на изпомпване осигурява селективно попълване на спомагателни нива "3a" и "3b" Cr3+ през канал "1"→"3" от йони Cr3+ когато се абсорбира от йони Cr3+ излъчване от импулсна ксенонова лампа. След това, за относително кратко време (~10 8 в) има безрадиационен преход на тези йони от "3а" и "3b" към нива "2". Освободената в този случай енергия се преобразува във вибрации на кристалната решетка. При достатъчна плътност ρ на радиационната енергия на източника на помпа: когато и при прехода „2” → „1” възниква инверсия на популацията и се генерира радиация в червената област на спектъра при λ694,3 nm и λ692. 9 nm. Праговата стойност на изпомпване, като се вземат предвид статистическите тегла на нивата, съответства на прехвърлянето към ниво "2" на около ⅓ от всички активни частици, което, когато се изпомпва от λ0,56 μm, изисква специфична радиационна енергия E pore > 2J / cm 3 (и мощност P pore > 2 kW / cm 3 при продължителност на импулса на помпатаτ ≈10 3 s ). Такава висока стойност на мощността, депозирана в лампата и рубинената пръчка при стационарен RS, може да доведе до нейното разрушаване, следователно лазерът работи в импулсен режим и изисква интензивно водно охлаждане.

Лазерната схема е показана на фиг. 2б. Лампата на помпата (флаш лампа) и рубинен прът за увеличаване на ефективността на изпомпване са разположени вътре в рефлектор с цилиндрична вътрешна повърхност и напречно сечение под формата на елипса, а лампата и прътът са разположени във фокусните точки на елипсата. В резултат на това цялото излъчване, излизащо от лампата, се фокусира в пръта. Светлинният импулс на лампата възниква, когато през нея премине токов импулс чрез разреждане на запаметяващ кондензатор в момента, в който контактите са затворени с „Кн ". Охлаждащата вода се изпомпва вътре в рефлектора. Енергията на лазерното лъчение на импулс достига няколко джаула.

Импулсният режим на работа на този лазер може да бъде един от следните (вижте раздел 3):

1) режим на "свободно генериране" при ниска честота на повторение на импулса (обикновено 0,1 ... 10 Hz);

2) Режим "Q-switched", обикновено оптико-механичен. На фиг. 2б, Q-превключването на ООП се извършва чрез завъртане на огледалото;

3) режим на „заключване на режима“: с ширина на емисионната линия Δνне един ~10 11 Hz,

брой надлъжни режими M~10 2 , продължителност на импулса ~10 ps.

Приложенията на рубиновия лазер включват холографски системи за запис на изображения, обработка на материали, оптични далекомери и др.

Широко използван в медицината и лазера BeAl 2 O 4 : Cr 3+ (хризоберил, легиран с хром или александрит), излъчващ в диапазона от 0,7 ... 0,82 микрона.

2.3. Ербиев оптичен квантов усилвател. Такъв усилвател, често наричан „ EDFA ” (съкращение от „Усилвател с влакна с добавка на ербий ”), работи по схема на три нива върху квантовите преходи между електронни състояния Er 3+ в силициево влакно, легирано с ербий: SiO2 : Er3+ (фиг. 3а). По-ниското квантово състояние "1" е основното електронно състояние Er 3+ 4 I 15/2 . Горните квантови състояния "2" са групата на долните поднива на разделеното електронно състояние 4 I 13/2 . Разделянето на няколко близко разположени поднива възниква поради взаимодействието на йони Er 3+ с вътрешнокристално поле SiO2 (Ефект на Старк). Горни поднива на електронното състояние 4 I 13/2 и отделно ниво 4 I 11/2 са спомагателни нива "3а" и "3б".

Под действието на лъчение на помпата с дължина на вълната 980 nm (или 1480 nm) йони Er 3+ преминете от състояние "1" към краткотрайни състояния "3a" или "3b" и след това бързи нерадиационни преходи ( w 32 ~10 6 s 1 ), за да изрази „2“, което е квазиметастабилно ( w 21 ~10 2 c 1 и τ 2 ~10ms). Така изискването w 32 >> w 21 се извършва, а на ниво "2" има натрупване на частици, чийто брой, когато нивото на помпата надвиши праговата си стойност, W > W тогава , надвишава населението от ниво "1", т.е. ще има инверсия на населението и усилване при дължини на вълните в диапазона от 1,52…1,57 μm (фиг. 3b). Оказва се, че прагът на инверсия се достига, когато една трета от частиците се прехвърлят на ниво "2". Праг OH W тогава и честотната зависимост на усилването се определят от структурата на влакното (фиг. 3b), концентрация Er 3+ и дължина на вълната на OH лъчение. Ефективността на помпата, а именно съотношението на ненаситеното усилване към единичната мощност на OH източника, е за изпомпване от λ980nm до 11dB m 1 ∙mW 1 , а за λ1480nmaоколо 6dB m 1 ∙mW 1 .

