Det er vanskelig i vår tid å finne en person som aldri ville høre ordet "laser", men svært få forstår klart hva det er.

Et halvt århundre siden oppfinnelsen av lasere forskjellige typer funnet anvendelse i et bredt spekter av områder, fra medisin til digital teknologi. Så hva er en laser, hva er prinsippet for dens drift, og hva er det for?

Hva er en laser?

Muligheten for eksistensen av lasere ble spådd av Albert Einstein, som tilbake i 1917 publiserte en artikkel som snakket om muligheten for elektroner som sender ut lyskvanter av en viss lengde. Dette fenomenet ble kalt stimulert utslipp, men i lang tid ble det ansett som urealiserbart fra et teknisk synspunkt.

Men med utviklingen av tekniske og teknologiske evner, har opprettelsen av en laser blitt et spørsmål om tid. I 1954 mottok sovjetiske forskere N. Basov og A. Prokhorov Nobel pris for utviklingen av maseren, den første mikrobølgegeneratoren drevet av ammoniakk. Og i 1960 produserte amerikaneren T. Maiman den første kvantegeneratoren av optiske stråler, som han kalte en laser (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation). Enheten konverterer energi til optisk stråling i en smal retning, dvs. lysstråle, en strøm av lyskvanter (fotoner) med høy konsentrasjon.

Prinsippet for operasjon av laseren

Fenomenet som driften av laseren er basert på kalles stimulert, eller indusert, stråling av mediet. Atomer av et bestemt stoff kan sende ut fotoner under påvirkning av andre fotoner, mens energien til det virkende fotonet må være lik forskjellen mellom energinivåene til atomet før og etter stråling.

Det utsendte fotonet er koherent til det som forårsaket emisjonen, dvs. akkurat som det første fotonet. Som et resultat forsterkes en svak lysstrøm i mediet, og ikke tilfeldig, men i en gitt retning. En stråle av stimulert stråling dannes, som kalles en laser.

Klassifisering av lasere

Etter hvert som naturen og egenskapene til lasere ble studert, ble forskjellige typer av disse strålene oppdaget. I henhold til tilstanden til det opprinnelige stoffet, kan lasere være:

• gass;
• væske;
• fast tilstand;
• på frie elektroner.

For tiden er det utviklet flere metoder for å oppnå en laserstråle:

• ved hjelp av en elektrisk glød eller lysbueutladning i et gassformig medium - gassutladning;
• ved å utvide varm gass og skape befolkningsinversjoner - gassdynamikk;
• ved å føre strøm gjennom en halvleder med eksitasjon av mediet - diode eller injeksjon;
• ved å optisk pumpe mediet med en blitslampe, LED, en annen laser, etc.;
• ved elektronstrålepumping av mediet;
• kjernefysisk pumping ved mottak av stråling fra en atomreaktor;
• ved hjelp av spesielle kjemiske reaksjoner– kjemiske lasere.

Alle av dem har sine egne egenskaper og forskjeller, takket være hvilke de brukes i ulike felt industri.

Praktisk bruk av laser

Til dags dato, lasere forskjellige typer brukes i dusinvis av industrier, medisin, IT-teknologier og andre aktivitetsområder. De er vant til:

• skjæring og sveising av metaller, plast, andre materialer;
• tegning av bilder, inskripsjoner og merking av overflaten på produkter;
• boring av ultratynne hull, presisjonsbehandling av krystallinske deler av halvledere;
• dannelse av produktbelegg ved sprøyting, overflatebehandling, overflatelegering, etc.;
• overføring av informasjonspakker ved bruk av glassfiber;
• utførelse av kirurgiske operasjoner og andre terapeutiske effekter;
• kosmetiske prosedyrer for hudforyngelse, fjerning av defekte formasjoner, etc.;
• rettet mot forskjellige typer våpen, fra håndvåpen til rakettvåpen;
• opprettelse og bruk av holografiske metoder;
• søknad i ulike forskningsprosjekter;
• måling av avstander, koordinater, tetthet av arbeidsmedier, strømningshastigheter og mange andre parametere;
• lansering av kjemiske reaksjoner for gjennomføring av ulike teknologiske prosesser.

Det er mange flere områder der lasere allerede brukes eller vil finne anvendelse i nær fremtid.

Alle materialer som populasjonsinversjon kan gis for kan brukes som lasermedium. Dette er mulig med følgende materialer:

a) frie atomer, ioner, molekyler, ioner av molekyler i gasser eller damper;

b) fargestoff molekyler oppløst i væsker;

c) atomer, ioner innebygd i et fast legeme;

d) dopede halvledere;

e) frie elektroner.

Antall medier som er i stand til å generere laserstråling og antallet laseroverganger er svært stort. Omtrent 200 forskjellige laseroverganger er observert i neonelementet alene. I henhold til typen laseraktivt medium skilles gass-, væske-, halvleder- og faststofflasere. Som en kuriositet bør det bemerkes at menneskelig pust, bestående av karbondioksid, nitrogen og vanndamp, er et egnet aktivt medium for en svak CO 2 -laser, og noen varianter av gin har allerede generert laserstråling, siden de inneholder en tilstrekkelig mengde kinin med blå fluorescens.

Lasergenerasjonslinjer er kjent fra det ultrafiolette området av spekteret (100 nm) til millimeterbølgelengder i det fjerne infrarøde området. Lasere går jevnt over til masere. Det forskes intensivt innen lasere i området for røntgenbølger (fig. 16), men bare to eller tre dusin lasertyper har fått praktisk betydning. CO 2 -lasere, argon- og kryptonionlasere, CW- og pulsede Nd:YAG-lasere, CW- og pulserende fargelasere, He-Ne-lasere og GaAs-lasere har nå funnet den bredeste medisinske anvendelsen. Excimer-lasere, frekvensdobling Nd:YAG-lasere, Er:YAG-lasere og metalldamplasere brukes også i økende grad innen medisin.

Ris. 16. Typer lasere som oftest brukes i medisin.

I tillegg kan laseraktive medier skilles ut ved om de danner diskrete laserlinjer, dvs. bare i et veldig smalt spesifikt område av bølgelengder, eller stråler kontinuerlig over et bredt område av bølgelengder. Frie atomer og ioner har, på grunn av deres veldefinerte energinivåer, diskrete laserlinjer. Mange solid state-lasere sender også ut på diskrete linjer (rubylasere, Nd:YAG-lasere). Imidlertid er det også utviklet faststofflasere (fargesenterlasere, alexandrite, diamantlasere), hvis strålingsbølgelengder kan variere kontinuerlig over et stort spektralområde. Dette gjelder spesielt for fargelasere, hvor denne teknikken har utviklet seg i størst grad. På grunn av båndstrukturen til energinivåene til halvledere, har halvlederlasere heller ikke diskrete klare lasergenereringslinjer.

Populasjonsinversjon i lasere skapes på forskjellige måter. Oftest brukes lysbestråling (optisk pumping), elektrisk utladning, elektrisk strøm og kjemiske reaksjoner til dette.

For å bytte fra forsterkningsmodus til lysgenereringsmodus, bruker laseren, som i enhver generator, tilbakemelding. Tilbakemelding i laseren utføres ved hjelp av en optisk resonator, som i det enkleste tilfellet er et par parallelle speil.

Skjematisk diagram av laseren er vist i fig. 6. Den inneholder et aktivt element, en resonator og en pumpekilde.

Laseren fungerer som følger. For det første skaper en pumpekilde (for eksempel en kraftig blitslampe), som virker på det aktive stoffet (aktivt element) i laseren, en populasjonsinversjon i den. Deretter begynner det inverterte mediet spontant å avgi lyskvanter. Under påvirkning av spontan emisjon begynner prosessen med stimulert emisjon av lys. På grunn av populasjonsinversjonen har denne prosessen en skredlignende karakter og fører til en eksponentiell forsterkning av lys. Strømmer av lys som beveger seg i sideretninger forlater raskt det aktive elementet uten å ha tid til å få betydelig energi. Samtidig passerer en lysbølge som forplanter seg langs resonatorens akse gjentatte ganger gjennom det aktive elementet, og får kontinuerlig energi. På grunn av den delvise overføringen av lys fra et av resonatorspeilene, sendes strålingen ut til utsiden og danner en laserstråle.

Fig.6. Skjematisk diagram av laseren. 1 - aktivt element; 2- pumpesystem;

3- optisk resonator; 4 - generert stråling.

§5. Enheten og driften av en helium-neon laser

Fig.7. Skjematisk diagram av en helium - neon laser.

1). Laseren består av et gassutladningsrør T med en lengde på flere titalls cm til 1,5-2m og en indre diameter på 7-10mm. Røret er fylt med en blanding av helium (trykk ~1mmHg) og neon (trykk ~0,1mmHg). Endene av røret er lukket med planparallelle glass- eller kvartsplater P 1 og P 2 installert i en Brewster-vinkel til sin akse. Dette skaper en lineær polarisering av laserstråling med en elektrisk vektor parallelt med innfallsplanet. Speil S 1 og S 2, mellom hvilke røret er plassert, er vanligvis laget sfæriske med flerlags dielektriske belegg. De har høy reflektivitet og absorberer praktisk talt ikke lys. Transmittansen til et speil, som laserstrålingen hovedsakelig kommer ut gjennom, er vanligvis 2 %, mens transmittansen til et annet speil er mindre enn 1 %. En konstant spenning på 1-2 kV påføres mellom elektrodene på røret. Katoden K på røret kan være kald, men for å øke utladningsstrømmen brukes også rør med en hul sylindrisk anode, hvis katode varmes opp av en lavspenningsstrømkilde. Utladningsstrømmen i røret er flere titalls milliampere. Laseren genererer rødt lys med en bølgelengde på =632,8 nm og kan også generere infrarød stråling med bølgelengder på 1,15 og 3,39 µm (se fig. 2). Men da er det nødvendig med endevinduer som er transparente for infrarødt lys og speil med høye refleksjonskoeffisienter i det infrarøde området.

