Care este mediul activ al unui laser. Cum funcționează laserul

Este dificil în timpul nostru să găsim o persoană care să nu audă niciodată cuvântul "laser", totuși, foarte puțini înțeleg clar ce este.

O jumătate de secol de la inventarea laserului tipuri diferite găsit aplicație într-o gamă largă de domenii, de la medicină la tehnologia digitală. Deci, ce este un laser, care este principiul funcționării lui și pentru ce este?

Ce este un laser?

Posibilitatea existenței laserelor a fost prezisă de Albert Einstein, care în 1917 a publicat o lucrare în care vorbea despre posibilitatea ca electronii să emită cuante de lumină de o anumită lungime. Acest fenomen a fost numit emisie stimulată, dar multă vreme a fost considerat irealizabil din punct de vedere tehnic.

Cu toate acestea, odată cu dezvoltarea capacităților tehnice și tehnologice, crearea unui laser a devenit o chestiune de timp. În 1954, oamenii de știință sovietici N. Basov și A. Prokhorov au primit Premiul Nobel pentru dezvoltarea maserului, primul generator de microunde alimentat cu amoniac. Și în 1960, americanul T. Maiman a fabricat primul generator cuantic de raze optice, pe care l-a numit laser (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation). Dispozitivul convertește energia în radiație optică de direcție îngustă, adică. fascicul de lumină, un flux de cuante de lumină (fotoni) de concentrație mare.

Principiul de funcționare al laserului

Fenomenul pe care se bazează funcționarea laserului se numește radiație stimulată, sau indusă, a mediului. Atomii unei anumite substanțe pot emite fotoni sub acțiunea altor fotoni, în timp ce energia fotonului care acționează trebuie să fie egală cu diferența dintre nivelurile de energie ale atomului înainte și după radiație.

Fotonul emis este coerent cu cel care a provocat emisia, adică. exact ca primul foton. Ca rezultat, un flux de lumină slab în mediu este amplificat, și nu aleatoriu, ci într-o direcție dată. Se formează un fascicul de radiații stimulate, care se numește laser.

Clasificarea laserelor

Pe măsură ce natura și proprietățile laserelor au fost studiate, au fost descoperite diferite tipuri de aceste fascicule. În funcție de starea substanței inițiale, laserele pot fi:

gaz;
lichid;
stare solidă;
pe electroni liberi.

În prezent, au fost dezvoltate mai multe metode pentru obținerea unui fascicul laser:

cu ajutorul unei străluciri electrice sau a unei descărcări cu arc într-un mediu gazos - descărcare de gaz;
prin extinderea gazului fierbinte și crearea inversiilor populației - dinamica gazelor;
prin trecerea curentului printr-un semiconductor cu excitarea mediului - diodă sau injecție;
prin pomparea optică a mediului cu o lampă blitz, LED, alt laser etc.;
prin pomparea cu fascicul de electroni a mediului;
pompare nucleară la primirea radiației de la un reactor nuclear;
cu ajutorul special reacții chimice– lasere chimice.

Toate au propriile lor caracteristici și diferențe, datorită cărora sunt utilizate în diverse industrii.

Utilizarea practică a laserelor

Până în prezent, lasere tipuri diferite sunt utilizate în zeci de industrii, medicină, tehnologii IT și alte domenii de activitate. Sunt obișnuiți să:

tăierea și sudarea metalelor, materialelor plastice, altor materiale;
desenarea imaginilor, inscripțiile și marcarea suprafeței produselor;
găurirea găurilor ultrasubțiri, prelucrarea de precizie a pieselor cristaline semiconductoare;
formarea acoperirilor de produs prin pulverizare, suprafață, aliere de suprafață etc.;
Transmitere de pachete de informații folosind fibră de sticlă;
efectuarea operațiilor chirurgicale și a altor efecte terapeutice;
proceduri cosmetice pentru întinerirea pielii, îndepărtarea formațiunilor defecte etc.;
direcționarea diferite feluri arme, de la arme de calibru mic la arme de rachetă;
crearea și utilizarea metodelor holografice;
aplicare în diverse proiecte de cercetare;
măsurarea distanțelor, coordonatele, densitatea mediilor de lucru, debitele și mulți alți parametri;
lansarea reacţiilor chimice pentru efectuarea diferitelor procese tehnologice.

Există mult mai multe domenii în care laserele sunt deja folosite sau vor găsi aplicații în viitorul foarte apropiat.

Toate materialele pentru care se poate asigura inversarea populației pot fi utilizate ca mediu laser. Acest lucru este posibil cu următoarele materiale:

a) atomi liberi, ioni, molecule, ioni de molecule în gaze sau vapori;

b) molecule de colorant dizolvate în lichide;

c) atomi, ioni înglobați într-un corp solid;

d) semiconductori dopați;

e) electroni liberi.

Numărul de medii care sunt capabile să genereze radiații laser și numărul de tranziții laser este foarte mare. Aproximativ 200 de tranziții laser diferite sunt observate numai în elementul neon. După tipul de mediu activ laser, se disting laserele cu gaz, lichide, semiconductoare și cu stare solidă. Ca o curiozitate, trebuie remarcat faptul că respirația umană, constând din dioxid de carbon, azot și vapori de apă, este un mediu activ adecvat pentru un laser cu CO 2 slab, iar unele soiuri de gin au generat deja radiații laser, deoarece conțin o cantitate suficientă. cantitate de chinină cu fluorescență albastră.

Liniile de generare a laserului sunt cunoscute din regiunea ultravioletă a spectrului (100 nm) până la lungimi de undă milimetrice în domeniul infraroșu îndepărtat. Laserele trec ușor în masere. Se efectuează cercetări intense în domeniul laserelor în gama undelor de raze X (Fig. 16), dar doar două sau trei duzini de tipuri de laser au căpătat semnificație practică. Laserele CO 2 , laserele cu ioni de argon și cripton, laserele CW și Nd:YAG în impulsuri, laserele CW și cu coloranți pulsați, laserele He-Ne și laserele GaAs au găsit acum cea mai largă aplicație medicală. Laserele cu excimeri, laserele Nd:YAG cu dublarea frecvenței, laserele Er:YAG și laserele cu vapori metalici sunt tot mai utilizate în medicină.

Orez. 16. Tipuri de lasere utilizate cel mai frecvent în medicină.

În plus, mediile active laser pot fi distinse prin faptul că formează linii laser discrete, de exemplu. numai într-un interval specific foarte îngust de lungimi de undă sau radiază continuu pe o gamă largă de lungimi de undă. Atomii și ionii liberi au, datorită nivelurilor lor de energie bine definite, linii laser discrete. Multe lasere cu stare solidă emit, de asemenea, pe linii discrete (lasere rubin, lasere Nd:YAG). Cu toate acestea, au fost dezvoltate și lasere cu stare solidă (lasere cu centru de culoare, alexandrit, lasere cu diamant), ale căror lungimi de undă de radiație pot varia continuu pe o regiune spectrală mare. Acest lucru se aplică în special laserelor colorante, în care această tehnică a progresat în cea mai mare măsură. Datorită structurii de bandă a nivelurilor de energie ale semiconductorilor, laserele cu semiconductori nu au, de asemenea, linii clare de generare a laserului.

Inversarea populației în lasere este creată în moduri diferite. Cel mai adesea, iradierea luminii (pompare optică), descărcarea electrică, curentul electric și reacțiile chimice sunt utilizate pentru aceasta.

Pentru a trece de la modul de amplificare la modul de generare a luminii, laserul, ca în orice generator, folosește feedback. Feedback-ul în laser este realizat folosind un rezonator optic, care în cel mai simplu caz este o pereche de oglinzi paralele.

Schema schematică a laserului este prezentată în fig. 6. Conține un element activ, un rezonator și o sursă de pompă.

Laserul funcționează după cum urmează. În primul rând, o sursă de pompare (de exemplu, o lampă flash puternică), care acționează asupra substanței de lucru (elementul activ) al laserului, creează o inversare a populației în ea. Apoi mediul inversat începe să emită spontan cuante de lumină. Sub acțiunea emisiei spontane începe procesul de emisie stimulată a luminii. Datorită inversării populației, acest proces are un caracter de avalanșă și duce la o amplificare exponențială a luminii. Fluxurile de lumină care călătoresc în direcții laterale părăsesc rapid elementul activ fără a avea timp să câștige energie semnificativă. În același timp, o undă de lumină care se propagă de-a lungul axei rezonatorului trece în mod repetat prin elementul activ, câștigând continuu energie. Datorită transmiterii parțiale a luminii de către una dintre oglinzile rezonatoare, radiația este emisă spre exterior, formând un fascicul laser.

Fig.6. Schema schematică a laserului. 1 - element activ; 2- sistem de pompare;

3- rezonator optic; 4 - radiația generată.

