Расчетно-графическая работа - Лазеры, Сверхпроводимость - файл n1.doc

Расчетно-графическая работа - Лазеры, Сверхпроводимость
скачать (3246.3 kb.)
Доступные файлы (2):
n1.doc3388kb.16.01.2007 09:02скачать
n2.doc145kb.03.06.2006 21:19скачать

n1.doc

Оглавление




Оглавление 2

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА И ПРИНЦИП РАБОТЫ ЛАЗЕРА 2

ВИДЫ ЛАЗЕРОВ 11

ГАЗОВЫЕ ЛАЗЕРЫ 11

ЖИДКОСТНЫЕ ЛАЗЕРЫ 18

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ 20

ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ ЛАЗЕРЫ 24

ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ 27

Список использованной литературы 28



ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА И ПРИНЦИП РАБОТЫ ЛАЗЕРА


Лазер — оптический квантовый генератор, устройство, генерирующее когерентные электромагнитные волны за счёт вынужденного испускания или вынужденного рассеяния света активной средой, находящейся в оптическом резонаторе. Слово «лазер» — аббревиатура слов английского выражения «Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation» — усиление света вынужденным излучением. Существующие лазеры охватывают широкий диапазон длин волн ? — от УФ до субмиллиметрового. Первым был рубиновый лазер, созданный Т.Мейманом (США) в 1960. Когерентность и направленность — основные характеристики излучения лазера, вынужденное излучение и обратная связь — главные процессы, приводящие к генерации. Существуют также лазеры-усилители, в которых усиление приходящих извне электромагнитных волн осуществляется при отсутствии обратной связи. В некоторых лазерных системах вслед за лазером-генератором следует один или несколько лазеров-усилителей.

До создания лазеров когерентные электромагнитные волны существовали практически лишь в радиодиапазоне, где они возбуждались генераторами радиоволн. В оптическом диапазоне имелись лишь некогерентные источники, излучение которых представляет суперпозицию волн, испускаемых множеством независимых микроскопических излучателей. В этом случае фаза результирующей волны изменяется хаотически, излучение занимает значительный диапазон ? и обычно не имеет определенного направления в пространстве.

С квантовой точки зрения излучение нелазерных источников света складывается из фотонов, испускаемых независимо отдельными частицами, причем их испускание происходит спонтанно, в произвольных направлениях, в случайные моменты времени, а длина волны, возникающей при сложении множества актов испускания, не имеет точно определённого значения и лежит в пределах, зависящих от разброса индивидуальных свойств, излучающих микросистем. Действие лазера основано на вынужденном испускании фотонов под действием внешнего электромагнитного поля.

Вероятность вынужденного испус­кания для системы, находящейся в возбуждённом состоянии ?2, пропорциональна спектральной плотности излучения ?(?) действующей волны и равна вероят­ности поглощения для системы, находящейся в нижнем состоянии ?1. При термодинамическом равновесии в ан­самбле, состоящем из большого количества частиц, каждая из которых может находить­ся только, например, в двух энергетических состояниях ?1 и ?2, числа частиц N1 и N2, находящихся в этих состояниях, определяются распределением Больцмана, причём N1 < N2. Поэтому в обычных (равновесных) условиях вещество поглощает электромагнитные волны, хотя для единичного акта вероятность вынужденного испуска­ния фотона равна вероятности его поглощения, полная вероятность поглощения, пропорциональная числу N1 частиц на нижнем уровне, больше вероятности вынужденного испускания, пропорциональна числу N2 частиц на верхнем уровне. Погло­щение может уступить место усиле­нию электромагнитной волны при её распрост­ранении сквозь вещество, если N1 > N2. Такое состояние вещества называется инверсным (обращённым), или состоянием с инверсией населённостей, и не явля­ется равновесным.

Если через среду с инверсией насе­лённости проходит электромагнитная волна с частотой ?=(?1 – ?2)ћ, то по мере её распространения в среде интен­сивность волны будет возрастать за счёт актов вынужденного испуска­ния, число которых N2? превосходит число актов поглощения N1?. Уве­личение интенсивности волны (уси­ление) обусловлено тем, что фотоны, испускаемые в актах вынужденного излучения, неотличимы от фотонов, образующих эту волну (рис. 1). Уси­ление электромагнитной волны за счёт вынуж­денного испускания приводит к экспоненциальному закону роста её интенсивности I по мере увеличения длины пути z, пройденного волной в веществе: I=I0exp(?z), где I0 — интенсивность входящей волны, ? ~ (N2 N1) — коэффициент квантового усиления. В реальном веществе наряду с усилением неизбежны потери, связанные с нерезонансным поглощением, рассеянием и т. п. Если ввести для описания суммарных потерь коэффициент потерь ?, то I=I0exp[(? – ?)z].

Вещество, приведённое каким-либо образом в инверсное состояние, неизбежно возвратится в равновесное состояние и релаксирует. При этом избыточная энергия выделяется в виде фотонов (излучательные переходы)или переходит в теп­ловую энергию (безызлучательные переходы). Спонтанное испускание фотонов в процессе релаксации является сущностью люминесценции. Свет люминесценции, распространяясь в инвертированной среде (при ?W сверхлюминесценции зависит от размеров l среды вдоль направле­ния наблюдения. Сверхлюминесценция отличается от обычной люминес­ценции большей яркостью, более уз­ким спектром и частичной когерент­ностью. Для превращения сверхлюминесценции в генерацию когерентных волн необходимо наличие обратной связи, в результате которой электромагнитная волна, испущенная частицами инвертиро­ванной среды, многократно вызывает в этой среде новые акты вынужденного испускания точно таких же волн. В оптическом диапазоне обратную связь осуществляют применением той пли иной комбинации отражателей, напр. зеркал.

Лазер содержит три основных компонента: активную среду (активный элемент), в которой создают инверсию населённостей; устройство для создания инвер­сии в активной среде (система накач­ки); устройство для обеспечения поло­жит, обратной связи (оптический резона­тор). Простейший оптический резонатор (резонатор Фабри — Перо) состоит из двух плоских зеркал, расположенных параллельно, В оптическом резонаторе мо­жет существовать множество собственных стоячих волн, отличающихся тем, что для каждой из них между зеркалами укладывается целое число полуволн.

