Meidän aikanamme on vaikea löytää henkilöä, joka ei koskaan kuulisi sanaa "laser" kuitenkin vain harvat ymmärtävät selvästi, mitä se on.

Puoli vuosisataa laserien keksimisestä erilaisia ​​tyyppejä Löytyi sovelluksia monilla aloilla lääketieteestä digitaalitekniikkaan. Joten mikä on laser, mikä on sen toimintaperiaate ja mihin se on tarkoitettu?

Mikä on laser?

Lasereiden olemassaolon mahdollisuuden ennusti Albert Einstein, joka julkaisi jo vuonna 1917 artikkelin, jossa puhuttiin mahdollisuudesta, että elektronit lähettävät tietyn pituisia valokvantteja. Tätä ilmiötä kutsuttiin stimuloiduksi emissioniksi, mutta sitä pidettiin pitkään teknisesti mahdottomana.

Teknisten ja teknisten valmiuksien kehittyessä laserin luomisesta on kuitenkin tullut ajan kysymys. Vuonna 1954 Neuvostoliiton tiedemiehet N. Basov ja A. Prokhorov saivat Nobel palkinto maserin, ensimmäisen ammoniakilla toimivan mikroaaltogeneraattorin, kehittämiseen. Ja vuonna 1960 amerikkalainen T. Maiman valmisti ensimmäisen optisten säteiden kvanttigeneraattorin, jota hän kutsui laseriksi (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation). Laite muuttaa energian kapeasuuntaiseksi optiseksi säteilyksi, ts. valonsäde, korkean pitoisuuden valokvanttien (fotonien) virta.

Laserin toimintaperiaate

Ilmiötä, johon laserin toiminta perustuu, kutsutaan väliaineen stimuloiduksi tai indusoiduksi säteilyksi. Tietyn aineen atomit voivat lähettää fotoneja muiden fotonien vaikutuksesta, kun taas toimivan fotonin energian tulee olla yhtä suuri kuin atomin energiatasojen erotus ennen säteilyä ja sen jälkeen.

Emitoitu fotoni on koherentti sen kanssa, joka aiheutti emission, ts. aivan kuten ensimmäinen fotoni. Tämän seurauksena väliaineen heikko valovirta vahvistuu, eikä satunnaisesti, vaan yhteen tiettyyn suuntaan. Muodostuu stimuloitua säteilyä sisältävä säde, jota kutsutaan laseriksi.

Lasereiden luokittelu

Lasereiden luonnetta ja ominaisuuksia tutkittaessa löydettiin erilaisia ​​näiden säteiden tyyppejä. Alkuperäisen aineen tilan mukaan laserit voivat olla:

• kaasu;
• nestemäinen;
• kiinteässä tilassa;
• vapailla elektroneilla.

Tällä hetkellä lasersäteen saamiseksi on kehitetty useita menetelmiä:

• sähköisen hehkun tai kaaripurkauksen avulla kaasumaisessa väliaineessa - kaasupurkaus;
• laajentamalla kuumaa kaasua ja luomalla väestön inversioita - kaasudynamiikkaa;
• johtamalla virta puolijohteen läpi väliaineen virityksellä - diodi tai injektio;
• pumppaamalla väliainetta optisesti salamalampulla, LEDillä, toisella laserilla jne.;
• väliaineen elektronisuihkupumppauksella;
• ydinpumppaus ydinreaktorista tulevan säteilyn vastaanottamisen jälkeen;
• erikoisen avulla kemialliset reaktiot– kemialliset laserit.

Kaikilla niillä on omat ominaisuutensa ja eronsa, joiden vuoksi niitä käytetään eri aloilla ala.

Lasereiden käyttö käytännössä

Tähän mennessä laserit erilaisia ​​tyyppejä käytetään kymmenillä teollisuudenaloilla, lääketieteessä, IT-teknologioissa ja muilla toiminta-aloilla. He ovat tottuneet:

• metallien, muovien ja muiden materiaalien leikkaus ja hitsaus;
• kuvien, kirjoitusten piirtäminen ja tuotteiden pinnan merkitseminen;
• ultraohuiden reikien poraus, puolijohteiden kiteisten osien tarkkuuskäsittely;
• tuotepinnoitteiden muodostaminen ruiskuttamalla, pintakäsittelyllä, pintaseostuksella jne.;
• tietopakettien siirto lasikuitua käyttäen;
• kirurgisten toimenpiteiden ja muiden terapeuttisten vaikutusten suorittaminen;
• kosmeettiset toimenpiteet ihon nuorentamiseksi, viallisten muodostumien poistaminen jne.;
• kohdistaminen monenlaisia aseet pienaseista rakettiaseisiin;
• holografisten menetelmien luominen ja käyttö;
• soveltaminen erilaisiin tutkimusprojekteihin;
• etäisyyksien, koordinaattien, työväliaineen tiheyden, virtausnopeuksien ja monien muiden parametrien mittaus;
• kemiallisten reaktioiden käynnistäminen erilaisten teknisten prosessien suorittamiseksi.

On monia muita aloja, joilla lasereita käytetään jo tai niille tulee käyttöä lähitulevaisuudessa.

Lasermediana voidaan käyttää kaikkia materiaaleja, joille populaatioinversio voidaan tarjota. Tämä on mahdollista seuraavilla materiaaleilla:

a) vapaat atomit, ionit, molekyylit, molekyylien ionit kaasuissa tai höyryissä;

b) nesteisiin liuenneet väriainemolekyylit;

c) atomit, ionit, jotka on upotettu kiinteään kappaleeseen;

d) seostetut puolijohteet;

e) vapaat elektronit.

Lasersäteilyä tuottamaan pystyvien välineiden määrä ja lasersiirtymien määrä on erittäin suuri. Pelkästään neonelementissä havaitaan noin 200 erilaista lasersiirtymää. Laseraktiivisen väliaineen tyypin mukaan erotetaan kaasu-, neste-, puolijohde- ja solid-state laserit. Uteliaisuutena on huomioitava, että ihmisen hengitys, joka koostuu hiilidioksidista, typestä ja vesihöyrystä, on sopiva aktiivinen väliaine heikolle CO 2 -laserille, ja jotkut gin-lajit ovat jo tuottaneet lasersäteilyä, koska ne sisältävät riittävästi kiniinin määrä sinisellä fluoresenssilla.

Lasergenerointilinjat tunnetaan spektrin ultraviolettialueelta (100 nm) millimetriaallonpituuksiin kauko-infrapuna-alueella. Laserit muuttuvat sujuvasti masereiksi. Röntgenaaltoalueen lasereiden alalla tehdään intensiivistä tutkimusta (kuva 16), mutta vain kaksi tai kolme tusinaa lasertyyppiä ovat saavuttaneet käytännön merkityksen. CO 2 -laserit, argon- ja kryptoni-ionilaserit, CW- ja pulssi-Nd:YAG-laserit, CW- ja pulssivärilaserit, He-Ne-laserit ja GaAs-laserit ovat nyt löytäneet laajimman lääketieteellisen sovelluksen. Excimer-lasereita, taajuuden kaksinkertaistavia Nd:YAG-lasereita, Er:YAG-lasereita ja metallihöyrylasereita käytetään myös yhä enemmän lääketieteessä.

Riisi. 16. Lääketieteessä yleisimmin käytetyt lasertyypit.

Lisäksi laseraktiiviset materiaalit voidaan erottaa siitä, muodostavatko ne erillisiä laserviivoja, ts. vain hyvin kapealla tietyllä aallonpituusalueella tai säteilevät jatkuvasti laajalla aallonpituusalueella. Vapailla atomeilla ja ioneilla on tarkasti määritellyn energiatasonsa vuoksi erilliset laserviivat. Monet solid-state laserit lähettävät myös erillisiä linjoja (rubiinilaserit, Nd:YAG-laserit). Kuitenkin on kehitetty myös solid-state lasereita (värikeskuslasereita, aleksandriitti-, timanttilasereita), joiden säteilyn aallonpituudet voivat vaihdella jatkuvasti suurella spektrialueella. Tämä koskee erityisesti värilasereita, joissa tämä tekniikka on kehittynyt eniten. Puolijohteiden energiatasojen kaistarakenteesta johtuen puolijohdelasereilla ei myöskään ole diskreettejä selkeitä lasergenerointilinjoja.

Populaatioinversio lasereissa syntyy eri tavoin. Useimmiten tähän käytetään valosäteilyä (optista pumppausta), sähköpurkausta, sähkövirtaa ja kemiallisia reaktioita.

Vaihtaakseen vahvistustilasta valontuottotilaan laser, kuten missä tahansa generaattorissa, käyttää palautetta. Palaute laserissa suoritetaan optisella resonaattorilla, joka yksinkertaisimmassa tapauksessa on rinnakkaispeilipari.

Laserin kaaviokuva on esitetty kuvassa. 6. Se sisältää aktiivisen elementin, resonaattorin ja pumppulähteen.

Laser toimii seuraavasti. Ensinnäkin pumppauslähde (esimerkiksi voimakas salamalamppu), joka vaikuttaa laserin työaineeseen (aktiiviseen elementtiin), luo siihen populaation inversion. Sitten käänteinen väliaine alkaa säteillä spontaanisti valokvantteja. Spontaanien emission vaikutuksesta stimuloitu valon emission prosessi alkaa. Populaatioinversiosta johtuen tämä prosessi on lumivyörymäinen ja johtaa valon eksponentiaaliseen vahvistumiseen. Sivusuunnassa kulkevat valovirrat poistuvat nopeasti aktiivisesta elementistä ilman, että niillä on aikaa saada merkittävää energiaa. Samanaikaisesti resonaattorin akselia pitkin etenevä valoaalto kulkee toistuvasti aktiivisen elementin läpi ja saa jatkuvasti energiaa. Yhden resonaattoripeilin valon osittaisen läpäisyn vuoksi säteily lähtee ulospäin muodostaen lasersäteen.

Kuva 6. Kaavio laserista. 1 - aktiivinen elementti; 2- pumppujärjestelmä;

3- optinen resonaattori; 4 - tuotettu säteily.