2). I lasere brukes stimulert emisjon for å generere koherente lysbølger. Ideen om dette ble først uttrykt i 1957 av A.M. Prokhorov, N.G. Basov og, uavhengig av dem, Ch. Towns. For å gjøre det aktive stoffet i laseren til en generator av lysvibrasjoner, er det nødvendig å implementere tilbakemelding. Dette betyr at en del av det utsendte lyset alltid må tilbake til sonen til virkestoffet og forårsake stimulert utslipp av flere og flere nye atomer. For å gjøre dette plasseres det aktive stoffet mellom to speil S 1 og S 2 (se fig. 7), som er tilbakemeldingselementer. En lysstråle, som gjennomgår flere refleksjoner fra speil S 1 og S 2, vil passere mange ganger gjennom det aktive stoffet, mens den forsterkes som følge av tvungne overganger fra et høyere energinivå " 3 til et lavere nivå  " 1 . Dette resulterer i en åpen resonator, der speilene gir multippel passasje (og dermed forsterkning) av lysstrømmen i det aktive mediet. I en ekte laser må noe av lyset sendes ut fra det aktive mediet til utsiden for å kunne brukes. For dette formålet er et av speilene, for eksempel S 2 , gjort gjennomskinnelig.

En slik resonator vil ikke bare forsterke lyset, men også kollimere og monokromatisere det. For enkelhets skyld antar vi først at speilene S 1 og S 2 er ideelle. Da vil strålene, parallelt med sylinderens akse, passere gjennom det aktive stoffet frem og tilbake et ubegrenset antall ganger. Imidlertid vil skrå bjelker til slutt treffe sideveggen på sylinderen, hvor de vil forsvinne eller unnslippe. Det er derfor klart at stråler som forplanter seg parallelt med sylinderens akse vil bli maksimalt forsterket. Dette forklarer kollimeringen av stråler. Selvfølgelig kan strengt parallelle stråler ikke oppnås. Dette forhindres ved diffraksjon av lys. Strålenes divergensvinkel kan i prinsippet ikke være mindre enn diffraksjonsgrensen  D, Hvor D- bjelkebredde. Men i de beste gasslaserne er denne grensen praktisk talt nådd.

La oss nå forklare hvordan monokromatisering av lys skjer. La Z er den optiske banelengden mellom speilene. Hvis 2 Z= m , altså på lengden Z passer til et heltall av halvbølger m, så vil lysbølgen, som forlater S 1, etter å ha passert frem og tilbake gå tilbake til S 1 i samme fase. En slik bølge vil intensivere under den andre og alle påfølgende passasjer gjennom det aktive stoffet i forover- og bakoverretningene. nærmeste bølgelengde  , som den samme forsterkningen skulle forekomme for, kan finnes fra tilstanden 2 Z=(m 1)( ). Derfor,  =  / m, det er  , som forventet, sammenfaller med spektralområdet til Fabry-Perot-interferometrene. La oss nå ta i betraktning at energinivåene " 3 og  " 1 og spektrallinjene som oppstår under overganger mellom dem ikke er uendelig tynne, men har en begrenset bredde. La oss anta at bredden på spektrallinjen som sendes ut av atomer er mindre enn den spredte delen av enheten. Deretter, av alle bølgelengder som sendes ut av atomer, tilstanden 2 Z= m kan bare tilfredsstille én bølgelengde  . En slik bølge vil forsterke seg så mye som mulig. Dette fører til en innsnevring av spektrallinjene generert av laseren, det vil si til monokromatisering av lys.

Hovedegenskapene til en laserlysstråle:

monokromaticitet;

romlig og tidsmessig sammenheng;

høy intensitet;

nærlys divergens.

På grunn av sin høye koherens fungerer helium-neon-laseren som en utmerket kilde for kontinuerlig monokromatisk stråling for å studere alle slags interferens- og diffraksjonsfenomener, hvis implementering med konvensjonelle lyskilder krever bruk av spesialutstyr.

La oss først vurdere en fire-nivå laser med, for enkelhets skyld, kun ett pumpeabsorpsjonsbånd (bånd 3 i fig. 5.1). Imidlertid vil den påfølgende analysen forbli uendret selv om vi har å gjøre med mer enn ett pumpeabsorpsjonsbånd (eller nivå), forutsatt at relaksasjonen fra disse båndene til øvre lasernivå 2 er veldig rask. Betegn

populasjonene av henholdsvis de fire nivåene 0, 1, 2 og 3 gjennom Vi antar at laseren kun genererer i én resonatormodus. La være det totale antallet fotoner i resonatoren. Forutsatt at overganger mellom nivå 3 og 2 og nivå 1 og 0 er raske, kan vi sette . Dermed har vi følgende hastighetsligninger:

I ligning (5.1a) er mengden det totale antallet aktive atomer (eller molekyler). I likning (5.16) tar begrepet hensyn til pumping [se ligning (1.10)]. Eksplisitte uttrykk for pumpehastigheten for både optisk og elektrisk pumping er allerede innhentet i kap. 3. I samme ligning tilsvarer begrepet stimulert emisjon. Hastigheten til stimulert utslipp som vist i kap. 2 er faktisk proporsjonal med kvadratet av det elektriske feltet til den elektromagnetiske bølgen og er derfor proporsjonal. Derfor kan koeffisienten B betraktes som hastigheten på stimulert emisjon per foton i modusen. Mengden er levetiden til det øvre lasernivået og, i generell sak bestemmes ved uttrykk (2.123). I ligning (5.1 c) tilsvarer begrepet endringshastigheten i antall fotoner på grunn av stimulert emisjon. Faktisk, som vi allerede har sett, er begrepet i ligning (5.16) graden av befolkningsnedgang på grunn av stimulert utslipp. Siden hver handling av stimulert emisjon fører til utseendet til et foton, bør økningshastigheten i antall fotoner være lik hvor er volumet okkupert av modusen inne i det aktive mediet (den nøyaktige definisjonen av modusvolumet er gitt nedenfor ). Til slutt tar begrepet [hvor er fotonlevetiden (se avsnitt 4.3)] hensyn til nedgangen i antall fotoner på grunn av tap i resonatoren.

Ris. 5.1. Skjema av energinivåer til en fire-nivå laser.

En streng definisjon av modusvolumet krever en detaljert diskusjon, som er gitt i vedlegg B. Som et resultat har vi følgende definisjon

hvor er fordelingen av det elektriske feltet inne i resonatoren, E er maksimumsverdien til dette feltet, og integrasjon utføres over volumet som er okkupert av det aktive mediet. Hvis en resonator med to sfæriske speil vurderes, er forholdet lik den reelle delen av uttrykket (4,95). Det er passende å nevne som et eksempel en symmetrisk resonator som består av to speil hvis krumningsradier er mye større enn lengden på resonatoren. Da vil størrelsen på moduspunktet være tilnærmet konstant langs hele lengden av resonatoren og lik verdien i midten av resonatoren. Tilsvarende vil krumningsradiusen til ekvifaseflatene være tilstrekkelig stor og bølgefrontene kan betraktes som flate. Så fra uttrykk (4.95) for modusen vi får

her setter vi Fra uttrykk (5.2) og (5.3) vi har

hvor er lengden på det aktive mediet. Når vi utledet dette uttrykket, tok vi i betraktning det faktum at er en sakte varierende funksjon sammenlignet med slik at vi kan sette. Dermed er utseendet til en firedobbel i uttrykkets nevner (5.4) resultatet av følgende to omstendigheter: 1) tilstedeværelsen av faktoren 1/2 skyldes det faktum at modusen har karakteren av en stående bølge, så i samsvar med resonnementet ovenfor; 2) en annen faktor 1/2 vises på grunn av det faktum at det er punktstørrelsen for feltamplituden E, mens punktstørrelsen for feltintensiteten (dvs. åpenbart er flere ganger mindre.