Процесс генерации. После того как в активном элементе, расположенном внутри резонатора, достигнуто состоя­ние инверсии, в нём возникают многочисленные акты люминесценции. Фотоны вызывают в активной среде сверхлюминесценцию. Те фотоны, которые были первоначально испущены перпендикулярно оси резонатора, по­рождают лишь короткие дуги сверхлюминесценции в этих направлениях. Фотоны, спонтанно испущенные вдоль оси резонатора, многократно отра­жаются от его зеркал, вновь и вновь проходя через активный элемент и вы­зывая в нём акты вынужденного ис­пускания (рис. 2). Генерация начина­ется в том случае, когда увеличение анергии волны за счёт усиления превосходит потери энергии за каждый проход резонатора. Условия начала генерации (порог генерации) опреде­ляются равенством ?0–?0=0, где ?0 — пороговое значение коэффициента уси­ления активного элемента, ?0 — коэффициент полных потерь электромагнитной энергии за один проход.

В начале возникновения генерации лазера в нём одновременно и независимо усиливается множество волн, порождённых отдельными фотонами, испущенными спонтанно вдоль оси резонатора. Фазы этих волн независимы между собой, но когерентность каждой из них и их интенсивность постоянно увеличиваются за счёт процессов вы­нужденного испускания. В ходе вза­имной конкуренции этих волн решаю­щую роль приобретает соотношение между ? и размерами резонатора. Во время первого пролёта усиливаются все фотоны, испущенные в результате спонтанных процессов. Однако после отражения от зеркал в преимущественном, положении оказываются лишь те фо­тоны, для которых выполняются усло­вия возникновения стоячих волн. Их длины волн соответствуют нор­мальным колебаниям резонатора — модам, интенсивность которых быстро увеличивается. В наиболее благопри­ятных условиях оказываются те из мод резонатора, для которых ? совпа­дает с вершиной спектральной, линии актив­ной среды или расположена вблизи её вершины. Интенсивность таких волн возрастает (вероятность вынужден­ного испускания пропорциональна интенсив­ности вынуждающей волны) лавино­образно, подавляя усиление волн, удалённых от вершины спектральной, линии. В результате возникает когерентное излучение, направленное вдоль оси резонатора п содержащее лишь не­большое кол-во мод резонатора.

Для достижения наивысшей коге­рентности излучения стремятся к одномодовому режиму генерации, при котором в пределах спектральной, линии активной среды оказывается лишь одна из мод резонатора. Для этого в резо­натор обычно вводят дополнительный селектирующий элемент (опти­ческую призму, дифракционную решётку, второй резонатор и т. п.), выделяю­щий одну из мод резонатора и подав­ляющий остальные. В длинноволновой части инфракрасного диапазона одномодовую генерацию можно получить уменьше­нием длины резонатора.

Схемы накачки. Рассмотрим задачу о том, каким образом в данной среде можно получить инверсию населённостей. Может показаться на первый взгляд, что инверсию можно было бы создать при взаимодействии среды с достаточно сильной электромагнитной волной частоты ?, определяемой выражением ?=(Е2Е1)/h. Поскольку при термодинамическом равновесии уровень 1 заселен больше, чем уровень 2. поглощение преобладает над вынужденным из­лучением, т е. под действием падающей волны происходит больше переходов 1?2, чем переходов 2?1, и можно на­деяться осуществить таким путем инверсию населённостей. Однако нетрудно заметить, что такой механизм работать не будет (по крайней мере в стационарных условиях). Когда на­ступят условия, при которых населенности уровней окажутся одинаковыми (N2 = N1), процессы вынужденного излучения и поглощения начнут компенсировать друг друга и среда станет прозрачной. В такой ситуации обычно говорят о двухуровневом насыщении.

Рис. 1

Таким образом, используя только два уровня, невозможно получить инверсию населённостей. Естественно, возникает во­прос: можно ли это осуществить с использованием более чем двух уровней из неограниченного набора состояний данной атомной системы? В этом случае ответ будет утвердительным, и можно будет соответственно говорить о трёх- и четырёхуровневых лазерах в зависимости от числа рабочих уровнен (рис. 1). В трёхуровневом лазере (рис. 1а) атомы каким-либо способом переводятся с основного уровня 1 на уро­вень 3. Если выбрана среда, в которой атом, оказавшийся в возбужденном состоянии на уровне 3, быстро переходит на уро­вень 2, то в такой среде можно получить инверсию населённостей между уровнями 2 и 1. В четырёхуровневом лазере (рис. 1б) атомы также переводятся с основного уровни (для удобства будем называть его нулевым) на уровень 3. Если после этого атомы быстро переходят на уровень 2, то между уровнями 2 и 1 может быть получена инверсия населенностей. Когда в таком четырёхуровневом лазере возникает генерация, атомы в процессе вынужденного излучения переходят с уровня 2 на уровень 1. Поэтому для непрерывной работы четырехуров­невого лазера необходимо, чтобы частицы, оказавшиеся на уров­не 1, очень быстро переходили на нулевой уровень.

Мы показали, каким образом можно использовать три или четыре энергетических уровня какой-либо системы для полу­чения инверсии населенностей. Будет ли система работать по трех- или четырехуровневой схеме (и будет ли она работать вообще!), зависит от того, насколько выполняются рассмотрен­ные выше условия. Может возникнуть вопрос: зачем исполь­зовать четырёхуровневую схему, если уже трёхуровневая ока­зывается весьма эффективной для получения инверсии насе­ленностей? Однако дело в том, что в четырехуровневом лазере инверсию получить гораздо легче. Чтобы убедиться в этом, прежде всего заметим, что разности энергии между рабочими уровнями лазера (рис. 1) обычно много больше, чем kT, и в соответствии со статистикой Больцмана форму­лу почти все атомы при термодинамическом равновесии находятся в основном состоянии Если мы теперь обозначим число атомов в единице объема среды как Nt,. то в случае трех­уровневой системы эти атомы первоначально будут находить­ся на уровне 1, Переведем теперь атомы с уровня 1 на уровень 3. Тогда с этого уровня атомы будут релаксировать с переходом на более низкий уровень 2. Если такая релаксация происходит достаточно быстро, то уровень 3 остается практически незасе­ленным. В этом случае, для того чтобы населенности уровней 1 и 2 сделать одинаковыми, на уровень 2 нужно перевести поло­вину атомов Nt, расположенных первоначально на основном уровне. Инверсию населённостей будет создавать любой атом, переведенный на верхний уровень сверх этой половины от об­щего числа атомов. Однако в четырехуровневом лазере, по­скольку уровень 1 первоначально был также незаселенным, любой атом, оказавшийся в возбужденном состоянии, будет да­вать вклад в инверсию населённостей. Эти простые рассужде­ния показывают, что по возможности следует искать активные среды, работающие по четырёхуровневой схеме. Для получения инверсии населённостей возможно, разумеется, использование и большего числа энергетических уровней.