§5. Helium-neonlaserin laite ja toiminta

Kuva 7. Helium-neonlaserin kaavio.

yksi). Laser koostuu kaasupurkausputkesta T, jonka pituus on useita kymmeniä cm - 1,5-2 m ja sisähalkaisija 7-10 mm. Putki on täytetty heliumin (paine ~ 1 mmHg) ja neonin (paine ~ 0,1 mmHg) seoksella. Putken päät on suljettu tasasuuntaisilla lasi- tai kvartsilevyillä P 1 ja P 2, jotka on asennettu Brewsterin kulmaan sen akseliin nähden. Tämä luo lasersäteilyn lineaarisen polarisaation sähköisen vektorin kanssa, joka on yhdensuuntainen tulotason kanssa. Peilit S 1 ja S 2 , joiden väliin putki sijoitetaan, on yleensä tehty pallomaiseksi monikerroksisilla dielektrisillä pinnoitteilla. Niillä on korkea heijastavuus ja ne eivät käytännössä absorboi valoa. Peilin, jonka läpi lasersäteily pääasiallisesti poistuu, läpäisykyky on yleensä 2 %, kun taas toisen peilin on alle 1 %. Putken elektrodien väliin syötetään vakiojännite 1-2 kV. Putken katodi K voi olla kylmä, mutta purkausvirran lisäämiseksi käytetään myös ontolla sylinterimäisellä anodilla varustettuja putkia, joiden katodi lämmitetään pienjännitevirtalähteellä. Purkausvirta putkessa on useita kymmeniä milliampeeria. Laser tuottaa punaista valoa, jonka aallonpituus on =632,8 nm, ja voi myös tuottaa infrapunasäteilyä aallonpituuksilla 1,15 ja 3,39 µm (katso kuva 2). Mutta silloin tarvitaan infrapunavaloa läpäiseviä päätyikkunoita ja peilejä, joilla on korkea heijastuskerroin infrapuna-alueella.

2). Lasereissa stimuloitua säteilyä käytetään koherenttien valoaaltojen tuottamiseen. Ajatuksen tästä ilmaisi ensimmäisen kerran vuonna 1957 A.M. Prokhorov, N.G. Basov ja heistä riippumatta Ch. Towns. Laserin aktiivisen aineen muuttamiseksi valovärähtelyn generaattoriksi on tarpeen toteuttaa palaute. Tämä tarkoittaa, että osan emittoidusta valosta on aina palattava aktiivisen aineen vyöhykkeelle ja saatava aikaan yhä useampien uusien atomien stimuloitu emissio. Tätä varten vaikuttava aine sijoitetaan kahden peilin S 1 ja S 2 väliin (ks. kuva 7), jotka ovat takaisinkytkentäelementtejä. Valosäde, joka heijastuu useaan otteeseen peileistä S 1 ja S 2, kulkee monta kertaa aktiivisen aineen läpi, samalla kun se vahvistuu pakotettujen siirtymien seurauksena korkeammalta energiatasolta " 3 alemmalle tasolle " 1 . Tämä johtaa avoimeen resonaattoriin, jossa peilit mahdollistavat valovirran moninkertaisen kulkemisen (ja siten vahvistuksen) aktiivisessa väliaineessa. Oikeassa laserissa osa valosta on lähetettävä aktiivisesta väliaineesta ulos, jotta sitä voidaan käyttää. Tätä tarkoitusta varten yksi peileistä, esimerkiksi S2, tehdään läpikuultavaksi.

Tällainen resonaattori ei vain vahvista valoa, vaan myös kollimoi ja monokromatisoi sen. Yksinkertaisuuden vuoksi oletetaan ensin, että peilit S 1 ja S 2 ovat ihanteellisia. Sitten säteet, yhdensuuntaiset sylinterin akselin kanssa, kulkevat aktiivisen aineen läpi edestakaisin rajoittamattoman määrän kertoja. Viistot palkit osuvat kuitenkin lopulta sylinterin sivuseinään, josta ne haihtuvat tai pakenevat. Siksi on selvää, että sylinterin akselin suuntaisesti etenevät säteet vahvistuvat maksimaalisesti. Tämä selittää säteiden kollimoitumisen. Tietenkään tiukasti yhdensuuntaisia ​​säteitä ei voida saada. Tämän estää valon taittuminen. Säteiden hajaantumiskulma ei periaatteessa voi olla pienempi kuin diffraktioraja  D, missä D- palkin leveys. Parhaissa kaasulasereissa tämä raja on kuitenkin käytännössä saavutettu.

Selitätään nyt, kuinka valon monokromatisoituminen tapahtuu. Päästää Z on peilien välinen optisen reitin pituus. Jos 2 Z= m eli pituudesta Z sopii kokonaislukumäärään puoliaaltoja m, jolloin valoaalto, joka jättää S 1:n, palaa edestakaisin kulkemisen jälkeen S 1:een samassa vaiheessa. Tällainen aalto voimistuu toisen ja kaikkien myöhempien kulujen aikana aktiivisen aineen läpi eteen- ja taaksepäin. lähin aallonpituus  , jolle saman vahvistuksen pitäisi tapahtua, löytyy ehdosta 2 Z=(m 1)( ). Näin ollen  =  / m, tuo on  , kuten odotettiin, on sama kuin Fabry-Perot-interferometrien spektrialue. Otetaan nyt huomioon, että energiatasot " 3 ja  " 1 sekä niiden välisissä siirtymissä esiintyvät spektriviivat eivät ole äärettömän ohuita, vaan niillä on äärellinen leveys. Oletetaan, että atomien emittoiman spektriviivan leveys on pienempi kuin laitteen hajaantunut alue. Sitten kaikista atomien lähettämistä aallonpituuksista ehto 2 Z= m voi täyttää vain yhden aallonpituuden  . Tällainen aalto voimistuu niin paljon kuin mahdollista. Tämä johtaa laserin tuottamien spektriviivojen kaventumiseen eli valon monokromatisoitumiseen.

Lasersäteen tärkeimmät ominaisuudet:

yksivärisyys;

alueellinen ja ajallinen koherenssi;

korkea intensiteetti;

lähivalojen hajonta.

Korkean koherenssinsa ansiosta helium-neon-laser toimii erinomaisena jatkuvan monokromaattisen säteilyn lähteenä kaikenlaisten häiriö- ja diffraktioilmiöiden tutkimiseen, joiden toteuttaminen tavanomaisilla valonlähteillä edellyttää erikoislaitteiden käyttöä.

Tarkastellaan ensin nelitasoista laseria, jossa on yksinkertaisuuden vuoksi vain yksi pumpun absorptiokaista (kaista 3 kuvassa 5.1). Myöhempi analyysi pysyy kuitenkin ennallaan, vaikka käsittelemme useampaa kuin yhtä pumpun absorptiokaistaa (tai -tasoa), edellyttäen, että relaksaatio näistä vyöhykkeistä ylempään lasertasoon 2 on erittäin nopea. Merkitse

neljän tason 0, 1, 2 ja 3 populaatiot, vastaavasti, oletetaan, että laser generoi vain yhdessä resonaattorimoodissa. Antaa olla resonaattorin fotonien kokonaismäärä. Olettaen, että siirtymät tasojen 3 ja 2 sekä tasojen 1 ja 0 välillä ovat nopeita, voimme laittaa . Näin ollen meillä on seuraavat nopeusyhtälöt:

Yhtälössä (5.1a) määrä on aktiivisten atomien (tai molekyylien) kokonaismäärä. Yhtälössä (5.16) termi ottaa huomioon pumppauksen [katso yhtälö (1.10)]. Selkeät ilmaukset pumppausnopeudelle sekä optiselle että sähköiselle pumppaukselle on jo saatu kappaleessa. 3. Samassa yhtälössä termi vastaa stimuloitua emissiota. Stimuloidun emission nopeus, kuten luvussa näkyy. 2 on todellakin verrannollinen sähkömagneettisen aallon sähkökentän neliöön ja on siksi verrannollinen. Siksi kerrointa B voidaan pitää stimuloidun emission nopeudena fotonia kohden moodissa. Määrä on ylemmän lasertason käyttöikä ja in yleinen tapaus määritetään lausekkeella (2.123). Yhtälössä (5.1 c) termi vastaa stimuloidusta emissiosta johtuvaa fotonien lukumäärän muutosnopeutta. Todellakin, kuten olemme jo nähneet, yhtälön (5.16) termi on stimuloidun päästön aiheuttaman väestön vähenemisen nopeus. Koska jokainen stimuloidun emission teko johtaa fotonin ilmestymiseen, fotonien määrän kasvunopeuden tulisi olla yhtä suuri kuin missä on tila, jonka tila tilaa aktiivisen väliaineen sisällä (tilan tilavuuden tarkka määritelmä on annettu alla ). Lopuksi termi [missä on fotonin elinikä (katso kohta 4.3)] ottaa huomioon fotonien määrän vähenemisen, joka johtuu resonaattorin häviöistä.

Riisi. 5.1. Kaavio nelitasoisen laserin energiatasoista.

Tilan tiukka määrittely vaatii yksityiskohtaista keskustelua, joka on esitetty liitteessä B. Tämän seurauksena meillä on seuraava määritelmä

missä on sähkökentän jakauma resonaattorin sisällä, E on tämän kentän maksimiarvo, ja integrointi suoritetaan aktiivisen väliaineen varaamalle tilavuudelle. Jos otetaan huomioon resonaattori, jossa on kaksi pallomaista peiliä, niin suhde on yhtä suuri kuin lausekkeen reaaliosa (4.95). Esimerkkinä on tarkoituksenmukaista mainita symmetrinen resonaattori, joka koostuu kahdesta peilistä, joiden kaarevuussäteet ovat paljon suuremmat kuin resonaattorin pituus. Tällöin moodipisteen koko on suunnilleen vakio koko resonaattorin pituudella ja yhtä suuri kuin resonaattorin keskellä oleva arvo. Vastaavasti tasavaiheisten pintojen kaarevuussäde tulee olemaan riittävän suuri ja aaltorintamia voidaan pitää tasaisina. Sitten lausekkeesta (4.95) saamamme moodille

tässä asetetaan From lausekkeet (5.2) ja (5.3) meillä on

missä on aktiivisen väliaineen pituus. Tätä lauseketta johdettaessa otimme huomioon sen tosiasian, että se on hitaasti muuttuva funktio verrattuna niin, että voimme laittaa Näin ollen nelinkertaisen esiintyminen lausekkeen (5.4) nimittäjässä on seurausta seuraavista kahdesta seikasta: 1) tekijän 1/2 läsnäolo johtuu siitä, että moodilla on seisovan aallon luonne, joten yllä olevan päättelyn mukaisesti; 2) toinen tekijä 1/2 ilmenee johtuen siitä tosiasiasta, että se on kentän koko kentän amplitudille E, kun taas pisteen koko kentän intensiteetille (eli ilmeisesti on useita kertoja pienempi).