Før vi fortsetter vår vurdering, bør det bemerkes at uttrykk (5.1c) neglisjerer begrepet som tar hensyn til spontan stråling. Faktisk, som nevnt i kap. 1, generering skjer på grunn av spontan emisjon; derfor bør det forventes at ligningene (5.1) ikke gir en korrekt beskrivelse av generasjonens begynnelse. Faktisk, hvis vi i ligning (5.1 c) setter til tidspunktet, får vi , derfor kan generasjon ikke forekomme. For å ta hensyn til spontan emisjon kunne man prøve på nytt, basert på enkel tilstand balansere, start betraktningen med et ledd som i ligning (5.16) inngår i begrepet.I dette tilfellet kan det virke som at

at i ligning (5.1c) skal begrepet, som tar hensyn til spontan stråling, ha følgende form: Dette er imidlertid ikke sant. Faktisk, som vist i Sec. 2.4.3 [se spesielt uttrykk (2.115)], er spontan emisjon fordelt i et visst frekvensintervall og formen på linjen er beskrevet av funksjonen. Imidlertid, i ligning (5.1 c), tar begrepet hensyn til spontan emisjon bør kun omfatte den brøkdelen av stråling som bidrar til den betraktede modusen. Det riktige uttrykket for dette begrepet kan bare utledes fra en kvantemekanisk vurdering av det elektromagnetiske feltet til resonatormodusen. Resultatet som er oppnådd på denne måten er veldig enkelt og lærerikt. I tilfellet når spontan stråling tas i betraktning, blir ligning (5.1 c) transformert til formen

Alt dette ser ut som om vi har lagt til et "ekstra foton" til begrepet som tilsvarer stimulert emisjon. Men for enkelhets skyld vil vi ikke introdusere et slikt tilleggsbegrep knyttet til spontan emisjon i det følgende, men i stedet anta at det på det første tidspunktet allerede er et visst lite antall fotoner tilstede i resonatoren. Som vi skal se, introduksjonen av dette lille antallet fotoner, som bare er nødvendig for forekomsten av generasjon, påvirker faktisk på ingen måte den påfølgende vurderingen.

La oss nå ta opp utledningen av eksplisitte uttrykk for størrelsen B, som kommer inn i ligningene (5.16) og (5.1 c). Et strengt uttrykk for denne mengden er igjen utledet i vedlegg B. For de fleste praktiske formål er et omtrentlig uttrykk egnet, som kan fås ut fra enkle betraktninger. For dette tar vi for oss en resonator med en lengde der det er et aktivt medium med en lengde med brytningsindeks. Vi kan anta at resonatormodusen er dannet av en superposisjon av to bølger som forplanter seg i motsatte retninger. La meg være intensiteten til en av disse bølgene. I samsvar med uttrykk (1.7), når en bølge passerer gjennom et lag av et aktivt medium, endres dens intensitet med verdien der a er overgangstverrsnittet ved frekvensen til den betraktede resonatormodusen. La oss nå bestemme følgende størrelser: og er overføringskoeffisientene til de to resonatorspeilene i kraft; - de tilsvarende relative tapsfaktorene på speilene; 3) Г, - relativ koeffisient for interne tap per passering. Deretter endringen i intensitet for en fullstendig passasje av resonatoren

Her og er de logaritmiske tapene per passering på grunn av overføringen av speilene, og er de interne logaritmiske tapene. For korthets skyld vil vi kalle y, og overføringstap, og - interne tap. Som det vil bli klart i det følgende, på grunn av den eksponentielle karakteren til laserforsterkning, er opptak med logaritmiske tap mye mer praktisk for å representere tap i lasere. Det skal imidlertid bemerkes at selv om det er for små overføringsverdier, er dette ikke sant for store overføringsverdier. La oss gi et eksempel: hvis vi setter så får vi dvs. mens for vi har Det skal også bemerkes at ved å bruke uttrykk (5.7) er det mulig å bestemme det totale tapet per passering:

Etter å ha bestemt de logaritmiske tapene, erstatter vi uttrykk (5.7) og (5.8) med (5.6). Introduserer en tilleggsbetingelse

eksponentialfunksjonen i (5.6) kan utvides til en potensrekke, og vi får

La oss dele begge deler av dette uttrykket med tidsintervallet som lysbølgen gjør en fullstendig passasje av resonatoren,

dvs. av verdien hvor bestemmes av uttrykket

Ved å bruke tilnærmingen får vi

Siden antall fotoner i resonatoren er proporsjonal med intensiteten, kan ligning (5.12) sammenlignes med (5.1c). I dette tilfellet får vi følgende uttrykk:

Vi vil kalle verdien V det effektive volumet til resonatormodusen. Merk at formel (5.136) generaliserer det som ble oppnådd i avsnitt. 4.3 uttrykk for levetiden til et foton. I tillegg er uttrykk (5.14) for resonatorvolumet kun gyldig tilnærmet. Faktisk viser vedlegg B at det i (5.13a) bør brukes et strengere uttrykk for V, nemlig

her overtas det første integralet volumet til det aktive mediet, og det andre - over det gjenværende volumet til resonatoren. Vi legger imidlertid merke til at for en symmetrisk resonator med speil med stor krumningsradius, gir både uttrykk (5.14) og (5.15)

Så langt har vår vurdering vært rettet mot begrunnelsen av ligning (5.1c) og til utledning av eksplisitte uttrykk for B og når det gjelder de målte laserparametrene. Det skal imidlertid bemerkes at vi også indikerte grensene for anvendelighet av ligning (5.1c). Faktisk, når vi utledet ligning (5.12), måtte vi bruke tilnærming (5.9), ifølge hvilken forskjellen mellom gevinst og tap er liten. For en cw-laser er denne betingelsen alltid oppfylt, siden i en steady state-prosess (se avsnitt 5.3.1). Men for en pulserende laser vil tilstand (5.9) bare være gyldig når laseren opererer med et lite overskudd over terskelen. Hvis betingelsen (5.9) ikke er oppfylt, så er likningene

Test

LASERE BASERT PÅ KONDENSERET MATERIE

Introduksjon

2.2. rubin laser

3.2. neodym laser

3.7. Fiberlasere

5. Halvlederlasere

5.1. Driftsprinsipp

5.2. DHS lasere

5.3. DFB og VRPI lasere

BIBLIOGRAFI

Introduksjon

Lasere basert på stoffer i kondensert tilstand inkluderer lasere hvis aktive medium er opprettet:

1) inn faste stoffer ah hovedsakelig i dielektriske krystaller og glass, der de aktive partiklene er ioniserte atomer av aktinider, sjeldne jordarter og andre overgangselementer som legerer krystallen, og også i krystaller med halvlederegenskaper,

2) i væsker som inneholder aktive partikler molekyler av organiske fargestoffer.

I disse mediene oppstår stimulert laserstråling pgaindusert strålingoverganger (se avsnitt 1) ​​mellom energinivåene til aktivatorioner eller termer av molekyler. I halvlederstrukturer oppstår stimulert emisjon som et resultat av rekombinasjonen av frie elektroner og hull. I motsetning til gasslasere (se avsnitt 4), skapes bestandsinversjon i faststoff- og flytende lasere alltid ved overganger som er nær grunnenergitilstanden til den aktive partikkelen.

Siden dielektriske krystaller ikke leder elektrisk strøm, for dem, så vel som for flytende medier, den såkalte.optisk pumping– pumping av laserovergangen ved optisk stråling (lys) fra en hjelpekilde.

I halvlederlasere brukes elektrisk strømpumping oftere ( injeksjon strøm) som flyter gjennom halvlederen i foroverretningen, sjeldnere andre typer pumping: optisk pumping eller pumping ved elektronbombardement.

1. Spesifikke trekk ved optisk pumping av det aktive lasermediet

En viktig egenskap ved OH er dens selektivitet , nemlig: ved å velge bølgelengden til OH-stråling, er det mulig å selektivt eksitere den ønskede kvantetilstanden til aktive partikler. La oss finne forholdene som sikrer maksimal effektivitet av prosessen med eksitasjon av aktive partikler på grunn av optisk pumping (OH), som et resultat av at den aktive partikkelen opplever en kvanteovergang fra energitilstanden Jeg til den høyere eksiterte tilstanden på energiskalaen k . For å gjøre dette bruker vi uttrykket for strålingskraften til OH-kilden absorbert av de aktive partiklene i det bestrålte mediet (se avsnitt 1.9)

. (1)

Ligning (1) inkluderer frekvensavhengigheten til den spektrale energitettheten til strålingen fra OH-kilden og funksjonen til formen til absorpsjonslinjen til mediet, dvs. dens frekvensavhengighet (formfaktor).

Det er klart at absorpsjonshastigheten og mengden absorbert kraft vil være maksimal når:

1) konsentrasjon av partikler i tilstanden Jeg vil være størst, dvs. OH er effektiv ved en høy tetthet av aktive partikler, nemlig fra hele utvalget av medier for medier som er i kondensert tilstand (faste stoffer og væsker);

2) I TDS-tilstanden, fordelingen av partikler over tilstander med forskjellige betydninger intern (potensiell) energi er beskrevet av Boltzmann-formelen, nemlig: grunnen (laveste) energitilstanden til partikkelen og ensemblet som helhet har den maksimale populasjonen. Det følger av dette at staten Jeg bør være hovedenergitilstanden til partikkelen;

3) for den mest fullstendige absorpsjonen av energien til OH-kilden (den største Δ Pik ) det er ønskelig å ha et miljø med høyeste verdi absorpsjonskoeffisient ved kvanteovergangen: (se f-lu (1.35)), og siden den er proporsjonal med Einstein-koeffisienten B k i , a B ki A ki (se f-lu (1.11, b)), er det ønskelig at den absorberende overgangen er "tillatt" og "resonant";

4) Det er ønskelig at bredden av strålingsspekteret til pumpekilden ikke vil være større enn bredden av absorpsjonskonturen til aktive partikler. Når det pumpes ved spontan utslipp av lamper, kan dette som regel ikke oppnås. Ideell fra dette synspunktet er " sammenhengende ” pumpepumping ved monokromatisk laserstråling, der hele linjen (hele spekteret) av OH-stråling "faller" inn i absorpsjonskonturen. Et slikt absorpsjonsregime ble vurdert av oss i avsnitt 1.9;

5) det er åpenbart at OH-effektiviteten vil være jo høyere jo større strålingsfraksjonen vil bli absorbert av aktive partikler gjennom en kvanteovergang med pumping av det nødvendige nivået. Så hvis det aktive mediet er en krystall (matrise) dopet med aktive partikler, bør matrisen velges slik at den ikke absorberer OH-stråling, dvs. slik at matrisen ville være "transparent" for pumpestrålingen, noe som utelukker blant annet oppvarming av mediet. Samtidig bestemmes den totale effektiviteten til "OH source laser active medium"-systemet vanligvis i stor grad av konverteringseffektiviteten elektrisk energi, innebygd i pumpekilden, i dens stråling;

6) I avsnitt 1.9 ble det vist at i kvantesystem med to energinivåer er det fundamentalt umulig å oppnå en populasjonsinversjon for noen verdier av intensiteten til ekstern stråling (dvs. optisk pumping): ved →∞ er det bare mulig å utjevne populasjonene til nivåene.