Процесс, под действием которого атомы переводятся с уровня 1 на уровень 3 (в трехуровневой схеме лазера) или с уровня 0 на уровень 3 (в четырехуровневой схеме), называется накачкой. Имеется несколько способов, с помощью которых можно реализовать этот процесс на практике, например при помощи некоторых видов ламп, дающих достаточно интенсивную световую волну, или посредством электрического разряда в активной среде. Однако следует заметить, что если верхний уровень накачки пуст, то скорость, с которой верхний лазерный уровень 2 станет заселяться с помощью накачки , в общем случае можно записать в виде



Здесь Ng — населенность основного уровня (т. е. уровня 1 или 0 соответственно на рис. 1 а и б), а Wp — коэффициент, ко­торый называется скоростью накачки. Дли того чтобы до­стигнуть пороговых условий, скорость накачки должна превы­сить некоторое пороговое или критическое значение (Wкр).

Наиболее эффективным четы­рёхуровневым ионом является трёхвалент­ный ион неодима Nd3+ , введённый в состав специальных сортов стекла или кристаллов. Мощные газовые лазеры также обычно работают по четырёхуровневой схеме. Для возбуждения газовых лазеров оптическая накачка применяется редко, так как для газов существуют более эф­фективные методы: электрический разряд, газодинамическое истечение, химические реакции и др., обеспечивающие высокие мощности до сотни кВт. Возбуждение полупроводниковых ла­зеров производят непосредственно постоянным током (инжекционные лазеры), пучком электронов, оптической накачкой и др. (табл.).

Режимы генерации.

Импульсный ре­жим работы лазера обусловлен обычно импульсным режимом возбуждения, но может быть связан и с условиями генерации. Если не приняты специальные меры, то в режиме импульсного воз­буждения возникает так называемый режим свободной генерации, при котором процесс генерации развива­ется, как указано выше, а после прекращения импульса возбуждения генерация прекращается. В зависимо­сти от мощности и длительности им­пульса возбуждения начало генерации запаздывает относительно начала им­пульса возбуждения, и генерация мо­жет пойти на убыль, не достигнув стационарного состояния.

Особый практический интерес представ­ляет режим т. н. гигантских импульсов, для получения которых используется метод модуляции добротности резонатора лазера. Например, перед импульсом возбуж­дения лазера закрывают одно из зеркал резонатора специальным оптическим затво­ром, нарушая положительную обратную связь. В этих



условиях генерация невозможна и включение импульса возбуждения приводит к монотонному нарастанию инверсии в активной среде лазера. Величина энергии возбуждения, за­пасаемая в единице объёма активной среды, пропорциональна плотности активных частиц и ограничивается только процессом сверхлюминесценции. Открыв затвор в конце импульса возбуждения, то есть включая механизм обратной связи, создают условия быстрого развития генерации, которая реализуется в виде короткого мощного (гигантского) им­пульса. Длительность таких импуль­сов и их энергия зависят от скорости включения затвора и свойств активной среды. Обычные значения: длитель­ность 20—50 нс, энергия — от долей до сотен Дж.

Для получения сверхкоротких мощ­ных лазерных импульсов применя­ются затворы в виде кювет, наполнен­ных раствором специальных красителей, быстро (и обратимо) просветляющихся (выцве­тающих) под влиянием излучения ак­тивной среды. Такой затвор, поме­щённый в резонатор лазера, нарушает обратную связь. Импульс возбужде­ния вызывает накопление энергии в активной среде и возникновение сверх­люминесценции. Интенсивность хаотичных импульсов сверхлюминесценции быстро возрастает. Когда один из них окажется достаточно мощным, чтобы вызвать просветление затвора, возникает лавинообразное развитие генерации. При этом фазы генерации всех мод резонатора оказываются вза­имно связанными так, что все генери­руемые волны складываются, образуя сверхкороткий импульс, длительность которого может составлять всего едини­цы и даже доли не. Энергия, забирае­мая таким импульсом из активной сре­ды, обычно составляет лишь малую долю запасённой в среде энергии, поэтому первый импульс, отразив­шись от зеркал резонатора, многократ­но пробегает между ними, образуя последовательность сверхкоротких импульсов, следующих один за дру­гим через время, определяемое разме­рами резонатора (временем двойного пробега светового импульса между зеркалами). Применяя дополнительные устройства, удаётся выделить один из сверхкоротких импульсов.
Свойства лазерных пучков.
Лазерное излучение характеризуется чрезвычайно высокой степенью монохроматичности, когерентности, направленности и яркости. К этим свойствам можно добавить генерацию свето­вых импульсов малой длительности. Это свойство, возможно, менее фундаментально, но оно играет очень важную роль. Рас­смотрим теперь эти свойства подробнее

Монохроматичность

Не слишком вдаваясь в детали, можно оказать, что это свой­ство определяется двумя следующими обстоятельствами: 1) усиливаться может электромагнитная волна только с часто­той ?, определяемой выражением ?=(Е2Е1)/h; 2) поскольку устрой­ство из двух зеркал образует резонатор, генерация может возникать только на резонансных частотах этого резонатора. Последнее обстоятельство приводит к тому, что ширина линии лазерного излучении часто бывает много уже (приблизительно на шесть порядков величины!), чем обычная ширина линии пе­рехода 2?1, которая наблюдается при спонтанном излучении.

Когерентность

Для любой электромагнитной волны можно определить два независимых понятия когерентности, а именно пространствен­ную и временную когерентность.