Ennen kuin jatkamme tarkasteluamme, on huomattava, että lauseke (5.1c) jättää huomioimatta termin, joka ottaa huomioon spontaanin säteilyn. Itse asiassa, kuten kappaleessa todetaan. 1, syntyminen tapahtuu spontaanin emission seurauksena; siksi on odotettavissa, että yhtälöt (5.1) eivät anna oikeaa kuvausta syntymisen alkamisesta. Todellakin, jos yhtälössä (5.1 c) laitamme ajanhetkeen, niin saamme , joten sukupolvi ei voi tapahtua. Spontaanien päästöjen huomioon ottamiseksi voitaisiin yrittää uudelleen, perustuen yksinkertainen kunto tasapaino, aloita tarkastelu termillä, joka yhtälössä (5.16) sisältyy termiin. Tässä tapauksessa saattaa vaikuttaa siltä, ​​että

että yhtälön (5.1c) termillä, joka ottaa huomioon spontaanin säteilyn, tulisi olla seuraava muoto: Tämä ei kuitenkaan pidä paikkaansa. Itse asiassa, kuten kohdassa Sec. 2.4.3 [katso erityisesti lauseke (2.115)], spontaani säteily jakautuu tietylle taajuusvälille ja sen viivan muotoa kuvaa tarkasteltavana olevaan moodiin vaikuttava funktiosäteily. Oikea ilmaus tälle termille voidaan johtaa vain resonaattorimoodin sähkömagneettisen kentän kvanttimekaanisesta tarkastelusta. Näin saatu tulos on hyvin yksinkertainen ja opettavainen. Siinä tapauksessa, että spontaani säteily otetaan huomioon, yhtälö (5.1 c) muunnetaan muotoon

Kaikki tämä näyttää siltä kuin olisimme lisänneet "ylimääräisen fotonin" termiin, joka vastaa stimuloitua emissiota. Emme kuitenkaan esitä seuraavassa yksinkertaisuuden vuoksi sellaista spontaaniin emissioon liittyvää lisätermiä, vaan oletetaan, että alkuhetkellä resonaattorissa on jo tietty pieni määrä fotoneja. tämän pienen fotonimäärän käyttöönotto, joka on välttämätön vain sukupolven esiintymiselle, ei itse asiassa vaikuta millään tavalla myöhempään harkintaan.

Otetaan nyt eksplisiittisten lausekkeiden johtaminen suurelle B, joka tulee yhtälöihin (5.16) ja (5.1 c). Tälle suurelle on jälleen johdettu tiukka lauseke liitteessä B. Useimpiin käytännön tarkoituksiin soveltuu likimääräinen lauseke, joka voidaan saada yksinkertaisista näkökohdista. Tarkastellaan tätä varten resonaattoria, jonka pituus on aktiivinen väliaine, jonka pituus on taitekerroin.. Voidaan olettaa, että resonaattorimoodi muodostuu kahden vastakkaisiin suuntiin etenevän aallon superpositiosta. Olkoon yhden näistä aalloista intensiteetti. Lausekkeen (1.7) mukaisesti aallon kulkiessa aktiivisen väliaineen kerroksen läpi sen intensiteetti muuttuu arvon verran, jossa a on siirtymän poikkileikkaus tarkasteltavan resonaattorimoodin taajuudella. Määritetään nyt seuraavat suureet: ja ovat kahden resonaattoripeilin lähetyskertoimet tehon suhteen; - peilien vastaavat suhteelliset häviötekijät; 3) Г, - sisäisten häviöiden suhteellinen kerroin läpimenoa kohti. Sitten intensiteetin muutos resonaattorin täydelliseen läpikulkuun

Tässä ja ovat logaritmiset häviöt kulkua kohti, jotka johtuvat peilien lähetyksestä, ja ovat sisäiset logaritmiset häviöt. Lyhytyyden vuoksi kutsumme y:tä ja siirtohäviöitä ja - sisäisiä menetyksiä. Kuten seuraavasta käy ilmi, laservahvistuksen eksponentiaalisesta luonteesta johtuen logaritmisilla häviöillä tallentaminen on paljon kätevämpää häviöiden esittämiseen lasereissa. On kuitenkin huomattava, että vaikka pienille lähetysarvoille tämä ei pidä paikkaansa suurille lähetysarvoille. Otetaan esimerkki: jos laitamme niin saamme eli, kun meillä on On myös huomattava, että lausekkeiden (5.7) avulla on mahdollista määrittää kokonaishäviö läpimenoa kohti:

Kun logaritmiset häviöt on määritetty, korvaamme lausekkeet (5.7) ja (5.8) lausekkeilla (5.6). Esittelemme lisäehdon

(5.6):n eksponentiaalinen funktio voidaan laajentaa potenssisarjaksi ja saamme

Jaetaan tämän lausekkeen molemmat osat aikavälillä, jonka aikana valoaalto läpäisee resonaattorin kokonaan,

eli arvolla, jossa lauseke määrittää

Approksimaatiota käyttämällä saamme

Koska fotonien määrä resonaattorissa on verrannollinen intensiteettiin, yhtälöä (5.12) voidaan verrata (5.1c) kanssa. Tässä tapauksessa saamme seuraavat lausekkeet:

Kutsumme arvoa V resonaattorimoodin teholliseksi tilavuudeksi. Huomaa, että kaava (5.136) yleistää kohdassa Sec. 4.3 fotonin eliniän lauseke. Lisäksi resonaattoritilavuuden lauseke (5.14) on voimassa vain likimääräisesti. Itse asiassa liite B osoittaa, että kohdassa (5.13a) tulisi käyttää tarkempaa lauseketta V:lle, nimittäin

tässä ensimmäinen integraali otetaan yli aktiivisen väliaineen tilavuuden ja toinen - resonaattorin jäljellä olevan tilavuuden yli. Huomaa kuitenkin, että symmetriselle resonaattorille, jolla on suuri kaarevuussäde, molemmat lausekkeet (5.14) ja (5.15) antavat

Toistaiseksi tarkastelumme on kohdistunut yhtälön (5.1c) perusteluun ja B:n eksplisiittisten lausekkeiden johtamiseen sekä mitattuihin laserparametreihin. On kuitenkin huomattava, että osoitimme myös yhtälön (5.1c) sovellettavuuden rajat. Yhtälöä (5.12) johdettaessa jouduttiinkin käyttämään approksimaatiota (5.9), jonka mukaan voiton ja tappion ero on pieni. Cw-laserille tämä ehto täyttyy aina, koska vakaan tilan prosessissa (katso kohta 5.3.1). Mutta pulssilaserin kohdalla ehto (5.9) on voimassa vain, kun laser toimii pienellä kynnysarvon ylityksellä. Jos ehto (5.9) ei täyty, yhtälöt

Testata

KONDENSIOINTIIN PERUSTUVAT LASERIT

Johdanto

2.2. rubiini laser

3.2. neodyymi laser

3.7. Kuitulaserit

5. Puolijohdelaserit

5.1. Toimintaperiaate

5.2. DHS laserit

5.3. DFB ja VRPI laserit

KIRJASTUS

Johdanto

Kondensoidussa tilassa oleviin aineisiin perustuvia lasereita ovat laserit, joiden aktiivinen väliaine on luotu:

1) sisään kiinteät aineet ah pääasiassa dielektrisissä kiteissä ja laseissa, joissa aktiiviset hiukkaset ovat aktinidien ionisoituja atomeja, harvinaisia ​​maametallia ja muita kiteen seostavia siirtymäalkuaineita sekä myös puolijohdeominaisuuksia omaavissa kiteissä,

2) aktiivisia hiukkasia sisältävissä nesteissä orgaanisten väriaineiden molekyylejä.

Näissä väliaineissa stimuloitua lasersäteilyä syntyy, koskaindusoitu säteilysiirtymät (katso osa 1) aktivaattori-ionien energiatasojen tai molekyylien välillä. Puolijohderakenteissa stimuloitu emissio tapahtuu vapaiden elektronien ja reikien rekombinaation seurauksena. Toisin kuin kaasulasereissa (katso osa 4), populaation inversio solid-state- ja nestelasereissa syntyy aina siirtymissä, jotka ovat lähellä aktiivisen hiukkasen perusenergiatilaa.

Koska dielektriset kiteet eivät johda sähkövirtaa, niille, kuten myös nestemäisille väliaineille, ns.optinen pumppaus– lasersiirtymän pumppaus apulähteestä tulevalla optisella säteilyllä (valolla).

Puolijohdelasereissa käytetään useammin sähkövirtapumppausta ( injektio virta), joka kulkee puolijohteen läpi eteenpäin, harvemmin muun tyyppinen pumppaus: optinen pumppaus tai pumppaus elektronipommituksella.

1. Laseraktiivisen väliaineen optisen pumppauksen erityispiirteet

OH:n tärkeä ominaisuus on sen valikoivuus , nimittäin: valitsemalla OH-säteilyn aallonpituuden, on mahdollista virittää valikoivasti aktiivisten hiukkasten haluttu kvanttitila. Etsitään olosuhteet, jotka varmistavat optisen pumppauksen (OH) aiheuttaman aktiivisten hiukkasten viritysprosessin maksimaalisen tehokkuuden, jonka seurauksena aktiivinen hiukkanen kokee kvanttisiirtymän energiatilasta i energia-asteikon korkeampaan virittyneeseen tilaan k . Tätä varten käytämme säteilytetyn väliaineen aktiivisten hiukkasten absorboiman OH-lähteen säteilytehon lauseketta (katso kohta 1.9).

. (1)

Yhtälö (1) sisältää OH-lähteen säteilyn spektrienergiatiheyden taajuusriippuvuuden ja väliaineen absorptioviivan muodon funktion, ts. sen taajuusriippuvuus (muototekijä).