Derfor, for å pumpe en kvantelaserovergang med optisk stråling og lage en populasjonsinversjon på den, brukes aktive medier med ett eller to hjelpeenerginivåer, som sammen med to nivåer av laserovergangen danner et tre- eller firenivå skjema (struktur) av energinivåene til det aktive mediet.

2. Kvanteenheter med optisk pumping, som fungerer i henhold til "tre-nivå-skjemaet"

2.1. Teoretisk analyse tre-nivå ordning. I et slikt skjema (fig. 1) er det nedre lasernivået "1" grunnenergitilstanden til ensemblet av partikler, det øvre lasernivået "2" er et relativt langvarig nivå, og nivået "3", assosiert med nivå "2" ved en rask ikke-strålingsovergang, erhjelpemiddel. Optisk pumping fungerer på kanal "1" → "3".

La oss finne betingelsen for eksistensen av inversjon mellom nivåene "2" og "1". Forutsatt at de statistiske vektene til nivåene er de samme g 1 = g 2 = g 3 , skriver vi systemet med kinetiske (balanse) ligninger for nivåene "3" og "2" i den stasjonære tilnærmingen, samt forholdet for antall partikler på nivåene:

(2)

hvor n 1 , n 2 , n 3 partikkelkonsentrasjoner på nivå 1,2 og 3, Wn 1 og Wn 3 absorpsjonshastigheten og indusert utslipp ved overganger mellom nivåene "1" og "3" under påvirkning av pumpestråling, sannsynligheten for at W; wiki sannsynligheten for overganger mellom nivåer, N

Fra (2) kan vi finne nivåpopulasjonene n 2 og n 1 som funksjon av W , og deres forskjell Δ n i formen

, (3)

som definerer den umettede gevinstenα 0 av ensemblet av partikler ved overgangen "2"→"1". For åα 0 >0, er det nødvendig at, dvs. telleren i (3) må være positiv:

, (4)

hvor W da terskelnivå for pumping. Siden alltid W da >0, så følger det w 32 > w 21 , dvs. sannsynligheten for å pumpe nivå "2" ved relaksasjonsoverganger fra nivå "3" bør være større enn sannsynligheten for relaksasjon til tilstanden "1".

Hvis

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

så fra (3) får vi: . Og til slutt, hvis W >> w 21 , da vil inversjonen Δ n være: Δ n ≈ n 2 ≈ N , dvs. på nivå "2" kan du "samle" alle partiklene i miljøet. Merk at relasjoner (5) for relaksasjonsratene til nivåene tilsvarer betingelsene for generering av pigger (se avsnitt 3.1).

Således, i et tre-nivå system med optisk pumping:

1) inversjon er mulig hvis w 32 >> w 21 og maksimalt når w 32 >> w 31 ;

2) inversjon skjer når W > W da , dvs. skapelsen bærer terskel karakter;

3) for lav w 21 det skapes betingelser for "spike"-modus for fri generering av laseren.

2.2. rubin laser. Denne solid-state laseren er den første laseren som opererer i det synlige bølgelengdeområdet (T. Meiman, 1960). Ruby er en syntetisk krystall A l 2 O 3 i modifikasjon av korund (matrise) med en blanding av 0,05% aktivatorioner Cr3+ (ionekonsentrasjon ~1,6∙10 19 cm 3 ), og er betegnet som A 1203: Cr3+ . Rubin-laseren fungerer i henhold til et tre-nivå skjema med OH (fig. 2a). Lasernivåer er elektroniske nivåer Cr3+ : lavere lasernivå "1" er bakkens energitilstand Cr 3+ i A l 2 O 3 , øvre lasernivå "2" langvarig metastabil nivå medτ 2 ~ 10 3 Med. Nivåene "3a" og "3b" erhjelpemiddel. Overgangene "1" → "3a" og "1" → "3b" tilhører de blå (λ0,41 μm) og "grønne" (λ0,56 μm) delene av spekteret, og er brede (med Δλ ~50nm) absorpsjonskontur (striper).

Ris. 2. Rubinlaser. (a) Energinivådiagram Cr3+ i Al203 (korund); (b ) konstruktivt diagram av en laser som opererer i en pulsert modus med Q-switching. 1 rubinstav, 2 pumpelamper, 3 elliptiske reflektorer, 4a fast resonatorspeil, 4b roterende resonatorspeil som modulerer resonatorens Q-faktor, C n lagringskondensator, R lademotstand, " Kn » startknapp for gjeldende puls gjennom lampen; viser innløp og utløp av kjølevannet.

Optisk pumpemetode gir selektiv populasjon av hjelpenivåer "3a" og "3b" Cr3+ gjennom kanal "1"→"3" av ioner Cr3+ når absorbert av ioner Cr3+ stråling fra en pulserende xenonlampe. Deretter, på relativt kort tid (~10 8 c) det er en ikke-strålende overgang av disse ionene fra "3a" og "3b" til nivåene "2". Energien som frigjøres i dette tilfellet omdannes til vibrasjoner av krystallgitteret. Med en tilstrekkelig tetthet ρ av strålingsenergien til pumpekilden: når, og ved overgangen "2" → "1", oppstår populasjonsinversjon og stråling genereres i det røde området av spekteret ved λ694,3 nm og λ692. 9 nm. Terskelverdien for pumping, tatt i betraktning de statistiske vektene til nivåene, tilsvarer overføringen til nivå "2" av omtrent ⅓ av alle aktive partikler, som, når de pumpes fra λ0,56 μm, krever spesifikk strålingsenergi E pore > 2J / cm 3 (og effekt P pore > 2 kW / cm 3 ved pumpens pulsvarighetτ ≈10 3 s ). En så høy kraftverdi avsatt i lampen og rubinstangen ved stasjonær RS kan føre til ødeleggelse av den; derfor opererer laseren i en pulserende modus og krever intensiv vannkjøling.

Laserskjemaet er vist i fig. 2b. Pumpelampen (blitslampe) og en rubinstang for å øke pumpeeffektiviteten er plassert inne i en reflektor med en sylindrisk indre overflate og et tverrsnitt i form av en ellipse, og lampen og stangen er plassert i brennpunktene av ellipsen. Som et resultat blir all strålingen som kommer ut av lampen fokusert i stangen. En lampelyspuls oppstår når en strømpuls sendes gjennom den ved å utlade en lagringskondensator i det øyeblikket kontaktene lukkes med " Kn ". Kjølevann pumpes inn i reflektoren. Laserstrålingsenergien per puls når flere joule.

Pulsmodusen til denne laseren kan være en av følgende (se avsnitt 3):

1) "fri generering"-modus ved lav pulsrepetisjonshastighet (vanligvis 0,1 ... 10 Hz);

2) "Q-switched"-modus, vanligvis optisk-mekanisk. På fig. 2b, Q-svitsjing av OOP utføres ved å rotere speilet;

3) "moduslåsing"-modus: med bredden på utslippslinjen Δν ikke en ~10 11 Hz,

antall langsgående modi M~10 2 , pulsvarighet ~10 ps.

Rubylaserapplikasjoner inkluderer holografiske bildeopptakssystemer, materialbehandling, optiske avstandsmålere, etc.

Mye brukt i medisin og laser på BeAl 2 O 4 : Cr 3+ (chrysoberyl dopet med krom, eller alexandrite), avgir i området 0,7 ... 0,82 mikron.

2.3. Erbium fiberoptisk kvanteforsterker. En slik forsterker, ofte referert til som " EDFA " (forkortelse for " Erbium-dopet fiberforsterker ”), fungerer i henhold til et tre-nivå skjema for kvanteoverganger mellom elektroniske tilstander Er 3+ i erbium-dopet silikafiber: SiO2: Er3+ (Fig. 3a). Den nedre kvantetilstanden "1" er den elektroniske grunntilstanden Er 3+ 4 I 15/2 . De øvre kvantetilstandene "2" er gruppen av nedre undernivåer av den delte elektroniske tilstanden 4 I 13/2 . Splitting i et antall tettliggende undernivåer skjer på grunn av samspillet mellom ioner Er 3+ med intrakrystallinsk felt SiO2 (Stark-effekt). Øvre undernivåer av den elektroniske tilstanden 4 I 13/2 og eget nivå 4 I 11/2 er hjelpenivåene "3a" og "3b".