§5. Dispozitivul și funcționarea unui laser cu heliu-neon

Fig.7. Schema schematică a unui laser cu heliu - neon.

unu). Laserul constă dintr-un tub cu descărcare în gaz T cu o lungime de câteva zeci de cm până la 1,5-2m și un diametru interior de 7-10mm. Tubul este umplut cu un amestec de heliu (presiune ~ 1 mmHg) și neon (presiune ~ 0,1 mmHg). Capetele tubului sunt închise cu plăci de sticlă sau cuarț plan-paralele P 1 și P 2 instalate la un unghi Brewster față de axa sa. Aceasta creează o polarizare liniară a radiației laser cu un vector electric paralel cu planul de incidență. Oglinzile S1 și S2, între care este plasat tubul, sunt de obicei realizate sferice cu acoperiri dielectrice multistrat. Au reflectivitate mare și practic nu absorb lumina. Transmitanța unei oglinzi, prin care iese predominant radiația laser, este de obicei de 2%, în timp ce cea a altei oglinzi este mai mică de 1%. Între electrozii tubului se aplică o tensiune constantă de 1-2 kV. Catodul K al tubului poate fi rece, dar pentru a crește curentul de descărcare se folosesc și tuburi cu un anod cilindric gol, al căror catod este încălzit de o sursă de curent de joasă tensiune. Curentul de descărcare în tub este de câteva zeci de miliamperi. Laserul generează lumină roșie cu o lungime de undă de =632,8 nm și poate genera, de asemenea, radiații infraroșii cu lungimi de undă de 1,15 și 3,39 µm (vezi Fig. 2). Dar atunci este necesar să existe ferestre de capăt care să fie transparente la lumina infraroșu și oglinzi cu coeficienți de reflexie mari în regiunea infraroșie.

2). În lasere, emisia stimulată este utilizată pentru a genera unde luminoase coerente. Ideea acestui lucru a fost exprimată pentru prima dată în 1957 de A.M. Prohorov, N.G. Basov și, independent de acestea, Ch. Orașe. Pentru a transforma substanța activă a laserului într-un generator de vibrații luminoase, este necesar să se implementeze feedback. Aceasta înseamnă că o parte din lumina emisă trebuie să revină întotdeauna în zona substanței active și să provoace emisia stimulată a din ce în ce mai mulți atomi noi. Pentru a face acest lucru, substanța activă este plasată între două oglinzi S 1 și S 2 (vezi Fig. 7), care sunt elemente de feedback. Un fascicul de lumină, care suferă reflexii multiple din oglinzile S 1 și S 2, va trece de mai multe ori prin substanța activă, fiind în același timp amplificat ca urmare a tranzițiilor forțate de la un nivel de energie superior " 3 la un nivel inferior  " 1 . Acest lucru are ca rezultat un rezonator deschis, în care oglinzile asigură trecerea multiplă (și astfel amplificarea) fluxului de lumină în mediul activ. Într-un laser real, o parte din lumină trebuie emisă din mediul activ spre exterior pentru a fi utilizată. În acest scop, una dintre oglinzi, de exemplu S2, este făcută translucidă.

Un astfel de rezonator nu numai că va amplifica lumina, dar o va colima și o va monocroma. Pentru simplitate, presupunem mai întâi că oglinzile S 1 și S 2 sunt ideale. Apoi razele, paralele cu axa cilindrului, vor trece prin substanța activă înainte și înapoi de un număr nelimitat de ori. Cu toate acestea, grinzile oblice vor lovi în cele din urmă peretele lateral al cilindrului, unde se vor disipa sau scăpa. Prin urmare, este clar că razele care se propagă paralel cu axa cilindrului vor fi amplificate maxim. Aceasta explică colimația razelor. Desigur, nu se pot obține raze strict paralele. Acest lucru este împiedicat de difracția luminii. Unghiul de divergență al fasciculelor nu poate fi, în principiu, mai mic decât limita de difracție  D, Unde D- latimea fasciculului. Cu toate acestea, la cele mai bune lasere cu gaz această limită este practic atinsă.

Să explicăm acum cum are loc monocromatizarea luminii. Lăsa Z este lungimea căii optice dintre oglinzi. În cazul în care un 2 Z= m , adică pe lungime Z se potrivește unui număr întreg de semi-unde m, apoi unda luminoasă, părăsind S 1, după ce trece înainte și înapoi va reveni la S 1 în aceeași fază. Un astfel de val se va intensifica în timpul celui de-al doilea și al tuturor trecerilor ulterioare prin substanța activă în direcțiile înainte și invers. cea mai apropiată lungime de undă  , pentru care ar trebui să apară aceeași amplificare, poate fi găsită din condiție 2 Z=(m 1)( ). Prin urmare,  =  / m, acesta este  , așa cum era de așteptat, coincide cu regiunea spectrală a interferometrelor Fabry-Perot. Să luăm acum în considerare că nivelurile de energie " 3 și  " 1 și liniile spectrale care apar în timpul tranzițiilor dintre ele nu sunt infinit de subțiri, ci au o lățime finită. Să presupunem că lățimea liniei spectrale emise de atomi este mai mică decât regiunea dispersată a dispozitivului. Apoi, dintre toate lungimile de undă emise de atomi, condiția 2 Z= m poate satisface doar o lungime de undă  . Un astfel de val se va intensifica pe cât posibil. Aceasta duce la o îngustare a liniilor spectrale generate de laser, adică la monocromatizarea luminii.

Principalele proprietăți ale unui fascicul de lumină laser:

monocromaticitate;

coerență spațială și temporală;

intensitate mare;

divergenta faza scurta.

Datorită coerenței sale ridicate, laserul cu heliu-neon servește ca o sursă excelentă de radiație monocromatică continuă pentru studierea tuturor tipurilor de fenomene de interferență și difracție, a căror implementare cu surse de lumină convenționale necesită utilizarea unor echipamente speciale.

Să luăm mai întâi în considerare un laser cu patru niveluri cu, pentru simplitate, o singură bandă de absorbție a pompei (banda 3 în Fig. 5.1). Cu toate acestea, analiza ulterioară va rămâne neschimbată chiar dacă avem de-a face cu mai mult de o bandă (sau nivel) de absorbție a pompei, cu condiția ca relaxarea de la aceste benzi la nivelul laser superior 2 să fie foarte rapidă. Denota

populațiile celor patru niveluri 0, 1, 2 și, respectiv, 3, prin Presupunem că laserul generează doar într-un mod rezonator. Fie numărul total de fotoni din rezonator. Presupunând că tranzițiile între nivelurile 3 și 2 și nivelurile 1 și 0 sunt rapide, putem pune . Astfel, avem următoarele ecuații ale ratei:

În ecuația (5.1a), cantitatea este numărul total de atomi (sau molecule) activi. În ecuația (5.16), termenul ia în considerare pomparea [vezi ecuația (1.10)]. În cap. 3. În aceeași ecuație, termenul corespunde emisiei stimulate. Viteza de emisie stimulată, așa cum este prezentată în cap. 2 este într-adevăr proporțional cu pătratul câmpului electric al undei electromagnetice și, prin urmare, este proporțional.De aceea, coeficientul B poate fi considerat ca viteza de emisie stimulată per foton în mod. Cantitatea este durata de viață a nivelului laser superior și, în caz general se determină prin expresia (2.123). În ecuația (5.1 c), termenul corespunde ratei de modificare a numărului de fotoni datorită emisiei stimulate. Într-adevăr, după cum am văzut deja, termenul din ecuația (5.16) este rata de scădere a populației datorată emisiei stimulate. Deoarece fiecare act de emisie stimulată duce la apariția unui foton, rata de creștere a numărului de fotoni ar trebui să fie egală cu unde este volumul ocupat de modul în interiorul mediului activ (definiția exactă a volumului modului este dată mai jos ). În cele din urmă, termenul [unde este durata de viață a fotonului (vezi Secțiunea 4.3)] ia în considerare scăderea numărului de fotoni din cauza pierderilor în rezonator.

Orez. 5.1. Schema nivelurilor de energie ale unui laser cu patru niveluri.

O definiție riguroasă a volumului modului necesită o discuție detaliată, care este dată în Anexa B. Ca urmare, avem următoarea definiție

unde este distribuția câmpului electric în interiorul rezonatorului, E este valoarea maximă a acestui câmp, iar integrarea se realizează peste volumul ocupat de mediul activ. Dacă se consideră un rezonator cu două oglinzi sferice, atunci raportul este egal cu partea reală a expresiei (4.95). Este oportun să citam ca exemplu un rezonator simetric format din două oglinzi ale căror raze de curbură sunt mult mai mari decât lungimea rezonatorului. Apoi dimensiunea spotului de mod va fi aproximativ constantă pe toată lungimea rezonatorului și egală cu valoarea din centrul rezonatorului. În mod similar, raza de curbură a suprafețelor echifaze va fi suficient de mare, iar fronturile de undă pot fi considerate plate. Apoi din expresia (4.95) pentru modul pe care îl obținem

aici setăm Din expresiile (5.2) și (5.3) avem

unde este lungimea mediului activ. La derivarea acestei expresii, am ținut cont de faptul că este o funcție care variază lent față de astfel încât să putem pune. Astfel, apariția unui cvadruplu în numitorul expresiei (5.4) este rezultatul următoarelor două circumstanțe: 1) prezența factorului 1/2 se datorează faptului că modul are caracterul de undă staționară, deci în conformitate cu raționamentul de mai sus; 2) apare un alt factor 1/2 datorită faptului că este dimensiunea spotului pentru amplitudinea câmpului E, în timp ce dimensiunea spotului pentru intensitatea câmpului (adică, evident, este de câteva ori mai mică.

