Es difícil en nuestro tiempo encontrar una persona que nunca escucharía la palabra "láser", sin embargo, muy pocos entienden claramente lo que es.

Medio siglo desde la invención de los láseres diferentes tipos encontró aplicación en una amplia gama de áreas, desde la medicina hasta la tecnología digital. Entonces, ¿qué es un láser, cuál es el principio de su funcionamiento y para qué sirve?

¿Qué es un láser?

La posibilidad de la existencia de los láseres fue predicha por Albert Einstein, quien allá por 1917 publicó un artículo hablando de la posibilidad de que los electrones emitieran cuantos de luz de cierta longitud. Este fenómeno se denominó emisión estimulada, pero durante mucho tiempo se consideró irrealizable desde el punto de vista técnico.

Sin embargo, con el desarrollo de capacidades técnicas y tecnológicas, la creación de un láser se ha convertido en cuestión de tiempo. En 1954, los científicos soviéticos N. Basov y A. Prokhorov recibieron premio Nobel para el desarrollo del máser, el primer generador de microondas alimentado por amoníaco. Y en 1960, el estadounidense T. Maiman fabricó el primer generador cuántico de rayos ópticos, al que denominó láser (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation). El dispositivo convierte la energía en radiación óptica de dirección estrecha, es decir, rayo de luz, una corriente de cuantos de luz (fotones) de alta concentración.

El principio de funcionamiento del láser.

El fenómeno en el que se basa el funcionamiento del láser se denomina radiación estimulada o inducida del medio. Los átomos de una determinada sustancia pueden emitir fotones bajo la acción de otros fotones, mientras que la energía del fotón que actúa debe ser igual a la diferencia entre los niveles de energía del átomo antes y después de la radiación.

El fotón emitido es coherente con el que provocó la emisión, es decir exactamente como el primer fotón. Como resultado, se amplifica un débil flujo de luz en el medio, y no al azar, sino en una dirección determinada. Se forma un haz de radiación estimulada, que se denomina láser.

Clasificación de los láseres

A medida que se estudiaban la naturaleza y las propiedades de los láseres, se descubrieron varios tipos de estos haces. Según el estado de la sustancia inicial, los láseres pueden ser:

• gas;
• líquido;
• de Estado sólido;
• sobre electrones libres.

Actualmente se han desarrollado varios métodos para la obtención de un rayo láser:

• con la ayuda de un resplandor eléctrico o descarga de arco en un medio gaseoso - descarga de gas;
• expandiendo el gas caliente y creando inversiones de población - dinámica del gas;
• pasando corriente a través de un semiconductor con excitación del medio - diodo o inyección;
• bombeando ópticamente el medio con una lámpara de destellos, LED, otro láser, etc.;
• por bombeo de haz de electrones del medio;
• bombeo nuclear al recibir radiación de un reactor nuclear;
• con la ayuda de especial reacciones químicas– láseres químicos.

Todos ellos tienen sus propias características y diferencias, por lo que se utilizan en diversas industrias.

Uso práctico de los láseres.

Hasta la fecha, los láseres diferentes tipos se utilizan en docenas de industrias, medicina, tecnologías de la información y otros campos de actividad. Se utilizan para:

• corte y soldadura de metales, plásticos, otros materiales;
• dibujar imágenes, inscripciones y marcar la superficie de los productos;
• perforación de agujeros ultrafinos, procesamiento de precisión de piezas cristalinas semiconductoras;
• formación de revestimientos de productos mediante pulverización, revestimiento, aleación de superficies, etc.;
• transmisión de paquetes de información utilizando fibra de vidrio;
• realización de operaciones quirúrgicas y otros efectos terapéuticos;
• procedimientos cosméticos para el rejuvenecimiento de la piel, eliminación de formaciones defectuosas, etc.;
• apuntando varios tipos armas, desde armas pequeñas hasta armas de cohetes;
• creación y uso de métodos holográficos;
• aplicación en diversos proyectos de investigación;
• medición de distancias, coordenadas, densidad de medios de trabajo, caudales y muchos otros parámetros;
• puesta en marcha de reacciones químicas para la realización de diversos procesos tecnológicos.

Hay muchas más áreas en las que los láseres ya se utilizan o encontrarán aplicación en un futuro muy próximo.

Todos los materiales para los que se puede proporcionar inversión de población se pueden utilizar como medio láser. Esto es posible con los siguientes materiales:

a) átomos libres, iones, moléculas, iones de moléculas en gases o vapores;

b) moléculas colorantes disueltas en líquidos;

c) átomos, iones incrustados en un cuerpo sólido;

d) semiconductores dopados;

e) electrones libres.

El número de medios que son capaces de generar radiación láser y el número de transiciones láser es muy grande. Solo en el elemento de neón se observan alrededor de 200 transiciones láser diferentes. Según el tipo de medio activo del láser, se distinguen los láseres de gas, líquido, semiconductor y de estado sólido. Como curiosidad, cabe señalar que el aliento humano, compuesto por dióxido de carbono, nitrógeno y vapor de agua, es un medio activo adecuado para un láser de CO 2 débil, y algunas variedades de ginebra ya han generado radiación láser, ya que contienen una cantidad suficiente cantidad de quinina con fluorescencia azul.

Las líneas de generación de láser se conocen desde la región ultravioleta del espectro (100 nm) hasta longitudes de onda milimétricas en el rango infrarrojo lejano. Los láseres se transforman suavemente en másers. Se están realizando intensas investigaciones en el campo de los láseres en el rango de ondas de rayos X (Fig. 16), pero solo dos o tres docenas de tipos de láser han adquirido importancia práctica. Los láseres de CO 2 , los láseres de iones de argón y kriptón, los láseres de CW y de Nd:YAG pulsado, los láseres de CW y de colorante pulsado, los láseres de He-Ne y los láseres de GaAs han encontrado ahora la aplicación médica más amplia. Los láseres excimer, los láseres Nd:YAG de duplicación de frecuencia, los láseres Er:YAG y los láseres de vapor metálico también se utilizan cada vez más en medicina.

Arroz. 16. Tipos de láseres más utilizados en medicina.

Además, los medios activos de láser se pueden distinguir por si forman líneas de láser discretas, es decir, sólo en un rango específico muy estrecho de longitudes de onda, o irradian continuamente en un amplio rango de longitudes de onda. Los átomos libres y los iones tienen, debido a sus niveles de energía bien definidos, líneas láser discretas. Muchos láseres de estado sólido también emiten en líneas discretas (láseres de rubí, láseres Nd:YAG). Sin embargo, también se han desarrollado láseres de estado sólido (láseres de centro de color, láseres de alejandrita, láseres de diamante), cuyas longitudes de onda de radiación pueden variar continuamente en una gran región espectral. Esto se aplica en particular a los láseres de colorante, en los que esta técnica ha progresado en mayor medida. Debido a la estructura de bandas de los niveles de energía de los semiconductores, los láseres de semiconductores tampoco tienen líneas de generación de láser claras y discretas.

La inversión de población en los láseres se crea de diferentes maneras. En la mayoría de los casos, para esto se utilizan irradiación de luz (bombeo óptico), descarga eléctrica, corriente eléctrica y reacciones químicas.

Para pasar del modo de amplificación al modo de generación de luz, el láser, como cualquier generador, utiliza retroalimentación. La retroalimentación en el láser se realiza mediante un resonador óptico, que en el caso más simple es un par de espejos paralelos.

El diagrama esquemático del láser se muestra en la fig. 6. Contiene un elemento activo, un resonador y una fuente de bombeo.

El láser funciona de la siguiente manera. Primero, una fuente de bombeo (por ejemplo, una potente lámpara de destellos), que actúa sobre la sustancia de trabajo (elemento activo) del láser, crea una inversión de población en él. Luego, el medio invertido comienza a emitir espontáneamente cuantos de luz. Bajo la acción de la emisión espontánea se inicia el proceso de emisión estimulada de luz. Debido a la inversión de población, este proceso tiene un carácter de avalancha y conduce a una amplificación exponencial de la luz. Las corrientes de luz que viajan en direcciones laterales abandonan rápidamente el elemento activo sin tener tiempo de ganar energía significativa. Al mismo tiempo, una onda de luz que se propaga a lo largo del eje del resonador pasa repetidamente a través del elemento activo, ganando energía continuamente. Debido a la transmisión parcial de luz por uno de los espejos resonadores, la radiación se emite hacia el exterior, formando un rayo láser.

Figura 6. Diagrama esquemático del láser. 1 - elemento activo; 2- sistema de bombeo;

3- resonador óptico; 4 - radiación generada.

§5. El dispositivo y el funcionamiento de un láser de helio-neón.