Съответствие на честотата на усилване EDFA третият „прозорец на прозрачност“ на кварцовото влакно определя използването на такива усилватели като компенсатори на линейни загуби на съвременни оптични комуникационни линии (FOCL) с честотно мултиплексиране на канали (системи WDM : Мултиплексиране с разделяне по дължина на вълната и DWDM : Мултиплексиране с разделяне на плътна дължина на вълната ). Дължината на кабела-усилвател, изпомпван от излъчването на полупроводников лазер, е съвсем просто включен във FOCL (фиг. 3c). Използването на усилватели с ербиеви влакна във FOCL замества технически много по-сложния метод за „регенериране“ на сигнала, като изолира слаб сигнал и го възстановява.

Ориз. 3. Ербиев оптичен квантов усилвател ( EDFA ). а) диаграма на енергийните нива Er 3+ в SiO 2 (кварц), (б)усилване на сигнала в кварц с различни добавки, (в ) опростена схема за включване на усилвател във FOCL: 1 входно лъчение (от пътя на предаване), 2 полупроводникови помпа лазер, 3 мултиплексор (съединител), 4 EDFA (SiO 2 : Er 3+ влакна ), 5оптичен изолатор, 6изходно излъчване (към пътя на предаване).

3. Лазери с оптично изпомпване, работещи по “четиристепенна схема”.

3.1. Теоретичен анализ на четиристепенната схема. В такава схема от нива (фиг. 4), ниво "0" е основното енергийно състояние на ансамбъл от частици, ниво "1", свързано с квантов преход с ниво "0", е долното лазерно ниво, дълго -живо ниво “2” е горното лазерно ниво, а ниво “3” е спомагателно. Изпомпването работи на канал "0" → "3".

Нека намерим условието за съществуване на инверсия между нива "2" и "1". Ако приемем, че статистическите тегла на нивата са едни и същи и също така приемем, че

и (6)

записвам опростена система кинетични уравненияза нива "3", "2" и "1" в стационарно приближение, както и отношението за броя на частиците на всички нива:

(7)

където n 0 , n 1 , n 2 , n 3 , концентрация на частици на нива 0,1,2,3; Wn 0 и Wn 3 скоростта на абсорбция и индуцирана емисия при преходи между нива "0" и "3" под действието на радиация на помпата, вероятността от която W; wik вероятности за преходи между нивата,н общ брой активни частици на единица обем.

От (6 и 7) можем да намерим популациите на нивата n 1 и n 2 като функция на W и тяхната разлика Δ n във формата

, (8)

което определя ненаситеното усилване α 0 при прехода "2"→"1".

Очевидно печалбата ще бъде положителна и максимална, когато:

. (9)

От това можем да заключим, че в случай на четиристепенна схема с OH, когато са изпълнени условия (6) и (9):

1) инверсията не е от прагов характер и съществува за всеки W;

2) изходната мощност на лазера, определена от израза (2.14), зависи от оптичната скорост на изпомпване Wn 0 .

3) в сравнение с тристепенната схема на четири нива е по-гъвкава и ви позволява да създадете инверсия на населението, както и да приложите както импулсно, така и непрекъснато и генериране на всякакви нива на помпа (когато усилването надвишава загубите в OER).

3.2. неодимов лазер. Лазерът използва квантов преход между електронни енергийни нива Nd 3+ , лазерното генериране се извършва по четиристепенна схема с ОН (фиг. 5). Най-широко използваната кристална матрица за йони Nd 3+ е итриев алуминиев гранат: Y 3 Al 5 O 12 , а легираният кристал се обозначава като Y3Al5O12: Nd3+ или YAG: Nd3+. Концентрация на Nd3+ , който не деформира YAG кристала до 1,5%. Други матрици за Nd 3+ са фосфатни и силикатни стъкла (означавани катостъкло : Nd 3+ ), кристали от гадолиний-скандий-галиев гранат (GSHG: Nd 3+ ), итрий-литиев флуорид YLiF4 : Nd 3+ , итриев ортованадат, органометални течности. Благодарение на кубичната структура на матрицата, спектърът на луминесценция на YAG има тесни линии, което определя високото усилване на неодимовите твърдотелни лазери, които могат да работят както в импулсен, така и в непрекъснат режим на генериране.

Опростена електронна диаграма на енергийните нива Nd 3+ в YAG е показано на Фиг. 5 Долно лазерно ниво "1" 4 I 11/2 най-интензивният квантов преход Nd 3+ с дължина на вълната λ1,06 μm се намира приблизително на 0,25 eV над основното енергийно състояние "0" 4 I 9/2 , и при нормални условия е практически незаселен (0,01% от населението на основното състояние), което определя ниския праг на генериране на този лазер. Ниво 4 F 3/2 , чийто живот е 0.2ms, е горното лазерно ниво "2". Групи нива (енергийни „зони“) „3а“ ... „3д ” играят ролята на спомагателен електронен нивелир “3”. Оптичното изпомпване се извършва през канала "0" → "3", ивиците на поглъщане имат дължини на вълните близо до 0,52; 0,58; 0,75; 0,81 и 0,89 µm. От състоянията „3а“ ... „3д » има бърза релаксация чрез безрадиационни преходи към горното лазерно състояние «2».