Înainte de a continua considerația noastră, trebuie menționat că expresia (5.1c) neglijează termenul care ia în considerare radiația spontană. De fapt, după cum s-a menționat în cap. 1, generarea are loc din cauza emisiei spontane; prin urmare, ar trebui de așteptat ca ecuațiile (5.1) să nu ofere o descriere corectă a începutului generării. Într-adevăr, dacă în ecuația (5.1 c) punem la momentul de timp, atunci obținem , prin urmare, generarea nu poate avea loc. Pentru a lua în considerare emisia spontană, s-ar putea încerca din nou, pe baza stare simplă echilibru, începeți analiza cu un termen care în ecuația (5.16) este inclus în termen. În acest caz, poate părea că

că în ecuația (5.1c) termenul, care ia în considerare radiația spontană, ar trebui să aibă următoarea formă: Totuși, acest lucru nu este adevărat. De fapt, așa cum se arată în Sec. 2.4.3 [vezi, în special, expresia (2.115)], radiația spontană este distribuită într-un anumit interval de frecvență și forma liniei sale este descrisă de funcția Cu toate acestea, în ecuația (5.1 c), termenul ținând cont de spontanea radiația ar trebui să includă numai acea fracțiune de radiație care contribuie la modul considerat. Expresia corectă pentru acest termen poate fi derivată doar dintr-o considerație mecanică cuantică a câmpului electromagnetic al modului rezonator. Rezultatul astfel obținut este foarte simplu și instructiv. În cazul în care se ia în considerare radiația spontană, ecuația (5.1 c) se transformă în forma

Toate acestea arată de parcă am adăugat un „foton în plus” termenului corespunzător emisiei stimulate. Cu toate acestea, de dragul simplității, nu vom introduce un astfel de termen suplimentar legat de emisia spontană în cele ce urmează, ci vom presupune în schimb că la momentul inițial un anumit număr mic de fotoni sunt deja prezenți în rezonator. După cum vom vedea, introducerea acestui număr mic de fotoni, care este necesar doar pentru apariția generării, de fapt, nu afectează în niciun caz considerația ulterioară.

Să luăm acum derivarea expresiilor explicite pentru mărimea B, care intră în ecuațiile (5.16) și (5.1 c). O expresie riguroasă pentru această cantitate este derivată din nou în Anexa B. Pentru cele mai multe scopuri practice, este potrivită o expresie aproximativă, care poate fi obținută din considerații simple. Pentru a face acest lucru, considerăm un rezonator cu o lungime în care există un mediu activ cu o lungime cu indice de refracție.Putem presupune că modul rezonator este format dintr-o suprapunere a două unde care se propagă în direcții opuse. Să fiu eu intensitatea unuia dintre aceste valuri. Conform expresiei (1.7), atunci când o undă trece printr-un strat al unui mediu activ, intensitatea acesteia se modifică cu valoarea unde a este secțiunea transversală de tranziție la frecvența modului rezonator considerat. Să determinăm acum următoarele mărimi: și sunt coeficienții de transmisie ai celor două oglinzi rezonatoare în termeni de putere; - factorii de pierdere relativi corespunzători pe oglinzi; 3) Г, - coeficientul relativ al pierderilor interne pe trecere. Apoi schimbarea intensității pentru o trecere completă a rezonatorului

Iata si sunt pierderile logaritmice pe trecere datorate transmisiei oglinzilor, si sunt pierderile logaritmice interne. Pentru concizie, vom numi y, și pierderi de transmisie și - pierderi interne. După cum va deveni clar în cele ce urmează, datorită naturii exponențiale a amplificării cu laser, înregistrarea cu pierderi logaritmice este mult mai convenabilă pentru reprezentarea pierderilor în lasere. Cu toate acestea, trebuie remarcat faptul că, deși pentru valori de transmisie mici, acest lucru nu este valabil pentru valorile de transmisie mari. Să dăm un exemplu: dacă punem atunci obținem adică, în timp ce pentru avem. De asemenea, trebuie remarcat că folosind expresiile (5.7) este posibil să se determine pierderea totală pe trecere:

După ce am determinat pierderile logaritmice, înlocuim expresiile (5.7) și (5.8) în (5.6). Se introduce o condiție suplimentară

funcția exponențială din (5.6) poate fi extinsă într-o serie de puteri și obținem

Să împărțim ambele părți ale acestei expresii la intervalul de timp în care unda luminoasă face o trecere completă a rezonatorului,

adică de valoarea unde este determinată de expresie

Folosind aproximarea, obținem

Deoarece numărul de fotoni din rezonator este proporțional cu intensitatea, ecuația (5.12) poate fi comparată cu (5.1c). În acest caz, obținem următoarele expresii:

Vom numi valoarea V volumul efectiv al modului rezonator. Rețineți că formula (5.136) generalizează ceea ce sa obținut în Sec. 4.3 expresie pentru durata de viață a unui foton. În plus, expresia (5.14) pentru volumul rezonatorului este valabilă doar aproximativ. De fapt, Anexa B arată că în (5.13a) ar trebui folosită o expresie mai riguroasă pentru V, și anume

aici prima integrală este preluată peste volumul mediului activ, iar a doua - peste volumul rămas al rezonatorului. Observăm, totuși, că pentru un rezonator simetric cu oglinzi cu o rază mare de curbură, ambele expresii (5.14) și (5.15) dau

Până acum, considerația noastră a fost îndreptată către justificarea ecuației (5.1c) și către derivarea expresiilor explicite pentru B și în ceea ce privește parametrii laser măsurați. Totuși, trebuie menționat că am indicat și limitele de aplicabilitate ale ecuației (5.1c). Într-adevăr, la derivarea ecuației (5.12), a trebuit să folosim aproximarea (5.9), conform căreia diferența dintre câștig și pierdere este mică. Pentru un laser cw, această condiție este întotdeauna îndeplinită, deoarece într-un proces în stare staționară (vezi Secțiunea 5.3.1). Dar pentru un laser cu impulsuri, condiția (5.9) va fi valabilă numai atunci când laserul funcționează cu un mic exces peste prag. Dacă condiția (5.9) nu este îndeplinită, atunci ecuațiile

Test

LASERELE PE BAZĂ PE MATERIALE CONDENSATE

Introducere

2.2. laser rubin

3.2. laser cu neodim

3.7. Laser cu fibră

5. Laserele semiconductoare

5.1. Principiul de funcționare

5.2. lasere DHS

5.3. Laserele DFB și VRPI

BIBLIOGRAFIE

Introducere

Laserele bazate pe substanțe în stare condensată includ laserele al căror mediu activ este creat:

1) în solide ah, în principal în cristale și sticle dielectrice, unde particulele active sunt atomi ionizați de actinide, pământuri rare și alte elemente de tranziție care aliere cristalul și, de asemenea, în cristale cu proprietăți semiconductoare,

2) în lichide care conțin particule active molecule de coloranți organici.

În aceste medii, radiația laser stimulată apare din cauzaradiativ industranziții (vezi Secțiunea 1) între nivelurile de energie ale ionilor activatori sau termenii moleculelor. În structurile semiconductoare, emisia stimulată are loc ca urmare a recombinării electronilor liberi și a găurilor. Spre deosebire de laserele cu gaz (vezi Secțiunea 4), inversarea populației în laserele cu stare solidă și lichidă este întotdeauna creată la tranziții care sunt apropiate de starea energiei fundamentale a particulei active.

Deoarece cristalele dielectrice nu conduc curentul electric, pentru ele, precum și pentru mediile lichide, așa-numitele.pompare optică pomparea tranziției laser prin radiație optică (lumină) dintr-o sursă auxiliară.

În laserele cu semiconductor, pomparea curentului electric este mai des folosită ( injecţie curent) care curge prin semiconductor în direcția înainte, mai rar alte tipuri de pompare: pompare optică, sau pompare prin bombardament electronic.

1. Caracteristici specifice pomparii optice a mediului activ laser

O caracteristică importantă a OH este ea selectivitatea , și anume: prin selectarea lungimii de undă a radiației OH, este posibilă excitarea selectivă a stării cuantice dorite a particulelor active. Să găsim condițiile care asigură eficiența maximă a procesului de excitare a particulelor active prin pompare optică (OH), în urma căreia particula activă experimentează o tranziție cuantică de la starea energetică. i la starea superioară excitată pe scara de energie k . Pentru a face acest lucru, folosim expresia pentru puterea de radiație a sursei de OH absorbită de particulele active ale mediului iradiat (vezi Secțiunea 1.9)

. (1)

Ecuația (1) include dependența de frecvență a densității energiei spectrale a radiației sursei de OH și funcția formei liniei de absorbție a mediului, i.e. dependența sa de frecvență (factor de formă).