Under påvirkning av pumpestråling ved bølgelengder på 980 nm (eller 1480 nm), ioner Er 3+ gå fra tilstand "1" til kortvarige tilstander "3a" eller "3b", og deretter raske ikke-strålingsoverganger ( w 32 ~10 6 s 1 ) for å angi "2", som er kvasi-metastabil ( w 21 ~ 10 2 c 1 og τ 2 ~10 ms). Dermed kravet w 32 >> w 21 utføres, og på nivå "2" er det en opphopning av partikler, hvis antall, når pumpenivået overskrider terskelverdien, W > W da , overstiger befolkningen på nivå "1", dvs. det vil være en populasjonsinversjon og forsterkning ved bølgelengder i området 1,52…1,57 μm (fig. 3b). Det viser seg at inversjonsterskelen nås når en tredjedel av partiklene overføres til nivå "2". Terskel OH W da og frekvensavhengigheten til forsterkningen bestemmes av strukturen til fiberen (fig. 3b), konsentrasjon Er 3+ og bølgelengden til OH-stråling. Pumpeeffektiviteten, nemlig forholdet mellom den umettede forsterkningen og enhetseffekten til OH-kilden, er for pumping fra λ980nm til 11dB m 1 ∙mW 1 , og for λ1480nma ca. 6dB m 1 ∙mW 1.

Få frekvensoverholdelse EDFA det tredje "transparensvinduet" av kvartsfiber bestemmer bruken av slike forsterkere som lineære tapskompensatorer for moderne fiberoptiske kommunikasjonslinjer (FOCL) med frekvensmultipleksing av kanaler (systemer) WDM: Wavelength Division Multiplexing, og DWDM: Dense Wavelength Division Multiplexing ). Lengden på kabelforsterkeren, pumpet av strålingen fra en halvlederlaser, er ganske enkelt inkludert i FOCL (fig. 3c). Bruken av erbiumfiberforsterkere i FOCL erstatter den teknisk mye mer kompliserte metoden for signal "regenerering" som isolerer et svakt signal og gjenoppretter det.

Ris. 3. Erbium fiberoptisk kvanteforsterker ( EDFA ). (a) energinivådiagram Er 3+ i SiO 2 (kvarts), (b) signalforsterkning i kvarts med forskjellige tilsetningsstoffer, ( V )forenklet skjema for å slå på en forsterker i en FOCL: 1inngangsstråling (fra overføringsbanen), 2 halvlederpumpelaser, 3multiplekser ( kopler), 4 EDFA (Si02: Er3+ fiber ), 5optisk isolator, 6utgangsstråling (til overføringsveien).

3. Optisk pumpede lasere som opererer i henhold til "fire-nivå-skjemaet".

3.1. Teoretisk analyse av fire-nivå ordningen. I et slikt nivåskjema (fig. 4), er nivå "0" grunnenergitilstanden til et ensemble av partikler, nivå "1", assosiert med en kvanteovergang med nivå "0", er det nedre lasernivået, lang -levde nivå "2" er det øvre lasernivået, og nivå "3" er hjelpenivå. Pumping fungerer på kanal "0" → "3".

La oss finne betingelsen for eksistensen av inversjon mellom nivåene "2" og "1". Forutsatt at de statistiske vektene til nivåene er de samme, og også anta det

og, (6)

skrive ned forenklet system kinetiske ligninger for nivåene "3", "2" og "1" i den stasjonære tilnærmingen, samt forholdet for antall partikler på alle nivåer:

(7)

hvor n 0 , n 1 , n 2 , n 3 , konsentrasjon av partikler ved nivåer 0,1,2,3; Wn 0 og Wn 3 absorpsjonshastigheten og indusert utslipp ved overganger mellom nivåene "0" og "3" under påvirkning av pumpestråling, hvis sannsynlighet W; wiki sannsynligheter for overganger mellom nivåer, N totalt antall aktive partikler per volumenhet.

Fra (6 og 7) kan vi finne nivåpopulasjonene n 1 og n 2 som en funksjon av W , og deres forskjell Δ n i formen

, (8)

som bestemmer den umettede forsterkningen α 0 ved overgangen "2"→"1".

Åpenbart vil gevinsten være positiv og maksimal når:

. (9)

Fra dette kan vi konkludere at når det gjelder en fire-nivå ordning med OH, når betingelsene (6) og (9) er oppfylt:

1) inversjon er ikke av terskelkarakter og eksisterer for evt W;

2) laserutgangseffekten, bestemt ved uttrykk (2.14), avhenger av den optiske pumpehastigheten Wn 0.

3) sammenlignet med tre-nivå, er fire-nivå ordningen mer allsidig og lar deg lage en populasjonsinversjon, samt implementere både pulset og kontinuerlig og generering på alle pumpenivåer (når gevinsten overstiger tapene i OER).

3.2. neodym laser. Laseren bruker en kvanteovergang mellom elektroniske energinivåer Nd 3+ , lasergenerering utføres i henhold til et firenivåskjema med OH (fig. 5). Den mest brukte krystallmatrisen for ioner Nd 3+ er yttrium aluminium granat: Y 3 Al 5 O 12 , og den dopede krystallen er betegnet som Y3Al5012: Nd3+ eller YAG: Nd3+. Nd3+ konsentrasjon , som ikke deformerer YAG-krystallen opp til 1,5 %. Andre matriser for Nd 3+ er fosfat- og silikatglass (betegnet som glass : Nd 3+ ), krystaller av gadolinium-skandium-gallium granat (GSHG: Nd 3+ ), yttrium-litiumfluorid YLiF 4 : Nd 3+ , yttriumorthovanadat, organometalliske væsker. På grunn av den kubiske strukturen til matrisen har YAG-luminescensspekteret smale linjer, som bestemmer den høye forsterkningen til neodym-solid-state lasere, som kan fungere i både pulserende og cw-genereringsmodus.

Forenklet elektronisk energinivådiagram Nd 3+ i YAG er vist i Fig. 5 Nedre lasernivå "1" 4 I 11/2 den mest intense kvanteovergangen Nd 3+ med en bølgelengde på λ1,06 μm er plassert omtrent 0,25 eV over bakkeenergitilstanden "0" 4 I 9/2 , og under normale forhold er praktisk talt ubefolket (0,01% av befolkningen i grunnstaten), som bestemmer den lave generasjonsterskelen til denne laseren. Nivå 4 F 3/2 , hvis levetid er 0,2 ms, er det øvre lasernivået "2". Grupper av nivåer (energi-“soner”) "3a" ... "3 d " spille rollen som et elektronisk hjelpenivå "3". Optisk pumping utføres gjennom kanalen "0" → "3", absorpsjonsbåndene har bølgelengder nær 0,52; 0,58; 0,75; 0,81 og 0,89 µm. Fra statene "3a" ... "3 d » det er en rask avslapning ved ikke-strålingsoverganger til øvre lasertilstand «2».

Krypton og xenon gassutladningslamper brukes til pumping, halogenlamper med alkalimetalladditiver i fyllegassen, samt halvleder GaAs lasere (λ0,88 µm) og lysdioder basert på Ga 1 x Al x As (λ0,81 um) (fig. 6).

YAG laserstrålingseffekt: Nd 3+ med en bølgelengde på λ1,06 μm i kontinuerlig modus når 1 kW, rekordverdiene oppnådd i pulsmodus: pulsenergien er omtrent 200 kJ, og effekten er 200 TW ved en pulsvarighet på ~ 1 ns ( en laser designet for eksperimenter med kontrollert termonukleær laserfusjon - LTS).

I en YAG-krystall, en laserlinje Nd 3+ med λ1,06 μm er jevnt utvidet (opptil 0,7 nm), mens det i glass er en betydelig inhomogen utvidelse på grunn av Stark-effekten (Δν ikke én ≈3∙10 12 Hz,), som gjør det mulig å bruke den langsgående modusen låsemodus (se avsnitt 3.3) med M ~10 4 og motta ultrakorte pulser med en varighet i størrelsesorden 1 ps.

En økt konsentrasjon av aktivatorioner i medier som neodympentafosfat ( NdP 5 O 14 ), litium neodymtetrafosfat ( LiNdP 4 O 12 ) og andre, gir effektiv absorpsjon av halvlederlaserstråling ved avstander i størrelsesorden brøkdeler av en millimeter, som lar deg lage miniatyrmoduler kalt minilasere : halvleder laserneodymium laser.

Den høye strålingskraften til en neodymlaser med λ1,06 μm gjør det mulig å konvertere frekvensen til strålingen ved hjelp av ikke-lineære krystaller. For å generere andre og høyere optiske harmoniske, brukes krystaller med kvadratisk og kubisk ikke-lineær susceptibilitet (kaliumdihydrogenfosfat KDP kaliumtitanylfosfat KTP ), med direkte og (eller) sekvensiell (kaskade) konvertering. Så hvis en kjede av krystaller brukes til stråling av en neodymlaser, er det mulig å oppnå, i tillegg til IR-stråling ved grunnfrekvensen med λ1,06 μm, generering av 2., 4. og 5. harmoniske med bølgelengder λ0,53 μm (grønn stråling); λ0,35 µm, λ0,26 µm og λ0,21 µm (UV-stråling) (fig. 7).