За изпомпване се използват криптонови и ксенонови газоразрядни лампи, халогенни лампис добавки на алкални метали в запълващия газ, както и полупроводник GaAs лазери (λ0,88 µm) и базирани на светодиоди Ga 1 x Al x As (λ0,81 µm) (фиг. 6).

Мощност на YAG лазерно лъчение: Nd 3+ с дължина на вълната λ1,06 μm в непрекъснат режим достига 1 kW, рекордните стойности, постигнати в импулсен режим: енергията на импулса е около 200 kJ, а мощността е 200 TW при продължителност на импулса ~ 1 ns ( лазер, предназначен за експерименти с контролиран лазерен термоядрен синтез (LTS).

В YAG кристал, лазерна линия Nd 3+ с λ1,06 μm е равномерно разширен (до 0,7 nm), докато в стъклата има значително нехомогенно разширение поради ефекта на Старк (Δν не един ≈3∙10 12 Hz,), което прави възможно успешното прилагане на режима на заключване на надлъжния режим (вижте раздел 3.3) с M ~10 4 и получават ултракъси импулси с продължителност от порядъка на 1 ps.

Повишена концентрация на активиращи йони в среда като неодимов пентафосфат ( NdP 5 O 14 ), литиев неодимов тетрафосфат ( LiNdP 4 O 12 ) и други, осигурява ефективно поглъщане на полупроводниково лазерно лъчение на разстояния от порядъка на фракции от милиметър, което ви позволява да създавате миниатюрни модули, т.нар.минилазери : полупроводников лазер, неодимов лазер.

Високата мощност на излъчване на неодимовия лазер с λ1,06 μm прави възможно преобразуването на честотата на неговото излъчване с помощта на нелинейни кристали. За генериране на втори и по-високи оптични хармоници се използват кристали с квадратична и кубична нелинейна чувствителност (калиев дихидроген фосфат KDP , калиев титанил фосфат KTP ), с директно и (или) последователно (каскадно) преобразуване. Така че, ако се използва верига от кристали за излъчване на неодимов лазер, тогава е възможно да се получи, в допълнение към инфрачервеното лъчение на основната честота с λ1,06 μm, генерирането на 2-ри, 4-ти и 5-ти хармоници с дължини на вълните λ0,53 μm (зелена радиация); λ0.35µm, λ0.26µm и λ0.21µm (UV лъчение) (фиг. 7).

Основните области на приложение на неодимовите лазери: технологични и медицински инсталации, експерименти с контролиран лазерен термоядрен синтез, изследвания на резонансното взаимодействие на радиацията с материята, в подводни системи за зрение и комуникация (λ0,53 μm), обработка на оптична информация; спектроскопия, дистанционна диагностика на примеси в атмосферата (UV лъчение) и др.

В лазери, използващи стъкла като матрица (силикатни, боратни и др.), могат успешно да се използват и други активиращи йони: Yb 3+, Er 3+, Tm 3+, Ho 3+ с радиация в диапазона от 0,9 ... 1,54 μm.

3.3. Честотно преобразуване на лъчение в нелинейна среда. Феноменът на удвояване и добавяне на честотите на светлинните вълни е както следва. Когато светлината се разпространява в среда под действието на електрическо поле на електромагнитна вълнад , има съответно изместване на атомните електрони спрямо ядрата, т.е. средата е поляризирана. Поляризуемостта на средата се характеризира с големината на електрическия диполен момент на единица обем -Р свързани с големината на полетод чрез диелектричната чувствителност на средатаχ : . Ако това поле е малко, тогава диелектричната чувствителностχ \u003d χ 0 \u003d Const, p е линейна функция над : , а изместването на зарядите предизвиква излъчване със същата честота като първоначалното излъчване (“линейна оптика).

При висока мощност, когато електрическо полерадиацията започва да надвишава стойността на вътрешноатомното поле, поляризуемостта става нелинейна функцияд : Тоест, освен линейно зависими отд срок при малъкд , когато имаме работа с линейна оптика, в израза заР изглежда нелинейно по отношение на E термин („нелинеен ” оптика). В резултат на това, когато „помпа“ вълна, разпространяваща се в среда с честота ν 0 и вълнов вектор (където е индексът на пречупване на средата), нова вълна се появява вторият оптичен хармоник с честота и вълнов вектор, както и редица хармоници от по-висок порядък. Очевидно енергията на помпа вълна с честота ще бъде най-ефективно прехвърлена в нова вълна с честота, ако скоростите на разпространение на тези две вълни са еднакви, т.е. ако има т.нар.: . Това условие може да бъде изпълнено с помощта на кристал с двойно пречупване, когато две вълни се разпространяват под определен ъгъл спрямо главната му оптична ос.