Evident, rata de absorbție și cantitatea de putere absorbită vor fi maxime atunci când:

1) concentrația particulelor în stare i va fi cel mai mare, adică OH este eficient la o densitate mare de particule active, și anume, din întreaga varietate de medii pentru medii care sunt în stare condensată (solide și lichide);

2) În starea TDS, distribuția particulelor peste stări cu sensuri diferite energia internă (potenţială) este descrisă de formula Boltzmann, şi anume: starea de energie fundamentală (cea mai joasă) a particulei şi a ansamblului în ansamblu are populaţia maximă. De aici rezultă că statul i ar trebui să fie principala stare de energie a particulei;

3) pentru cea mai completă absorbție a energiei sursei de OH (cel mai mare Δ Pik ) este de dorit să existe un mediu cu cea mai mare valoare coeficientul de absorbție la tranziția cuantică: (vezi f-lu (1.35)), și deoarece este proporțional cu coeficientul Einstein B k i , a B ki A ki (vezi f-lu (1.11, b)), este de dorit ca tranziția absorbantă să fie „permise” și „rezonantă”;

4) Este de dorit ca lățimea spectrului de radiație al sursei pompei să nu fie mai mare decât lățimea conturului de absorbție al particulelor active. Când este pompat prin emisia spontană de lămpi, acest lucru, de regulă, nu poate fi realizat. Ideal din acest punct de vedere este „ coerent ” pompare prin pompare prin radiație laser monocromatică, în care întreaga linie (întregul spectru) de radiație OH „cade” în conturul de absorbție. Un astfel de regim de absorbție a fost considerat de noi în Secțiunea 1.9;

5) este evident că eficiența OH va fi cu atât mai mare, cu cât fracția de radiație va fi absorbită de particulele active printr-o tranziție cuantică cu pompare la nivelul dorit. Deci, dacă mediul activ este un cristal (matrice) dopat cu particule active, atunci matricea trebuie aleasă astfel încât să nu absoarbă radiația OH, adică. astfel încât matricea să fie „transparentă” pentru radiația pompei, ceea ce exclude, printre altele, încălzirea mediului. În același timp, eficiența globală a sistemului „mediu activ laser sursă OH” este de obicei determinată în mare măsură de eficiența conversiei energie electrica, înglobat în sursa pompei, în radiația acesteia;

6) În secțiunea 1.9 s-a arătat că în sistem cuantic cu două niveluri de energie, este fundamental imposibil să se obțină o inversare a populației pentru orice valoare a intensității radiației externe (adică, pomparea optică): la →∞, este posibilă doar egalizarea populațiilor nivelurilor.

Prin urmare, pentru a pompa o tranziție laser cuantică cu radiații optice și pentru a crea o inversare a populației pe aceasta, se utilizează medii active cu unul sau două niveluri de energie auxiliare, care, împreună cu două niveluri ale tranziției laser, formează un trei sau patru niveluri. schema (structura) nivelurilor energetice ale mediului activ.

2. Dispozitive cuantice cu pompare optică, care funcționează conform „schemei pe trei niveluri”

2.1. Analiza teoretică schema pe trei niveluri. Într-o astfel de schemă (Fig. 1), nivelul laser inferior „1” este starea energiei fundamentale a ansamblului de particule, nivelul laser superior „2” este un nivel relativ lung, iar nivelul „3”, asociat cu nivelul „2” printr-o tranziție neradiativă rapidă, esteauxiliar. Pomparea optică funcționează pe canalul „1” → „3”.

Să găsim condiția existenței inversării între nivelurile „2” și „1”. Presupunând că ponderile statistice ale nivelurilor sunt aceleași g 1 = g 2 = g 3 , scriem sistemul de ecuații cinetice (de echilibru) pentru nivelurile „3” și „2” în aproximarea staționară, precum și relația pentru numărul de particule la niveluri:

(2)

unde n 1 , n 2 , n 3 concentrațiile de particule la nivelurile 1, 2 și 3, Wn 1 și Wn 3 rata de absorbție și emisie indusă la tranzițiile între nivelurile „1” și „3” sub acțiunea radiației pompei, a cărei probabilitate W; wik probabilitatea tranzițiilor între niveluri, N

Din (2) putem găsi populațiile de nivel n 2 și n 1 în funcție de W și diferența lor Δ n sub formă

, (3)

care defineşte câştigul nesaturatα 0 al ansamblului de particule la trecerea "2"→"1". Laα 0 >0, este necesar ca, i.e. numărătorul din (3) trebuie să fie pozitiv:

, (4)

unde W atunci nivelul prag de pompare. Dintotdeauna W atunci >0, atunci rezultă că w 32 > w 21 , adică probabilitatea de pompare a nivelului „2” prin tranzițiile de relaxare de la nivelul „3” ar trebui să fie mai mare decât probabilitatea relaxării acestuia la starea „1”.

Dacă

w 32 >> w 21 și w 32 >> w 31 , (5)

apoi din (3) se obține: . Și în sfârșit, dacă W >> w 21 , atunci inversia Δ n va fi: Δ n ≈ n 2 ≈ N , adică la nivelul „2” puteți „colecta” toate particulele din mediu. Rețineți că relațiile (5) pentru ratele de relaxare ale nivelurilor corespund condițiilor pentru generarea vârfurilor (vezi Secțiunea 3.1).

Astfel, într-un sistem pe trei niveluri cu pompare optică:

1) inversarea este posibilă dacă w 32 >> w 21 si maxim cand w 32 >> w 31 ;

2) inversiunea are loc când W > W atunci , adică creaţia poartă caracter de prag;

3) pentru w scăzut 21 sunt create condiții pentru modul „spike” de generare liberă a laserului.

2.2. laser rubin. Acest laser cu stare solidă este primul laser care funcționează în intervalul de lungimi de undă vizibile (T. Meiman, 1960). Rubinul este un cristal sintetic A l 2 O 3 în modificarea corindonului (matricei) cu un amestec de 0,05% ioni activatori Cr3+ (concentrație ionică ~1,6∙10 19 cm 3 ), și este notat cu A 1203: Cr3+ . Laserul rubin funcționează conform unei scheme cu trei niveluri cu OH (Fig. 2a). Nivelele cu laser sunt nivele electronice Cr3+ : nivelul laser inferior „1” este starea energiei fundamentale Cr 3+ în A l 2 O 3 , nivel laser superior „2” nivel metastabil de lungă durată cuτ 2 ~10 3 Cu. Nivelurile „3a” și „3b” suntauxiliar. Tranzițiile „1” → „3a” și „1” → „3b” aparțin părților albastre (λ0,41 μm) și „verzi” (λ0,56 μm) ale spectrului și sunt largi (cu Δλ ~50nm) contur de absorbție (dungi).

Orez. 2. Laser rubin. (a) Diagrama nivelului de energie Cr3+ în Al2O3 (corindon); (b ) schema constructivă a unui laser care funcționează în modul pulsat cu comutare Q. 1 tijă de rubin, 2 lămpi cu pompă, 3 reflectoare eliptice, 4a oglindă rezonatoare fixă, 4b oglindă rezonatoare rotativă care modulează factorul Q a rezonatorului, C n condensator de stocare, R rezistență de încărcare, " Kn » buton de pornire pentru impulsul curent prin lampă; arată intrarea și ieșirea apei de răcire.

Metoda de pompare optică asigură popularea selectivă a nivelurilor auxiliare „3a” și „3b” Cr3+ prin canalul "1"→"3" de către ioni Cr3+ atunci când sunt absorbite de ioni Cr3+ radiația de la o lampă cu xenon pulsat. Apoi, într-un timp relativ scurt (~10 8 c) există o tranziție neradiativă a acestor ioni de la „3a” și „3b” la nivelurile „2”. Energia eliberată în acest caz este transformată în vibrații ale rețelei cristaline. Cu o densitate suficientă ρ a energiei de radiație a sursei pompei: când și la tranziția „2” → „1” există o inversare a populației și generarea de radiații în regiunea roșie a spectrului la λ694,3 nm și λ692 .9 nm. Valoarea prag de pompare, ținând cont de ponderile statistice ale nivelurilor, corespunde transferului la nivelul „2” a aproximativ ⅓ din toate particulele active, care, atunci când sunt pompate de la λ0,56 μm, necesită o energie specifică de radiație. E por > 2J / cm 3 (și puterea P por > 2 kW / cm 3 la durata impulsului pompeiτ ≈10 3 s ). O astfel de putere de intrare în lampă și tija de rubin la OH staționar poate duce la distrugerea acesteia; prin urmare, laserul funcționează în modul pulsat și necesită răcire intensivă cu apă.

Schema laser este prezentată în fig. 2b. O lampă cu pompă (lampă bliț) și o tijă de rubin pentru a crește eficiența de pompare sunt situate în interiorul unui reflector cu o suprafață interioară cilindrică și o secțiune transversală sub forma unei elipse, iar lampa și tija sunt situate la punctele focale. a elipsei. Ca urmare, toată radiația care iese din lampă este focalizată în tijă. Un impuls de lumină al lămpii apare atunci când un impuls de curent este trecut prin ea prin descărcarea unui condensator de stocare în momentul în care contactele sunt închise cu butonul " Kn ". Apa de răcire este pompată în interiorul reflectorului. Energia radiației laser per impuls atinge câțiva jouli.

Modul de funcționare cu puls al acestui laser poate fi unul dintre următoarele (a se vedea secțiunea 3):

1) modul „generare liberă” la o rată scăzută de repetare a impulsurilor (de obicei 0,1 ... 10 Hz);

2) Modul „Q-switched”, de obicei optic-mecanic. Pe fig. 2b, comutarea Q a OOP se realizează prin rotirea oglinzii;

3) modul „mod de blocare”: cu lățimea liniei de emisie Δν nici unul ~10 11 Hz,

numărul de moduri longitudinale M~10 2 , durata pulsului ~10 ps.

Aplicațiile cu laser Ruby includ sisteme de înregistrare a imaginilor holografice, procesarea materialelor, telemetrie optice etc.

Folosit pe scară largă în medicină și laser pe BeAl204: Cr3+ (crisoberil dopat cu crom, sau alexandrit), emitând în intervalul 0,7 ... 0,82 microni.

2.3. Amplificator cuantic cu fibră optică cu erbiu. Un astfel de amplificator, adesea denumit „ EDFA ” (abreviere pentru „ Amplificator cu fibră dopată cu erbiu ”), funcționează conform unei scheme pe trei niveluri privind tranzițiile cuantice dintre stările electronice Er 3+ în fibră de silice dopată cu erbiu: SiO2: Er3+ (Fig. 3a). Starea cuantică inferioară „1” este starea electronică de bază Er 3+ 4 I 15/2 . Stările cuantice superioare „2” sunt grupul de subniveluri inferioare ale stării electronice divizate 4 I 13/2 . Împărțirea într-un număr de subniveluri strâns distanțate are loc datorită interacțiunii ionilor Er 3+ cu câmp intracristalin SiO2 (Efect Stark). Subnivelurile superioare ale stării electronice 4 I 13/2 și nivel separat 4 I 11/2 sunt nivelurile auxiliare „3a” și „3b”.