Ilmeisesti absorptionopeus ja absorboidun tehon määrä ovat maksimi, kun:

1) hiukkasten pitoisuus tilassa i tulee olemaan suurin, ts. OH on tehokas aktiivisten hiukkasten suurella tiheydellä, nimittäin kaikista erilaisista väliaineista tiivistetyssä tilassa oleville väliaineille (kiinteät aineet ja nesteet);

2) TDS-tilassa hiukkasten jakautuminen tiloihin, joissa on erilaisia ​​merkityksiä sisäinen (potentiaalinen) energia kuvataan Boltzmannin kaavalla, nimittäin: hiukkasen ja kokonaisuuden pohjaenergiatilassa (matalimmalla) on suurin populaatio. Tästä seuraa, että valtio i pitäisi olla hiukkasen pääenergiatila;

3) OH-lähteen energian täydellisimmälle absorptiolle (suurin Δ Pik ) on toivottavaa, että sinulla on ympäristö korkein arvo absorptiokerroin kvanttisiirtymässä: (katso f-lu (1.35)), ja koska se on verrannollinen Einsteinin kertoimeen B k i , a B ki A ki (katso f-lu (1.11, b)), on toivottavaa, että absorboiva siirtymä on "sallittu" ja "resonoiva";

4) On toivottavaa, että pumppulähteen säteilyspektrin leveys ei olisi suurempi kuin aktiivisten hiukkasten absorptioääriviivan leveys. Kun sitä pumpataan lamppujen spontaanilla säteilyllä, tätä ei yleensä voida saavuttaa. Ihanteellinen tästä näkökulmasta on " johdonmukainen ” pumppauspumppaus monokromaattisella lasersäteilyllä, jossa OH-säteilyn koko viiva (koko spektri) "putoaa" absorptioääriviivaan. Sellaista absorptiojärjestelmää tarkastelimme kohdassa 1.9;

5) on selvää, että mitä suurempi OH-hyötysuhde on, sitä suurempi osa säteilystä absorboituu aktiivisiin hiukkasiin kvanttisiirtymän kautta halutun tason pumppauksella. Joten jos aktiivinen väliaine on aktiivisilla hiukkasilla seostettu kide (matriisi), tulee matriisi valita sellaiseksi, että se ei absorboi OH-säteilyä, ts. niin, että matriisi olisi "läpinäkyvä" pumpun säteilylle, mikä sulkee pois muun muassa väliaineen kuumenemisen. Samanaikaisesti "OH-lähdelaseraktiivisen väliaineen" kokonaistehokkuus määräytyy yleensä suurelta osin muunnostehokkuuden perusteella. sähköenergiaa, upotettu pumppulähteeseen, sen säteilyyn;

6) Kohdassa 1.9 osoitettiin, että kvanttijärjestelmä kahdella energiatasolla on pohjimmiltaan mahdotonta saada populaatioinversiota millekään ulkoisen säteilyn intensiteetin arvolle (eli optiselle pumppaukselle): kohdassa →∞ on mahdollista vain tasoittaa tasojen populaatiot.

Siksi kvanttilaser-siirtymän pumppaamiseen optisella säteilyllä ja populaation inversion luomiseksi siihen käytetään aktiivisia väliaineita yhdellä tai kahdella apuenergiatasolla, jotka yhdessä kahden lasersiirtymän tason kanssa muodostavat kolmi- tai nelitasoisen kaavio (rakenne) aktiivisen väliaineen energiatasoista.

2. Kvanttilaitteet, joissa on optinen pumppaus ja jotka toimivat "kolmitason järjestelmän" mukaisesti

2.1. Teoreettinen analyysi kolmitasoinen järjestelmä. Tällaisessa kaaviossa (kuva 1) alempi lasertaso "1" on hiukkasjoukon maaenergiatila, ylempi lasertaso "2" on suhteellisen pitkäikäinen taso ja taso "3", liittyy tasoon "2" nopealla säteilyttömällä siirtymälläapu. Optinen pumppaus toimii kanavalla "1" → "3".

Etsitään ehto inversion olemassaololle tasojen "2" ja "1" välillä. Olettaen, että tasojen tilastolliset painot ovat samat g 1 = g 2 = g 3 , kirjoitamme kiinteään approksimaatioon tasojen "3" ja "2" kineettiset (tasapaino)yhtälöt sekä tasoilla olevien hiukkasten lukumäärän suhteen:

(2)

missä n 1, n 2, n 3 hiukkaspitoisuudet tasoilla 1, 2 ja 3, Wn 1 ja Wn 3 absorptionopeus ja indusoitu emissio siirtymissä tasojen "1" ja "3" välillä pumpun säteilyn vaikutuksesta, jonka todennäköisyys W; wik tasojen välisten siirtymien todennäköisyys, N

Kohdasta (2) löydämme tasopopulaatiot n 2 ja n 1 W:n funktiona ja niiden ero Δ n muodossa

, (3)

joka määrittelee tyydyttymättömän vahvistuksen hiukkasten joukon α 0 siirtymäkohdassa "2"→"1". Vastaanottajaα 0 >0, on välttämätöntä, että ts. kohdan (3) osoittajan on oltava positiivinen:

, (4)

missä W sitten pumppauksen kynnystaso. Aina W sitten >0, siitä seuraa siitä w 32 > w 21 , eli todennäköisyyden pumppaamiseen taso "2" relaksaatiosiirtymillä tasolta "3" pitäisi olla suurempi kuin sen relaksoitumisen todennäköisyys tilaan "1".

Jos

l 32 >> l 21 ja l 32 >> l 31, (5)

sitten kohdasta (3) saamme: . Ja lopuksi, jos W >> w 21 , niin inversio Δ n on: Δ n ≈ n 2 ≈ N , eli tasolla "2" voit "kerätä" kaikki ympäristön hiukkaset. Huomaa, että suhteet (5) tasojen relaksaationopeuksille vastaavat piikkien muodostumisen ehtoja (katso kohta 3.1).

Siten kolmitasoisessa järjestelmässä optisella pumppauksella:

1) inversio on mahdollista, jos w 32 >> w 21 ja maksimi milloin w 32 >> w 31 ;

2) inversio tapahtuu, kun W > W sitten , eli luominen kuluu kynnys luonne;

3) alhaiselle w 21 olosuhteet luodaan laserin vapaan generoinnin "piikki"-järjestelmälle.

2.2. rubiini laser. Tämä solid-state laser on ensimmäinen laser, joka toimii näkyvällä aallonpituusalueella (T. Meiman, 1960). Rubiini on synteettinen kide A l 2 O 3 korundin (matriisin) modifioinnissa 0,05 % aktivaattori-ionien seoksella Cr3+ (ionipitoisuus ~1,6∙10 19 cm 3 ), ja sitä merkitään A l203: Cr 3+ . Rubiinilaser toimii kolmitasoisen kaavion mukaisesti OH:n kanssa (kuva 2a). Lasertasot ovat elektronisia vaakoja Cr3+ : alempi lasertaso "1" on maaenergian tila Cr 3+ A l 2 O 3:ssa , ylempi lasertaso "2" pitkäikäinen metastabiili tasoτ 2 ~ 10 3 Kanssa. Tasot "3a" ja "3b" ovatapu. Siirtymät "1" → "3a" ja "1" → "3b" kuuluvat spektrin siniseen (λ0,41 μm) ja "vihreään" (λ0,56 μm) osiin ja ovat leveitä (jolla Δλ ~50nm) absorptioääriviiva (raidat).

Riisi. 2. Rubiini laser. (a) Energiatasokaavio Cr3+ AI203:ssa (korundi); (b ) konstruktiivinen kaavio laserista, joka toimii pulssitilassa Q-kytkennällä. 1 rubiinitanko, 2 pumppulamppua, 3 elliptistä heijastinta, 4a kiinteä resonaattoripeili, 4b pyörivä resonaattoripeili, joka moduloi resonaattorin Q-kerrointa, C n varastointikondensaattori, R latausvastus", Kn » käynnistyspainike virtapulssille lampun läpi; näyttää jäähdytysveden tulo- ja poistoaukon.

Optinen pumppausmenetelmä tarjoaa valikoivan populaation aputasoille "3a" ja "3b" Cr3+ kanavan "1"→"3" kautta ioneilla Cr3+ ionien imeytyessä Cr3+ ksenonlampun pulssisäteilyä. Sitten suhteellisen lyhyessä ajassa (~10 8 c) näiden ionien ei-säteilytys siirtyy "3a":sta ja "3b:stä" tasolle "2". Tässä tapauksessa vapautuva energia muunnetaan kidehilan värähtelyiksi. Pumppulähteen säteilyenergian riittävällä tiheydellä ρ: kun ja "2" → "1" -siirtymässä tapahtuu populaation inversio ja säteilyä syntyy spektrin punaisella alueella aallonpituudella λ694,3 nm ja λ692. 9 nm. Pumppaamisen kynnysarvo, kun otetaan huomioon tasojen tilastolliset painot, vastaa noin ⅓ kaikista aktiivisista hiukkasista siirtymistä tasolle "2", joka λ0,56 μm:stä pumpattaessa vaatii ominaissäteilyenergiaa. E-huokos > 2J/cm3 (ja teho P-huokos > 2 kW/cm3 pumpun pulssin kestollaτ ≈10 3 s ). Tällainen korkea arvo lamppuun ja rubiinitankoon kiinteässä RS:ssä voi johtaa sen tuhoutumiseen; siksi laser toimii pulssitilassa ja vaatii intensiivistä vesijäähdytystä.

Laserkaavio on esitetty kuvassa. 2b. Pumpun lamppu (salamalamppu) ja rubiinitanko pumppaustehokkuuden lisäämiseksi sijaitsevat heijastimen sisällä, jossa on sylinterimäinen sisäpinta ja poikkileikkaus ellipsin muodossa, ja lamppu ja sauva sijaitsevat polttopisteissä ellipsistä. Tämän seurauksena kaikki lampusta tuleva säteily keskittyy tankoon. Lampun valopulssi syntyy, kun sen läpi johdetaan virtapulssi purkamalla varastokondensaattori sillä hetkellä, kun koskettimet suljetaan " Kn ". Jäähdytysvesi pumpataan heijastimen sisään. Lasersäteilyenergia pulssia kohti saavuttaa useita jouleja.

Tämän laserin pulssitoiminto voi olla jokin seuraavista (katso osa 3):

1) "vapaa generointi" -tila alhaisella pulssin toistotaajuudella (yleensä 0,1 ... 10 Hz);

2) "Q-kytketty" tila, yleensä optis-mekaaninen. Kuvassa Kuviossa 2b OOP:n Q-kytkentä suoritetaan peiliä kiertämällä;

3) "tilan lukitus": päästöviivan leveydellä Δν ei yksi ~10 11 Hz,

pitkittäismuotojen lukumäärä M~10 2 , pulssin kesto ~10 ps.

Rubiinilasersovelluksia ovat holografiset kuvantallennusjärjestelmät, materiaalinkäsittely, optiset etäisyysmittarit jne.

Käytetään laajasti lääketieteessä ja laserilla BeAl 2 O 4 : Cr 3+ (kromilla tai aleksandriitilla seostettu krysoberyyli), säteilee välillä 0,7 ... 0,82 mikronia.

2.3. Erbium kuituoptinen kvanttivahvistin. Tällainen vahvistin, jota usein kutsutaan " EDFA " (lyhenne sanoista " Erbium Dopped Fiber vahvistin ”), toimii kolmitasoisen järjestelmän mukaisesti kvanttisiirtymissä elektronisten tilojen välillä Er 3+ erbium-seostetussa piidioksidikuidussa: Si02: Er3+ (kuvio 3a). Alempi kvanttitila "1" on elektroninen maatila Er 3+ 4 I 15/2 . Ylemmat kvanttitilat "2" ovat jaetun elektronisen tilan alempien alitasojen ryhmä 4 I 13/2 . Jakautuminen useisiin lähekkäin sijaitseviin alatasoihin tapahtuu ionien vuorovaikutuksen vuoksi Er 3+ intrakiteisellä kentällä Si02 (Stark-efekti). Elektronisen tilan ylemmät alatasot 4 I 13/2 ja erillinen taso 4 I 2.11 ovat aputasot "3a" ja "3b".