Для того чтобы определить пространственную когерентность, рассмотрим две точки Р1 и Р2, выбранные с таким условием, что в момент времени t = 0 через них проводит волновой фронт некоторой электромагнитной волны, и пусть E1(t) и Е2(t) —соответствующие электрические поля в этих точках. Согласно нашему условию, в момент времени t = 0 разность фаз элек­трических полей в данных точках равна нулю. Если эта раз­ность фаз остается равной нулю в любой момент времени t > 0, то говорят, что между двумя точками имеется полная когерентность. Если такое условие выполняется для любых пар точек волнового фронта, то данная волна характеризуется полной пространственной когерентностью. Практически для лю­бой точки Р1, если мы имеем достаточную корреляцию фаз, точка Р2 должна располагаться внутри некоторой конечной области,

Рис. 2

включающей точку P1. В этом случае говорят:, что волна характеризуется частичной пространственной когерентностью, причем для любой точки Р можно соответственно опреде­лить область когерентности Sc(P).

Для того чтобы определить временную когерентность, рас­смотрим электрическое поле волны в данной точке Р в момен­ты времени t и t + ?. Если для данного интервала времени ? разность фаз колебаний поля остается одной и той же в лю­бой момент времени t, то говорят, что существует временная когерентность на интервале времени ?. Если такое условие выполняется для любого значения ?, то волна характеризуется полной временной когерентностью. Если же это имеет место лишь для определенного интервала времени ?, такого, что 0 < ? < ?0, то волна характеризуется частичной временной ко­герентностью с временем когерентности ?0. На рис. 2 в качестве примера показана электромагнитная волна с време­нем когерентности ?0, которая имеет вид синусоидального элек­трического поля со скачкообразным изменением фазы через ин­тервалы времени ?0. Видно, что представление о временной когерентности непосредственно связано с монохроматичностью.

Следует заметить, что понятия временной и пространствен­ной когерентности на самом деле не зависят друг от друга. Действительно, можно привести примеры волны, имеющей пол­ную пространственную когерентность, но лишь частичную вре­менную когерентность, и наоборот. Если волна, показанная на рис. 2, представляет электрические поля в точках Р1 и Р2, рас­смотренных выше, то пространственная когерентность в этих точках будет полной, в то время как временная когерентность лишь частичной. В заключение подчеркнем, что понятия про­странственной и временной когерентности дают описание ла­зерной когерентности только в первом порядке.

Направленность.

Это свойство является простым следствием того, что актив­ная среда помещена в резонатор, например плоскопараллельный резонатор, показанный на рис. 2. В таком резонаторе могут поддерживаться только такие электромагнитное волны, которые распространяются вдоль оси резонатора или в очень близком к оси направлении. Для более глубокого понимания свойств направленности лазерных пучков (или в общем слу­чае любой электромагнитной волны) удобно рассмотреть от­дельно случаи, когда пучок обладает полной пространственной когерентностью и когда он имеет частичную пространственную

Рис. 3

когерентность.

Рассмотрим вначале пучок с полной пространственной коге­рентностью. Даже в этом случае пучок с конечной апертурой неизбежно расходится вследствие дифракции.

Рис. 4

Это нетрудно по­нять с помощью рис. 3. На этом рисунке пучок с постоянной интенсивностью и плоским волновым фронтом падает на экран S, в котором имеется отвер­стие диаметром D. Согласно принципу Гюйгенса волновой фронт в некоторой плоскости Р за экраном может быть по­лучен путем суперпозиции эле­ментарных волн, излученных каждой точкой отверстия. Мы видим, что из-за конечного размера D отверстия пучок имеет конечную расходимость ?d. Ее значение можно вычис­лить с помощью теории дифракции. Для произвольного распре­деления амплитуды имеем

; (1)

здесь ? — длина волны, а D — диаметр пучка. ? — числовой коэффициент порядка единицы, значение которого зависит от формы распределении амплитуд и способа, каким определяются расходимость и диаметр пучка. Пучок, расходимость которого описывается выражением (1), называется дифракционно-ограниченным.

Если волна имеет частичную пространственную когерент­ность, то её расходимость будет больше, чем минимальное зна­чение расходимости, обусловленное дифракцией. Действительно, дли любой точки Р’ волнового фронта принцип Гюйгенса (рис. 3) может быть применен только к точкам, расположен­ным в пределах области когерентности Sc около Р’. Таким об­разом, область когерентности действует как ограничивающая апертура для когерентной суперпозиции элементарных волн. Расходимость пучка теперь запишется в виде

,

где как и прежде, ? — числовой коэффициент порядка единицы, точное значение которого зависит от способа, каким определяются расходимость ?с и область когерентности Sc.

В заключение этого общего рассмотрения свойств направ­ленности электромагнитных волн следует заметить, что при со­ответствующих условиях работы выходной пучок лазера можно сделать дифракционно-ограниченным.

Яркость.

Определим яркость какого-либо источника электромагнитных волн как мощность излучения, испускаемого с единицы поверхности источника в единичный телесный угол. Точнее гово­ря, рассмотрим элемент площади dS поверхности источника в точке О (рис. 5).

Рис. 5

Тогда мощность dP, излучаемая элементом поверхности dS в телесный угол d? в направлении OO, может быть записана следующим образом (сферические координаты):

(2)

здесь ? — угол между направлением ОО' и нормалью к поверхности n. Величина В зависит, как правило, от полярных координат ? и ?, то есть от направления ОО' и от положе­ния точки О. Эта величина В называется яркостью источника в точке О в направлении ОО'. В выражении (2) множитель cos? обусловлен тем, что физи­чески важной величиной является проекция dS на плоскость, перпендикулярную направлению ОО'. Если В не зависит от ? и ?,то говорят, что источник является изотропным (источником Ламберта). Яркость лазера даже небольшой мощности (на­пример, несколько милливатт) на несколько порядков превосхо­дит яркость обычных источников. Это свойство в основном является следствием высокой направленности лазерного пучка.

ВИДЫ ЛАЗЕРОВ

ГАЗОВЫЕ ЛАЗЕРЫ


Газовый лазер — оптический квантовый, генератор с газообразной активной средой. Газ, в котором за счёт энергии внеш. источника (накачки) создаётся состояние с инверсией населённостей двух уровней энергии (верхний и нижний лазерные уровни), помещается в оптический резонатор или прокачи­вается через него. В резонаторе воз­буждённые на верхний лазерный уро­вень частицы газа в результате вынужден­ных переходов на нижний уровень излу­чают. Часть электромагнитного излучения выво­дится из резонатора наружу. В тех случаях, когда время жиз­ни верхнего лазерного уровня мало, а коэффициент усиления велик, генерирует­ся не вынужденное излучение, а уси­ленное спонтанное излучение (супер­люминесцентные газовые лазеры или газовые лазеры на сверхсветимости, характерные для УФ диапазона).