Когато две вълни се разпространяват в кристала с честоти и и вълнови вектори и в допълнение към хармониците на всяка от вълните, в кристала се генерира вълна с обща честота: , и вълна с различна честота. Условието на вълнов синхрон в този случай има формата: .

В известен смисъл описаните явления могат да се разглеждат като генериране на хармоници по време на кохерентно оптично напомпване на нелинеен кристал.

3.4. Регулируеми лазери за боядисване. Лазерите, базирани на разтвори на сложни органични съединения (включително багрила: родамини, кумарини, оксазоли и др.) В алкохоли, ацетон и други разтворители принадлежат към групататечност лазери. Такива разтвори имат интензивни ивици на поглъщане при OH и емисионни ленти в близките UV, видимите или близките до IR спектрални области. Основното им предимство е широка линия на луминесценция (до 50…100 nm), което позволява плавно регулиране на работната честота на лазера в тази линия.

Електронните състояния на повечето багрила, използвани в такива лазери, са широки, до 0,1 eV, непрекъснати енергийни ленти, произтичащи от добавянето на стотици „припокриващи се“ вибрационни и ротационни поднива, което също води до широка, като правило, безструктурна абсорбция и луминесценция ленти., в резултат на добавянето на "припокриващи се" преходи между такива поднива (фиг. 8а). Между поднивата „вътре“ в тези ленти има бързи нерадиационни преходи с вероятност w ~10 10 …10 12 s 1 , а вероятностите за релаксационни преходи между електронни състояния са с два до четири порядъка по-ниски (~10 8 c 1 ).

Генерирането се извършва съгласно схема на "четири нива" при преходи на молекулата на багрилото от по-ниските вибрационни поднива на първото възбудено синглетно електронно състояние S1 (фиг. 8, а), аналози на ниво "2" в диаграмата на фиг. 4 към горните поднива на основното електронно състояние S0 , аналози от ниво "1". Аналогът на ниво "0" са долните поднива на основния електронен термин, а аналогът на спомагателното ниво "3" са горните вибрационни поднива на възбудения електронен термин S1.

Тъй като бързите преходи се извършват в електронни термини, разпределението на населението на състоянията съответства на закона на Болцман: горните поднива "3" и "1" са слабо населени, а долните "0" и "2" са силно населени. Такова съотношение за нива "0" и "3" определя за тях висока ефективност на RS по канала "0" → "3", а съотношението за нива "2" и "1" определя инверсията на населеността, усилването и поколение при този преход.

За да се получи тясна линия на генериране, както и да може да се настройва по честота в рамките на широка лента на луминесценция на молекули на багрилото, се използва дисперсионен резонатор със спектрално селективни елементи (призми, дифракционни решетки, интерферометри и др.) (фиг. 8б).

Възможността за настройка на дължината на вълната в рамките на луминесцентната линия (фиг. 8,в ) без загуба на мощност се определя от бързи нерадиационни преходи вътре в електронните термини "2" и "1", чиято вероятност надвишава вероятността от индуцирани преходи. Така че, когато настройвате резонатора на всяка дължина на вълната в линията на луминесценция на прехода "2" → "1", лазерното лъчение възниква при прехода между съответните поднива "2ʹ“ и „1′ ”, което води до подниво „2ʹ » чрез индуцирани преходи се „изчиства“ и «1ʹ » се попълва допълнително. Въпреки това, поради OH и бързите преходи от съседни поднива в рамките на термина, населението на „генериращото“ подниво „2ʹ » се реставрира непрекъснато. В същото време подниво „1ʹ ” се изчиства непрекъснато чрез бързи преходи, като в крайна сметка се отпуска до състояние „0”. Така цялото изпомпване на горния електронен термин "2" се превръща в изпомпване на прехода "2".ʹ»→«1ʹ » и се превръща в теснолентово монохроматично лазерно лъчение при честотата на настройка на диспергиращия резонатор, като тази честота може да се променя.

В допълнение към радиационните преходи S 1 → S 0 ("2" → "1") Има и редица преходи, които намаляват ефективността на генерирането. Това са преходите: S 1 → T 1 , които намаляват населението на нива “2ʹ”, преходи T 1 →"1", увеличавайки населението на нива "1ʹ", и преходи T 1 → T 2 абсорбиране на лазерно лъчение.