Figura 7. Diagrama esquemático de un láser de helio - neón.

una). El láser consta de un tubo de descarga de gas en T con una longitud de varias decenas de cm a 1,5-2 my un diámetro interior de 7-10 mm. El tubo se llena con una mezcla de helio (presión ~1 mmHg) y neón (presión ~0,1 mmHg). Los extremos del tubo se cierran con placas planas paralelas de vidrio o cuarzo P 1 y P 2 instaladas en un ángulo de Brewster con respecto a su eje. Esto crea una polarización lineal de la radiación láser con un vector eléctrico paralelo al plano de incidencia. Los espejos S 1 y S 2 , entre los que se coloca el tubo, suelen ser esféricos con revestimientos dieléctricos multicapa. Tienen una alta reflectividad y prácticamente no absorben la luz. La transmitancia de un espejo, a través del cual sale predominantemente la radiación láser, suele ser del 2%, mientras que la de otro espejo es inferior al 1%. Se aplica un voltaje constante de 1-2 kV entre los electrodos del tubo. El cátodo K del tubo puede estar frío, pero para aumentar la corriente de descarga también se utilizan tubos con un ánodo cilíndrico hueco, cuyo cátodo se calienta con una fuente de corriente de bajo voltaje. La corriente de descarga en el tubo es de varias decenas de miliamperios. El láser genera luz roja con una longitud de onda de =632,8 nm y también puede generar radiación infrarroja con longitudes de onda de 1,15 y 3,39 µm (ver Fig. 2). Pero entonces es necesario tener ventanas finales que sean transparentes a la luz infrarroja y espejos con altos coeficientes de reflexión en la región infrarroja.

2). En los láseres, la emisión estimulada se utiliza para generar ondas de luz coherentes. La idea de esto fue expresada por primera vez en 1957 por A.M. Prokhorov, N. G. Basov e, independientemente de ellos, Ch. Towns. Para convertir la sustancia activa del láser en un generador de vibraciones de luz, es necesario implementar la retroalimentación. Esto significa que parte de la luz emitida siempre debe volver a la zona de la sustancia activa y provocar la emisión estimulada de más y más átomos nuevos. Para ello, la sustancia activa se coloca entre dos espejos S 1 y S 2 (ver Fig. 7), que son elementos de retroalimentación. Un haz de luz, sometido a múltiples reflejos de los espejos S 1 y S 2, pasará muchas veces a través de la sustancia activa, mientras se amplifica como resultado de transiciones forzadas desde un nivel de energía superior " 3 a un nivel inferior  " 1 . Esto da como resultado un resonador abierto, en el que los espejos proporcionan múltiples pasajes (y por lo tanto amplificación) del flujo de luz en el medio activo. En un láser real, parte de la luz debe ser emitida desde el medio activo hacia el exterior para poder ser utilizada. Para ello, uno de los espejos, por ejemplo S2, se hace translúcido.

Dicho resonador no solo amplificará la luz, sino que también la colimará y la monocromatizará. Para simplificar, supongamos primero que los espejos S 1 y S 2 son ideales. Luego, los rayos, paralelos al eje del cilindro, atravesarán la sustancia activa de un lado a otro un número ilimitado de veces. Sin embargo, los rayos oblicuos eventualmente golpearán la pared lateral del cilindro, donde se disiparán o escaparán. Por lo tanto, está claro que los rayos que se propagan paralelos al eje del cilindro se amplificarán al máximo. Esto explica la colimación de los rayos. Por supuesto, no se pueden obtener rayos estrictamente paralelos. Esto se evita por la difracción de la luz. El ángulo de divergencia de los haces no puede, en principio, ser inferior al límite de difracción  D, dónde D- amplitud de rayo. Sin embargo, en los mejores láseres de gas este límite prácticamente se alcanza.

Expliquemos ahora cómo se produce la monocromatización de la luz. Dejar Z es la longitud del camino óptico entre los espejos. si un 2 Z= metro , es decir, en la longitud Z se ajusta a un número entero de medias ondas m, entonces la onda de luz, que sale de S 1, después de pasar de un lado a otro volverá a S 1 en la misma fase. Tal onda se intensificará durante el segundo y todos los pasos subsiguientes a través de la sustancia activa en las direcciones de avance y retroceso. longitud de onda más cercana  , para el cual debería ocurrir la misma amplificación, se puede encontrar a partir de la condición 2 Z=(metro 1)( ). Como consecuencia,  =  / metro, eso es  , como era de esperar, coincide con la región espectral de los interferómetros de Fabry-Perot. Consideremos ahora que los niveles de energía " 3 y  " 1 y las líneas espectrales que aparecen durante las transiciones entre ellos no son infinitamente delgadas, sino que tienen un ancho finito. Supongamos que el ancho de la línea espectral emitida por los átomos es menor que la región dispersa del dispositivo. Entonces, de todas las longitudes de onda emitidas por los átomos, la condición 2 Z= metro solo puede satisfacer una longitud de onda  . Tal ola se intensificará tanto como sea posible. Esto conduce a un estrechamiento de las líneas espectrales generadas por el láser, es decir, a la monocromatización de la luz.

Las principales propiedades de un haz de luz láser:

monocromaticidad;

coherencia espacial y temporal;

Alta intensidad;

divergencia de haz bajo.

Debido a su alta coherencia, el láser de helio-neón sirve como una excelente fuente de radiación monocromática continua para estudiar todo tipo de fenómenos de interferencia y difracción, cuya implementación con fuentes de luz convencionales requiere el uso de equipos especiales.

Consideremos primero un láser de cuatro niveles con, para simplificar, solo una banda de absorción de bombeo (banda 3 en la Fig. 5.1). Sin embargo, el análisis posterior permanecerá invariable incluso si tratamos con más de una banda (o nivel) de absorción de bombeo, siempre que la relajación desde estas bandas hasta el nivel 2 superior del láser sea muy rápida. Denotar

las poblaciones de los cuatro niveles 0, 1, 2 y 3, respectivamente, a través de Suponemos que el láser genera solo en un modo de resonador. Sea el número total de fotones en el resonador. Suponiendo que las transiciones entre los niveles 3 y 2 y los niveles 1 y 0 son rápidas, podemos poner . Por lo tanto, tenemos las siguientes ecuaciones de velocidad:

En la ecuación (5.1a), la cantidad es el número total de átomos activos (o moléculas). En la ecuación (5.16), el término tiene en cuenta el bombeo [ver ecuación (1.10)]. En el Cap. 3. En la misma ecuación, el término corresponde a emisión estimulada. La velocidad de emisión estimulada como se muestra en el Cap. 2 es efectivamente proporcional al cuadrado del campo eléctrico de la onda electromagnética y por lo tanto es proporcional, por lo tanto, el coeficiente B puede ser considerado como la velocidad de emisión estimulada por fotón en el modo. La cantidad es la vida útil del nivel láser superior y, en caso general viene determinada por la expresión (2.123). En la ecuación (5.1 c), el término corresponde a la tasa de cambio en el número de fotones debido a la emisión estimulada. De hecho, como ya hemos visto, el término en la ecuación (5.16) es la tasa de disminución de la población debido a la emisión estimulada. Dado que cada acto de emisión estimulada conduce a la aparición de un fotón, la tasa de aumento en el número de fotones debe ser igual a donde está el volumen ocupado por el modo dentro del medio activo (la definición exacta del volumen del modo se da a continuación). ). Finalmente, el término [donde es la vida útil del fotón (ver Sección 4.3)] tiene en cuenta la disminución en el número de fotones debido a las pérdidas en el resonador.

Arroz. 5.1. Esquema de niveles de energía de un láser de cuatro niveles.

Una definición rigurosa del volumen de la moda requiere una discusión detallada, que se da en el Apéndice B. Como resultado, tenemos la siguiente definición

donde es la distribución del campo eléctrico en el interior del resonador, E es el valor máximo de este campo y la integración se realiza sobre el volumen ocupado por el medio activo. Si se considera un resonador con dos espejos esféricos, entonces la relación es igual a la parte real de la expresión (4.95). Es apropiado citar como ejemplo un resonador simétrico que consta de dos espejos cuyos radios de curvatura son mucho mayores que la longitud del resonador. Entonces, el tamaño del punto de modo será aproximadamente constante a lo largo de toda la longitud del resonador e igual al valor en el centro del resonador. De manera similar, el radio de curvatura de las superficies equifásicas será suficientemente grande y los frentes de onda se pueden considerar planos. Entonces de la expresión (4.95) para la moda obtenemos

aquí establecemos De las expresiones (5.2) y (5.3) tenemos

donde es la longitud del medio activo. Al derivar esta expresión, tuvimos en cuenta el hecho de que es una función que varía lentamente en comparación con, por lo que podemos poner Por lo tanto, la aparición de un cuádruple en el denominador de la expresión (5.4) es el resultado de las siguientes dos circunstancias: 1) la presencia del factor 1/2 se debe al hecho de que el modo tiene el carácter de una onda estacionaria, de acuerdo con el razonamiento anterior; 2) aparece otro factor 1/2 debido a que es el tamaño del punto para la amplitud del campo E, mientras que el tamaño del punto para la intensidad del campo (es decir, obviamente, es varias veces menor.