Семейство газовых лазеров многочисленно. Они охватывают диапазон длин волн ?, от УФ области спектра до субмилли­метровых волн. Большинство газовых лазеров работают в непрерывном, а также и в импульсном режимах и позволяют по­лучать большие выходные мощности при высокой направленности излуче­ния и стабильности его частоты.

Особенности газовых лазеров. Газы по сравнению с конденсированными средами обладают боль­шей однородностью. Поэтому световой луч в газе в меньшей степени искажа­ется и рассеивается. В результате на­правленность излучения газовых лазеров дости­гает предела, обусловленного дифрак­цией света (дифракционный предел расходимости). Расходимость светового луча газового лазера в видимом диапазоне ~10-5—10-4 рад. В ИК диапазоне ~10-4—10-3 рад.

Благодаря малой плотности газа ширина спектральной, линии обусловлена главным образом доплеровским уширением, величина которого мала. Это, а также применение ряда методов, использующих свойства доплеровски уширенной линии, позволяет достичь высокой стабильности частоты.

Вместе с тем малая плотность газа препятствует получению такой высо­кой плотности возбуждённых частиц, которая характерна для твёрдых тел и жидко­стей. Поэтому удельный энергосъём у газовых лазеров ниже, чем у твёрдотельных лазеров и жидкостных лазеров. Однако пере­ход к более высоким давлениям и соз­дание быстропроточных газовых лазеров резко увеличили их мощность (см. дальше).

Специфика газов проявляется в раз­нообразии типов частиц, уровни которых используются для возбуждения гене­рации (нейтральные атомы, ионы, неустойчи­вые молекулы). Поэтому процессы, используемые для создания инверсии населённостей, в газовом лазеров весьма много­образны. К их числу относятся элек­трический разряд, химическое возбуждение, фотодиссоциация, газодинамические процессы, возбуждение электронным пучком и т. д. Оптическая накачка с помощью газо­разрядных ламп, применяемая в жид­костных и твёрдотельных лазерах, ма­ло эффективна для большинства газовых лазеров, т. к. газы обладают узкими линиями поглощения.

В подавляющем большинстве газовых лазерах инверсия населённостей создаётся в электрическом разряде (газоразряд­ные лазеры). Электроны, образую­щиеся в разряде при столкновениях с частицами газа (электронный удар), возбуждают их, т. е. перево­дят на более высокие уровни энергии. Возбуждение электронным ударом обычно сочетается в газовых лазерах с другим меха­низмом возбуждения — резонансной передачей энергии частицам одного сорта (рабочим частицам) от добавляемых частиц другого сорта (вспомо­гательных) при неупругих соударени­ях.

Лазеры на нейтральных атомах. Исторически первым газовым лазером, появив­шимся в 1961 (американский физик А. Джаван), был гелий-неоновый лазер. В гелий-неоновом лазере ра­бочим веществом являются нейтральные атомы неона Ne. В электрическом разряде часть атомов Nе переходит с основного уровня ?1 на возбуждённый верхний уровень энергии ?3 (рис. 6). Но в чистом Nе время жизни на уровне мало, атомы быстро «соскакивают» с него на уровни ?1 и ?2, что препятствует созданию доста­точно высокой инверсии населённостей (превышающей порог генерации) для пары уровней ?2 и ?3. Примесь Не существенно меняет ситуацию. Первый возбуждённый уровень атома Не совпадает с верхним, уровнем ?3 неона. Поэтому при столкновении возбуж­дённых электронным ударом атомов Не, с невозбужденными атомами Nе (с энергией ?1) происходит передача возбуждения, в результате которой ато­мы Nе будут возбуждены на уровень ?3, а атомы Не возвращаются в основное состояние. При достаточно большом числе атомов Не в газовой

Рис. 6

смеси можно добиться преимущественного заселе­ния уровня ?3 неона. Этому же спо­собствует опустошение уровня ?2 неона, происходящее при соударениях атомов со стенками газоразрядной трубки (рис. 7). Для эффективного опустошения уровня ?2 диаметр трубки должен быть достаточно мал. Однако малый диаметр трубки ограничивает число атомов Nе и, следовательно, мощность генерации. Оптимальным с точки зре­ния максимальной, мощности генерации является диаметр трубки около 7 мм при давлении 1 мм рт.

Рис. 7

ст. и определённом соотношении Nе и Не (1 : 10).

Уровни неона ?2 и ?3 обладают сложной структурой, т. е. состоят из множества подуровней. В результате гелий-неоновый лазер может работать на 30 длинах волн в области видимого света и ИК излучения. Зеркала оптического резонатора имеют многослойные диэлектрические покрытия. Это позволяет создать необходимый коэффициент отраже­ния для заданной длины волны и воз­будить тем самым в газовом лазере генерацию на требуемой частоте.

Мощность генерации гелий-неоново­го лазера достигает всего десятых до­лей Вт при кпд ? 0,1%. Тем не менее высокие монохроматичность и направленность излучения, а также простота устройства обусловили широкое применение гелий-неоновых газовых лазеров. Красный гелий-неоновый лазер (?=0,6328 мкм) используется при юстировочных и нивелировочных работах. Гелий-неоновые лазеры применяются при наладочных работах в голографии, в квантовых гироскопах и оптических стандартах частоты.

Со времени появления гелий-неоно­вого лазера генерация получена более чем на 450 различных переходах между уровнями нейтральных атомов 34 химических эле­ментов. Возбуждение непрерывной ге­нерации происходит в положительном столбе тлеющего разряда при плотности тока j~100—200 А/см2. Для импульсной генерации используется импульсный разряд с послесвечением. Плотность тока в импульсном разряде может достигать 300 А/см2, а в случае им­пульса с крутым фронтом — сотен и тысяч А/см2, что создаёт высокую пи­ковую мощность генерации.

Ионные лазеры обладают большей выходной мощностью, чем газовые лазеры на нейтральных атомах. Генерация на ионизированных газах впервые получена американским фи­зиком У. Б. Бриджесом в 1964. Инверсия населённостей создаётся между уровнями энергии атомарных ионов в электрическом разряде. Относительно боль­шая концентрация ионов обеспечи­вается высокой плотностью тока, который в ионных лазерах достигает десятков тысяч А/см2. Поэтому электрический раз­ряд осуществляется в тонких капил­лярах (диаметр до 5 мм), обладающих высокой теплопроводностью (например, из бериллиевой керамики). Кпд ионных лазеров невысок (?0,1%).