Има два вида лазери за боядисване:несвързан (тръба), оптично изпомпвана от радиация флаш лампии импулсен режим на работа; а също и ссъгласуван изпомпване с лазерно лъчение от друг тип (газ или твърдо състояние) в непрекъснат, квази-непрекъснат или импулсен режим на работа. Ако в лазера се използва промяна на багрила и има повече от хиляда от тях, тогава по този начин е възможно да се „блокира“ цялата видима и част от инфрачервената област на спектъра (0,33 ... 1,8 μm) с радиация. В лазерите с кохерентно изпомпване йонните помпи се използват като източници на помпи за получаване на непрекъснат режим. Ar - или Kr -газови лазери. За изпомпване на багрила в импулсен режим се използват газови лазери N 2 , медни пари, ексимери, както и рубинени и неодимови лазери с умножение на честотата. Често е необходимо да се използва изпомпване на разтвора на багрилото, в резултат на което молекулите, които са претърпели дисоциация под действието на радиацията на помпата, се отстраняват от активната зона и се въвеждат свежи.

Багрилни лазери с Δν не един ~10 13 Hz и M>10 4 , правят възможно генерирането на ултракъси радиационни импулси (τ~10 14 … 10 13 s).

Багрилните лазери с разпределена обратна връзка (DFB) формират специална група. В DFB лазерите ролята на резонатор се играе от структура с периодично променящ се показател на пречупване и (или) усилване. Обикновено се създава в активна среда под действието на два интерфериращи си помпени лъча. DFB лазерът се характеризира с тясна линия на генериране (~10 2 см 1 ), които могат да бъдат настроени в рамките на лентата на усилване чрез промяна на ъгъла между лъчите на помпата.

Приложенията на багрилен лазер включват фотохимия, селективно изпомпване на квантови състояния в спектроскопията, разделяне на изотопи и др.

3.5 Регулируем сапфирен лазер с легиран титан. Плавната настройка на дължината на вълната на генериране също се осигурява от твърдотелен лазер, базиран на активиран с титан корундов кристал ( Al 2 O 3 : Ti 3+ ), наречен сапфир.

Всяка електронна държаваТи 3+ , се състои от голям брой "припокриващи се" вибрационни поднива, което води до безструктурни ленти на абсорбция и луминесценция, дори по-широки от тези на багрилото в резултат на добавянето на "припокриващи се" преходи между такива поднива. Вътре в тези състояния има бързи нерадиационни преходи с вероятности w ~10 9 s 1 , докато вероятностите за релаксация между електронни състояния са от порядъка на 10 5 …10 6 s 1 .

Сапфиреният лазер спада към групата на т.нар.вибронен лазери, характеризиращи се с това, че основният им електронен термин е лента от вибрационни поднива ( кристална решетка), поради което лазерът работи по четиристепенна схема и, подобно на багрилен лазер, създава възможност за плавна настройка на генерацията в диапазона λ660…1180 nm. Лентата на абсорбция се простира от λ0,49 µm до λ0,54 µm. Кратък живот на възбуденото състояние "2"Ти 3+ прави изпомпването на лампата на този лазер неефективно, което, като правило, се извършва от непрекъснат аргонов лазер (λ488 nm и λ514,5 nm), втората хармоника на неодимов лазер (λ530 nm) или импулси на лазерно лъчение на медни пари (λ510 nm).

Безспорните предимства на сапфировия лазер с титан са много по-висока допустима мощност на помпата без разграждане на работното вещество и по-широка нехомогенно разширена линия на луминесценция. В резултат на това се получава поредица от импулси с продължителност около десетки фемтосекунди (1fs=10 15 в) и с последващо компресиране (компресия) на импулси в нелинейни оптични влакна до 0,6 fs.

3.6. Лазери с регулируем цветен център. Такива лазери, подобно на твърдотелните лазери, обсъдени по-горе, използват йонни кристали като активно вещество, но с цветни центрове, т.нар. F - центрове , което позволява настройка на тяхното излъчване. Лазерни материали за такива лазери: кристали от флуориди и хлориди на алкални метали ( Li, Na, K, Rb ), както и флуориди Ca и Sr . Въздействието върху тях на йонизиращо лъчение: гама-кванти, високоенергийни електрони, рентгеново и силно UV лъчение, както и калцинирането на кристали в пари на алкални метали, води до появата на точкови дефекти в кристалната решетка, локализиращи електрони или дупки по себе си. Свободно място, което улавя електрон, образува дефект, чиято електронна структура е подобна на тази на водороден атом. Такъв цветен център има ленти на поглъщане във видимата и UV област на спектъра.

Схемата за лазерно генериране на цветни центрове е подобна на схемите на течни лазери върху органични багрила. За първи път е получено генериране на стимулирано излъчване в цветни центрове в кристали на K Cl - Li при импулсно оптично изпомпване. В момента се наблюдава генериране на голям брой различни цветни центрове с IR излъчване в импулсен и непрекъснат режим с кохерентна RS. Честотата на излъчване се настройва с помощта на диспергиращи елементи (призми, дифракционни решетки и др.), поставени в резонатора. Въпреки това, лошата термична и фотостабилност предотвратява широко използванетакива лазери.