Antes de continuar con nuestra consideración, debe notarse que la expresión (5.1c) ignora el término que tiene en cuenta la radiación espontánea. De hecho, como se señaló en el Cap. 1, la generación se produce por emisión espontánea; por lo tanto, se debe esperar que las ecuaciones (5.1) no den una descripción correcta del inicio de la generación. De hecho, si en la ecuación (5.1 c) ponemos en el momento del tiempo, entonces obtenemos , por lo tanto, la generación no puede ocurrir. Para tener en cuenta la emisión espontánea, se podría intentar de nuevo, basándose en condición sencilla equilibrio, comience la consideración con un término que en la ecuación (5.16) está incluido en el término. En este caso, puede parecer que

que en la ecuación (5.1c) el término, que tiene en cuenta la radiación espontánea, debería tener la siguiente forma: Sin embargo, esto no es cierto. De hecho, como se muestra en la Sec. 2.4.3 [véase, en particular, la expresión (2.115)], la radiación espontánea se distribuye en un determinado intervalo de frecuencia y la forma de su línea se describe mediante la función Sin embargo, en la ecuación (5.1 c), el término que tiene en cuenta la radiación espontánea la radiación debe incluir solo la fracción de radiación que contribuye al modo considerado. La expresión correcta de este término solo puede derivarse de una consideración mecánica cuántica del campo electromagnético del modo resonador. El resultado así obtenido es muy sencillo e instructivo. En el caso de que se tenga en cuenta la radiación espontánea, la ecuación (5.1 c) se transforma a la forma

Todo esto parece como si hubiésemos añadido un "fotón extra" al término correspondiente a la emisión estimulada. Sin embargo, en aras de la simplicidad, no introduciremos un término adicional relacionado con la emisión espontánea en lo que sigue, sino que supondremos que en el momento inicial ya está presente en el resonador un cierto número pequeño de fotones. la introducción de este pequeño número de fotones, que sólo es necesario para que se produzca la generación, de hecho, no afecta en modo alguno a la consideración posterior.

Consideremos ahora la derivación de expresiones explícitas para la cantidad B, que entra en las ecuaciones (5.16) y (5.1 c). Una expresión rigurosa para esta cantidad se deriva nuevamente en el Apéndice B. Para la mayoría de los propósitos prácticos, es adecuada una expresión aproximada, que se puede obtener a partir de consideraciones simples. Para ello, consideramos un resonador con una longitud en la que hay un medio activo con una longitud con un índice de refracción Podemos suponer que el modo del resonador está formado por una superposición de dos ondas que se propagan en direcciones opuestas. Sea yo la intensidad de una de estas ondas. De acuerdo con la expresión (1.7), cuando una onda atraviesa una capa de un medio activo, su intensidad cambia en el valor donde a es la sección transversal de transición a la frecuencia del modo de resonador considerado. Determinemos ahora las siguientes cantidades: y son los coeficientes de transmisión de los dos espejos resonadores en términos de potencia; - los factores de pérdida relativa correspondientes en los espejos; 3) Г, - coeficiente relativo de pérdidas internas por pasada. Luego el cambio de intensidad para un paso completo del resonador

Aquí y son las pérdidas logarítmicas por paso debidas a la transmisión de los espejos, y son las pérdidas logarítmicas internas. Por brevedad, llamaremos y, y pérdidas de transmisión, y - pérdidas internas. Como quedará claro a continuación, debido a la naturaleza exponencial de la amplificación láser, el registro con pérdidas logarítmicas es mucho más conveniente para representar las pérdidas en los láseres. Sin embargo, cabe señalar que, aunque para valores de transmisión pequeños, esto no es cierto para valores de transmisión grandes. Pongamos un ejemplo: si ponemos entonces obtenemos es decir, mientras que para tenemos También se debe tener en cuenta que usando las expresiones (5.7) es posible determinar la pérdida total por pasada:

Habiendo determinado las pérdidas logarítmicas, sustituimos las expresiones (5.7) y (5.8) en (5.6). Introducción de una condición adicional

la función exponencial en (5.6) se puede expandir a una serie de potencias, y obtenemos

Dividamos ambas partes de esta expresión por el intervalo de tiempo durante el cual la onda de luz hace un paso completo del resonador,

es decir, por el valor donde está determinado por la expresión

Usando la aproximación, obtenemos

Dado que el número de fotones en el resonador es proporcional a la intensidad, la ecuación (5.12) se puede comparar con la (5.1c). En este caso, obtenemos las siguientes expresiones:

Llamaremos al valor V el volumen efectivo del modo resonador. Nótese que la fórmula (5.136) generaliza lo obtenido en la Sec. 4.3 expresión para el tiempo de vida de un fotón. Además, la expresión (5.14) para el volumen del resonador es válida solo aproximadamente. De hecho, el Apéndice B muestra que en (5.13a) se debe usar una expresión más rigurosa para V, a saber

aquí, la primera integral se toma sobre el volumen del medio activo y la segunda, sobre el volumen restante del resonador. Notamos, sin embargo, que para un resonador simétrico con espejos de gran radio de curvatura, ambas expresiones (5.14) y (5.15) dan

Hasta ahora, nuestra consideración se ha dirigido a la justificación de la ecuación (5.1c) ya la derivación de expresiones explícitas para B y en términos de los parámetros láser medidos. Sin embargo, cabe señalar que también indicamos los límites de aplicabilidad de la ecuación (5.1c). De hecho, al derivar la ecuación (5.12), tuvimos que usar la aproximación (5.9), según la cual la diferencia entre ganancia y pérdida es pequeña. Para un láser cw, esta condición siempre se cumple, ya que en un proceso de estado estacionario (ver Sección 5.3.1). Pero para un láser pulsado, la condición (5.9) será válida solo cuando el láser opere con un pequeño exceso sobre el umbral. Si la condición (5.9) no se cumple, entonces las ecuaciones

Prueba

LÁSERES BASADOS EN MATERIA CONDENSADA

Introducción

2.2. láser rubí

3.2. láser de neodimio

3.7. Láseres de fibra

5. Láseres semiconductores

5.1. Principio de operación

5.2. láseres DHS

5.3. Láseres DFB y VRPI

BIBLIOGRAFÍA

Introducción

Los láseres basados ​​en sustancias en estado condensado incluyen láseres cuyo medio activo se crea:

1 en sólidos ah principalmente en cristales y vidrios dieléctricos, donde las partículas activas son átomos ionizados de actínidos, tierras raras y otros elementos de transición que alean el cristal, y también en cristales con propiedades semiconductoras,

2) en líquidos que contienen moléculas de partículas activas de colorantes orgánicos.

En estos medios surge la radiación láser estimulada debido aradiativo inducidotransiciones (ver Sección 1) entre los niveles de energía de los iones activadores o los términos de las moléculas. En estructuras semiconductoras, la emisión estimulada se produce como resultado de la recombinación de electrones libres y huecos. A diferencia de los láseres de gas (consulte la Sección 4), la inversión de población en los láseres de estado sólido y líquido siempre se crea en transiciones cercanas al estado de energía fundamental de la partícula activa.

Dado que los cristales dieléctricos no conducen la corriente eléctrica, para ellos, así como para los medios líquidos, los llamados.bombeo óptico– bombeo de la transición láser por radiación óptica (luz) desde una fuente auxiliar.

En los láseres de semiconductores, el bombeo de corriente eléctrica se usa con más frecuencia ( inyección corriente) que fluye a través del semiconductor en la dirección directa, con menos frecuencia otros tipos de bombeo: bombeo óptico o bombeo por bombardeo de electrones.

1. Características específicas del bombeo óptico del medio activo láser

Una característica importante de OH es su selectividad , a saber: al seleccionar la longitud de onda de la radiación OH, es posible excitar selectivamente el estado cuántico deseado de partículas activas. Encontremos las condiciones que aseguren la máxima eficiencia del proceso de excitación de partículas activas por bombeo óptico (OH), como resultado de lo cual la partícula activa experimenta una transición cuántica desde el estado de energía i al estado excitado más alto en la escala de energía k . Para ello utilizamos la expresión de la potencia de radiación de la fuente de OH absorbida por las partículas activas del medio irradiado (ver apartado 1.9)

. (1)

(1) incluye la dependencia de la frecuencia de la densidad de energía espectral de la fuente de radiación OH y la función de la forma de la línea de absorción del medio, es decir su dependencia de la frecuencia (factor de forma).

Obviamente, la tasa de absorción y la cantidad de potencia absorbida serán máximas cuando:

1) concentración de partículas en estado i será el más grande, es decir El OH es eficaz a una alta densidad de partículas activas, es decir, de toda la variedad de medios para medios que se encuentran en estado condensado (sólidos y líquidos);

2) En el estado TDS, la distribución de partículas sobre estados con diferentes significados la energía interna (potencial) se describe mediante la fórmula de Boltzmann, a saber: el estado de energía fundamental (más bajo) de la partícula y el conjunto como un todo tiene la población máxima. De aquí se sigue que el Estado i debe ser el principal estado de energía de la partícula;

3) para la absorción más completa de la energía de la fuente de OH (el mayor Δ pico ) es deseable tener un ambiente con valor más alto coeficiente de absorción en la transición cuántica: (ver f-lu (1.35)), y dado que es proporcional al coeficiente de Einstein B k i , a B ki A ki (ver f-lu (1.11, b)), es deseable que la transición absorbente sea "permitida" y "resonante";

4) Es deseable que el ancho del espectro de radiación de la fuente de bombeo no sea mayor que el ancho del contorno de absorción de las partículas activas. Cuando se bombea por emisión espontánea de lámparas, esto, por regla general, no se puede lograr. Ideal desde este punto de vista es “ coherente ” bombeo bombeo por radiación láser monocromática, en el que toda la línea (espectro completo) de radiación OH “cae” en el contorno de absorción. Dicho régimen de absorción fue considerado por nosotros en la Sección 1.9;

5) es obvio que la eficiencia de OH será mayor cuanto mayor sea la fracción de radiación absorbida por las partículas activas a través de una transición cuántica con bombeo del nivel deseado. Entonces, si el medio activo es un cristal (matriz) dopado con partículas activas, entonces la matriz debe elegirse de manera que no absorba la radiación OH, es decir, de manera que la matriz sería “transparente” para la radiación de la bomba, lo que excluye, entre otras cosas, el calentamiento del medio. Al mismo tiempo, la eficiencia general del sistema de "medio activo de láser de fuente OH" generalmente está determinada en gran medida por la eficiencia de conversión energía eléctrica, incrustado en la fuente de bombeo, en su radiación;

6) En la sección 1.9 se mostró que en sistema cuántico con dos niveles de energía, es fundamentalmente imposible obtener una inversión de población para cualquier valor de la intensidad de la radiación externa (es decir, bombeo óptico): en →∞, solo es posible igualar las poblaciones de los niveles.