Pumpun säteilyn vaikutuksesta aallonpituuksilla 980 nm (tai 1480 nm) ionit Er 3+ siirtyä tilasta "1" lyhytikäisiin tiloihin "3a" tai "3b" ja sitten nopeisiin ei-säteilyllisiin siirtymiin ( w 32 ~ 10 6 s 1 ) ilmoittamaan "2", joka on lähes metastabiili ( w 21 ~ 10 2 c 1 ja τ 2 ~10ms). Vaatimus siis w 32 >> w 21 suoritetaan, ja tasolla "2" kerääntyy hiukkasia, joiden lukumäärä, kun pumpun taso ylittää kynnysarvon, W > W sitten , ylittää tason "1" populaation, ts. populaation inversio ja vahvistus tapahtuu aallonpituuksilla välillä 1,52…1,57 μm (kuva 3b). Osoittautuu, että inversiokynnys saavutetaan, kun kolmasosa hiukkasista siirtyy tasolle "2". Kynnys OH W sitten ja vahvistuksen taajuusriippuvuuden määrää kuidun rakenne (kuva 3b), pitoisuus Er 3+ ja OH-säteilyn aallonpituus. Pumpun hyötysuhde, eli tyydyttymättömän vahvistuksen suhde OH-lähteen yksikkötehoon, on pumpattaessa λ980nm - 11dB m 1∙mW 1 , ja λ1480nmanoin 6dB m 1∙mW 1 .

Gain Frequency Compliance EDFA kvartsikuidun kolmas "läpinäkyvyysikkuna" määrittää tällaisten vahvistimien käytön nykyaikaisten kuituoptisten tietoliikennelinjojen (FOCL) lineaarihäviön kompensoijina kanavien (järjestelmien) taajuuden multipleksoinnilla WDM: Wavelength Division Multiplexing ja DWDM: Dense Wavelength Division Multiplexing ). Puolijohdelaserin säteilyllä pumpatun kaapelivahvistimen pituus sisältyy yksinkertaisesti FOCL:iin (kuva 3c). Erbiumkuituvahvistimien käyttö FOCL:ssä korvaa teknisesti paljon monimutkaisemman menetelmän signaalin "regenerointiin" eristämällä ja palauttamalla heikko signaali.

Riisi. 3. Erbiumkuituoptinen kvanttivahvistin ( EDFA ). a) energiatasokaavio Er 3+ SiO 2:ssa (kvartsi), (b) signaalin vahvistus kvartsissa erilaisilla lisäaineilla, ( sisään )yksinkertaistettu kaavio vahvistimen kytkemiseksi päälle FOCL:ssä: 1tulosäteily (siirtotieltä), 2 puolijohdepumppulaser, 3multiplekseri ( liitin), 4 EDFA (SiO 2 : Er 3+ -kuitu ), 5optinen eristin, 6lähtösäteily (siirtotielle).

3. Optisesti pumpatut laserit, jotka toimivat "nelitason kaavion" mukaisesti.

3.1. Nelitasojärjestelmän teoreettinen analyysi. Tällaisessa tasokaaviossa (kuva 4) taso "0" on hiukkasjoukon maaenergiatila, taso "1", joka liittyy kvanttisiirtymään tasoon "0", on alempi lasertaso, pitkä -Lived taso "2" on ylempi lasertaso ja taso "3" on apu. Pumppaus toimii kanavalla "0" → "3".

Etsitään ehto inversion olemassaololle tasojen "2" ja "1" välillä. Olettaen, että tasojen tilastolliset painot ovat samat, ja olettaen myös sen

ja (6)

Kirjoita ylös yksinkertaistettu järjestelmä kineettiset yhtälöt tasoille "3", "2" ja "1" kiinteässä approksimaatiossa sekä hiukkasten lukumäärän suhde kaikilla tasoilla:

(7)

missä n 0, n 1, n 2, n 3 , hiukkasten pitoisuus tasoilla 0,1,2,3; Wn 0 ja Wn 3 absorptionopeus ja indusoitu emissio siirtymissä tasojen "0" ja "3" välillä pumpun säteilyn vaikutuksesta, jonka todennäköisyys W; wik tasojen välisten siirtymien todennäköisyydet, N aktiivisten hiukkasten kokonaismäärä tilavuusyksikköä kohti.

Kohdista (6 ja 7) löydämme tasopopulaatiot n 1 ja n 2 funktiona W ja niiden ero Δ n muodossa

, (8)

joka määrittää tyydyttymättömän vahvistuksen α 0 siirtymäkohdassa "2"→"1".

Ilmeisesti voitto on positiivinen ja suurin, kun:

. (9)

Tästä voimme päätellä, että nelitasoisessa OH:n tapauksessa ehtojen (6) ja (9) täyttyessä:

1) inversio ei ole luonteeltaan kynnysarvo ja se on olemassa mille tahansa W;

2) lausekkeella (2.14) määritetty laserin lähtöteho riippuu optisesta pumppausnopeudesta Wn 0.

3) kolmitasoon verrattuna nelitasoinen järjestelmä on monipuolisempi ja mahdollistaa populaation inversion luomisen sekä pulssi- ​​ja jatkuvatoimisen sekä generoinnin toteuttamisen kaikilla pumpputasoilla (kun vahvistus ylittää järjestelmän häviöt). OER).

3.2. neodyymi laser. Laser käyttää kvanttisiirtymää elektronisten energiatasojen välillä Nd 3+ , lasergenerointi suoritetaan neljän tason kaavion mukaisesti OH:n kanssa (kuva 5). Ioneille yleisimmin käytetty kidematriisi Nd 3+ on yttrium-alumiinigranaatti: Y 3 Al 5 O 12 , ja seostettua kidettä merkitään nimellä Y3AI5012: Nd3+ tai YAG: Nd3+. Nd3+-pitoisuus , joka ei muuta YAG-kidettä 1,5 %:iin. Muut matriisit for Nd 3+ ovat fosfaatti- ja silikaattilaseja (merkitty nimellä lasi: Nd 3+ ), gadolinium-skandium-galliumgranaatin kiteitä (GSHG: Nd 3+ ), yttrium-litiumfluoridi YLiF 4 : Nd 3+ , yttriumortovanadaatti, organometalliset nesteet. Matriisin kuutiorakenteesta johtuen YAG-luminesenssispektrissä on kapeita viivoja, mikä määrää neodyymi-solidstate-laserien suuren vahvistuksen, jotka voivat toimia sekä pulssi- ​​että cw-generointimoodissa.

Yksinkertaistettu elektroninen energiatasokaavio Nd 3+ YAG:ssa näkyy kuvassa 5 Alempi lasertaso "1" 4 I 2.11 voimakkain kvanttimuutos Nd 3+ jonka aallonpituus on λ1,06 μm, sijaitsee noin 0,25 eV maaenergiatilan "0" yläpuolella 4 I 9/2 , ja normaaleissa olosuhteissa on käytännössä asumaton (0,01 % perustilan väestöstä), mikä määrittää tämän laserin matalan sukupolven kynnyksen. Taso 4 F 3/2 , jonka käyttöikä on 0,2 ms, on laserin ylempi taso "2". Tasoryhmät (energiavyöhykkeet) "3a" ... "3 d ” näyttelee apuelektroniikan tasoa ”3”. Optinen pumppaus suoritetaan kanavan "0" → "3" kautta, absorptiokaistojen aallonpituudet ovat lähellä 0,52; 0,58; 0,75; 0,81 ja 0,89 um. Osavaltioista "3a" ... "3 d » tapahtuu nopea rentoutuminen ei-säteilyttävillä siirtymillä ylempään lasertilaan «2».

Krypton- ja xenon-kaasupurkauslamppuja käytetään pumppaamiseen, halogeenilamput alkalimetallilisäaineilla täyttökaasussa sekä puolijohteessa GaAs laserit (λ0,88 µm) ja LEDit Ga 1 x Al x As (λ0,81 um) (kuvio 6).

YAG-lasersäteilyteho: Nd 3+ aallonpituudella λ1,06 μm jatkuvassa tilassa saavuttaa 1 kW, pulssitilassa saavutetut ennätysarvot: pulssienergia on noin 200 kJ ja teho 200 TW pulssin kestolla ~ 1 ns ( laser, joka on suunniteltu kokeisiin kontrolloidulla laserlämpöydinfuusiolla (LTS).

YAG-kiteessä laserlinja Nd 3+ λ1,06 μm levenee tasaisesti (0,7 nm asti), kun taas laseissa tapahtuu merkittävää epähomogeenista levenemistä Starkin vaikutuksesta (Δν ei yksi ≈3∙10 12 Hz,), joka mahdollistaa pitkittäistilan lukitustilan onnistuneen soveltamisen (katso kohta 3.3) M ~10 4 ja vastaanottaa ultralyhyitä pulsseja, joiden kesto on luokkaa 1 ps.

Aktivaattori-ionien lisääntynyt pitoisuus väliaineissa, kuten neodyymipentafosfaatissa ( NdP 5O 14 ), litiumneodyymitetrafosfaatti ( LiNdP 4 O 12 ) ja muut, tarjoaa tehokkaan puolijohdelasersäteilyn absorption millimetrin murto-osien etäisyyksillä, minkä ansiosta voit luoda pienoismoduuleja ns. minilaserit : puolijohdelaserneodyymilaser.

λ1,06 μm:n neodyymilaserin korkea säteilyteho mahdollistaa sen säteilyn taajuuden muuntamisen epälineaaristen kiteiden avulla. Toisen ja korkeamman optisen harmonisen tuottamiseen käytetään kiteitä, joilla on neliöllinen ja kuutioinen epälineaarinen susceptibiliteetti (kaliumdivetyfosfaatti KDP , kaliumtitanyylifosfaatti KTP ), suoralla ja (tai) peräkkäisellä (kaskadi) muunnolla. Joten jos kideketjua käytetään neodyymilaserin säteilytykseen, on mahdollista saada perustaajuudella λ1,06 μm IR-säteilyn lisäksi 2., 4. ja 5. harmonisten aallonpituuksilla generointi. λ0,53 μm (vihreä säteily); λ0,35 pm, λ0,26 pm ja λ0,21 um (UV-säteily) (kuvio 7).