3.7. Оптични лазери. фибри наречени лазери, чийто резонатор е изграден на базата на оптично влакно-вълновод, който е и активната среда на лазера, в която се генерира лъчение (фиг. 9). Използва се кварцово влакно, легирано с редкоземни елементи ( Nd, Ho, Er, Tm, Yb и т.н.), или пасивно влакно, използващо ефекта на стимулираното раманово разсейване. В последния случай оптичният резонатор образува светлинен проводник в комбинация с „вградени“ във влакното решетки с индекс на пречупване „Bragg“. Такива лазери се наричатфибри Raman ” лазери. Лазерното лъчение се разпространява вътре в оптичното влакно и следователно кухината на влакнестия лазер е проста и не изисква подравняване. Във влакнестия лазер е възможно да се получи както едночестотно генериране, така и генериране на ултракъси (фемтосекунди, пикосекунди) светлинни импулси.

4. Генериране на параметрична светлина

Генериране на параметрична светлина(POS) се извършва под действието на лазерно оптично изпомпващо лъчение в твърди кристали с нелинейни свойства и се характеризира с доста висок коефициент на преобразуване (десетки проценти). В този случай е възможно плавно да се настрои честотата на изходното излъчване. В известен смисъл OPO, както и феноменът на умножаване и добавяне на честота, разгледан по-горе, могат да се разглеждат като генериране на регулируемо излъчване по време на кохерентно оптично изпомпване на нелинеен кристал.

В основата на явлението OPO, както в случая на умножаване и събиране на честоти, са нелинейни оптични явления в медиите. Нека разгледаме случая, когато среда с нелинейни свойства и разположена в отворена оптична кухина (ООР) взаимодейства с лазерно лъчение с достатъчно висок интензитет, имащо честота ν 0 (изпомпване). Поради изпомпването на енергията на тази вълна в средата могат да се появят две нови светлинни вълни:

1) вълна от „шумова“ природа с определена честота ν 1 ;

2) вълна с различна честота (ν 0 срещу 1 ), което е резултат от нелинейно взаимодействие между излъчване на помпата и случайна (шумова) вълна с честота ν 1 .

Освен това честотите ν 1 и (ν 0 ν 1 ) трябва да бъдат естествените честоти на OOP и за всичките три вълни,състояние на вълнов синхрон: . С други думи, светлинната вълна на помпата с честота ν 0 използвайки спомагателна шумова вълна с честота ν 1 , се трансформира във вълна с честота (ν 0 ν 1 ).

Настройката на честотата на излъчването на OPO се извършва чрез избор на ориентация на двупречупващ нелинеен кристал чрез завъртането му, т.е. промяна на ъгъла между неговата оптична ос и оста на резонатора, за да изпълнявасъстояние на вълнов синхрон. Всяка стойност на ъгъла съответства на строго определена комбинация от честоти ν 1 и (ν 0 ν 1 ), за които в момента е изпълнено условието за вълнов синхронизъм.

Могат да се използват две схеми за внедряване на PGS:

1) схема „дву резонатора“, когато генерираните вълни с честоти ν 1 и (ν 0 ν 1 ) възникват в един OER, докато загубата на OER за тях трябва да бъде малка;

2) схема „единичен резонатор“, когато само една вълна с честота (ν 0 ν 1 ).

Като активна среда може да се използва кристал LiNbO 3 (литиев ниобат), изпомпван от излъчването на втората хармоника на YAG: Nd 3+ (λ0,53 μm) и плавна настройка може да се извърши в диапазона до λ3,5 μm в рамките на 10%. Набор от оптични кристали с различни области на нелинейност и прозрачност позволява настройка в IR областта до 16 µm.

5. Полупроводникови лазери

полупроводникнаречени такива твърдотелни лазери, в които като активна среда (работно вещество) се използват полупроводникови кристали с различни състави с инверсия на населението при квантов преход. Решаващ принос за създаването и усъвършенстването на такива лазери направиха нашите сънародници Н. Г. Басов, Ж. И. Алферов и техните сътрудници.

5.1. Принцип на действие. В полупроводниковите лазери, за разлика от лазерите от други типове (включително други твърдотелни), радиационните преходи се използват не между изолирани енергийни нива на атоми, молекули и йони, които не взаимодействат или слабо взаимодействат помежду си, а между разрешенитеенергийни зоникристал. Излъчването (луминесценцията) и генерирането на стимулирана емисия в полупроводниците се дължи на квантови преходи на електрони както между енергийните нива на проводимата зона и валентната лента, така и между нивата на тези ленти и нивата на примеси: преходи донорно ниво акцепторно ниво, проводимост лента акцепторно ниво, донорно ниво валентна зона, включително чрез екситонни състояния. Всяка енергийна зона съответства на много голяма (~10 23 …10 24 ) броя на разрешените състояния. Тъй като електроните са фермиони; тогава, например,валентност лентата може да бъде напълно или частично запълнена с електрони: с плътност, намаляваща отдолу нагоре по енергийната скала, подобно на разпределението на Болцман в атомите.