Por lo tanto, para bombear una transición láser cuántica con radiación óptica y crear una inversión de población en ella, se utilizan medios activos con uno o dos niveles de energía auxiliar que, junto con dos niveles de la transición láser, forman una transición de tres o cuatro niveles. esquema (estructura) de los niveles de energía del medio activo.

2. Dispositivos cuánticos con bombeo óptico, que funcionan según el "esquema de tres niveles"

2.1. Análisis teorico esquema de tres niveles. En tal esquema (Fig. 1), el nivel de láser inferior "1" es el estado de energía fundamental del conjunto de partículas, el nivel de láser superior "2" es un nivel de vida relativamente larga y el nivel "3", asociado con el nivel "2" por una transición rápida no radiativa, esauxiliar. El bombeo óptico opera en el canal "1" → "3".

Encontremos la condición para la existencia de inversión entre los niveles "2" y "1". Suponiendo que los pesos estadísticos de los niveles son los mismos gramo 1 = gramo 2 = gramo 3 , escribimos el sistema de ecuaciones cinéticas (equilibrio) para los niveles "3" y "2" en la aproximación estacionaria, así como la relación para el número de partículas en los niveles:

(2)

donde n 1 , n 2 , n 3 concentraciones de partículas en los niveles 1, 2 y 3, victoria 1 y victoria 3 la tasa de absorción y emisión inducida en las transiciones entre los niveles "1" y "3" bajo la acción de la radiación de bombeo, cuya probabilidad W; Wik la probabilidad de transiciones entre niveles, norte

De (2) podemos encontrar las poblaciones de nivel n 2 y n 1 en función de W , y su diferencia Δ n en la forma

, (3)

que define la ganancia no saturadaα 0 del conjunto de partículas en la transición "2"→"1". Aα 0 >0, es necesario que, es decir el numerador en (3) debe ser positivo:

, (4)

donde W entonces nivel umbral de bombeo. Desde siempre entonces >0, entonces se sigue que w 32 > w 21 , es decir. la probabilidad de bombeo del nivel "2" por transiciones de relajación del nivel "3" debe ser mayor que la probabilidad de su relajación al estado "1".

Si

w 32 >> w 21 y w 32 >> w 31 , (5)

entonces de (3) obtenemos: . Y finalmente, si W >> w 21 , entonces la inversión Δ n será: Δ n ≈ n 2 ≈ N , es decir. en el nivel "2" puedes "recoger" todas las partículas del entorno. Tenga en cuenta que las relaciones (5) para las tasas de relajación de los niveles corresponden a las condiciones para la generación de picos (ver Sección 3.1).

Así, en un sistema de tres niveles con bombeo óptico:

1) la inversión es posible si w 32 >> w 21 y máximo cuando w 32 >> w 31 ;

2) la inversión ocurre cuando W > W entonces , es decir. la creación viste carácter de umbral;

3) para bajo w 21 se crean las condiciones para el régimen de "pico" de generación libre del láser.

2.2. láser rubí. Este láser de estado sólido es el primer láser que opera en el rango de longitud de onda visible (T. Meiman, 1960). El rubí es un cristal sintético A l 2 O 3 en la modificación de corindón (matriz) con una mezcla de 0,05% de iones activadores Cr3+ (concentración de iones ~1.6∙10 19cm3 ), y se denota como A l 2 O 3 : Cr 3+ . El láser de rubí funciona según un esquema de tres niveles con OH (Fig. 2a). Los niveles láser son niveles electrónicos. Cr3+ : el nivel de láser inferior "1" es el estado de energía terrestre Cr 3+ en Al 2 O 3 , nivel láser superior "2" nivel metaestable de larga duración conτ 2 ~10 3 Con. Los niveles "3a" y "3b" sonauxiliar. Las transiciones "1" → "3a" y "1" → "3b" pertenecen a las partes azul (λ0,41 μm) y "verde" (λ0,56 μm) del espectro, y son anchas (con Δλ ~50nm) contorno de absorción (rayas).

Arroz. 2. Láser de rubí. (a) Diagrama de nivel de energía Cr 3+ en Al 2 O 3 (corindón); (b ) diagrama constructivo de un láser operando en modo pulsado con Q-switching. 1 varilla de rubí, 2 lámpara de bomba, 3 reflector elíptico, 4a espejo resonador fijo, 4b espejo resonador giratorio que modula el factor Q del resonador, C norte condensador de almacenamiento, R resistencia de carga, " kn » botón de inicio para pulso de corriente a través de la lámpara; muestra la entrada y salida del agua de refrigeración.

El método de bombeo óptico proporciona una población selectiva de los niveles auxiliares "3a" y "3b" Cr3+ a través del canal "1"→"3" por iones Cr3+ cuando es absorbido por iones Cr3+ radiación de una lámpara de xenón pulsada. Luego, en un tiempo relativamente corto (~10 8 c) hay una transición no radiativa de estos iones de "3a" y "3b" a los niveles "2". La energía liberada en este caso se convierte en vibraciones de la red cristalina. Con una densidad ρ suficiente de la energía de radiación de la fuente de bombeo: cuando, y en la transición "2" → "1" hay una inversión de población y generación de radiación en la región roja del espectro en λ694.3 nm y λ692 0,9 nm. El valor umbral de bombeo, teniendo en cuenta los pesos estadísticos de los niveles, corresponde a la transferencia al nivel "2" de aproximadamente ⅓ de todas las partículas activas que, cuando se bombean desde λ0,56 μm, requieren energía de radiación específica E poro > 2J/cm 3 (y potencia P poro > 2 kW/cm 3 en la duración del pulso de la bombaτ ≈10 3 s ). Una entrada de energía tan alta en la lámpara y la barra de rubí en OH estacionario pueden provocar su destrucción, por lo tanto, el láser funciona en modo pulsado y requiere un enfriamiento intensivo del agua.

El esquema láser se muestra en la fig. 2b. Una lámpara de bomba (lámpara de destello) y una varilla de rubí para aumentar la eficiencia de bombeo están ubicadas dentro de un reflector con una superficie interior cilíndrica y una sección transversal en forma de elipse, y la lámpara y la varilla están ubicadas en los puntos focales de la elipse Como resultado, toda la radiación que sale de la lámpara se concentra en la varilla. Un pulso de luz de lámpara ocurre cuando un pulso de corriente pasa a través de él descargando un capacitor de almacenamiento en el momento en que los contactos se cierran con el botón " kn ". El agua de refrigeración se bombea dentro del reflector. La energía de radiación láser por pulso alcanza varios julios.

El modo de operación de pulso de este láser puede ser uno de los siguientes (consulte la Sección 3):

1) modo de "generación libre" a una tasa de repetición de pulso baja (generalmente 0,1 ... 10 Hz);

2) Modo “Q-switched”, generalmente óptico-mecánico. En la fig. 2b, la conmutación Q del OOP se realiza girando el espejo;

3) modo de "bloqueo de modo": con el ancho de la línea de emisión Δν no uno ~10 11 Hz,

número de modos longitudinales M~10 2 , duración del pulso ~10 ps.

Las aplicaciones del láser de rubí incluyen sistemas de grabación de imágenes holográficas, procesamiento de materiales, telémetros ópticos, etc.

Ampliamente utilizado en medicina y láser en BeAl 2 O 4 : Cr 3+ (crisoberilo dopado con cromo o alejandrita), que emite en el rango de 0,7 ... 0,82 micras.

2.3. Amplificador cuántico de fibra óptica de erbio. Tal amplificador, a menudo denominado " EDFA ” (abreviatura de “ Amplificador de fibra dopada con erbio ”), funciona según un esquema de tres niveles sobre transiciones cuánticas entre estados electrónicos Er 3+ en fibra de sílice dopada con erbio: SiO2 : Er3+ (Figura 3a). El estado cuántico inferior "1" es el estado electrónico fundamental Er 3+ 4 I 15/2 . Los estados cuánticos superiores "2" son el grupo de subniveles inferiores del estado electrónico dividido 4 13/2 . La división en una serie de subniveles estrechamente espaciados se produce debido a la interacción de los iones. Er 3+ con campo intracristalino SiO2 (Efecto rígido). Subniveles superiores del estado electrónico 4 13/2 y nivel separado 4 11/2 son los niveles auxiliares "3a" y "3b".