Sub acțiunea radiației pompei la lungimi de undă de 980 nm (sau 1480 nm), ionii Er 3+ treceți de la starea „1” la stările de scurtă durată „3a” sau „3b”, apoi tranziții rapide nonradiative ( w 32 ~ 10 6 s 1 ) pentru a indica „2”, care este cvasi-metastabil ( w 21 ~ 10 2 c 1 și τ 2 ~10 ms). Astfel cerința w 32 >> w 21 se efectuează, iar la nivelul „2” există o acumulare de particule, al căror număr, atunci când nivelul pompei depășește valoarea de prag, W > W atunci , depășește populația de nivelul „1”, adică. va exista o inversare a populației și o amplificare la lungimi de undă în intervalul 1,52…1,57 μm (Fig. 3b). Se dovedește că pragul de inversare este atins atunci când o treime din particule sunt transferate la nivelul „2”. Pragul OH W atunci iar dependența de frecvență a câștigului sunt determinate de structura fibrei (Fig. 3b), concentrație Er 3+ și lungimea de undă a radiației OH. Eficiența pompei, și anume raportul dintre câștigul nesaturat și puterea unitară a sursei OH, este pentru pomparea de la λ980nm la 11dB m 1 ∙mW 1 , iar pentru λ1480nma aproximativ 6dB m 1 ∙mW 1 .

Obțineți conformitatea cu frecvența EDFA a treia „fereastră de transparență” a fibrei de cuarț determină utilizarea unor astfel de amplificatoare ca compensatori de pierderi liniare ale liniilor moderne de comunicație cu fibră optică (FOCL) cu multiplexarea în frecvență a canalelor (sisteme). WDM: Multiplexare cu diviziunea în lungime de undă și DWDM: Multiplexare cu diviziune în lungime de undă ). Lungimea cablului-amplificator, pompată de radiația unui laser semiconductor, este pur și simplu inclusă în FOCL (Fig. 3c). Utilizarea amplificatoarelor cu fibră de erbiu în FOCL înlocuiește metoda mult mai complicată din punct de vedere tehnic de „regenerare” a semnalului, izolarea unui semnal slab și recuperarea acestuia.

Orez. 3. Amplificator cuantic cu fibră optică cu erbiu ( EDFA ). (a) diagrama nivelului de energie Er3+ în SiO2 (cuarț), (b)amplificarea semnalului în cuarț cu diverși aditivi, (în )schemă simplificată pentru pornirea unui amplificator într-un FOCL: 1radiație de intrare (din calea de transmisie), 2 laser cu pompă semiconductoare, 3multiplexor ( cuplaj), 4 EDFA (fibră Si02: Er3+ ), 5 izolator optic, 6 radiații de ieșire (la calea de transmisie).

3. Laserele pompate optic care funcționează conform „schemei cu patru niveluri”.

3.1. Analiza teoretică a schemei pe patru niveluri. Într-o astfel de schemă de niveluri (Fig. 4), nivelul „0” este starea energiei fundamentale a unui ansamblu de particule, nivelul „1”, asociat cu o tranziție cuantică cu nivelul „0”, este nivelul laser inferior, lung -nivelul „2” este nivelul laser superior, iar nivelul „3” este auxiliar. Pomparea funcționează pe canalul „0” → „3”.

Să găsim condiția existenței inversării între nivelurile „2” și „1”. Presupunând că ponderile statistice ale nivelurilor sunt aceleași și, de asemenea, presupunând că

și, (6)

scrie sistem simplificat ecuații cinetice pentru nivelurile „3”, „2” și „1” în aproximarea staționară, precum și raportul dintre numărul de particule la toate nivelurile:

(7)

unde n 0 , n 1 , n 2 , n 3 , concentrația particulelor la niveluri 0,1,2,3; Wn 0 și Wn 3 rata de absorbție și emisie indusă la tranzițiile între nivelurile „0” și „3” sub acțiunea radiației pompei, a cărei probabilitate W; wik probabilitățile de tranziție între niveluri, N numărul total de particule active pe unitate de volum.

Din (6 și 7) putem găsi populațiile de nivel n 1 și n 2 în funcție de W și diferența lor Δ n sub formă

, (8)

care determină câştigul nesaturat α 0 la trecerea "2"→"1".

Evident, câștigul va fi pozitiv și maxim atunci când:

. (9)

Din aceasta putem concluziona că, în cazul unei scheme cu patru niveluri cu OH, când sunt îndeplinite condițiile (6) și (9):

1) inversiunea nu este de natură de prag și există pentru oricare W;

2) puterea de ieșire a laserului, determinată prin expresia (2.14), depinde de viteza de pompare optică Wn 0 .

3) în comparație cu trei niveluri, schema cu patru niveluri este mai versatilă și vă permite să creați o inversare a populației, precum și să efectuați atât generarea în impulsuri, cât și continuă, la orice nivel de pompă (atunci când câștigul depășește pierderile în OER).

3.2. laser cu neodim. Laserul folosește o tranziție cuantică între nivelurile de energie electronică Nd 3+ , generarea laserului se realizează conform unei scheme pe patru nivele cu OH (Fig. 5). Cea mai utilizată matrice cristalină pentru ioni Nd 3+ este granat de ytriu aluminiu: Y3Al5O12 , iar cristalul dopat este notat ca Y3Al5O12: Nd3+ sau YAG: Nd3+. concentrația de Nd3+ , care nu deformează cristalul YAG până la 1,5%. Alte matrici pentru Nd 3+ sunt pahare de fosfat și silicat (notate ca sticla : Nd 3+ ), cristale de granat gadoliniu-scandiu-galiu (GSHG: Nd 3+ ), fluorură de ytriu-litiu YLiF4: Nd3+ , ortovanadat de ytriu, lichide organometalice. Datorită structurii cubice a matricei, spectrul de luminescență YAG are linii înguste, ceea ce determină câștigul mare al laserelor cu stare solidă cu neodim, care pot funcționa atât în modul de generare în impulsuri, cât și în cel cw.

Diagrama electronică simplificată a nivelului de energie Nd 3+ în YAG este prezentat în Fig. 5 Nivelul laser inferior „1” 4 I 11/2 cea mai intensă tranziție cuantică Nd 3+ cu o lungime de undă de λ1,06 μm este situat la aproximativ 0,25 eV deasupra stării de energie fundamentală „0” 4 I 9/2 , iar în condiții normale este practic nepopulat (0,01% din populația statului fundamental), ceea ce determină pragul scăzut de generare a acestui laser. Nivel 4 F 3/2 , a cărui durată de viață este de 0,2 ms, este nivelul laser superior „2”. Grupuri de niveluri („zone”) de energie „3a” ... „3 d ” joacă rolul unui nivel electronic auxiliar „3”. Pomparea optică se realizează prin canalul „0” → „3”, benzile de absorbție au lungimi de undă apropiate de 0,52; 0,58; 0,75; 0,81 și 0,89 um. Din stările „3a” ... „3 d » există o relaxare rapidă prin tranziții neradiative la starea superioară a laserului «2».

Lămpile cu descărcare în gaz cu kripton și xenon sunt folosite pentru pompare, lămpi cu halogen cu aditivi de metale alcaline în gazul de umplere, precum și semiconductor GaAs lasere (λ0,88 µm) și LED-uri bazate pe Ga 1 x Al x As (λ0,81 um) (Fig. 6).

Puterea radiației laser YAG: Nd 3+ cu o lungime de undă de λ1,06 μm în modul continuu ajunge la 1 kW, valorile de înregistrare atinse în modul pulsat: energia pulsului este de aproximativ 200 kJ, iar puterea este de 200 TW la o durată a impulsului de ~ 1 ns ( un laser conceput pentru experimente de fuziune termonucleară laser controlată - LTS).

Într-un cristal YAG, o linie laser Nd 3+ cu λ1,06 μm este lărgită uniform (până la 0,7 nm), în timp ce în ochelari există o lărgire neomogenă semnificativă datorită efectului Stark (Δν nu unul ≈3∙10 12 Hz,), ceea ce face posibilă aplicarea cu succes a modului de blocare a modului longitudinal (vezi Secțiunea 3.3) cu M ~10 4 și primesc impulsuri ultrascurte cu o durată de ordinul a 1 ps.

O concentrație crescută de ioni activatori în medii cum ar fi pentafosfatul de neodim ( NdP 5 O 14 ), tetrafosfat de litiu neodim ( LiNdP4O12 ) și altele, asigură absorbția eficientă a radiației laser semiconductoare la distanțe de ordinul fracțiilor de milimetru, ceea ce vă permite să creați module miniaturale numite minilasere : laser semiconductor laser neodim.

Puterea mare de radiație a unui laser cu neodim cu λ1,06 μm face posibilă convertirea frecvenței radiației sale folosind cristale neliniare. Pentru a genera a doua armonică optică și superioară, se folosesc cristale cu susceptibilitate neliniară pătratică și cubică (fosfat dihidrogen de potasiu KDP , titanil fosfat de potasiu KTP ), cu conversie directă și (sau) secvențială (în cascadă). Deci, dacă un lanț de cristale este utilizat pentru radiația unui laser cu neodim, atunci pe lângă radiația IR la frecvența fundamentală cu λ1,06 µm, este posibil să se obțină generarea armonicii a 2-a, a 4-a și a 5-a cu lungimi de undă λ0. .53 µm (radiație verde); λ0,35µm, λ0,26µm și λ0,21µm (radiație UV) (Fig. 7).