Излъчването на полупроводниците се основава на явлениетоелектролуминесценция. В резултат на действие се излъчва фотонрекомбинация носители на заряд електрон и „дупка“ (електрон от зоната на проводимост заема празно място във валентната зона), докато дължината на вълната на излъчване се определя отпропускаща лента. Ако създадем такива условия, че електрон и дупка преди рекомбинация ще бъдат в една и съща област на пространството за достатъчно дълго време и в този момент фотон с честота, която е в резонанс с честотата на квантовия преход, преминава през това регион на пространството, тогава той може да индуцира процеса на рекомбинация с излъчване на втори фотон и неговата посока, векторполяризация и фаза ще съответства точно на същите характеристики като първия фотон. Например всобствен („чисти“, „без примеси“) полупроводници, има запълнена валентна зона и почти свободна зона на проводимост. По време на междулентови преходи, за да се предизвика инверсия и да се получи генериране, е необходимо да се създадат излишни неравновесни концентрации на носители на заряд: в зоната на проводимост, електрони и във валентната зона, дупки. В този случай интервалът между нивата на квази-Ферми трябва да надвишава забранената зона, т.е. едно или и двете квази-нива на Ферми ще бъдат вътре в разрешените ленти на разстояния не повече от kT от техните граници. А това предполага възбуждане с такава интензивност, чедегенерация в зоната на проводимост и във валентната зона.

Първите полупроводникови лазери използваха галиев арсенид (GaAs), работеха в импулсен режим, излъчваха в инфрачервения диапазон и изискваха интензивно охлаждане. По-нататъшните изследвания направиха възможно да се направят много значителни подобрения във физиката и технологията на лазерите от този тип и в момента те излъчват както във видимия, така и в UV диапазона.

Дегенерацията на полупроводника се постига чрез силно легиране при висока концентрация на добавка, така че да се проявят свойствата на добавката, а не тези на вътрешния полупроводник. Всеки атомдонор примесът дава един от своите електрони на проводимата зона на кристала. Напротив, атомътакцепторпримесът улавя един електрон, който беше споделен от кристала и беше във валентната лента. изроденинполупроводник се получава например чрез въвеждане вGaAsпримеси от телур (концентрация 3...5 1018 см3 ), и изроденотострполупроводникови цинкови примеси (концентрация 1019 см3 ). Генерирането се извършва при IR дължини на вълните от 0,82 µm до 0,9 µm. Широко разпространени са и структурите, отглеждани върху субстрати.InP(IR област λ1…3 µm).

Полупроводниковият кристал на най-простия лазерен диод, работещ на "хомопреход" (фиг. 10), има формата на много тънка правоъгълна плоча. Такава плоча по същество е оптичнавълноводкъдето се разпространява радиацията. Най-горният слой на кристалалегиранза създаванестробласт, а в долния слой се създаванрегион. Резултатът е плосъкстрнпресичане на голяма площ. Двете страни (краища) на кристала са разцепени и полирани, за да образуват гладки, успоредни отразяващи равнини, които образуват отворена оптична кухина.- Интерферометър на Фабри-Перо. Случаен фотон на спонтанно излъчване, излъчен в равнинастрнпреход, перпендикулярен на рефлекторите, преминаващ по протежение на резонатора, ще предизвика стимулирани рекомбинационни преходи, създаващи нови и нови фотони с еднакви параметри, т.е. радиацията ще се усили, ще започне генериране. В този случай лазерният лъч ще се формира поради многократно преминаване през оптичния вълновод и отражение от краищата.

Най-важният тип изпомпване в полупроводниковите лазери еинжекцияизпомпване. В този случай активните частици са свободни носители на заряд, излишък от неравновесни проводими електрони и дупки, коитоинжектиранивпн-преход (активна среда), при преминаване през нея електрически токв "директна" посока с "директно" изместване, което намалява височината на потенциалната бариера. Това позволява директно преобразуване на електрическа енергия (ток) в кохерентно излъчване.

Други методи за изпомпване са електрически пробив (при т.нар.стримерлазери), изпомпване с електронен лъч и оптично изпомпване.

5.2. DHS лазери. Ако подредите слой с по-тесензабранена зона(активна област) между два слоя с по-широка забранена зона, т.нар.хетероструктура. Лазерът, който го използва, се нарича двоен лазер.хетероструктура(DHS лазер, или „двойна хетероструктура”, DHS- лазер). Тази структура се образува чрез съединяванегалиев арсенид(GaAs) иалуминиев галиев арсенид(AlGaAs). Предимството на такива лазери е в малката дебелина на средния слой на активната област, където се локализират електрони и дупки: светлината се отразява допълнително от хетеропреходите и радиацията ще се съдържа в областта на максимално усилване.