Bajo la acción de la bomba de radiación a longitudes de onda de 980 nm (o 1480 nm), los iones Er 3+ pasar del estado "1" a estados de corta duración "3a" o "3b", y luego transiciones rápidas no radiativas ( w 32 ~10 6 s 1 ) al estado “2”, que es cuasi-metaestable ( w 21 ~10 2 c 1 , y τ 2 ~10ms). Así el requisito w 32 >> w 21 se lleva a cabo, y en el nivel "2" hay una acumulación de partículas, cuyo número, cuando el nivel de la bomba supera su valor umbral, W > W entonces , supera la población del nivel "1", es decir habrá una inversión de población y amplificación en longitudes de onda en el rango de 1.52…1.57 μm (Fig. 3b). Resulta que el umbral de inversión se alcanza cuando un tercio de las partículas se transfieren al nivel "2". Umbral OH entonces y la dependencia de la frecuencia de la ganancia están determinados por la estructura de la fibra (Fig. 3b), la concentración Er 3+ y longitud de onda de la radiación OH. La eficiencia de la bomba, es decir, la relación entre la ganancia no saturada y la potencia unitaria de la fuente de OH, es para bombear desde λ980nm hasta 11dB·m 1 ∙mW 1 , y para λ1480nm sobre 6dB·m 1 ∙mW 1 .

Cumplimiento de frecuencia de ganancia EDFA la tercera "ventana de transparencia" de la fibra de cuarzo determina el uso de tales amplificadores como compensadores de pérdidas lineales de las modernas líneas de comunicación de fibra óptica (FOCL) con multiplexación de frecuencia de canales (sistemas WDM: multiplexación por división de longitud de onda y DWDM: multiplexación por división de longitud de onda densa ). La longitud del amplificador de cable, bombeado por la radiación de un láser semiconductor, se incluye simplemente en el FOCL (Fig. 3c). El uso de amplificadores de fibra de erbio en FOCL reemplaza el método técnicamente mucho más complicado de "regeneración" de señal que aísla una señal débil y la recupera.

Arroz. 3. Amplificador cuántico de fibra óptica de erbio ( EDFA ). (a) diagrama de nivel de energía Er 3+ en SiO 2 (cuarzo), (b) amplificación de señal en cuarzo con varios aditivos, ( en ) esquema simplificado para encender un amplificador en un FOCL: 1 radiación de entrada (desde la ruta de transmisión), 2 láser de bomba de semiconductores, 3 multiplexor ( acoplador), 4 EDFA (SiO 2 : Er 3+ fibra ), 5aislador óptico, 6radiación de salida (al camino de transmisión).

3. Láseres de bombeo óptico que funcionan según el "esquema de cuatro niveles".

3.1. Análisis teórico del esquema de cuatro niveles.. En tal esquema de niveles (Fig. 4), el nivel "0" es el estado de energía fundamental de un conjunto de partículas, el nivel "1", asociado con una transición cuántica con el nivel "0", es el nivel láser inferior, largo -El nivel vivido "2" es el nivel láser superior, y el nivel "3" es auxiliar. El bombeo opera en el canal "0" → "3".

Encontremos la condición para la existencia de inversión entre los niveles "2" y "1". Suponiendo que los pesos estadísticos de los niveles sean los mismos, y también suponiendo que

y, (6)

anote sistema simplificado ecuaciones cinéticas para los niveles "3", "2" y "1" en la aproximación estacionaria, así como la relación del número de partículas en todos los niveles:

(7)

donde n 0 , n 1 , n 2 , n 3 , concentración de partículas en los niveles 0,1,2,3; Wn 0 y Wn 3 la tasa de absorción y emisión inducida en las transiciones entre los niveles "0" y "3" bajo la acción de la bomba de radiación, cuya probabilidad W; Wik probabilidades de transiciones entre niveles, norte número total de partículas activas por unidad de volumen.

De (6 y 7) podemos encontrar las poblaciones de nivel n 1 y n 2 en función de W , y su diferencia Δ n en la forma

, (8)

que determina la ganancia no saturada α 0 en la transición "2"→"1".

Obviamente, la ganancia será positiva y máxima cuando:

. (9)

De esto podemos concluir que en el caso de un esquema de cuatro niveles con OH, cuando se cumplen las condiciones (6) y (9):

1) la inversión no tiene carácter de umbral y existe para cualquier W;

2) la potencia de salida del láser, determinada por la expresión (2.14), depende de la tasa de bombeo óptico Gana 0.

3) en comparación con el de tres niveles, el esquema de cuatro niveles es más versátil y le permite crear una inversión de población, así como realizar una generación tanto pulsada como continua en cualquier nivel de bomba (cuando la ganancia supera las pérdidas en la REA).

3.2. láser de neodimio. El láser utiliza una transición cuántica entre los niveles de energía electrónica 3+ , la generación de láser se lleva a cabo de acuerdo con un esquema de cuatro niveles con OH (Fig. 5). La matriz cristalina más utilizada para iones. 3+ es granate de itrio aluminio: Y 3 Al 5 O 12 , y el cristal dopado se denota como Y3Al5O12: Nd3+ o YAG: Nd3+. concentración de Nd3+ , que no deforma el cristal de YAG hasta un 1,5%. Otras matrices para 3+ son vidrios de fosfato y silicato (indicados como vidrio : Nd 3+ ), cristales de granate de gadolinio-escandio-galio (GSHG: 3+ ), fluoruro de itrio-litio YLiF 4 : Nd 3+ , ortovanadato de itrio, líquidos organometálicos. Debido a la estructura cúbica de la matriz, el espectro de luminiscencia de YAG tiene líneas estrechas, lo que determina la alta ganancia de los láseres de estado sólido de neodimio, que pueden operar tanto en modo de generación pulsada como en onda continua.

Diagrama de nivel de energía electrónico simplificado 3+ en YAG se muestra en la Fig. 5 Nivel láser inferior "1" 4 11/2 la transición cuántica más intensa 3+ con una longitud de onda de λ1,06 μm se encuentra aproximadamente 0,25 eV por encima del estado de energía terrestre "0" 4 1 9/2 , y en condiciones normales está prácticamente despoblado (0,01% de la población del estado fundamental), lo que determina el bajo umbral de generación de este láser. Nivel 4 F 3/2 , cuya vida útil es de 0,2 ms, es el nivel láser superior "2". Grupos de niveles (energía “zonas”) "3a" ... "3 d ” desempeñar el papel de un nivel electrónico auxiliar “3”. El bombeo óptico se realiza a través del canal "0" → "3", las bandas de absorción tienen longitudes de onda cercanas a 0,52; 0,58; 0,75; 0,81 y 0,89 µm. De los estados "3a" ... "3 d » hay una relajación rápida por transiciones no radiativas al estado superior del láser «2».

Las lámparas de descarga de gas de criptón y xenón se utilizan para bombear, lámparas halógenas con aditivos de metales alcalinos en el gas de llenado, así como semiconductores GaAs láseres (λ0,88 µm) y LED basados ​​en Ga1 x Al x As (λ0,81 µm) (Fig. 6).

Potencia de radiación láser YAG: 3+ con una longitud de onda de λ1.06 μm en el modo continuo alcanza 1 kW, los valores récord alcanzados en el modo pulsado: la energía del pulso es de aproximadamente 200 kJ, y la potencia es de 200 TW con una duración del pulso de ~ 1 ns ( un láser diseñado para experimentos de fusión termonuclear láser controlada - LTS).

En un cristal YAG, una línea láser 3+ con λ1,06 μm se ensancha uniformemente (hasta 0,7 nm), mientras que en los vidrios hay un ensanchamiento no homogéneo significativo debido al efecto Stark (Δν no uno ≈3∙10 12 Hz,), lo que hace posible aplicar con éxito el modo de bloqueo de modo longitudinal (ver Sección 3.3) con M~10 4 y recibir pulsos ultracortos con una duración del orden de 1 ps.

Una mayor concentración de iones activadores en medios como el pentafosfato de neodimio ( NdP 5 O 14 ), tetrafosfato de neodimio y litio ( LiNdP 4 O 12 ) y otros, proporciona una absorción eficiente de la radiación láser de semiconductores a distancias del orden de fracciones de milímetro, lo que le permite crear módulos en miniatura llamados miniláseres : láser semiconductorláser de neodimio.

La alta potencia de radiación de un láser de neodimio con λ1,06 μm permite convertir la frecuencia de su radiación utilizando cristales no lineales. Para generar los armónicos ópticos segundos y superiores, se utilizan cristales con susceptibilidad no lineal cuadrática y cúbica (fosfato dihidrógeno de potasio KDP , fosfato de titanilo y potasio KTP ), con conversión directa y (o) secuencial (en cascada). Entonces, si se usa una cadena de cristales para la radiación de un láser de neodimio, además de la radiación IR a la frecuencia fundamental con λ1.06 µm, es posible obtener la generación de los armónicos 2°, 4° y 5° con longitudes de onda λ0 0,53 µm (radiación verde); λ0,35 µm, λ0,26 µm y λ0,21 µm (radiación UV) (Fig. 7).