Генерация наблюдается на 440 пере­ходах ионов 29 элементов. Наиболее мощная генерация (несколько сотен Вт) получена в сине-зелёной области спек­тра (?= 4880 мкм, ?= 0,5145 мкм) на ионах Аг2+, в жёлто-красной (0,5682 мкм, 0,6471 мкм) на ионах Кr2+, на УФ линиях Ne2+, Аr3+ и Кr3+. Выходная мощность ионных газовых лазеров резко зависит от тока разряда I (рис. 8).

Рис. 8

Ионные газовые лазеры применяются в физических исследованиях, в оптической связи и лока­ции ИСЗ, в технологии, фотобиологии и фотохимии и в лазерном разделении изотопов.

Лазеры на парах металлов. В особую обширную группу выделяются газовые лазеры на парах металлов (атомы и ионы), перспективные для получения высоких кпд. Для получения высокого кпд необходимо, чтобы опустошение нижнего лазерного уровня происходило не за счет спонтанных переходов, а в ре­зультате столкновений с атомами и молекулами (столкновительные газовые лазеры). Атомы некоторых металлов обладают благоприятной для этого структурой уровней. Для них квантовый выход может достигать 0,7. Генерация осуществлена для 27 металлов; наи­лучшие результаты получены для газовых лазеров на парах Cu (уровни Cu+): ?= 510,5 нм, ?= 578,2 нм, средняя мощность 43,5 Вт, пиковая мощность 200 Вт, кпд ~1%. Чрезвычайно высокий коэффициент усиле­ния позволяет использовать их в качестве квантовых усилителей света (без резона­тора). На этом основан лазерный проекционный микроскоп.

Распространены также газовые лазеры на па­рах Сd (уровни Cd2+). Инверсия насе­лённостей образуется в результате пе­редачи энергии от возбуждённых атомов Не. Гелий-кадмиевый газовый лазер в не­прерывном режиме позволяет получить мощность генерации 10—50 мВт на линии ?=441,6 нм (синяя область) и несколько мВт на линии ?= =3250нм (УФ область) при кпд 0,1%.

Молекулярные лазеры являются наиболее мощными газовыми лазерами и обладают высоким кпд. Первый возбуждённый уровень атома или иона обычно имеет энергию, равную Ѕ энергии ионизации (поряд­ка нескольких эВ), остальные уровни распо­ложены выше, сгущаясь к ионизационному пределу. Поэтому боль­шинство процессов возбуждения неселективно: возбуждается одновремен­но много уровней. В результате квантовый выход и кпд невелики.

Молекулы, в отличие от атомов, кро­ме электронных уровней имеют колебательные н вращательные уровни энергии. Расстояния между нижними колебательными уров­нями часто малы (10–1—10–2 эВ), по­этому можно возбудить только коле­бания молекул, не «затрагивая» электроны. У многоатомных молекул существует несколько типов колебаний. Излучательные переходы между уровнями одинакового типа дают квантовый выход, близкий к единице. Высокая эффективность возбуждения колебательных уровней, большой квантовый вы­ход и селективность резонансной пере­дачи энергии позволяют достичь в молекулярных газовых лазерах кпд ~20—25%.

Генерация наблюдается на колебательно-вращательных переходах 23 молекул. Наиболее интересны молекулярные лазеры на СО2 (?=9,4 мкм, ?=10,6 мкм). В газо­разрядных СО2-лазерах электроны в тлею­щем разряде возбуждают колебательные уровни молекул СО2 и N2. Инверсия населённостей достигается электрон­ным ударом и резонансной передачей возбуждения. Молекулы N2 при столк­новении с молекулами СO2 передают им энергию, заселяя верхний лазерный уровень. Высокая инверсия насе­лённостей достигается при введении в газовую смесь кроме N2 других газов, опустошающих нижний лазерный уро­вень (Не, Н2О). Давление газа р и диаметр разрядной трубки D ограничены условием устойчивости горения разря­да и необходимостью теплоотвода. По­этому достижимая мощность излуче­ния ~1 кВт.

Рис. 9

В более мощных СО2-лазерах ис­пользуется схема с поперечным разря­дом и непрерывной прокачкой газа (рис. 9). При этом давление р газа и плотность тока j ограничены только устойчивостью газового разряда. Пе­реход к несамостоятельному разряду (иониза­ция газа обеспечивается электронным пучком, УФ излучением и др.) позво­ляет возбуждать большие объёмы газа при высоких давлениях (до 20— 50 атм). Быстропроточные СО2-лазеры с поперечным несамостоятельным разрядом генерируют излучение мощностью в де­сятки кВт при кпд ~15—20%.

Возможность импульсно возбуждать большие объёмы газа при высоких дав­лениях привела к созданию импульс­ных СО2-лазеров с энергией излуче­ния до 10 тыс. Дж в импульсе. Быстропроточные газовые лазеры используются в тех­нологии, а импульсные СО2-лазеры— для разделения изотопов.

Помимо электрического разряда в молекулярных газовых лазерах для возбуждения генерации ис­пользуются другие методы. Они реализуются в газодинамических, химических и эксимерных лазерах, рассмотренных ниже.

Газодинамический лазер — газовый лазер, в котором инверсия насе­лённостей создаётся в системе колебательных уровней энергии молекул газа путём адиабатического охлаждения нагретых га­зовых масс, движущихся со сверхзвуковой скоростью. Газодинамический лазер состоит из нагрева­теля, сверхзвукового сопла (или набора сопел, образующих сопловую ре­шётку), оптического резонатора и диффузора. В нагревателе происхо­дит тепловое возбуждение специально подобранной смеси газов (в результате сгорания топлива или подогрева с по­мощью электрических разрядов и ударных волн). При течении газа в сверхзвуко­вом сопле смесь быстро охлаждается; при этом нижние уровни энергии опусто­шаются быстрее, чем верхние, в ре­зультате чего образуется инверсия населённостей определённых уровней энергии молекул. В резонаторе генерируется когерентное излучение. Диффузор предназначен для торможения потока и повышения давления газа.