De viktigste bruksområdene for neodymlasere: teknologiske og medisinske installasjoner, eksperimenter på kontrollert termonukleær laserfusjon, studier av resonansinteraksjon av stråling med materie, i undervannssyn og kommunikasjonssystemer (λ0,53 μm), optisk informasjonsbehandling; spektroskopi, fjerndiagnostikk av urenheter i atmosfæren (UV-stråling), etc.

I lasere som bruker briller som en matrise (silikat, borat, etc.), kan andre aktivatorioner også brukes med hell: Yb3+, Er3+, Tm3+, Ho3+ med stråling i området 0,9 ... 1,54 μm.

3.3. Frekvenskonvertering av stråling i et ikke-lineært medium. Fenomenet med å doble og legge til frekvensene til lysbølger er som følger. Når lys forplanter seg i et medium under påvirkning av et elektrisk felt av en elektromagnetisk bølge E , er det en tilsvarende forskyvning av atomelektroner i forhold til kjernene, dvs. mediet er polarisert. Mediets polariserbarhet er preget av størrelsen på det elektriske dipolmomentet per volumenhet - R knyttet til størrelsen på feltet E gjennom mediets dielektriske susceptibilitetχ : . Hvis dette feltet er lite, er den dielektriske følsomhetenχ \u003d χ 0 \u003d Const, s er en lineær funksjon av E : , og forskyvningen av ladninger forårsaker stråling med samme frekvens som den opprinnelige strålingen (“ lineær” optikk).

Ved høy effekt, når elektrisk felt stråling begynner å overstige verdien av det intraatomiske feltet, polariserbarheten blir en ikke-lineær funksjon E : Altså bortsett fra lineært avhengig av E termin på liten E , når vi har å gjøre med lineær optikk, i uttrykket for R fremstår ikke-lineær mht E-term ("ikke-lineær " optikk). Som et resultat, når en "pumpe"-bølge forplanter seg i et medium med en frekvens ν 0 og bølgevektor (hvor er brytningsindeksen til mediet), vises en ny bølge den andre optiske harmoniske med frekvens og bølgevektor, samt et antall høyere ordens harmoniske. Det er klart at energien til en pumpebølge med en frekvens vil bli mest effektivt overført til en ny bølge med en frekvens dersom forplantningshastighetene til disse to bølgene er de samme, dvs. hvis det er en såkalt.: . Denne tilstanden kan oppfylles ved å bruke en krystall med dobbeltbrytning, når to bølger forplanter seg i en viss vinkel til dens optiske hovedakse.

Når to bølger forplanter seg i krystallen med frekvenser og og bølgevektorer, og i tillegg til harmoniske til hver av bølgene, genereres en bølge med totalfrekvens i krystallen: , og en bølge med forskjellsfrekvens. Betingelsen for bølgesynkronisme har i dette tilfellet formen: .

I en viss forstand kan de beskrevne fenomenene betraktes som generering av harmoniske under koherent optisk pumping av en ikke-lineær krystall.

3.4. Avstembare fargelasere. Lasere basert på løsninger av komplekse organiske forbindelser (inkludert fargestoffer: rhodaminer, kumariner, oksazoler, etc.) i alkoholer, aceton og andre løsemidler tilhører gruppen væske lasere. Slike løsninger har intense absorpsjonsbånd ved OH og emisjonsbånd i de nære UV-, synlige eller nær IR-spektralområdene. Deres største fordel er en bred luminescenslinje (opptil 50…100 nm), som gjør det mulig å jevnt innstille laserens driftsfrekvens innenfor denne linjen.

De elektroniske tilstandene til de fleste fargestoffer som brukes i slike lasere er brede, opptil 0,1 eV, kontinuerlige energibånd som følge av tillegg av hundrevis av "overlappende" vibrasjons- og rotasjonsundernivåer, noe som også fører til bred, som regel, strukturløs absorpsjon og luminescens bånd., som et resultat av tillegg av "overlappende" overganger mellom slike undernivåer (fig. 8a). Mellom undernivåer "inne" disse båndene er det raske ikke-strålingsoverganger med sannsynligheter w ~10 10 …10 12 s 1 , og sannsynlighetene for avspenningsoverganger mellom elektroniske tilstander er to til fire størrelsesordener mindre (~10 8c1).

Generering skjer i henhold til et "fire-nivå"-skjema på overganger av fargestoffmolekylet fra de lavere vibrasjonsundernivåene i den første eksiterte singlett elektroniske tilstanden S1 (fig. 8, a), analoger av nivå "2" i diagrammet i fig. 4 til de øvre undernivåene av den elektroniske grunntilstanden S0 , analoger av nivå "1". Analogen til nivå "0" er de nedre undernivåene til den elektroniske hovedtermen, og analogen til hjelpenivået "3" er de øvre vibrasjonsundernivåene til den begeistrede elektroniske termen S1.

Siden raske overganger finner sted innenfor de elektroniske termene, tilsvarer befolkningsfordelingen av statene Boltzmanns lov: de øvre undernivåene "3" og "1" er svakt befolket, og de nedre "0" og "2" er sterkt befolket . Et slikt forhold for nivåene "0" og "3" bestemmer for dem en høy effektivitet av RS langs kanalen "0" → "3", og forholdet for nivåene "2" og "1" bestemmer populasjonsinversjonen, forsterkningen og generasjon ved denne overgangen.

For å oppnå en smal generasjonslinje, så vel som for å kunne stille den i frekvens innenfor et bredt luminescensbånd av fargestoffmolekyler, brukes en dispersiv resonator med spektralselektive elementer (prismer, diffraksjonsgitter, interferometre, etc.) (fig. 8b).

Muligheten for å stille inn bølgelengden innenfor luminescenslinjen (fig. 8, V ) uten effekttap bestemmes av raske ikke-strålingsoverganger i de elektroniske termene "2" og "1", hvis sannsynlighet overstiger sannsynligheten for induserte overganger. Så når du stiller inn resonatoren til en hvilken som helst bølgelengde innenfor luminescenslinjen til overgangen "2" → "1", oppstår laserstråling ved overgangen mellom de tilsvarende undernivåene "2"ʹ" og "1ʹ ", noe som resulterer i undernivå "2ʹ » ved induserte overganger «ryddes», og «1ʹ » er i tillegg befolket. På grunn av OH og raske overganger fra tilstøtende undernivåer innenfor begrepet, vil imidlertid populasjonen av det "genererende" undernivået "2"ʹ » gjenopprettes kontinuerlig. Samtidig, undernivå "1ʹ ” fjernes kontinuerlig av raske overganger, og avslappes til slutt til “0”-tilstanden. Dermed blir hele pumpingen av det øvre elektronbegrepet "2" pumpingen av overgangen "2"ʹ»→«1ʹ » og blir til smalbåndet monokromatisk laserstråling ved innstillingsfrekvensen til den dispersive resonatoren, og denne frekvensen kan varieres.

I tillegg til strålingsoverganger S 1 → S 0 ("2" → "1") Det er også en rekke overganger som reduserer produksjonseffektiviteten. Dette er overgangene: S 1 → T 1 , som reduserer befolkningen på nivåer «2ʹ ”, overganger T 1 →"1", økende befolkningen på nivåene "1ʹ", og overganger T 1 → T 2 absorberer laserstråling.

Det finnes to typer fargelasere: usammenhengende (rør) optisk pumpet av stråling blitslamper og pulsmodus for operasjon; og også med sammenhengende pumping ved stråling fra lasere av andre typer (gass eller faststoff) i kontinuerlig, kvasi-kontinuerlig eller pulsert drift. Hvis en endring av fargestoffer brukes i laseren, og det er mer enn tusen av dem, er det på denne måten mulig å "blokkere" hele den synlige og en del av IR-området av spekteret (0,33 ... 1,8) μm) med stråling. I lasere med koherent pumping brukes ionepumper som pumpekilder for å oppnå et kontinuerlig regime. Ar - eller Kr -gasslasere. For å pumpe fargestoffer i en pulsert modus, brukes gasslasere på N 2 , kobberdamp, eksimere, samt rubin- og neodymlasere med frekvensmultiplikasjon. Det er ofte nødvendig å bruke pumping av fargestoffløsningen, som et resultat av at molekyler som har gjennomgått dissosiasjon under påvirkning av pumpestråling, fjernes fra den aktive sonen og friske introduseres.

Fargelasere med Δν ikke én ~10 13 Hz og M>10 4 , gjør det mulig å generere ultrakorte strålingspulser (τ~10 14 …10 13 s).

Fargelasere med distribuert tilbakemelding (DFB) utgjør en spesiell gruppe. I DFB-lasere spilles rollen som en resonator av en struktur med en periodisk skiftende brytningsindeks og (eller) forsterkning. Det lages vanligvis i et aktivt medium under påvirkning av to forstyrrende pumpestråler. En DFB-laser er preget av en smal generasjonslinje (~10 2 cm 1 ), som kan stilles inn innenfor forsterkningsbåndet ved å endre vinkelen mellom pumpestrålene.

Fargelaserapplikasjoner inkluderer fotokjemi, selektiv pumping av kvantetilstander i spektroskopi, isotopseparasjon, etc.