Las principales áreas de aplicación de los láseres de neodimio: instalaciones tecnológicas y médicas, experimentos de fusión termonuclear láser controlada, estudios de interacción resonante de la radiación con la materia, en sistemas de comunicación y visión submarina (λ0,53 µm), procesamiento de información óptica; espectroscopia, diagnóstico remoto de impurezas en la atmósfera (radiación UV), etc.

En los láseres que utilizan vidrios como matriz (silicato, borato, etc.), también se pueden utilizar con éxito otros iones activadores: Yb 3+ , Er 3+ , Tm 3+ , Ho 3+ con radiación en el rango de 0,9 ... 1,54 μm.

3.3. Conversión de frecuencia de la radiación en un medio no lineal. El fenómeno de duplicar y sumar las frecuencias de las ondas de luz es el siguiente. Cuando la luz se propaga en un medio bajo la acción de un campo eléctrico de una onda electromagnética mi , hay un desplazamiento correspondiente de electrones atómicos en relación con los núcleos, es decir el medio está polarizado. La polarizabilidad del medio se caracteriza por la magnitud del momento dipolar eléctrico por unidad de volumen: R asociado con la magnitud del campo mi a través de la susceptibilidad dieléctrica del medioχ : . Si este campo es pequeño, entonces la susceptibilidad dieléctricaχ \u003d χ 0 \u003d constante, p es una función lineal de mi : , y el desplazamiento de cargas provoca una radiación con la misma frecuencia que la radiación inicial (“óptica lineal”).

A alta potencia, cuando campo eléctrico la radiación comienza a exceder el valor del campo intraatómico, la polarizabilidad se convierte en una función no lineal mi : Es decir, además de depender linealmente de mi término en pequeño mi , cuando se trata de óptica lineal, en la expresión para R parece no lineal con respecto a Término E (“no lineal ” óptica). Como resultado, cuando una onda de “bomba” se propaga en un medio con una frecuencia ν 0 y vector de onda (donde es el índice de refracción del medio), aparece una nueva onda el segundo armónico óptico con frecuencia y vector de onda, así como una serie de armónicos de orden superior. Obviamente, la energía de una onda de bombeo con una frecuencia se transferirá más eficientemente a una nueva onda con una frecuencia si las velocidades de propagación de estas dos ondas son las mismas, es decir si hay un supuesto.: . Esta condición se puede cumplir utilizando un cristal con birrefringencia, cuando dos ondas se propagan en un cierto ángulo a su eje óptico principal.

Cuando en el cristal se propagan dos ondas con frecuencias y vectores de onda y, además de los armónicos de cada una de las ondas, se genera en el cristal una onda de frecuencia total: , y una onda de diferencia de frecuencia. La condición de sincronismo de onda en este caso tiene la forma: .

En cierto sentido, los fenómenos descritos pueden considerarse como la generación de armónicos durante el bombeo óptico coherente de un cristal no lineal.

3.4. Láseres de colorante sintonizables. Los láseres basados ​​en soluciones de compuestos orgánicos complejos (incluidos los colorantes: rodaminas, cumarinas, oxazoles, etc.) en alcoholes, acetona y otros disolventes pertenecen al grupo líquido láseres Tales soluciones tienen bandas de absorción intensas en OH y bandas de emisión en las regiones espectrales de UV cercano, visible o IR cercano. Su principal ventaja es una amplia línea de luminiscencia (hasta 50…100 nm), que permite ajustar suavemente la frecuencia de funcionamiento del láser dentro de esta línea.

Los estados electrónicos de la mayoría de los colorantes utilizados en dichos láseres son bandas de energía continuas amplias, de hasta 0,1 eV, que resultan de la adición de cientos de subniveles vibratorios y rotacionales "superpuestos", lo que también conduce a una absorción y luminiscencia amplias, por regla general, sin estructura. bandas. , como resultado de la adición de transiciones "superpuestas" entre tales subniveles (Fig. 8a). Entre los subniveles “dentro” de estas bandas, hay transiciones rápidas no radiativas con probabilidades w ~10 10 …10 12 s 1 , y las probabilidades de transiciones de relajación entre estados electrónicos son de dos a cuatro órdenes de magnitud menores (~10 8 c 1 ).

La generación ocurre de acuerdo con un esquema de "cuatro niveles" en las transiciones de la molécula de colorante desde los subniveles vibratorios más bajos del primer estado electrónico singulete excitado. S1 (Fig. 8, a), análogos del nivel "2" en el diagrama de la Fig. 4 a los subniveles superiores del estado electrónico fundamental S0 , análogos del nivel "1". El análogo del nivel "0" son los subniveles inferiores del término electrónico principal, y el análogo del nivel auxiliar "3" son los subniveles vibratorios superiores del término electrónico excitado. S1.

Dado que las transiciones rápidas tienen lugar dentro de los términos electrónicos, la distribución de la población de los estados corresponde a la ley de Boltzmann: los subniveles superiores "3" y "1" están poco poblados, y los inferiores "0" y "2" están fuertemente poblados. . Tal relación para los niveles "0" y "3" determina para ellos una alta eficiencia de la RS a lo largo del canal "0" → "3", y la relación para los niveles "2" y "1" determina la inversión de población, amplificación y generación en esta transición.

Para obtener una línea de generación estrecha, así como poder sintonizarla en frecuencia dentro de una amplia banda de luminiscencia de moléculas de colorante, se utiliza un resonador dispersivo con elementos espectrales selectivos (prismas, rejillas de difracción, interferómetros, etc.) (Fig. 8b).

La posibilidad de sintonizar la longitud de onda dentro de la línea de luminiscencia (Fig. 8, en ) sin pérdida de potencia está determinada por transiciones rápidas no radiativas dentro de los términos electrónicos "2" y "1", cuya probabilidad excede la probabilidad de transiciones inducidas. Entonces, al sintonizar el resonador a cualquier longitud de onda dentro de la línea de luminiscencia de la transición "2" → "1", la radiación láser se produce en la transición entre los subniveles correspondientes "2". y 1 ”, resultando en el subnivel “2ʹ » por transiciones inducidas se «borra», y «1ʹ » se rellena adicionalmente. Sin embargo, debido al OH y a las transiciones rápidas desde los subniveles vecinos dentro del término, la población del subnivel "generador" "2ʹ » se restaura continuamente. Al mismo tiempo, el subnivel "1ʹ ” se borra continuamente mediante transiciones rápidas, y finalmente se relaja hasta el estado “0”. Por lo tanto, todo el bombeo del término electrónico superior "2" se convierte en el bombeo de la transición "2".ʹ»→«1ʹ » y se convierte en radiación láser monocromática de banda estrecha a la frecuencia de sintonización del resonador dispersivo, y esta frecuencia se puede variar.

Además de las transiciones radiativas S 1 → S 0 ("2" → "1") También hay una serie de transiciones que reducen la eficiencia de generación. Estas son las transiciones: S 1 → T 1 , que reducen la población de los niveles “2ʹ ”, transiciones T 1 →"1", aumentando la población de los niveles "1"ʹ", y transiciones T 1 → T 2 absorción de radiación láser.

Hay dos tipos de láseres de colorante: incoherente (tubo) bombeado ópticamente por radiación lámparas de destello y modo de pulso de operación; y también con coherente bombeo por radiación láser de otro tipo (gas o estado sólido) en funcionamiento continuo, cuasi continuo o pulsado. Si se usa un cambio de tintes en el láser, y hay más de mil de ellos, de esta manera es posible "cubrir" toda la región visible y parte de la región IR del espectro (0.33 ... 1.8 μm) con radiación. En los láseres con bombeo coherente, las bombas de iones se utilizan como fuentes de bombeo para obtener un régimen continuo. Ar - o Kr -láseres de gas. Para bombear colorantes en modo pulsado, se utilizan láseres de gas en N 2 , vapor de cobre, excímeros, así como láseres de rubí y neodimio con multiplicación de frecuencia. A menudo es necesario utilizar el bombeo de la solución de colorante, como resultado de lo cual las moléculas que se han disociado bajo la acción de la radiación de bombeo se eliminan de la zona activa y se introducen otras nuevas.

Láseres de colorante, con Δν no uno ~10 13 Hz y M>10 4 , permiten generar pulsos de radiación ultracortos (τ~10 14 … 10 13 s).

Los láseres de colorante con retroalimentación distribuida (DFB) forman un grupo especial. En los láseres DFB, el papel de un resonador lo desempeña una estructura con un índice de refracción y (o) ganancia que cambia periódicamente. Por lo general, se crea en un medio activo bajo la acción de dos haces de bombeo que interfieren. Un láser DFB se caracteriza por una línea de generación estrecha (~10 2 cm 1 ), que se puede sintonizar dentro de la banda de ganancia cambiando el ángulo entre los haces de la bomba.

Las aplicaciones del láser de colorante incluyen fotoquímica, bombeo selectivo de estados cuánticos en espectroscopia, separación de isótopos, etc.