Ако от двете страни на DHS лазерния кристал се добавят още два слоя с по-нисък индекс на пречупване в сравнение с централните, тогава се получава подобенсветоводструктура, която улавя по-ефективно радиацията (DHS лазерс отделно задържане, или "хетероструктура с отделно ограничаване”, SCHС- лазер). Повечето от лазерите, произведени през последните десетилетия, са направени по тази технология. Развитието на съвременната оптоелектроника, слънчевата енергия се основава на квантови хетероструктури: вкл. с квантови "ямки", квантови "точки".

5.3. DFB и VRPI лазери. При лазерите сразпределена обратна връзка(ROS или „разпределениобратна връзка”– DFBлазер) близо достр- нпреход, прилага се система от напречни релефни „щрихи”, образуващирешетка. Благодарение на тази решетка лъчението само с една дължина на вълната се връща обратно в резонатора и върху него възниква генериране, т.е. извършва се стабилизиране на дължината на вълната на излъчване (лазери за многочестотна оптична комуникация).

Полупроводников "ръбов" лазер, който излъчва светлина в посока, перпендикулярна на кристалната повърхност и се нарича "повърхностно излъчващ" лазер с вертикална кухина (VRTS лазер, или "вертикаленкухинаповърхност- излъчващ”: VCSEлазер), има симетричен модел на излъчване с малък ъгъл на отклонение.

В активната среда на полупроводников лазер много високо усилване (до 104 см-1 ), поради което размерите на активния елемент P. l. лазерите са изключително малки (дължина на резонатора 50 µm…1 mm). В допълнение към компактността характеристиките на полупроводниковите лазери са: лесно управление на интензитета чрез промяна на стойността на тока, ниска инерция (~109 в), висока ефективност (до 50%), възможност за спектрална настройка и голям избор от вещества за генериране в широк спектрален диапазон от UV, видим до среден IR. В същото време, в сравнение с газовите лазери, полупроводниковите лазери се характеризират с относително ниска степен на монохроматичност и кохерентност на излъчването и не могат да излъчват на различни дължини на вълната едновременно. Полупроводниковите лазери могат да бъдат едномодови или многомодови (с голяма ширина на активната зона). Многомодовите лазери се използват в случаите, когато устройството изисква висока мощност на излъчване и не е зададено условието за ниска дивергенция на лъча. Областите на приложение на полупроводниковите лазери са: устройства за обработка на информация - скенери, принтери, оптични запаметяващи устройства и др., измервателни устройства, помпане на други лазери, лазерни указатели, фиброоптика и техника.

БИБЛИОГРАФИЯ

1. Карлов Н.В.Лекции по квантова електроника М.: Наука, 1988. 2-ро издание, -336s.
2. Звелто О.Принципи на лазерите. М.: Мир, 1984, -395с.; 3-то изд. 1990, 560-те; 4-то изд. 1998, -540s.
3. Пихтин А.Н.Оптична и квантова електроника. М .: Висше училище, 2001. -573s.
4. Ахманов С.А., Никитин С.Ю.Физическа оптика. М.: Изд.МГУ, 2004. 2-ро издание - 656с.
5. Малишев В.А.Физически основи на лазерната технология. М .: Висше училище, 200 -543s.
6. Тарасов Л.В.Физика на процесите в генератори на кохерентно оптично лъчение. М .: Радио и комуникация, 1981, -440s.
7. Яковленко С.И., Евтушенко Г.С.Физически основи на квантовата електроника. Томск: Изд. TGU, 2006. -363s.
8. Иванов И.Г., Латуш Е.Л., Сам М.Ф.Йонни лазери върху метални пари. М.: Енергоатомиздат, 1990. -256с.
9. Физическа енциклопедия. В 5 т. М .: "Руска енциклопедия". 1988-1998 г.
10. Иванов И.Г.Газовият разряд и приложението му във фотониката. Урок. Ростов n / a: Изд. ЮФУ, 2009. -96с.
11. електроника. енциклопедичен речник. М.: Енциклопедия, 1991. -688s.
12. Иванов В.А., Привалов В.Е.Използването на лазери в устройствата за прецизна механика. Санкт Петербург: Политехника, 1993. -216с.;Голикова Е.В., Привалов В.Е.Изчисляване на абсорбционни линии за лазери, стабилизирани от йодни референтни точки. Предпечат #53. Санкт Петербург: Институт по аналитична апаратура RAS. 1992.-47c.
13. Калашников С.Г.Електричество. М.: Физматлит. 2003. -624p.
14. Физическа енциклопедия // Химически лазер.URL адрес: http://femto.com.ua/articles/part_2/4470.html
15. Крюков П.Г. Фемтосекундни импулси. Въведение в нова област на лазерната физика. М.: Физматлит.2008. -208 с.
16. Яновски В. и др. Оптика Експрес. 2008 том. 16. N3, P.2109- 2114 .