3.5 Tunbar titan-dopet safirlaser. En jevn innstilling av generasjonsbølgelengden sikres også av en solid-state laser basert på en titanaktivert korundkrystall ( Al 2 O 3 : Ti 3+ ), kalt safir.

Hver elektronisk tilstand Ti 3+ , består av et stort antall "overlappende" vibrasjonsundernivåer, noe som fører til strukturløse absorpsjons- og luminescensbånd som er enda bredere enn de til et fargestoff som et resultat av tillegg av "overlappende" overganger mellom slike undernivåer. Inne i disse tilstandene er det raske ikke-strålingsoverganger med sannsynligheter w ~10 9 s 1 , mens relaksasjonssannsynlighetene mellom elektroniske tilstander er i størrelsesorden 10 5 …10 6 s 1 .

Safirlaseren tilhører gruppen av såkalte. vibrerende lasere, karakterisert ved at deres viktigste elektroniske term er et bånd av vibrasjonsundernivåer ( krystallgitter), på grunn av hvilken laseren fungerer i henhold til et fire-nivå skjema, og, som en fargelaser, skaper den muligheten for jevn generasjonsinnstilling i området λ660…1180 nm. Absorpsjonsbåndet strekker seg fra λ0,49 µm til λ0,54 µm. Kort levetid for den eksiterte tilstanden "2" Ti 3+ gjør lampepumpingen til denne laseren ineffektiv, som som regel utføres av en cw argonlaser (λ488 nm og λ514,5 nm), den andre harmoniske av en neodymlaser (λ530 nm) eller kobberdamplaserstrålingspulser (λ510 nm).

De utvilsomme fordelene med en safirlaser med titan er en mye høyere tillatt pumpekraft uten nedbrytning av arbeidsstoffet og en bredere inhomogent utvidet luminescenslinje. Som et resultat, en sekvens av pulser med en varighet på omtrent titalls femtosekunder (1fs=10 15 c), og med påfølgende komprimering (komprimering) av pulser i ikke-lineære optiske fibre opp til 0,6 fs.

3.6. Justerbare fargesenterlasere. Slike lasere, som solid-state lasere diskutert ovenfor, bruker ioniske krystaller som et aktivt stoff, men med fargesentre kalt F - sentre , som tillater innstilling av strålingen deres. Lasermaterialer for slike lasere: krystaller av fluorider og klorider av alkalimetaller ( Li, Na, K, Rb ), samt fluorider Ca og Sr . Virkningen av ioniserende stråling på dem: gammakvanter, høyenergielektroner, røntgen- og hard UV-stråling, samt kalsinering av krystaller i alkalimetalldamper, fører til utseendet av punktdefekter i krystallgitteret som lokaliserer elektroner eller hull på seg selv. En ledig stilling som fanger opp et elektron danner en defekt hvis elektroniske struktur ligner på et hydrogenatom. Et slikt fargesenter har absorpsjonsbånd i de synlige og UV-områdene av spekteret.

Opplegget for lasergenerering på fargesentre ligner på opplegg for flytende lasere på organiske fargestoffer. For første gang ble generering av stimulert emisjon ved fargesentre oppnådd i krystaller av K Cl - Li under pulserende optisk pumping. For øyeblikket er generering observert ved et stort antall forskjellige fargesentre med IR-stråling i pulserende og kontinuerlige moduser med koherent RS. Strålingsfrekvensen justeres ved hjelp av dispersive elementer (prismer, diffraksjonsgitter, etc.) plassert i resonatoren. Imidlertid forhindrer dårlig termisk og fotostabilitet utbredt bruk slike lasere.

3.7. Fiberlasere. fiber kalt lasere, hvis resonator er bygget på grunnlag av optisk fiber-bølgeleder, som også er det aktive mediet til laseren der stråling genereres (fig. 9). Det brukes sjeldne jordarter dopet kvartsfiber ( Nd, Ho, Er, Tm, Yb etc.), eller passiv fiber ved å bruke effekten av stimulert Raman-spredning. I sistnevnte tilfelle danner den optiske resonatoren en lysleder i kombinasjon med "Bragg" brytningsindeksgitter "innebygd" i fiberen. Slike lasere kalles fiber Raman "lasere. Laserstrålingen forplanter seg inne i den optiske fiberen, og derfor er fiberlaserhulrommet enkelt og krever ikke justering. I en fiberlaser er det mulig å oppnå både enkeltfrekvensgenerering og generering av ultrakorte (femtosekund, pikosekund) lyspulser.

4. Parametrisk lysgenerering

Parametrisk lysgenerering(POS) utføres under påvirkning av laseroptisk pumpende stråling i solide krystaller med ikke-lineære egenskaper, og er preget av en ganske høy konverteringskoeffisient (titalls prosent). I dette tilfellet er det mulig å jevnt innstille frekvensen til utgangsstrålingen. I en viss forstand kan OPO, så vel som fenomenet frekvensmultiplikasjon og addisjon vurdert ovenfor, betraktes som generering av avstembar stråling under koherent optisk pumping av en ikke-lineær krystall.

I hjertet av OPO-fenomenet, som i tilfelle multiplikasjon og addisjon av frekvenser, er ikke-lineære optiske fenomener i media. La oss vurdere tilfellet når et medium med ikke-lineære egenskaper og plassert i et åpent optisk hulrom (OOR) interagerer med laserstråling med tilstrekkelig høy intensitet, med en frekvens ν 0 (pumping). På grunn av å pumpe energien til denne bølgen, kan to nye lysbølger dukke opp i mediet:

1) en bølge av "støy" natur med en viss frekvens ν 1 ;

2) en bølge med en forskjellsfrekvens (ν 0 v 1 ), som er resultatet av en ikke-lineær interaksjon mellom pumpestråling og en tilfeldig (støy)bølge med en frekvens ν 1 .

Dessuten er frekvensene ν 1 og (ν 0 ν 1 ) må være naturlige frekvenser for OOP og for alle tre bølgene,bølgesynkronismetilstand: . Med andre ord, pumpelysbølgen med frekvensen ν 0 ved å bruke en hjelpestøybølge med frekvensen ν 1 , transformeres til en bølge med en frekvens (ν 0 ν 1).

Frekvensjustering av OPO-strålingen utføres ved å velge orienteringen til en dobbeltbrytende ikke-lineær krystall ved å rotere den, dvs. endre vinkelen mellom dens optiske akse og aksen til resonatoren for å utførebølgesynkronismetilstand. Hver verdi av vinkelen tilsvarer en strengt definert kombinasjon av frekvenser ν 1 og (ν 0 ν 1 ), der betingelsen for bølgesynkronisme for øyeblikket er oppfylt.

To skjemaer kan brukes for å implementere PGS:

1) "to-resonator"-skjema, når de genererte bølgene med frekvensene ν 1 og (ν 0 ν 1 ) forekommer i én OER, mens tapet av OER for dem bør være lite;

2) "single resonator"-skjema, når bare én bølge med frekvens (ν 0 ν 1).

En krystall kan brukes som et aktivt medium LiNbO 3 (litiumniobat), pumpet av strålingen fra den andre harmoniske av YAG: Nd 3+ (λ0,53 μm) og jevn tuning kan utføres i området opp til λ3,5 μm innenfor 10 %. Et sett med optiske krystaller med forskjellige områder av ikke-linearitet og gjennomsiktighet tillater tuning i IR-området opp til 16 µm.

5. Halvlederlasere

halvlederkalt slike faststofflasere der halvlederkrystaller av ulike sammensetninger med populasjonsinversjon ved en kvanteovergang brukes som aktivt medium (arbeidsstoff). Et avgjørende bidrag til opprettelsen og forbedringen av slike lasere ble gitt av våre landsmenn N.G. Basov, Zh.I. Alferov og deres samarbeidspartnere.

5.1. Driftsprinsipp. I halvlederlasere, i motsetning til lasere av andre typer (inkludert andre faststoff-lasere), brukes strålingsoverganger ikke mellom isolerte energinivåer av atomer, molekyler og ioner som ikke interagerer eller svakt interagerer med hverandre, men mellom tillatteenergisonerkrystall. Stråling (luminescens) og generering av stimulert emisjon i halvledere skyldes kvanteoverganger av elektroner både mellom energinivåene til ledningsbåndet og valensbåndet, og mellom nivåene til disse båndene og urenhetsnivåer: overganger donornivå akseptornivå, ledning båndakseptornivå, donornivå valensbånd, inkludert gjennom eksitontilstander. Hver energisone tilsvarer en veldig stor (~10 23 …10 24 ) antall tillatte tilstander. Siden elektroner er fermioner; da f.eks. valens båndet kan være helt eller delvis fylt med elektroner: med en tetthet som avtar fra bunn til topp langs energiskalaen som ligner på Boltzmann-fordelingen i atomer.