Neodyymilaserien pääasialliset käyttöalueet: teknologiset ja lääketieteelliset asennukset, ohjatun laserlämpöydinfuusion kokeet, säteilyn resonanssivuorovaikutuksen tutkimukset aineen kanssa, vedenalaisissa näkö- ja viestintäjärjestelmissä (λ0,53 μm), optinen tiedonkäsittely; spektroskopia, ilmakehän epäpuhtauksien etädiagnostiikka (UV-säteily) jne.

Lasereissa, joissa matriisina käytetään laseja (silikaatti, boraatti jne.), myös muita aktivaattori-ioneja voidaan käyttää menestyksekkäästi: Yb 3+, Er 3+, Tm 3+, Ho 3+ säteilyn alueella 0,9 ... 1,54 μm.

3.3. Säteilyn taajuusmuunnos epälineaarisessa väliaineessa. Valoaaltojen taajuuksien kaksinkertaistamisen ja yhteenlaskemisen ilmiö on seuraava. Kun valo etenee väliaineessa sähkömagneettisen aallon sähkökentän vaikutuksesta E , tapahtuu vastaava atomielektronien siirtymä suhteessa ytimiin, ts. väliaine on polarisoitunut. Väliaineen polarisoituvuutta luonnehtii sähköisen dipolimomentin suuruus tilavuusyksikköä kohti - R liittyy kentän suuruuteen E väliaineen dielektrisen herkkyyden kauttaχ : . Jos tämä kenttä on pieni, dielektrinen susceptibiliteettiχ \u003d χ 0 \u003d Vakio, s on lineaarinen funktio E : , ja varausten siirtyminen aiheuttaa säteilyä samalla taajuudella kuin alkusäteily (" lineaarinen optiikka).

Suurella teholla, milloin sähkökenttä säteily alkaa ylittää atominsisäisen kentän arvon, polarisoituvuus muuttuu epälineaariseksi funktioksi E : Eli paitsi lineaarisesti riippuvainen E termi pienellä E , kun käsittelemme lineaarista optiikkaa, lausekkeessa for R näyttää epälineaariselta suhteessa E-termi ("epälineaarinen ”optiikka). Tämän seurauksena, kun "pumppu"-aalto etenee väliaineessa, jonka taajuus on ν 0 ja aaltovektori (missä on väliaineen taitekerroin), uusi aalto ilmestyy toinen optinen harmoninen taajuudella ja aaltovektorilla, sekä useita korkeamman kertaluvun harmonisia. On selvää, että taajuuden omaavan pumppuaallon energia siirtyy tehokkaimmin uuteen aaltoon, jolla on taajuus, jos näiden kahden aallon etenemisnopeudet ovat samat, ts. jos on ns.: . Tämä ehto voidaan täyttää käyttämällä kahtaistaitteista kidettä, kun kaksi aaltoa etenevät tietyssä kulmassa sen optiseen pääakseliin nähden.

Kun kiteessä etenee kaksi aaltoa taajuuksilla ja aaltovektoreilla ja kunkin aallon harmonisten harmonisten lisäksi, syntyy kiteeseen kokonaistaajuinen aalto: , ja aalto, jonka taajuudet eroavat. Aaltosynkronismin ehto tässä tapauksessa on muotoa: .

Tietyssä mielessä kuvattuja ilmiöitä voidaan pitää harmonisten syntymisenä epälineaarisen kiteen koherentin optisen pumppauksen aikana.

3.4. Viritettävät väriainelaserit. Ryhmään kuuluvat laserit, jotka perustuvat monimutkaisten orgaanisten yhdisteiden (mukaan lukien väriaineet: rodamiinit, kumariinit, oksatsolit jne.) liuoksiin alkoholeissa, asetonissa ja muissa liuottimissa nestettä laserit. Tällaisissa liuoksissa on voimakkaat absorptiokaistat OH:ssa ja emissiokaistat lähi-UV-, näkyvä- tai lähellä IR-spektrialueilla. Niiden tärkein etu on leveä luminesenssiviiva (jopa 50…100 nm), mikä mahdollistaa laserin toimintataajuuden tasaisen virityksen tämän linjan sisällä.

Useimpien tällaisissa lasereissa käytettyjen väriaineiden elektroniset tilat ovat leveitä, jopa 0,1 eV, jatkuvia energiakaistoja, jotka johtuvat satojen ”päällekkäisten” värähtely- ja pyörimisalatasojen lisäyksestä, mikä johtaa myös yleensä laajaan rakenteettomaan absorptioon ja luminesenssiin. "päällekkäisten" siirtymien lisäyksen seurauksena tällaisten alitasojen välillä (kuvio 8a). Näiden kaistojen "sisällä" olevien alitasojen välillä on nopeita ei-säteilyllisiä siirtymiä todennäköisyyksineen w ~10 10 …10 12 s 1 , ja elektronisten tilojen välisten relaksaatiosiirtymien todennäköisyydet ovat kahdesta neljään suuruusluokkaa pienemmät (~10 8 c 1).

Syntyminen tapahtuu "nelitason" kaavion mukaisesti värimolekyylin siirtymissä ensimmäisen virittyneen singlettielektronitilan alemmista värähtelyalatasoista S1 (Kuva 8, a), tason "2" analogit kuvan 2 kaaviossa. 4 maan elektronisen tilan ylemmille alatasoille S0 , tason "1" analogeja. Tason "0" analogi on elektronisen päätermin alemmat alatasot ja aputason "3" analogi on virittyneen elektronisen termin ylemmät värähtelyalatasot. S1.

Koska nopeat siirtymät tapahtuvat elektronisten termien sisällä, tilojen väestöjakauma vastaa Boltzmannin lakia: ylemmät alatasot "3" ja "1" ovat heikosti asuttuja ja alemmat "0" ja "2" ovat voimakkaasti asuttuja. Tällainen suhde tasoille "0" ja "3" määrittää niille RS:n korkean hyötysuhteen kanavalla "0" → "3", ja tasojen "2" ja "1" suhde määrää populaation inversion, vahvistuksen. ja sukupolvi tässä siirtymävaiheessa.

Kapean sukupolvilinjan saamiseksi sekä sen taajuuden säätämiseksi värimolekyylien laajalla luminesenssikaistalla käytetään dispersiivistä resonaattoria, jossa on spektriselektiivisiä elementtejä (prismat, diffraktiohilat, interferometrit jne.) (kuva 1). 8b).

Mahdollisuus virittää aallonpituus luminesenssiviivan sisällä (kuva 8, sisään ) ilman tehohäviötä määritetään nopeilla ei-säteilyttävillä siirtymillä elektronisten termien "2" ja "1" sisällä, joiden todennäköisyys ylittää indusoitujen siirtymien todennäköisyyden. Joten kun resonaattori viritetään mille tahansa aallonpituudelle siirtymän "2" → "1" luminesenssiviivan sisällä, lasersäteilyä tapahtuu siirtymäkohdassa vastaavien alatasojen "2" välillä.ʹ" ja "1ʹ". ”, tuloksena on alataso ”2ʹ » indusoiduilla siirtymillä "tyhjennetään" ja "1ʹ » on lisäksi asutettu. Kuitenkin johtuen OH:sta ja nopeista siirtymistä naapurialatasoilta termin sisällä "tuottavan" alatason "2" populaatioʹ » palautetaan jatkuvasti. Samaan aikaan alataso "1ʹ " tyhjennetään jatkuvasti nopeilla siirtymillä ja lopulta rentoutuu "0"-tilaan. Siten ylemmän elektronitermin "2" koko pumppauksesta tulee siirtymän "2" pumppausʹ»→«1ʹ » ja muuttuu kapeakaistaiseksi monokromaattiseksi lasersäteilyksi dispersiivisen resonaattorin viritystaajuudella, ja tätä taajuutta voidaan vaihdella.

Säteilevien siirtymien lisäksi S 1 → S 0 ("2" → "1") On myös useita siirtymiä, jotka vähentävät tuotannon tehokkuutta. Nämä ovat siirtymät: S 1 → T 1 , jotka vähentävät väestöä tasoilla "2ʹ ”, siirtyy T 1 →"1", lisää väestöä tasoilla "1ʹ", ja siirtymät T 1 → T 2 absorboi lasersäteilyä.

Väriainelasereita on kahta tyyppiä: sekava (putki) pumpataan optisesti säteilyllä salamalamput ja pulssitoimintatila; ja myös kanssa johdonmukainen pumppaus muun tyyppisellä lasersäteilyllä (kaasu- tai solid-state) jatkuvassa, lähes jatkuvassa tai pulssikäytössä. Jos laserissa käytetään väriaineiden vaihtoa, ja niitä on enemmän kuin tuhat, niin tällä tavalla on mahdollista "estää" koko näkyvä ja osa spektrin IR-alueesta (0,33 ... 1,8). μm) säteilyllä. Koherentilla pumppauksella varustetuissa lasereissa ionipumppuja käytetään pumppulähteinä jatkuvan järjestelmän aikaansaamiseksi. Ar - tai Kr -kaasulaserit. Väriaineiden pumppaamiseen pulssitilassa käytetään kaasulasereita N 2 , kuparihöyry, eksimeerit sekä rubiini- ja neodyymilaserit, joissa on taajuuskerroin. Usein on tarpeen käyttää väriliuoksen pumppausta, jonka seurauksena pumppusäteilyn vaikutuksesta dissosioituneet molekyylit poistetaan aktiiviselta alueelta ja tuodaan tuoreita.

Väriainelaserit, joiden Δν ei yhtä ~10 13 Hz ja M>10 4 , mahdollistavat ultralyhyiden säteilypulssien generoinnin (τ~10 14 …10 13 s).

Värilaserit, joissa on hajautettu palaute (DFB) muodostavat erityisen ryhmän. DFB-lasereissa resonaattorin roolia esittää rakenne, jonka taitekerroin ja (tai) vahvistus muuttuvat ajoittain. Se syntyy yleensä aktiivisessa väliaineessa kahden häiritsevän pumppusäteen vaikutuksesta. DFB-laserille on ominaista kapea sukupolviviiva (~10 2 cm 1 ), jota voidaan virittää vahvistuskaistan sisällä muuttamalla pumpun säteiden välistä kulmaa.

Värilasersovelluksia ovat fotokemia, kvanttitilojen selektiivinen pumppaus spektroskopiassa, isotooppierotus jne.

3.5 Viritettävä titaaniseostettu safiirilaser. Sukupolven aallonpituuden tasaisen virityksen varmistaa myös titaanilla aktivoituun korundikiteeseen perustuva solid-state laser ( Al 2 O 3 : Ti 3+ ), jota kutsutaan safiiriksi.