Principalele domenii de aplicare ale laserelor cu neodim: instalații tehnologice și medicale, experimente de fuziune termonucleară laser controlată, studii de interacțiune rezonantă a radiațiilor cu materia, în sisteme de viziune subacvatică și comunicații (λ0,53 µm), procesare optică a informațiilor; spectroscopie, diagnosticarea la distanță a impurităților din atmosferă (radiații UV) etc.

În laserele care utilizează ochelari ca matrice (silicat, borat etc.), pot fi utilizați cu succes și alți ioni activatori: Yb3+, Er3+, Tm3+, Ho3+ cu radiații în intervalul 0,9 ... 1,54 μm.

3.3. Conversia de frecvență a radiației într-un mediu neliniar. Fenomenul de dublare și adăugare a frecvențelor undelor luminoase este următorul. Când lumina se propagă într-un mediu sub acțiunea unui câmp electric al unei unde electromagnetice E , există o deplasare corespunzătoare a electronilor atomici în raport cu nucleele, adică. mediul este polarizat. Polarizabilitatea mediului este caracterizată de mărimea momentului dipolului electric pe unitatea de volum - R asociate cu mărimea câmpului E prin susceptibilitatea dielectrică a mediuluiχ : . Dacă acest câmp este mic, atunci susceptibilitatea dielectricăχ \u003d χ 0 \u003d Const, p este o funcție liniară a E : , iar deplasarea sarcinilor provoacă radiații cu aceeași frecvență ca radiația inițială („ optică liniară).

La putere mare, când câmp electric radiația începe să depășească valoarea câmpului intraatomic, polarizabilitatea devine o funcție neliniară E : Adică, în afară de dependentă liniar de E termen la mic E , când avem de-a face cu optica liniară, în expresia for R apare neliniar în raport cu Termenul E („neliniar ” optica). Ca urmare, atunci când o undă „pompă” se propagă într-un mediu cu o frecvență ν 0 și vector de undă (unde este indicele de refracție al mediului), apare o nouă undă a doua armonică optică cu frecvență și vector de undă, precum și un număr de armonici de ordin superior. În mod evident, energia unei unde de pompă cu o frecvență va fi transferată cel mai eficient într-o undă nouă cu o frecvență dacă vitezele de propagare ale acestor două unde sunt aceleași, adică. dacă există un așa-zis.: . Această condiție poate fi îndeplinită folosind un cristal cu birefringență, atunci când două unde se propagă la un anumit unghi față de axa sa optică principală.

Când două unde se propagă în cristal cu frecvențe și și vectori de undă și, pe lângă armonicile fiecăreia dintre unde, se generează în cristal o undă cu o frecvență totală: , și o undă cu o frecvență diferență. Condiția sincronismului undelor în acest caz are forma: .

Într-un anumit sens, fenomenele descrise pot fi considerate ca generarea de armonici în timpul pompării optice coerente a unui cristal neliniar.

3.4. Laser colorant reglabil. Laserele pe bază de soluții de compuși organici complecși (inclusiv coloranți: rodamine, cumarine, oxazoli etc.) în alcooli, acetonă și alți solvenți aparțin grupului lichid lasere. Astfel de soluții au benzi intense de absorbție la OH și benzi de emisie în regiunile spectrale apropiate UV, vizibile sau IR. Principalul lor avantaj este o linie largă de luminiscență (până la 50…100 nm), care face posibilă reglarea fără probleme a frecvenței de operare a laserului în această linie.

Stările electronice ale majorității coloranților utilizați în astfel de lasere sunt largi, până la 0,1 eV, benzi de energie continue rezultate din adăugarea a sute de subniveluri vibraționale și rotaționale „suprapuse”, ceea ce duce, de asemenea, la o absorbție și luminescență largi, de regulă, fără structură. benzi., ca urmare a adăugării de tranziții „suprapuse” între astfel de subniveluri (Fig. 8a). Între subnivelurile „în interiorul” acestor benzi, există tranziții rapide neradiative cu probabilități w ~10 10 …10 12 s 1 , iar probabilitățile tranzițiilor de relaxare între stările electronice sunt cu două până la patru ordine de mărime mai mici (~10 8 c 1 ).

Generarea are loc conform unei scheme „cu patru niveluri” privind tranzițiile moleculei de colorant de la subnivelurile vibraționale inferioare ale primei stări electronice singlet excitate. S1 (Fig. 8, a), analogi ale nivelului „2” din diagrama din Fig. 4 la subnivelurile superioare ale stării electronice de bază S0 , analogi ai nivelului „1”. Analogul nivelului „0” este subnivelurile inferioare ale termenului electronic principal, iar analogul nivelului auxiliar „3” este subnivelurile vibraționale superioare ale termenului electronic excitat. S1.

Deoarece tranzițiile rapide au loc în termeni electronici, distribuția populației statelor corespunde legii lui Boltzmann: subnivelurile superioare „3” și „1” sunt slab populate, iar „0” și „2” inferioare sunt puternic populate. Un astfel de raport pentru nivelurile „0” și „3” determină pentru ei o eficiență ridicată a RS de-a lungul canalului „0” → „3”, iar raportul pentru nivelurile „2” și „1” determină inversarea populației, amplificarea și generație la această tranziție.

Pentru a obține o linie de generare îngustă, precum și pentru a o regla în frecvență într-o bandă largă de luminescență a moleculelor de colorant, se folosește un rezonator dispersiv cu elemente selective spectrale (prisme, rețele de difracție, interferometre etc.) (Fig. 8b).

Posibilitatea de reglare a lungimii de undă în cadrul liniei de luminiscență (Fig. 8,în ) fără pierderi de putere este determinată de tranziții rapide neradiative în interiorul termenilor electronici „2” și „1”, a căror probabilitate depășește probabilitatea tranzițiilor induse. Deci, atunci când reglați rezonatorul la orice lungime de undă în cadrul liniei de luminescență a tranziției „2” → „1”, radiația laser are loc la tranziția dintre subnivelurile corespunzătoare „2”.ʹ” și „1ʹ ”, rezultând subnivelul „2ʹ » prin tranziții induse este „ștersă”, iar «1ʹ » este populat suplimentar. Cu toate acestea, datorită OH și tranzițiilor rapide de la subnivelurile învecinate în termen, populația subnivelului „generator” „2ʹ » este restaurat continuu. În același timp, subnivelul „1ʹ ” este curățat continuu de tranziții rapide, în cele din urmă relaxându-se la starea „0”. Astfel, întreaga pompare a termenului electron superior „2” devine pomparea tranziției „2”.ʹ»→«1ʹ » și se transformă în radiație laser monocromatică de bandă îngustă la frecvența de acord a rezonatorului dispersiv, iar această frecvență poate fi variată.

Pe lângă tranzițiile radiative S 1 → S 0 ("2" → "1") Există, de asemenea, o serie de tranziții care reduc eficiența generației. Acestea sunt tranzițiile: S 1 → T 1 , care reduc populația de niveluri „2ʹ”, tranzițiile T 1 → „1”, creșterea populației de nivelurile „1ʹ", și tranzițiile T 1 → T 2 absorbind radiația laser.

Există două tipuri de lasere colorante: incoerent (tub) pompat optic prin radiație lămpi cu blitzși modul de funcționare cu puls; si de asemenea cu coerent pompare prin radiație laser de alte tipuri (gaz sau în stare solidă) în funcționare continuă, cvasi-continuă sau pulsată. Dacă se folosește o schimbare de coloranți în laser și există mai mult de o mie de ei, atunci în acest fel este posibil să se „blocheze” întregul vizibil și o parte a regiunii IR a spectrului (0,33 ... 1,8). μm) cu radiații. În laserele cu pompare coerentă, pompele ionice sunt folosite ca surse de pompă pentru a obține un regim continuu. Ar - sau Kr -lasere cu gaz. Pentru a pompa coloranții în modul pulsat, se folosesc lasere cu gaz N 2 , vapori de cupru, excimeri, precum și lasere cu rubin și neodim cu multiplicare a frecvenței. Este adesea necesar să se utilizeze pomparea soluției de colorant, în urma căreia moleculele care au suferit disocieri sub acțiunea radiației pompei sunt îndepărtate din zona activă și sunt introduse molecule proaspete.

Laserele colorante, având Δν nici unul ~10 13 Hz și M>10 4 , fac posibilă generarea de impulsuri de radiație ultrascurte (τ~10 14 …10 13 s).

Laserele colorante cu feedback distribuit (DFB) formează un grup special. În laserele DFB, rolul unui rezonator este jucat de o structură cu un indice de refracție și (sau) câștig care se schimbă periodic. Este de obicei creat într-un mediu activ sub acțiunea a două fascicule de pompă interferente. Un laser DFB este caracterizat de o linie de generare îngustă (~10 2 cm 1 ), care poate fi reglat în banda de câștig prin schimbarea unghiului dintre fasciculele pompei.

Aplicațiile laser colorant includ fotochimia, pomparea selectivă a stărilor cuantice în spectroscopie, separarea izotopilor etc.