Strålingen av halvledere er basert på fenomenetelektroluminescens. Et foton sendes ut som et resultat av en handling rekombinasjon ladningsbærerelektron og "hull" (et elektron fra ledningsbåndet opptar en ledig plass i valensbåndet), mens strålingsbølgelengden bestemmes avbåndgap. Hvis vi skaper slike forhold at et elektron og et hull før rekombinasjon vil være i samme område av rommet i tilstrekkelig lang tid, og i det øyeblikket passerer et foton med en frekvens som er i resonans med frekvensen til kvanteovergangen. område av rommet, så kan det indusere rekombinasjonsprosessen med emisjons andre foton, og retningen, vektor polarisering og fase vil nøyaktig matche de samme egenskapene som det første fotonet. For eksempel i egen (“rene”, “urenhetsfrie”) halvledere, det er et fylt valensbånd og et nesten fritt ledningsbånd. Under overganger mellom bånd, for å forårsake inversjon og oppnå generering, er det nødvendig å skape overflødige ikke-likevektskonsentrasjoner av ladningsbærere: i ledningsbåndet, elektroner, og i valensbåndet, hull. I dette tilfellet må intervallet mellom kvasi-Fermi-nivåene overstige båndgapet, dvs. ett eller begge kvasi-Fermi-nivåer vil være innenfor de tillatte båndene i avstander på ikke mer enn kT fra sine grenser. Og dette forutsetter eksitasjon av en slik intensitet at degenerasjon i ledningsbåndet og i valensbåndet.

De første halvlederlaserne brukte galliumarsenid (GaAs), operert i en pulsert modus, sendt ut i IR-området og krevde intens avkjøling. Ytterligere forskning har gjort det mulig å gjøre mange betydelige forbedringer i fysikken og teknologien til lasere av denne typen, og for tiden sender de ut i både det synlige og UV-området.

Degenerasjonen til en halvleder oppnås ved å kraftig dope den ved en høy dopantkonsentrasjon, slik at egenskapene til dopemidlet, snarere enn egenskapene til den iboende halvlederen, vises. Hvert atom giver urenhet gir et av elektronene til krystallens ledningsbånd. Tvert imot, atometakseptorurenhet fanger ett elektron, som ble delt av krystallen og var i valensbåndet. degenerertnen halvleder oppnås for eksempel ved å innføre iGaAstellur urenheter (konsentrasjon 3...5 1018 cm3 ), og de degenererteshalvledersinkurenheter (konsentrasjon 1019 cm3 ). Generering utføres ved IR-bølgelengder fra 0,82 µm til 0,9 µm. Strukturer dyrket på underlag er også utbredt.InP(IR-region λ1…3 µm).

Halvlederkrystallen til den enkleste laserdioden som opererer på en "homojunction" (fig. 10) har form av en veldig tynn rektangulær plate. En slik plate er i hovedsak en optiskbølgelederhvor strålingen forplanter seg. Det øverste laget av krystallendopetfor å skapesområde, og i bunnlaget opprettesnregion. Resultatet er en flatsnstort område kryssing. De to sidene (endene) av krystallen er spaltet og polert for å danne jevne, parallelle reflekterende plan som danner et åpent optisk hulrom.- Fabry-Perot interferometer. Tilfeldig foton av spontan emisjon sendt ut i et flysnovergang vinkelrett på reflektorene, som går langs resonatoren, vil forårsake stimulerte rekombinasjonsoverganger, og skape nye og nye fotoner med samme parametere, dvs. strålingen vil bli forsterket, generering vil begynne. I dette tilfellet vil laserstrålen dannes på grunn av gjentatt passasje gjennom den optiske bølgelederen og refleksjon fra endene.

Den viktigste typen pumping i halvlederlasere erinjeksjonpumping. I dette tilfellet er de aktive partiklene frie ladningsbærere overskudd av ikke-likevektsledningselektroner og hull, sominjisertVpn-overgang (aktivt medium), når du passerer gjennom det elektrisk strøm i "direkte" retning med en "direkte" forskyvning, som reduserer høyden på potensialbarrieren. Dette tillater direkte konvertering av elektrisk energi (strøm) til koherent stråling.

Andre metoder for pumping er elektrisk sammenbrudd (i den såkalte.streamerlasere), elektronstrålepumping og optisk pumping.

5.2. DHS lasere. Hvis du arrangerer et lag med en smalereforbudt sone(aktiv region) mellom to lag med et bredere båndgap, en såkalt.heterostruktur. Laseren som bruker det kalles en dobbel laser.heterostruktur(DHS laser, eller "dobbel heterostruktur”, DHS- laser). Denne strukturen dannes ved sammenføyninggalliumarsenid(GaAs) ogaluminium galliumarsenid(AlGaAs). Fordelen med slike lasere ligger i den lille tykkelsen av det midterste laget av det aktive området, hvor elektroner og hull er lokalisert: lys reflekteres i tillegg fra heterojunctions, og strålingen vil være inneholdt i området med maksimal forsterkning.

Hvis ytterligere to lag med lavere brytningsindeks sammenlignet med de sentrale legges til på begge sider av DHS-laserkrystallen, vil en lignendelyslederstruktur som mer effektivt fanger stråling (DHS-lasermed separat hold, eller "separat inneslutningsheterostruktur", SCHS- laser). De fleste lasere produsert de siste tiårene er laget ved hjelp av denne teknologien. Utviklingen av moderne optoelektronikk, solenergi er basert på kvanteheterostrukturer: inkl. med kvante "brønner", kvante "prikker".

5.3. DFB og VRPI lasere. I lasere meddistribuert tilbakemelding(ROS eller "distribuerttilbakemelding”– DFBlaser) nærs- novergang, et system med tverrrelieff "slag" påføres, dannerrist. Takket være dette gitteret går stråling med bare én bølgelengde tilbake til resonatoren, og generering skjer på den, dvs. stabilisering av strålingsbølgelengden utføres (lasere for flerfrekvent fiberoptisk kommunikasjon).

En halvleder "kant" laser som sender ut lys i en retning vinkelrett på krystalloverflaten og kalles en "vertikal hulrom overflate-emitterende" laser (VRTS laser, eller "vertikalhulromflate- avgir”: VCSElaser), har et symmetrisk strålingsmønster med en liten divergensvinkel.

I det aktive mediet til en halvlederlaser, en veldig høy forsterkning (opptil 104 cm-1 ), på grunn av hvilken dimensjonene til det aktive elementet P. l. lasere er ekstremt små (resonatorlengde 50 µm...1 mm). I tillegg til kompakthet er funksjonene til halvlederlasere: enkel intensitetskontroll ved å endre gjeldende verdi, lav treghet (~109 c), høy effektivitet (opptil 50%), mulighet for spektral tuning og et stort utvalg av stoffer for generering i et bredt spektralområde fra UV, synlig til mid-IR. Samtidig, sammenlignet med gasslasere, er halvlederlasere preget av en relativt lav grad av monokromaticitet og koherens av stråling og kan ikke sende ut ved forskjellige bølgelengder samtidig. Halvlederlasere kan være enten enkeltmodus eller multimodus (med stor aktiv sonebredde). Multimoduslasere brukes i tilfeller der en enhet krever høy strålingseffekt, og tilstanden for divergens for nærlys ikke er satt. Bruksområdene til halvlederlasere er: informasjonsbehandlingsenheter - skannere, skrivere, optiske lagringsenheter, etc., måleenheter, pumping av andre lasere, laserdesignatorer, fiberoptikk og teknologi.

BIBLIOGRAFI

1. Karlov N.V.Forelesninger om kvanteelektronikk M.: Nauka, 1988. 2. utg., -336s.
2. Zvelto O.Prinsipper for lasere. M.: Mir, 1984, -395s.; 3. utg. 1990, 560-tallet; 4. utg. 1998, -540-tallet.
3. Pikhtin A.N.Optisk og kvanteelektronikk. M.: Videregående skole, 2001. -573s.
4. Akhmanov S.A., Nikitin S.Yu.Fysisk optikk. M.: Izd.MSU, 2004. 2. utgave - 656s.
5. Malyshev V.A.Fysiske grunnlaget for laserteknologi. M .: Videregående skole, 200 -543s.
6. Tarasov L.V.Fysikk av prosesser i generatorer av koherent optisk stråling. M .: Radio og kommunikasjon, 1981, -440-tallet.
7. Yakovlenko S.I., Evtushenko G.S.Fysisk grunnlag for kvanteelektronikk. Tomsk: Red. TGU, 2006. -363s.
8. Ivanov I.G., Latush E.L., Sam M.F.Ionelasere på metalldamper. M.: Energoatomizdat, 1990. -256s.
9. Fysisk leksikon. I 5 vol. M .: "Russian Encyclopedia". 1988-1998.
10. Ivanov I.G.Gassutslipp og dens anvendelse i fotonikk. Opplæringen. Rostov n/a: Red. SFU, 2009. -96s.
11. Elektronikk. encyklopedisk ordbok. M.: Encyclopedia, 1991. -688s.
12. Ivanov V.A., Privalov V.E.Bruken av lasere i presisjonsmekaniske enheter. St. Petersburg: Polytechnic, 1993. -216s.;Golikova E.V., Privalov V.E.Beregning av absorpsjonslinjer for lasere stabilisert av jodreferansepunkter. Fortrykk #53. St. Petersburg: Institutt for analytisk instrumentering RAS. 1992.-47c.
13. Kalashnikov S.G.Elektrisitet. M.: Fizmatlit. 2003. -624p.
14. Fysisk leksikon // Kjemisk laser.URL: http://femto.com.ua/articles/part_2/4470.html
15. Kryukov P.G. Femtosekund pulser. Introduksjon til et nytt felt innen laserfysikk. M.: Fizmatlit.2008. -208 Med.
16. Yanovsky V. et al. Optikk Express. 2008 Vol. 16. N3, P.2109- 2114 .