3.5 Láser de zafiro dopado con titanio ajustable. Un láser de estado sólido basado en un cristal de corindón activado con titanio también garantiza un ajuste suave de la longitud de onda de generación ( Al 2 O 3 : Ti 3+ ), llamado zafiro.

Cada estado electrónico Ti 3+ , consiste en una gran cantidad de subniveles vibratorios "superpuestos", lo que conduce a bandas de absorción y luminiscencia sin estructura incluso más anchas que las de un tinte como resultado de la adición de transiciones "superpuestas" entre dichos subniveles. Dentro de estos estados, hay transiciones rápidas no radiativas con probabilidades w ~10 9 s 1 , mientras que las probabilidades de relajación entre estados electrónicos son del orden de 10 5 … 10 6 s 1 .

El láser de zafiro pertenece al grupo de los llamados. vibrónico láseres, caracterizados porque su principal término electrónico es una banda de subniveles vibratorios ( red cristalina), por lo que el láser funciona según un esquema de cuatro niveles y, como un láser de colorante, crea la posibilidad de un ajuste de generación suave en el rango de λ660…1180 nm. La banda de absorción se extiende desde λ0,49 µm hasta λ0,54 µm. Vida corta del estado excitado "2" Ti 3+ hace ineficaz el bombeo de la lámpara de este láser que, por regla general, se realiza mediante un láser de argón cw (λ488 nm y λ514,5 nm), el segundo armónico de un láser de neodimio (λ530 nm) o pulsos de radiación láser de vapor de cobre (λ510 nm).

Las ventajas indudables de un láser de zafiro con titanio son una potencia de bombeo permisible mucho más alta sin degradación de la sustancia de trabajo y una línea de luminiscencia ampliada de manera heterogénea más ancha. Como resultado, una secuencia de pulsos con una duración de unas decenas de femtosegundos (1fs=10 15 c), y con posterior compresión (compression) de pulsos en fibras ópticas no lineales hasta 0,6 fs.

3.6. Láseres de centro de color ajustables. Tales láseres, como los láseres de estado sólido discutidos anteriormente, usan cristales iónicos como sustancia activa, pero con centros de color llamados F - centros , lo que permite la sintonización de su radiación. Materiales láser para tales láseres: cristales de fluoruros y cloruros de metales alcalinos ( Li, Na, K, Rb ), así como fluoruros Ca y Sr . El impacto sobre ellos de la radiación ionizante: gamma quanta, electrones de alta energía, rayos X y radiación ultravioleta dura, así como la calcinación de cristales en vapores de metales alcalinos, conduce a la aparición de defectos puntuales en la red cristalina, que localizan electrones o huecos sobre sí mismos. Una vacante que captura un electrón forma un defecto cuya estructura electrónica es similar a la de un átomo de hidrógeno. Dicho centro de color tiene bandas de absorción en las regiones visible y ultravioleta del espectro.

El esquema de generación de láser en centros de color es similar a los esquemas de láseres líquidos en tintes orgánicos. Por primera vez se obtuvo generación de emisión estimulada en centros de color en cristales de K Cl - Li bajo bombeo óptico pulsado. Por el momento se ha observado generación en un gran número de centros de color diferentes con radiación IR en modo pulsado y continuo con RS coherente. La frecuencia de radiación se sintoniza mediante elementos dispersivos (prismas, rejillas de difracción, etc.) colocados en el resonador. Sin embargo, la mala termoestabilidad y fotoestabilidad impiden uso extendido tales láseres.

3.7. Láseres de fibra. fibra llamados láseres, cuyo resonador está construido sobre la base de fibra óptica-guía de ondas, que es también el medio activo del láser en el que se genera la radiación (Fig. 9). Se utiliza fibra de cuarzo dopada con tierras raras ( Nd, Ho, Er, Tm, Yb etc.), o fibra pasiva utilizando el efecto de la dispersión Raman estimulada. En este último caso, el resonador óptico forma una guía de luz en combinación con rejillas de índice de refracción "Bragg" "incrustadas" en la fibra. Estos láseres se denominan raman de fibra ” láseres. La radiación láser se propaga dentro de la fibra óptica y, por lo tanto, la cavidad del láser de fibra es simple y no requiere alineación. En un láser de fibra, es posible obtener tanto la generación de una sola frecuencia como la generación de pulsos de luz ultracortos (femtosegundos, picosegundos).

4. Generación de luz paramétrica

Generación de luz paramétrica(POS) se lleva a cabo bajo la acción de la radiación de bombeo óptico láser en cristales sólidos con propiedades no lineales, y se caracteriza por un coeficiente de conversión bastante alto (decenas de porcentaje). En este caso, es posible sintonizar suavemente la frecuencia de la radiación de salida. En cierto sentido, el OPO, así como el fenómeno de multiplicación y suma de frecuencias considerado anteriormente, puede considerarse como la generación de radiación sintonizable durante el bombeo óptico coherente de un cristal no lineal.

En el corazón del fenómeno OPO, como en el caso de la multiplicación y suma de frecuencias, se encuentran los fenómenos ópticos no lineales en los medios. Consideremos el caso cuando un medio con propiedades no lineales y ubicado en una cavidad óptica abierta (OOR) interactúa con una radiación láser de una intensidad suficientemente alta, que tiene una frecuencia ν 0 (bombeo). Debido al bombeo de la energía de esta onda, pueden aparecer dos nuevas ondas de luz en el medio:

1) una onda de naturaleza “ruido” con cierta frecuencia ν 1 ;

2) una onda con una frecuencia de diferencia (ν 0 contra 1 ), que es el resultado de una interacción no lineal entre la radiación de la bomba y una onda aleatoria (ruido) con una frecuencia ν 1 .

Además, las frecuencias ν 1 y (ν 0 ν 1 ) deben ser frecuencias naturales del OOP y para las tres ondas,condición de sincronismo de onda: . En otras palabras, la onda de luz de la bomba con frecuencia ν 0 usando una onda de ruido auxiliar con frecuencia ν 1 , se transforma en una onda con una frecuencia (ν 0 v 1 ).

El ajuste de frecuencia de la radiación OPO se lleva a cabo seleccionando la orientación de un cristal no lineal birrefringente girándolo, es decir, cambiando el ángulo entre su eje óptico y el eje del resonador para realizarcondición de sincronismo de onda. Cada valor del ángulo corresponde a una combinación estrictamente definida de frecuencias ν 1 y (ν 0 ν 1 ), para los que actualmente se cumple la condición de sincronismo de ondas.

Se pueden utilizar dos esquemas para implementar PGS:

1) esquema de "dos resonadores", cuando las ondas generadas con frecuencias ν 1 y (ν 0 ν 1 ) ocurren en un REA, mientras que la pérdida de REA para ellos debería ser pequeña;

2) esquema de "resonador único", cuando solo una onda con frecuencia (ν 0 v 1 ).

Se puede utilizar un cristal como medio activo. LiNbO 3 (niobato de litio), bombeado por la radiación del segundo armónico del YAG: 3+ (λ0,53 μm) y se puede realizar un ajuste suave en el rango de hasta λ3,5 μm dentro del 10 %. Un conjunto de cristales ópticos con diferentes áreas de no linealidad y transparencia permite sintonizar en la región IR hasta 16 µm.

5. Láseres semiconductores

semiconductorllamados láseres de estado sólido en los que se utilizan como medio activo (sustancia de trabajo) cristales semiconductores de varias composiciones con inversión de población en una transición cuántica. Nuestros compatriotas N. G. Basov, Zh. I. Alferov y sus colaboradores hicieron una contribución decisiva a la creación y mejora de tales láseres.

5.1. Principio de operación. En los láseres semiconductores, a diferencia de los láseres de otros tipos (incluidos otros de estado sólido), las transiciones radiativas no se utilizan entre niveles de energía aislados de átomos, moléculas e iones que no interactúan o interactúan débilmente entre sí, sino entre niveles de energía permitidos.zonas de energíacristal. La radiación (luminiscencia) y la generación de emisión estimulada en semiconductores se debe a transiciones cuánticas de electrones tanto entre los niveles de energía de la banda de conducción y la banda de valencia, como entre los niveles de estas bandas y los niveles de impurezas: transiciones nivel donante nivel aceptor, conducción nivel de aceptor de banda, banda de valencia de nivel de donante, incluso a través de estados de excitón. Cada zona de energía corresponde a una muy grande (~10 23 …10 24 ) el número de estados permitidos. Dado que los electrones son fermiones; entonces, por ejemplo, valencia la banda puede estar completa o parcialmente llena de electrones: con una densidad que disminuye de abajo hacia arriba a lo largo de la escala de energía similar a la distribución de Boltzmann en los átomos.