3.5 Laser cu safir dopat cu titan reglabil. O reglare lină a lungimii de undă de generație este, de asemenea, asigurată de un laser în stare solidă bazat pe un cristal de corindon activat cu titan ( Al 2 O 3 : Ti 3+ ), numit safir.

Fiecare stare electronică Ti 3+ , constă dintr-un număr mare de subniveluri vibraționale „suprapuse”, ceea ce duce la absorbție fără structură și benzi de luminescență chiar mai largi decât cele ale unui colorant ca urmare a adăugării de tranziții „suprapuse” între astfel de subniveluri. În interiorul acestor stări, există tranziții rapide nonradiative cu probabilități w ~10 9 s 1 , în timp ce probabilitățile de relaxare între stările electronice sunt de ordinul a 10 5 …10 6 s 1 .

Laserul cu safir aparține grupului așa-numitelor. vibronic lasere, caracterizate prin aceea că termenul lor electronic principal este o bandă de subniveluri vibraționale ( rețea cristalină), datorită căruia laserul funcționează conform unei scheme cu patru niveluri și, ca un laser colorant, creează posibilitatea de reglare lină de generare în intervalul λ660...1180 nm. Banda de absorbție se extinde de la λ0,49 µm la λ0,54 µm. Durată scurtă de viață a stării excitate „2” Ti 3+ face pomparea lămpii acestui laser ineficientă, care, de regulă, este efectuată de un laser argon cw (λ488 nm și λ514,5 nm), a doua armonică a unui laser cu neodim (λ530 nm) sau impulsuri de radiație laser cu vapori de cupru (λ510 nm).

Avantajele incontestabile ale unui laser cu safir cu titan sunt o putere de pompare admisă mult mai mare, fără degradarea substanței de lucru și o linie de luminescență mai largă neomogen lărgită. Ca rezultat, o secvență de impulsuri cu o durată de aproximativ zeci de femtosecunde (1fs=10 15 c), și cu compresia (compresia) ulterioară a impulsurilor în fibre optice neliniare până la 0,6 fs.

3.6. Laser central de culoare reglabil. Astfel de lasere, precum laserele cu stare solidă discutate mai sus, folosesc cristale ionice ca substanță activă, dar cu centre de culoare numite F - centre , care permite reglarea radiației lor. Materiale laser pentru astfel de lasere: cristale de fluoruri și cloruri de metale alcaline ( Li, Na, K, Rb ), precum și fluorurile Ca și Sr . Impactul asupra acestora al radiațiilor ionizante: cuante gamma, electroni de înaltă energie, raze X și radiații UV dure, precum și calcinarea cristalelor în vapori de metale alcaline, duce la apariția unor defecte punctiforme în rețeaua cristalină, care localizează electroni sau găuri pe ei înșiși. Un loc liber care captează un electron formează un defect a cărui structură electronică este similară cu cea a unui atom de hidrogen. Un astfel de centru de culoare are benzi de absorbție în regiunile vizibile și UV ale spectrului.

Schema de generare a laserului pe centrele de culoare este similară cu schemele laserelor lichide pe coloranți organici. Pentru prima dată, generarea de emisie stimulată la centrii de culoare a fost obținută în cristale de K Cl - Li sub pompare optică pulsată. În prezent, generarea a fost observată la un număr mare de centre de culoare diferite cu radiație IR în moduri pulsate și continue cu RS coerent. Frecvența radiației este reglată folosind elemente dispersive (prisme, rețele de difracție etc.) plasate în rezonator. Cu toate acestea, termostabilitatea slabă și fotostabilitatea împiedică utilizare pe scară largă astfel de lasere.

3.7. Laser cu fibră. fibră numite lasere, al căror rezonator este construit pe baza fibra optica-ghid de undă, care este și mediul activ al laserului în care se generează radiația (Fig. 9). Se utilizează fibre de cuarț dopate cu pământuri rare ( Nd, Ho, Er, Tm, Yb etc.), sau fibre pasive folosind efectul de împrăștiere Raman stimulată. În acest din urmă caz, rezonatorul optic formează un ghid de lumină în combinație cu rețelele cu indice de refracție „Bragg” „încorporate” în fibră. Se numesc astfel de lasere fibra Raman ” lasere. Radiația laser se propagă în interiorul fibrei optice și, prin urmare, cavitatea laserului cu fibre este simplă și nu necesită aliniere. Într-un laser cu fibră, este posibil să se obțină atât generarea cu o singură frecvență, cât și generarea de impulsuri de lumină ultrascurte (femtosecundă, picosecundă).

4. Generarea parametrică a luminii

Generarea parametrică a luminii(POS) se realizează sub acțiunea radiației de pompare optică laser în cristale solide cu proprietăți neliniare și se caracterizează printr-un coeficient de conversie destul de ridicat (zeci de procente). În acest caz, este posibil să reglați fără probleme frecvența radiației de ieșire. Într-un anumit sens, OPO, precum și fenomenul de înmulțire și adunare a frecvenței considerat mai sus, pot fi considerate ca generarea de radiații reglabile în timpul pompării optice coerente a unui cristal neliniar.

În centrul fenomenului OPO, ca și în cazul înmulțirii și adunării frecvențelor, se află fenomene optice neliniare în medii. Să luăm în considerare cazul când un mediu cu proprietăți neliniare și situat într-o cavitate optică deschisă (OOR) interacționează cu radiația laser de o intensitate suficient de mare, având o frecvență ν 0 (pompare). Datorită pompării energiei acestei unde, în mediu pot apărea două noi unde luminoase:

1) o undă de natură „zgomot” cu o anumită frecvență ν 1 ;

2) o undă cu o diferență de frecvență (ν 0 v 1 ), care este rezultatul unei interacțiuni neliniare dintre radiația pompei și o undă aleatoare (zgomot) cu o frecvență ν 1 .

Mai mult decât atât, frecvențele ν 1 și (ν 0 ν 1 ) trebuie să fie frecvențele naturale ale OOP și pentru toate cele trei unde,starea de sincronism a undelor: . Cu alte cuvinte, unda luminoasă a pompei cu frecvența ν 0 folosind o undă auxiliară de zgomot cu frecvența ν 1 , se transformă într-o undă cu o frecvență (ν 0 ν 1).

Reglarea frecvenței radiației OPO se realizează prin selectarea orientării unui cristal neliniar birefringent prin rotirea acestuia, adică. modificarea unghiului dintre axa sa optică și axa rezonatorului pentru a efectuastarea de sincronism a undelor. Fiecare valoare a unghiului corespunde unei combinații strict definite de frecvențe ν 1 și (ν 0 ν 1 ), pentru care condiția sincronismului undelor este în prezent îndeplinită.

Două scheme pot fi utilizate pentru a implementa PGS:

1) schema „cu două rezonatoare”, când undele generate cu frecvențele ν 1 și (ν 0 ν 1 ) apar într-un OER, în timp ce pierderea de OER pentru acestea ar trebui să fie mică;

2) schema „rezonator unic”, când o singură undă cu frecvență (ν 0 ν 1).

Un cristal poate fi folosit ca mediu activ LiNbO 3 (niobat de litiu), pompat de radiația armonicii a doua a YAG: Nd 3+ (λ0,53 μm) și reglarea netedă pot fi efectuate în intervalul de până la λ3,5 μm în 10%. Un set de cristale optice cu diferite zone de neliniaritate și transparență permite reglarea în regiunea IR până la 16 µm.

5. Laserele semiconductoare

semiconductornumite astfel de lasere cu stare solidă în care sunt folosite ca mediu activ (substanță de lucru) cristale semiconductoare de diferite compoziții cu inversare a populației la o tranziție cuantică. O contribuție decisivă la crearea și îmbunătățirea unor astfel de lasere au avut-o compatrioții noștri N.G. Basov, Zh.I. Alferov și colaboratorii lor.

5.1. Principiul de funcționare. La laserele semiconductoare, spre deosebire de laserele de alte tipuri (inclusiv altele cu stare solidă), tranzițiile radiative sunt utilizate nu între niveluri izolate de energie ale atomilor, moleculelor și ionilor care nu interacționează sau interacționează slab între ele, ci între niveluri permise.zone energeticecristal. Radiația (luminiscența) și generarea de emisie stimulată în semiconductori se datorează tranzițiilor cuantice ale electronilor atât între nivelurile de energie ale benzii de conducție și ale benzii de valență, cât și între nivelurile acestor benzi și nivelurile de impurități: tranziții nivel donor nivel acceptor, conducție nivel de acceptor de bandă, bandă de valență la nivel de donor, inclusiv prin stări de exciton. Fiecărei zone de energie îi corespunde o zonă foarte mare (~10 23 …10 24 ) numărul de stări permise. Deoarece electronii sunt fermioni; atunci, de exemplu, valenţă banda poate fi umplută complet sau parțial cu electroni: cu o densitate care scade de jos în sus de-a lungul scării de energie similară cu distribuția Boltzmann în atomi.