Самые мощные газодинамические лазеры работают в ИК области спектра (?=10,6 мкм) на пере­ходах между колебательными уровнями моле­кул СО2 (в смеси с азотом и парами во­ды или гелием). В этих газодинамических лазерах наиболее просто получить генерацию в продук­тах сгорания углеводородных топлив. Получена генерация в ИК газодинамического лазера на молекулах СО, N2O и СS2. Кпд этих лазеров невелик (~1%), что связано с неболь­шой эффективностью теплового воз­буждения и переходом основной доли энер­гии в кинетическую энергию молекул. Пре­имущество таких лазеров — возможность непре­рывной генерации значит, мощности (до сотни кВт). Перспективно создание мощных газодинамических лазеров на переходах между электронными уровнями атомов и мо­лекул, излучающих в видимой области спектра (фоторекомбинационные и плазмо-динамические лазеры).

Химический лазергазовые лазеры, в которых инверсия населённостей образуется в результате химических реакций. Возможность создания такого рода лазеров основана на том, что продукты мно­гих экзотермических химических реакций обра­зуются преимущественно в возбуждённых состоя­ниях. Большинство химических лазеров работает на колебательных переходах двух­атомных молекул. Возбуждение осу­ществляется в результате экзотермических реакций замещения:

А+ВС?АВ+С+∆?,

причём значительная часть ? выделяющейся энергии ∆? идёт на возбуждение колебательных уровней молекулы АВ. В ре­зультате образуется неравновесный газ двухатомных молекул АВ, в котором средняя величина колебательной энергии зна­чительно превышает величину энер­гии, приходящейся на поступательную и вращательную степени свободы молекул. Такой неравновесный газ является ак­тивной средой с инверсной населён­ностью для большого количества колебательных переходов. В таблице приведены некоторые реакции, приводящие к инверсной населённо­сти, величины ∆? и ?, а также при­мерный диапазон длин волн ? излу­чения, соответствующий каждой из реакций.

Таблица 1



Для работы химического лазера требуется создать некоторое количество химически активных свободных радикалов (атомов А). Для этого используются: прямой нагрев, приводящий к термической диссоциации вещества; облучение УФ или видимым светом, приводящее к частичной фото­диссоциации исходных продуктов; химические реакции, сопровождающиеся по­явлением свободных радикалов; газо­вый разряд, в котором частичная диссо­циация компонент происходит в ре­зультате столкновений молекул с электронами, электронная бомбардировка и др. Т. к. в результате реакций, при­водящих к возбуждению химического лазера, про­исходят необратимые изменения химического состава исходных веществ, необходимое условие длительной работы лазера — не­прерывное возобновление рабочего вещества.

Основные параметры, характеризу­ющие эффективность этого типа лазера— его химический кпд ?х (отношение энергии лазерного излучения к величине энергии, выделя­ющейся в результате химических реакции) и так называемой электрический кпд ?э (отношение энергии лазерного излучения к энер­гии, затрачиваемой на инициирование химической реакции). Т. к. энергия, требуе­мая для инициирования многих экзотермических реакций, меньше энергии, которая выделяется в результате проте­кания таких реакций, то величина ?э не имеет принципиальных огра­ничений сверху и может превышать 100%, например химический лазер на основе цепной реакции фтора с водородом (или дей­терием):

F+H2?HF+H,

H+F2?HF+F

имеют ?э>90%. Однако для химических лазеров на основе цепных реакций ?х относитель­но невелико (~1%), поскольку, например, при малой начальной степени диссоциации молекул F2 время протекания цепной реакции оказывается много больше времени разрушения инверсной на­селённости в результате межмолекулярных соу­дарений. В связи с этим наиболее мощ­ные хим. лазеры на основе НF (DF), обла­дающие высоким ?х (до 10%), рабо­тают на основе простых реакций заме­щения (табл.). Максимальная энергия излу­чения НF-лазеров (в импульсном режиме)>2 кДж при длительности им­пульса ~30 нc. Наиболее мощные химические лазеры на НF непрерывного действия работают при прокачивании активно­го вещества через резонатор со сверхзвуковой скоростью и обладают выходной мощ­ностью в несколько кВт при ?э~2—4%. В основе применений хим. лазеров ле­жат, с одной стороны, их высокие мощность генерации и кпд, а с дру­гой — возможность получения гене­рации на большом числе переходов в широкой области ИК спектра. Наряду с другими типами мощных лазеров химические лазеры используются в технологии, в уста­новках по исследованию лазерного управляемого термоядерного синтеза, в лазерной спектроскопии, лазерной химии и лазерном разделении изото­пов, а также при исследовании про­цессов молекулярных соударений.

ЭКСИМЕРНЫЕ ЛАЗЕРЫ — газовые лазеры, работающие на переходах между электронными уровнями эксимерных молекул (молекул, существующих только в электронно-возбуждённом состоянии). Нижний уровень лазерного перехода является так называемым «отталкивательным» (невозбуж­дённые атомы отталкиваются друг от друга и не

Рис. 10

образуют молекулу). Энер­гия верхнего уровня лазерного перехода (один из атомов X* возбуждён) имеет минимум, соответствующий образо­ванию эксимерной молекулы (рис. 10), При наличии в газе некоторого количества эксимерных молекул, создаваемых накачкой, инверсия населённостей возникает благодаря эффективному опустоше­нию нижнего уровня за счёт разлёта ядер. Быстрое опустошение нижнего уровня обусловливает аномально большую ширину линий усиления эксимерного лазера (?10–2—10–1 эВ).

В эксимерных лазерах используются двухатомные эксимерные молекулы — короткоживущие соединения атомов инертных га­зов друг с другом, с галогенами или с кислородом (см. табл. 2). Излучение этих молекул соответствует видимой или УФ областям спектра. Это объяс­няет интерес к данным лазерам как к источникам УФ когерентного излучения. Аномаль­но большая ширина линии усиления открывает возможность перестройки частоты генерации.