Jokainen elektroninen tila Ti 3+ , koostuu suuresta määrästä "päällekkäisiä" värähtelyalatasoja, mikä johtaa rakenteettomiin absorptio- ja luminesenssikaistoihin, jotka ovat jopa leveämpiä kuin väriaineen, johtuen "päällekkäisten" siirtymien lisäämisestä tällaisten alitasojen välillä. Näiden tilojen sisällä on nopeita ei-säteilyllisiä siirtymiä todennäköisyyksineen w ~10 9 s 1 , kun taas elektronisten tilojen väliset rentoutumistodennäköisyydet ovat luokkaa 10 5 …10 6 s 1 .

Safiirilaser kuuluu ns. vibronic laserit, tunnettu siitä, että niiden elektroninen päätermi on värähtelyn alatasojen kaista ( kristallihila), jonka ansiosta laser toimii nelitasoisen kaavion mukaisesti ja luo värilaserin tapaan mahdollisuuden tasaiseen sukupolven viritykseen alueella λ660…1180 nm. Absorptiokaista ulottuu λ0,49 µm:stä λ0,54 µm:iin. Kiihdytetyn tilan "2" lyhyt käyttöikä Ti 3+ tekee tämän laserin lampun pumppaamisesta tehotonta, joka pääsääntöisesti suoritetaan cw-argonlaserilla (λ488 nm ja λ514,5 nm), neodyymilaserin toisella harmonisella (λ530 nm) tai kuparihöyrylasersäteilypulsseilla. (λ510 nm).

Titaania sisältävän safiirilaserin kiistattomat edut ovat paljon suurempi sallittu pumpun teho ilman työaineen hajoamista ja leveämpi epähomogeenisesti levennyt luminesenssiviiva. Tuloksena pulssisarja, jonka kesto on noin kymmeniä femtosekunteja (1fs=10 15 c) ja myöhemmällä pulssien kompressiolla (kompressiolla) epälineaarisessa optisessa kuidussa 0,6 fs asti.

3.6. Viritettävät värikeskuksen laserit. Tällaiset laserit, kuten edellä käsitellyt solid-state laserit, käyttävät aktiivisena aineena ionikiteitä, mutta värikeskuksia ns. F - keskukset , joka mahdollistaa niiden säteilyn virityksen. Lasermateriaalit tällaisiin lasereihin: alkalimetallien fluoridien ja kloridien kiteet ( Li, Na, K, Rb ), sekä fluorideja Ca ja Sr . Ionisoivan säteilyn vaikutus niihin: gamma-kvantit, korkeaenergiset elektronit, röntgen- ja kova UV-säteily sekä kiteiden kalsinoituminen alkalimetallihöyryissä johtaa pistevikojen ilmaantumiseen kidehilassa, jotka lokalisoivat elektroneja tai reikiä itsestään. Vakanssi, joka vangitsee elektronin, muodostaa vian, jonka elektronirakenne on samanlainen kuin vetyatomin. Tällaisessa värikeskuksessa on absorptiokaistat spektrin näkyvällä ja UV-alueella.

Lasergenerointi värikeskuksissa on samanlainen kuin nestemäisten lasereiden kaaviot orgaanisilla väriaineilla. Ensimmäistä kertaa stimuloidun emission syntyminen värikeskuksissa saatiin K-kiteissä Cl - Li pulssioptisen pumppauksen alla. Tällä hetkellä syntymistä on havaittu useissa eri värikeskuksissa IR-säteilyllä pulssi- ​​ja jatkuvassa moodissa koherentilla RS:llä. Säteilytaajuutta viritetään resonaattoriin sijoitettujen dispersiivisten elementtien (prismat, diffraktiohilat jne.) avulla. Huono lämpö- ja valonkestävyys kuitenkin estävät laajaa käyttöä sellaiset laserit.

3.7. Kuitulaserit. kuitua kutsutaan lasereiksi, joiden pohjalle on rakennettu resonaattori optinen kuitu-aaltoputki, joka on myös laserin aktiivinen väliaine, jossa säteilyä syntyy (kuva 9). Harvinaisten maametallien seostettua kvartsikuitua käytetään ( Nd, Ho, Er, Tm, Yb jne.) tai passiivista kuitua käyttämällä stimuloidun Raman-sirontavaikutusta. Jälkimmäisessä tapauksessa optinen resonaattori muodostaa valonohjaimen yhdistettynä kuituun "upotettuihin" "Bragg"- taitekerroinhileihin. Tällaisia ​​lasereita kutsutaan kuitua Raman ”laserit. Lasersäteily etenee optisen kuidun sisällä, ja siksi kuitulaserontelo on yksinkertainen eikä vaadi kohdistusta. Kuitulaserissa on mahdollista saada aikaan sekä yksitaajuinen generointi että ultralyhyiden (femtosekuntien, pikosekundien) valopulssien generointi.

4. Parametrinen valontuotanto

Parametrinen valontuotanto(POS) suoritetaan laseroptisen pumppaussäteilyn vaikutuksesta kiinteissä kiteissä, joilla on epälineaariset ominaisuudet, ja sille on ominaista melko korkea konversiokerroin (kymmeniä prosenttia). Tässä tapauksessa ulostulosäteilyn taajuutta voidaan virittää tasaisesti. Tietyssä mielessä OPO:ta sekä edellä tarkasteltua taajuuden kertolasku- ja yhteenlaskuilmiötä voidaan pitää viritettävän säteilyn synnyttämisenä epälineaarisen kiteen koherentin optisen pumppauksen aikana.

OPO-ilmiön ytimessä, kuten taajuuksien kertolaskussa ja summauksessa, ovat epälineaariset optiset ilmiöt mediassa. Tarkastellaan tilannetta, jossa väliaine, jolla on epälineaariset ominaisuudet ja joka sijaitsee avoimessa optisessa ontelossa (OOR), vuorovaikuttaa riittävän voimakkaan lasersäteilyn kanssa, jonka taajuus on ν 0 (pumppaus). Tämän aallon energian pumppaamisen ansiosta väliaineeseen voi ilmaantua kaksi uutta valoaaltoa:

1) "kohina"-aalto, jolla on tietty taajuus ν 1 ;

2) aalto, jolla on erotaajuus (ν 0 v 1 ), joka on seurausta epälineaarisesta vuorovaikutuksesta pumpun säteilyn ja satunnaisen (kohinaaallon) välillä, jonka taajuus on ν 1 .

Lisäksi taajuudet ν 1 ja (ν 0 ν 1 ) on oltava OOP:n luonnolliset taajuudet ja kaikille kolmelle aallolle,aallon synkronointitila: . Toisin sanoen pumpun valoaalto taajuudella ν 0 käyttämällä apukohinaaaltoa taajuudella ν 1 , muuttuu aalloksi, jonka taajuus on (ν 0 ν 1).

OPO-säteilyn taajuuden viritys suoritetaan valitsemalla kahtaistaittavan epälineaarisen kiteen orientaatio sitä kiertämällä, ts. muuttaa sen optisen akselin ja resonaattorin akselin välistä kulmaa suorittaakseenaallon synkronointitila. Jokainen kulman arvo vastaa tiukasti määriteltyä taajuuksien ν yhdistelmää 1 ja (ν 0 ν 1 ), jolle aaltosynkronisuuden ehto on tällä hetkellä täyttynyt.

PGS:n toteuttamiseen voidaan käyttää kahta järjestelmää:

1) "kahden resonaattorin" malli, kun generoidut aallot taajuuksilla ν 1 ja (ν 0 ν 1 ) esiintyvät yhdessä OER:ssä, kun taas OER-menetyksen niiden osalta pitäisi olla pieni;

2) "yksi resonaattori" -malli, kun vain yksi aalto taajuudella (ν 0 ν 1).

Kidettä voidaan käyttää aktiivisena väliaineena LiNbO 3 (litiumniobaatti), jota pumppaa YAG:n toisen harmonisen säteily: Nd 3+ (λ0,53 μm) ja tasainen viritys voidaan suorittaa alueella λ3,5 μm asti 10 %:n sisällä. Optisten kiteiden sarja eri epälineaarisuuden ja läpinäkyvyyden alueilla mahdollistaa IR-alueen virityksen 16 µm asti.

5. Puolijohdelaserit

puolijohdeNiitä kutsutaan sellaisiksi puolijohdelasereiksi, joissa aktiivisena väliaineena (työaineena) käytetään puolijohdekiteitä, joiden koostumus on erilainen populaatioinversiolla kvanttisiirtymässä. Kansalaisemme N.G. Basov, Zh.I. Alferov ja heidän yhteistyökumppaninsa antoivat ratkaisevan panoksen tällaisten lasereiden luomiseen ja parantamiseen.

5.1. Toimintaperiaate. Puolijohdelasereissa, toisin kuin muun tyyppisissä lasereissa (mukaan lukien muut solid-state laserit), säteilysiirtymiä ei käytetä erillisten atomien, molekyylien ja ionien energiatasojen välillä, jotka eivät ole vuorovaikutuksessa tai ovat heikosti vuorovaikutuksessa keskenään, vaan sallittujen välillä.energiavyöhykkeitäkristalli. Säteily (luminesenssi) ja stimuloidun emission muodostuminen puolijohteissa johtuu elektronien kvanttisiirtymistä sekä johtavuuskaistan ja valenssikaistan energiatasojen välillä että näiden vyöhykkeiden ja epäpuhtaustasojen välillä: siirtymät luovuttajatason akseptoritaso, johtuminen kaistan akseptoritaso, luovuttajatason valenssikaista, mukaan lukien eksitonitilojen kautta. Jokainen energiavyöhyke vastaa hyvin suurta (~10 23 …10 24 ) sallittujen tilojen määrä. Koska elektronit ovat fermioneja; sitten esim. valenssi vyöhyke voi olla kokonaan tai osittain täynnä elektroneja: tiheydellä, joka pienenee alhaalta ylöspäin energia-asteikkoa pitkin, joka on samanlainen kuin Boltzmannin atomejakauma.