La radiación de los semiconductores se basa en el fenómenoelectroluminiscencia. Un fotón es emitido como resultado de un acto. recombinación el portador de carga, el electrón y el "agujero" (un electrón de la banda de conducción ocupa una vacante en la banda de valencia), mientras que la longitud de onda de la radiación está determinada porbrecha de banda. Si creamos tales condiciones que un electrón y un hueco antes de la recombinación estarán en la misma región del espacio durante un tiempo suficientemente largo, y en este momento un fotón con una frecuencia que está en resonancia con la frecuencia de la transición cuántica pasa a través de este región del espacio, entonces puede inducir el proceso de recombinación con emisión segundo fotón, y su dirección, vector polarización y fase coincidirá exactamente con las mismas características que el primer fotón. por ejemplo, en propio semiconductores ("puros", "libres de impurezas"), hay una banda de valencia llena y una banda de conducción casi libre. Durante las transiciones entre bandas, para causar inversión y obtener generación, es necesario crear concentraciones excesivas de portadores de carga fuera del equilibrio: en la banda de conducción de electrones y en la banda de valencia de huecos. En este caso, el intervalo entre los niveles cuasi-Fermi debe exceder la banda prohibida, es decir, uno o ambos niveles cuasi-Fermi estarán dentro de las bandas permitidas a distancias no mayores a kT de sus fronteras. Y esto presupone una excitación de tal intensidad que degeneración en la banda de conducción y en la banda de valencia.

Los primeros láseres semiconductores usaban arseniuro de galio (GaAs), funcionaban en modo pulsado, emitían en el rango IR y requerían un enfriamiento intenso. La investigación adicional ha hecho posible realizar muchas mejoras significativas en la física y la tecnología de los láseres de este tipo, y en la actualidad emiten tanto en el rango visible como en el ultravioleta.

La degeneración de un semiconductor se logra dopándolo intensamente a una alta concentración de dopante, de modo que se exhiban las propiedades del dopante, en lugar de las del semiconductor intrínseco. cada átomo donante impureza cede uno de sus electrones a la banda de conducción del cristal. Por el contrario, el átomoaceptadorimpureza captura un electrón, que fue compartido por el cristal y estaba en la banda de valencia. degenerarnortese obtiene un semiconductor, por ejemplo, introduciendo enGaAsimpurezas de telurio (concentración 3...5 1018 cm3 ) y los degeneradospagsimpurezas de zinc semiconductor (concentración 1019 cm3 ). La generación se lleva a cabo en longitudes de onda IR de 0,82 µm a 0,9 µm. Las estructuras cultivadas sobre sustratos también están muy extendidas.En p(Región IR λ1…3 µm).

El cristal semiconductor del diodo láser más simple que opera en una “homounión” (Fig. 10) tiene la forma de una placa rectangular muy delgada. Tal placa es esencialmente una ópticaguiaondasdonde se propaga la radiación. La capa superior del cristal.dopadoPara crearpagsárea, y en la capa inferior se creanorteregión. El resultado es un piso.pagsnortecruce de gran superficie. Los dos lados (extremos) del cristal se cortan y pulen para formar planos reflectantes paralelos suaves que forman una cavidad óptica abierta.- interferómetro Fabry-Perot. Fotón aleatorio de emisión espontánea emitido en un planopagsnorteLa transición perpendicular a los reflectores, pasando a lo largo del resonador, provocará transiciones de recombinación estimuladas, creando fotones nuevos y nuevos con los mismos parámetros, es decir. la radiación se amplificará, comenzará la generación. En este caso, el rayo láser se formará debido al paso repetido a través de la guía de ondas ópticas y la reflexión desde los extremos.

El tipo de bombeo más importante en los láseres semiconductores esinyecciónbombeo. En este caso, las partículas activas son portadoras de carga libre, electrones de conducción fuera del equilibrio en exceso y huecos, queinyectadoenpn-transición (medio activo), al pasar por él corriente eléctrica en la dirección “directa” con un desplazamiento “directo”, lo que reduce la altura de la barrera potencial. Esto permite la conversión directa de energía eléctrica (corriente) en radiación coherente.

Otros métodos de bombeo son la ruptura eléctrica (en los llamados.serpentinaláseres), bombeo de haz de electrones y bombeo óptico.

5.2. láseres DHS. Si organiza una capa con un espacio más estrechozona prohibida(región activa) entre dos capas con una banda prohibida más amplia, una llamada.heteroestructura. El láser que lo utiliza se llama láser doble.heteroestructura(Láser DHS, o “heteroestructura doble”, DHS- láser). Esta estructura se forma uniendoarseniuro de galio(GaAs) yarseniuro de galio y aluminio(AlGaAs). La ventaja de tales láseres radica en el pequeño espesor de la capa intermedia de la región activa, donde se localizan los electrones y los huecos: la luz se refleja adicionalmente desde las heterouniones, y la radiación estará contenida en la región de máxima amplificación.

Si se agregan dos capas más con un índice de refracción más bajo en comparación con las centrales en ambos lados del cristal láser DHS, entonces se asemejaLuz guíaestructura que atrapa más eficazmente la radiación (láser DHScon bodega separada, o "heteroestructura de confinamiento separado”, SCHS- láser). La mayoría de los láseres producidos en las últimas décadas están hechos con esta tecnología. El desarrollo de la optoelectrónica moderna, la energía solar se basa en heteroestructuras cuánticas: incl. con "pozos" cuánticos, "puntos" cuánticos.

5.3. Láseres DFB y VRPI. En láseres conretroalimentación distribuida(ROS o “repartidoretroalimentación”– DFBláser) cercapags- nortetransición, se aplica un sistema de "trazos" de relieve transversal, formandorejilla. Gracias a esta rejilla, la radiación con una sola longitud de onda regresa al resonador y se genera en él, es decir, se lleva a cabo la estabilización de la longitud de onda de la radiación (láseres para comunicación de fibra óptica multifrecuencia).

Un láser de "borde" semiconductor que emite luz en una dirección perpendicular a la superficie del cristal y se denomina láser "emisor de superficie de resonador vertical" (láser VRTS, o "verticalcavidadsuperficie- emitiendo”: VCSEláser), tiene un patrón de radiación simétrico con un pequeño ángulo de divergencia.

En el medio activo de un láser semiconductor, una ganancia muy alta (hasta 104 cm-1 ), por lo que las dimensiones del elemento activo P. l. los láseres son extremadamente pequeños (longitud del resonador 50 µm…1 mm). Además de la compacidad, las características de los láseres semiconductores son: facilidad de control de la intensidad cambiando el valor actual, baja inercia (~109 c), alta eficiencia (hasta el 50%), posibilidad de sintonización espectral y una gran selección de sustancias para generar en un amplio rango espectral desde UV, visible hasta IR medio. Al mismo tiempo, en comparación con los láseres de gas, los láseres semiconductores se caracterizan por un grado relativamente bajo de monocromaticidad y coherencia de la radiación y no pueden emitir en diferentes longitudes de onda simultáneamente. Los láseres de semiconductores pueden ser monomodo o multimodo (con un gran ancho de zona activa). Los láseres multimodo se utilizan en los casos en que un dispositivo requiere una alta potencia de radiación y no se establece la condición de divergencia de haz bajo. Las áreas de aplicación de los láseres semiconductores son: dispositivos de procesamiento de información: escáneres, impresoras, dispositivos de almacenamiento óptico, etc., dispositivos de medición, bombeo de otros láseres, designadores láser, fibra óptica y tecnología.

BIBLIOGRAFÍA

1. Karlov NVConferencias sobre electrónica cuántica M.: Nauka, 1988. 2ª ed., -336s.
2. Zvelto O.Principios de los láseres. M.: Mir, 1984, -395s.; 3ra ed. 1990, 560s.; 4ª ed. 1998, -540s.
3. Pikhtin A. N.Electrónica óptica y cuántica. M.: Escuela superior, 2001. -573s.
4. Akhmanov S.A., Nikitin S.Yu.óptica física. M.: Izd.MSU, 2004. 2ª ed.- 656p.
5. Malyshev V. A.Fundamentos físicos de la tecnología láser. M .: Escuela superior, 200 -543s.
6. Tarasov L. V.Física de procesos en generadores de radiación óptica coherente. M.: Radio y comunicación, 1981, -440s.
7. Yakovlenko S.I., Evtushenko G.S.Fundamentos físicos de la electrónica cuántica. Tomsk: Ed. TGU, 2006. -363s.
8. Ivanov I.G., Latush E.L., Sam M.F.Láseres de iones sobre vapores metálicos. M.: Energoatomizdat, 1990. -256s.
9. Enciclopedia física. En 5 vol.M .: "Enciclopedia rusa". 1988-1998.
10. Ivanov I.G.Descarga de gases y su aplicación en fotónica. Tutorial. Rostov n/a: ed. SFedU, 2009. -96p.
11. Electrónica. diccionario enciclopédico. M.: Enciclopedia, 1991. -688s.
12. Ivanov V. A., Privalov V. E.El uso de láseres en dispositivos de mecánica de precisión. San Petersburgo: Politécnico, 1993. -216p.;Golikova E.V., Privalov V.E.Cálculo de líneas de absorción para láseres estabilizados por puntos de referencia de yodo. Preimpresión #53. San Petersburgo: Instituto de Instrumentación Analítica RAS. 1992.-47c.
13. Kalashnikov S.G.Electricidad. M.: Fizmatlit. 2003. -624p.
14. Enciclopedia física // Láser químico.URL: http://femto.com.ua/articles/part_2/4470.html
15. Kriukov P. G. Pulsos de femtosegundos. Introducción a un nuevo campo de la física láser. M.: Fizmatlit.2008. -208 Con.
16. Yanovsky V. et al. Óptica Express. 2008 vol. 16. N3, pág. 2109- 2114 .