Radiația semiconductorilor se bazează pe fenomenelectroluminiscență. Un foton este emis ca urmare a unui act recombinare purtător de sarcină electron și „gaura” (un electron din banda de conducție ocupă un loc liber în banda de valență), în timp ce lungimea de undă a radiației este determinată deband gap. Dacă creăm astfel de condiții încât un electron și o gaură înainte de recombinare să fie în aceeași regiune a spațiului pentru un timp suficient de lung, iar în acest moment trece un foton cu o frecvență care este în rezonanță cu frecvența tranziției cuantice. regiune a spațiului, atunci poate induce procesul de recombinare cu emisie al doilea foton și direcția acestuia, vector polarizare și fază se va potrivi exact cu aceleași caracteristici ca primul foton. De exemplu, în proprii („pură”, „fără impurități”), există o bandă de valență umplută și o bandă de conducție aproape liberă. În timpul tranzițiilor între benzi, pentru a provoca inversarea și obținerea generării, este necesar să se creeze concentrații în exces de neechilibru de purtători de sarcină: în banda de conducție, electroni, iar în banda de valență, găuri. În acest caz, intervalul dintre nivelurile cvasi-Fermi trebuie să depășească intervalul de bandă, adică, unul sau ambele niveluri cvasi-Fermi se vor afla în interiorul benzilor permise la distanțe de cel mult kT de la hotarele lor. Și aceasta presupune o excitare de o asemenea intensitate încât degenerare în banda de conducere şi în banda de valenţă.

Primele lasere cu semiconductori au folosit arseniura de galiu (GaAs), operate in modul pulsat, emise in domeniul IR si necesitau racire intensiva. Cercetările ulterioare au făcut posibilă realizarea multor îmbunătățiri semnificative în fizica și tehnologia laserelor de acest tip, iar în prezent ele emit atât în domeniul vizibil, cât și în cel UV.

Degenerarea unui semiconductor se realizează prin dopând puternic la o concentrație mare de dopant, astfel încât proprietățile dopantului, mai degrabă decât cele ale semiconductorului intrinsec, sunt expuse. Fiecare atom donator impuritatea dă unul dintre electronii săi benzii de conducere a cristalului. Dimpotrivă, atomulacceptorimpuritatea captează un electron, care era împărtășit de cristal și se afla în banda de valență. degeneratnun semiconductor se obţine, de exemplu, prin introducerea înGaAsimpurități de telur (concentrație 3...5 1018 cm3 ), și degeneratulpimpurități de zinc semiconductor (concentrație 1019 cm3 ). Generarea este efectuată la lungimi de undă IR de la 0,82 µm la 0,9 µm. Structurile cultivate pe substraturi sunt, de asemenea, răspândite.InP(regiunea IR λ1...3 µm).

Cristalul semiconductor al celei mai simple diode laser care operează pe o „homojuncție” (Fig. 10) are forma unei plăci dreptunghiulare foarte subțiri. O astfel de placă este în esență o opticăghid de undăunde se propaga radiatia. Stratul superior al cristaluluidopatpentru a creapzonă, iar în stratul inferior este creatnregiune. Rezultatul este un apartamentpntraversare de suprafață mare. Cele două laturi (capete) ale cristalului sunt despicate și lustruite pentru a forma planuri reflectorizante paralele netede care formează o cavitate optică deschisă.- Interferometru Fabry-Perot. Foton aleator de emisie spontană emis într-un avionpntranziția perpendiculară pe reflectoare, trecând de-a lungul rezonatorului, va determina tranziții de recombinare stimulate, creând fotoni noi și noi cu aceiași parametri, adică. radiația va fi amplificată, va începe generarea. În acest caz, fasciculul laser se va forma datorită trecerii repetate prin ghidul de undă optic și reflectării de la capete.

Cel mai important tip de pompare în laserele semiconductoare esteinjecţiepompare. În acest caz, particulele active sunt purtători de sarcină libere în exces de electroni de conducție neechilibră și găuri, careinjectatînpn-tranzitie (mediu activ), la trecerea prin acesta curent electricîn direcția „înainte” cu o deplasare „înainte”, ceea ce reduce înălțimea barierei de potențial. Aceasta permite conversia directă a energiei electrice (curent) în radiație coerentă.

Alte metode de pompare sunt defecțiunile electrice (în așa-numita.streamerlasere), pomparea cu fascicul de electroni și pomparea optică.

5.2. lasere DHS. Dacă aranjați un strat cu un mai îngustzona interzisa(regiune activă) între două straturi cu un bandgap mai larg, așa-numitul.heterostructură. Laserul care îl folosește se numește laser dublu.heterostructură(Laser DHS sau „heterostructură dublă”, DHS- laser). Această structură se formează prin îmbinarearseniura de galiu(GaAs) șiarseniura de aluminiu galiu(AlGaAs). Avantajul unor astfel de lasere constă în grosimea mică a stratului mijlociu al regiunii active, unde sunt localizați electronii și găurile: lumina este reflectată suplimentar din heterojoncțiuni, iar radiația va fi conținută în regiunea de amplificare maximă.

Dacă se adaugă încă două straturi cu un indice de refracție mai mic în comparație cu cele centrale pe ambele părți ale cristalului laser DHS, atunci unghid de luminăstructură care captează mai eficient radiațiile (laser DHScu reținere separată, sau "heterostructură separată de izolare”, SCHS- laser). Majoritatea laserelor produse în ultimele decenii sunt realizate folosind această tehnologie. Dezvoltarea optoelectronicii moderne, energia solară se bazează pe heterostructuri cuantice: incl. cu „puțuri” cuantice, „puncte” cuantice.

5.3. Laserele DFB și VRPI. În lasere cufeedback distribuit(ROS sau „distribuitepărere” DFBlaser) aproapep- ntranziție, se aplică un sistem de „trăsuri” în relief transversal, formândgrătar. Datorită acestui rețele, radiația cu o singură lungime de undă se întoarce înapoi la rezonator și are loc generarea pe acesta, adică. se realizează stabilizarea lungimii de undă a radiației (lasere pentru comunicații cu fibră optică multifrecvență).

Un laser de „margine” semiconductor care emite lumină într-o direcție perpendiculară pe suprafața cristalului și este numit laser „emițător de suprafață cu cavitate verticală” (laser VRTS sau „verticalcavitatesuprafaţă- emitând”: VCSElaser), are un model de radiație simetric cu un unghi mic de divergență.

În mediul activ al unui laser semiconductor, un câștig foarte mare (până la 104 cm-1 ), datorită căruia dimensiunile elementului activ P. l. laserele sunt extrem de mici (lungimea rezonatorului 50 µm…1 mm). Pe lângă compactitate, caracteristicile laserelor cu semiconductor sunt: ușurința controlului intensității prin modificarea valorii curentului, inerție scăzută (~109 c), eficiență ridicată (până la 50%), posibilitatea de reglare spectrală și o selecție largă de substanțe pentru generare într-o gamă spectrală largă de la UV, vizibil până la IR mijlociu. În același timp, în comparație cu laserele cu gaz, laserele cu semiconductor se caracterizează printr-un grad relativ scăzut de monocromaticitate și coerență a radiațiilor și nu pot emite simultan la diferite lungimi de undă. Laserele semiconductoare pot fi fie monomode, fie multimode (cu o lățime mare a zonei active). Laserele multimodale sunt utilizate în cazurile în care este necesară o putere mare de ieșire de la dispozitiv, iar condiția de divergență a fasciculului scurt nu este setată. Domeniile de aplicare ale laserelor semiconductoare sunt: dispozitive de prelucrare a informațiilor - scanere, imprimante, dispozitive optice de stocare etc., dispozitive de măsurare, pompare a altor lasere, designatori laser, fibre optice și tehnologie.

BIBLIOGRAFIE

Karlov N.V.Prelegeri de electronică cuantică M.: Nauka, 1988. Ed. a II-a, -336s.
Zvelto O.Principiile laserelor. M.: Mir, 1984, -395s.; a 3-a ed. 1990, anii 560; a 4-a ed. 1998, -540s.
Pikhtin A.N.Electronica optică și cuantică. M.: Liceu, 2001. -573s.
Akhmanov S.A., Nikitin S.Yu.Optica fizica. M.: Izd.MSU, 2004. Ed. a II-a - 656p.
Malyshev V.A.Bazele fizice ale tehnologiei laser. M .: Şcoala superioară, 200 -543s.
Tarasov L.V.Fizica proceselor în generatoare de radiații optice coerente. M .: Radio și comunicare, 1981, -440s.
Yakovlenko S.I., Evtushenko G.S.Bazele fizice ale electronicii cuantice. Tomsk: Ed. TGU, 2006. -363s.
Ivanov I.G., Latush E.L., Sam M.F.Laseruri cu ioni pe vapori metalici. M.: Energoatomizdat, 1990. -256s.
Enciclopedie fizică. În 5 vol. M .: „Enciclopedia Rusă”. 1988-1998.
Ivanov I.G.Descărcarea gazoasă și aplicarea acesteia în fotonică. Tutorial. Rostov n/a: Ed. SFedU, 2009. -96p.
Electronică. Dicţionar enciclopedic. M.: Enciclopedie, 1991. -688s.
Ivanov V.A., Privalov V.E.Utilizarea laserelor în dispozitive de mecanică de precizie. Sankt Petersburg: Politehnica, 1993. -216p.;Golikova E.V., Privalov V.E.Calculul liniilor de absorbție pentru laserele stabilizate prin puncte de referință de iod. Pretipărire #53. Sankt Petersburg: Institutul de Instrumentare Analitică RAS. 1992.-47c.
Kalashnikov S.G.Electricitate. M.: Fizmatlit. 2003. -624p.
Enciclopedie fizică // Laser chimic.URL: http://femto.com.ua/articles/part_2/4470.html
Kryukov P.G. Impulsuri de femtosecundă. Introducere într-un nou domeniu al fizicii laserului. M.: Fizmatlit.2008. -208 Cu.
Yanovsky V. și colab. Optica Express. 2008 Vol. 16. N3, p.2109- 2114 .