Puolijohteiden säteily perustuu ilmiöönelektroluminesenssi. Teon seurauksena fotoni säteilee rekombinaatio varauksenkuljettajaelektroni ja "reikä" (johtuvuuskaistan elektroni ottaa tyhjän paikan valenssikaistalla), kun taas säteilyn aallonpituus määräytyynauhaväli. Jos luomme sellaiset olosuhteet, että elektroni ja reikä ennen rekombinaatiota ovat samalla avaruuden alueella riittävän pitkään, ja tällä hetkellä fotoni, jonka taajuus on resonanssissa kvanttisiirtymän taajuuden kanssa, kulkee tämän läpi. avaruuden alueella, niin se voi indusoida rekombinaatioprosessin emission toisella fotonilla ja sen suunnalla, vektorilla polarisaatio ja vaihe vastaa täsmälleen samoja ominaisuuksia kuin ensimmäinen fotoni. Esimerkiksi sisään oma ("puhdas", "epäpuhtaudeton") puolijohteita, on täytetty valenssikaista ja lähes vapaa johtavuuskaista. Kaistojen välisten siirtymien aikana inversion aiheuttamiseksi ja generoinnin aikaansaamiseksi on tarpeen luoda ylimääräisiä epätasapainoisia varauksenkuljettajien pitoisuuksia: johtavuuskaistalla elektroneja ja valenssikaistalla reikiä. Tässä tapauksessa kvasi-Fermi-tasojen välisen aikavälin on ylitettävä kaistaväli, ts. yksi tai molemmat kvasi-Fermi-tasot ovat sallittujen vyöhykkeiden sisällä enintään kT niiden rajoista. Ja tämä edellyttää niin voimakasta kiihtymistä, että rappeutuminen johtavuuskaistalla ja valenssikaistalla.

Ensimmäiset puolijohdelaserit käyttivät galliumarsenidia (GaAs), toimi pulssitilassa, säteili IR-alueella ja vaati intensiivistä jäähdytystä. Jatkotutkimukset ovat mahdollistaneet monia merkittäviä parannuksia tällaisten lasereiden fysiikkaan ja teknologiaan, ja tällä hetkellä ne emittoivat sekä näkyvällä että UV-alueella.

Puolijohteen rappeutuminen saavutetaan dooppaamalla sitä voimakkaasti suurella seostusainepitoisuudella siten, että lisäaineen ominaisuudet näkyvät pikemminkin kuin sisäisen puolijohteen ominaisuudet. Jokainen atomi luovuttaja epäpuhtaus antaa yhden elektroneistaan ​​kiteen johtavuuskaistalle. Päinvastoin, atomitunnustajaepäpuhtaus vangitsee yhden elektronin, joka oli jaettu kiteen kanssa ja joka oli valenssikaistalla. rappeutunutnpuolijohde saadaan esimerkiksi viemällä sisäänGaAstelluuriepäpuhtaudet (pitoisuus 3...5 1018 cm3 ) ja rappeutuneitaspuolijohteen sinkkiepäpuhtaudet (pitoisuus 1019 cm3 ). Generointi suoritetaan IR-aallonpituuksilla 0,82 um - 0,9 um. Myös alustalle kasvatetut rakenteet ovat yleisiä.P: ssä(IR-alue λ1…3 µm).

Yksinkertaisimman ”homoliitoksella” toimivan laserdiodin puolijohdekide (kuva 10) on muodoltaan hyvin ohut suorakaiteen muotoinen levy. Tällainen levy on pohjimmiltaan optinenaaltoputkimissä säteily leviää. Kristallin yläkerrosdopingluomista vartensalueella, ja alimmalle kerrokselle luodaannalueella. Tuloksena on tasainensnlaajan alueen risteys. Kiteen kaksi sivua (päät) halkeaa ja kiillotetaan tasaisten, yhdensuuntaisten heijastavien tasojen muodostamiseksi, jotka muodostavat avoimen optisen ontelon.- Fabry-Perot interferometri. Tasossa säteilevä spontaanin emission satunnainen fotonisnheijastimiin nähden kohtisuorassa resonaattoria pitkin kulkeva siirtymä aiheuttaa stimuloituja rekombinaatiosiirtymiä, jolloin syntyy uusia ja uusia fotoneja, joilla on samat parametrit, ts. säteily voimistuu, sukupolvi alkaa. Tässä tapauksessa lasersäde muodostuu johtuen toistuvasta kulkemisesta optisen aaltoputken läpi ja heijastumisesta päistä.

Puolijohdelasereiden tärkein pumppaustyyppi oninjektiopumppaus. Tässä tapauksessa aktiiviset hiukkaset ovat vapaita varauksenkuljettajia ylimääräisiä epätasapainoisia johtuvia elektroneja ja reikiä, jotkapistetäänsisäänpn-siirtymä (aktiivinen väliaine), sen läpi kulkiessaan sähkövirta"suoraan" suuntaan "suoralla" siirtymällä, mikä vähentää potentiaaliesteen korkeutta. Tämä mahdollistaa sähköenergian (virran) suoran muuntamisen koherentiksi säteilyksi.

Muita pumppausmenetelmiä ovat sähköinen rikkoutuminen (ns.streamerilaserit), elektronisuihkupumppaus ja optinen pumppaus.

5.2. DHS laserit. Jos järjestät kerroksen kapeallakielletty alue(aktiivinen alue) kahden kerroksen välissä, jossa on leveämpi bandgap, ns.heterorakenne. Sitä käyttävää laseria kutsutaan kaksoislaseriksi.heterorakenne(DHS-laser tai "kaksinkertainen heterorakenne”, DHS- laser). Tämä rakenne muodostuu yhdistämällägalliumarsenidi(GaAs) jaalumiini galliumarsenidi(AlGaAs). Tällaisten lasereiden etuna on aktiivisen alueen keskikerroksen pieni paksuus, jossa elektronit ja reiät sijaitsevat: valo heijastuu lisäksi heteroliitoksista ja säteily jää maksimivahvistuksen alueelle.

Jos DHS-laserkiteen molemmille puolille lisätään kaksi kerrosta, joiden taitekerroin on pienempi kuin keskimmäiset, niin samanlainenvalonohjainrakenne, joka vangitsee säteilyä tehokkaammin (DHS-lasererillisellä pidikkeellä, tai "erillinen heterorakenne”, SCHS- laser). Suurin osa viime vuosikymmeninä valmistetuista lasereista on valmistettu tällä tekniikalla. Modernin optoelektroniikan, aurinkoenergian kehitys perustuu kvanttiheterorakenteisiin: mm. kvantti "kaivoilla", kvantti "pisteillä".

5.3. DFB ja VRPI laserit. Lasereissa, joissa onjaettu palaute(ROS tai "hajautettupalautetta”– DFBlaser) lähelläs- nsiirtymävaiheessa käytetään poikittaisten kohokuvioiden "iskujen" järjestelmää muodostaenritilä. Tämän hilan ansiosta vain yhden aallonpituuden omaava säteily palaa takaisin resonaattoriin ja siinä tapahtuu generointia, ts. säteilyn aallonpituuden stabilointi suoritetaan (laserit monitaajuiseen kuituoptiseen viestintään).

Puolijohdelaser "reunalaser", joka lähettää valoa kohtisuoraan kiteen pintaan nähden ja jota kutsutaan "pystysuoraa ontelopintaa emittoivaksi" laseriksi (VRTS laser tai "pystysuoraonkalopinta-- säteilevä”: VCSElaser), sillä on symmetrinen säteilykuvio, jossa on pieni erotuskulma.

Puolijohdelaserin aktiivisessa väliaineessa erittäin suuri vahvistus (jopa 104 cm-1 ), jonka vuoksi aktiivisen elementin mitat P. l. laserit ovat erittäin pieniä (resonaattorin pituus 50 µm…1 mm). Puolijohdelasereiden ominaisuuksia ovat kompaktin lisäksi: intensiteetin säädön helppous virta-arvoa muuttamalla, pieni inertia (~109 c), korkea hyötysuhde (jopa 50 %), mahdollisuus spektrin viritykseen ja suuri valikoima aineita generoitavaksi laajalla spektrialueella UV:stä näkyvästä keski-IR:hen. Samaan aikaan verrattuna kaasulasereihin puolijohdelasereille on ominaista suhteellisen alhainen monokromaattisuus ja säteilyn koherenssi, eivätkä ne voi lähettää eri aallonpituuksilla samanaikaisesti. Puolijohdelaserit voivat olla joko yksimuotoisia tai monimuotoisia (suuri aktiivisen vyöhykkeen leveys). Monimuotolasereita käytetään tapauksissa, joissa laite vaatii suurta säteilytehoa, eikä matalan säteen hajaantumisen ehtoa ole asetettu. Puolijohdelaserien käyttöalueita ovat: tiedonkäsittelylaitteet - skannerit, tulostimet, optiset tallennuslaitteet jne., mittalaitteet, muiden lasereiden pumppaus, lasermerkit, valokuitu ja tekniikka.

KIRJASTUS

1. Karlov N.V.Luennot kvanttielektroniikasta M.: Nauka, 1988. 2. painos, -336s.
2. Zvelto O.Laserin periaatteet. M.: Mir, 1984, -395s.; 3. painos 1990, 560s.; 4. painos 1998, -540s.
3. Pikhtin A.N.Optinen ja kvanttielektroniikka. M.: Korkeakoulu, 2001. -573s.
4. Akhmanov S.A., Nikitin S.Yu.Fyysinen optiikka. M.: Izd.MSU, 2004. 2. painos - 656 s.
5. Malyshev V.A.Lasertekniikan fyysiset perusteet. M .: Korkeakoulu, 200 -543s.
6. Tarasov L.V.Koherentin optisen säteilyn generaattoreiden prosessien fysiikka. M .: Radio ja viestintä, 1981, -440s.
7. Yakovlenko S.I., Evtushenko G.S.Kvanttielektroniikan fyysiset perusteet. Tomsk: Toim. TGU, 2006. -363s.
8. Ivanov I.G., Latush E.L., Sam M.F.Ionilaserit metallihöyryille. M.: Energoatomizdat, 1990. -256s.
9. Fyysinen tietosanakirja. 5 osassa M .: "Venäjän tietosanakirja". 1988-1998.
10. Ivanov I.G.Kaasupurkaus ja sen käyttö fotoniikassa. Opetusohjelma. Rostov n/a: toim. SFedU, 2009. -96s.
11. Elektroniikka. tietosanakirja. M.: Encyclopedia, 1991. -688s.
12. Ivanov V.A., Privalov V.E.Lasereiden käyttö tarkkuusmekaniikan laitteissa. Pietari: ammattikorkeakoulu, 1993. -216 s.;Golikova E.V., Privalov V.E.Jodireferenssipisteillä stabiloitujen lasereiden absorptioviivojen laskenta. Preprint #53. St. Petersburg: Institute of Analytical Instrumentation RAS. 1992.-47c.
13. Kalashnikov S.G.Sähkö. M.: Fizmatlit. 2003. -624s.
14. Fysikaalinen tietosanakirja // Kemiallinen laser.URL-osoite: http://femto.com.ua/articles/part_2/4470.html
15. Kryukov P.G. Femtosekunnin pulssit. Johdatus uuteen laserfysiikan alaan. M.: Fizmatlit.2008. -208 Kanssa.
16. Yanovsky V. et ai. Optiikka Express. 2008 Voi. 16. N3, s. 2109- 2114 .