Таблица 2



Активная среда лазера состоит из инертного газа при атмосферном или несколько большем давлении с возмож­ными малыми добавками галогенсодержащих молекул (давление р ? 10–2 атм). Эксимерные молекулы об­разуются в результате протекания следующих процессов:

R*+X2?RX*+X,

R*+2R?+R,

где R — атом инертного газа, Х2 — молекула галогена (звёздочка озна­чает электронно-возбуждённое состо­яние). В силу малых времён жизни активных молекул (~10–8 с), малости ? и большой ширины линии усиления для осуществления генерации требу­ется создать достаточно высокую концентрацию эксимерных молекул. Это достигается за счёт использова­ния мощных импульсных источников возбуждения — мощных электронных пучков или импульсного поперечного разряда, который обычно для обеспече­ния объёмной однородности предва­рительно инициируют маломощным электронным пучком или фотоионизирующим УФ излучением.

Наиболее эффективны и хорошо изучены эксимерные лазеры на АrF, КrF, ХеF. Вы­ходная энергия этих лазеров при воз­буждении электронным пучком или электрическим разрядом, инициируемым электронным пучком, достигает нескольких сот Дж при кпд 10% и длительности импульса ~10–8 с. При возбуждении импульсным электрическим разрядом кпд ~1%, однако возможность реализа­ции импульсного режима с высокой частотой повторений (~104 Гц) делает такой способ возбуждения удобным. Средняя мощность генерации импульсных эксимерных лазеров с газоразрядным возбуждением достигает нескольких десятков Вт. Угловая расходимость излучения при исполь­зовании резонатора специальной конструк­ции достигает дифракционного предела.

Высокая мощность и эффективность эксимерных лазеров, малость длины волны и возмож­ность её перестройки с помощью параметрических генераторов света и других устройств делают их перспективными. Эти лазеры используются для оптической накачки ла­зеров на красителях. Они перспектив­ны для селективной лазерной фото­химии и лазерного разделения изото­пов, а также лазерного термоядерного синтеза.

ЖИДКОСТНЫЕ ЛАЗЕРЫ


Жидкостной лазер — лазер с жидким активным веществом. Преимуще­ство этого лазера перед твердотельными ла­зерами — однородность и возмож­ность циркуляции в нём жидкости с целью её охлаждения. Это позволяет получить большие энергии и мощности излучения в импульсном и непрерывном режимах. В первых жидкостных лазерах (1964—65) использовались растворы редкоземельных (РЗ) хелатов — комплексных соеди­нений, в которых активными являются ноны РЗ элементов. Свет накачки поглоща­ется окружающими РЗ атомами, об­ладающими широкими полосами воз­буждения. Энергия, поглощённая эти­ми атомами, быстро передаётся цент­ральному РЗ иону (Nd, Eu), т. к. электронные облака РЗ иона и окру­жающих его атомов перекрываются. Большие времена жизни метастабильных уровней Еu и Nd позволяют дос­тичь порога генерации. Однако хела-ты не нашли применения в жидкостных лазерах вследствие малой излучаемой ими энергии и их недостаточной химической стой­кости. На смену им пришли лазеры на красителях и на неорганических жидкос­тях (смесь Нd с оксихлоридом фосфора и тетрахлоридом олова и др., рис. 10), их кпд ~2—5%. Жидкостные лазеры, работающие на неорганических актив­ных жидкостях, излучают большую энергию при значительной средней мощности. При этом они генерируют излучение с узким спектром частот.

Рис. 11

Одним из видов жидкостных лазеров являются лазеры на красителях, использующие в качестве актив­ной среды органические соединения с раз­витой системой сопряжённых связей (красители в виде растворов или па­ров). Первые такие лазеры появились в 1966—67. Наиболее распространены производные оксазола, оксадиазола, бензола, а также кумариновые, ксантеновые, оксазиновые и полиметиновые красители. Электронные уровни молекул красителей сильно уширены (непрерывная совокупность колебательных состояний). Усиление и генерация возникают на переходах с нижних колебательных подуров­ней первого возбуждённого электрон­ного состояния S1 на верхние, слабо заселённые подуровни основного электрон­ного состояния S0 (рис. 12,а).

Рис. 12

Помимо излучательных переходов S1? S0 часть молекул после возбужде­ния претерпевает безызлучательный переход в метастабильное триплетное состояние Т1. Накопление молекул в состоянии Т1 приводит к поглощению генерируемого излучения и переходу Т1 ? Т2. Для устранения поглощения применяют кратковременные импульсы накачки с длительностью ? < ?т (?т— время заселения уровня Т1, ?т ~10–6—10–7 с) либо добавляют в раствор «тушители», дезактивирующие метастабильный уровень, или осуще­ствляют протекание раствора через область накачки и оптический резонатор со ско­ростью, при которой молекула пересе­кает область накачки за время t < ?т (непрерывный режим генерации).

Оптическую накачку осуществляют ла­зерами (эксимерный лазер, газовые лазеры на N2, на парах Сu, твердо­тельные лазеры) и газоразрядными им­пульсными лампами. В случае им­пульсной лазерной накачки лазер на красителях излучает одиночные или периодически повторяющиеся импульсы длитель­ностью от 1—2 до десятков нс при кпд от единиц до нескольких десятков % и мощности излучения, достигающей сотен МВт. Спектр излучения смещён в длинноволновую сторону относи­тельно лазера накачки (рис. 12,б) и генерация при смене красителя мо­жет быть получена на любой длине волны ? от 322 нм до 1260 нм. Наи­более широкую область перестройки спектра даёт накачка рубиновым лазером (основная волна ?=94 нм и вторая оптическая гармоника ?=347 нм).

Непрерывный режим генерации осуществляется при накачке красителей аргоновым или криптоновым лазерами. Область перестройке от 400 до 960 нм, кпд от единиц до десятков %, выходная мощность ~1–20 Вт. Особенно эффективны лазеры на красителях с прокачкой через резонатор раствора красителя, например в форме сво­бодной струи. Фильтр с нелинейным поглощением, помещённый в резона­тор, позволяет осуществить режим синхронизации мод, обеспечивающий непрерывную последовательность уль­тракоротких импульсов длительностью до 2∙10–13 с.

Лазеры на красителях с нелазерной накачкой ра­ботают в импульсном режиме с дли­тельностью излучения до 102 мкс. Для накачки используются коакси­альные или трубчатые импульсные лампы с крутым фронтом нараста­ния импульса. При накачке стан­дартными трубчатыми лампами (дли­тельность фронта ?ф ~ 10 мкс) энергия излучения ~ ~10 Дж, а кпд ~1%; в случае специальных ламп накачки получе­ны импульсы с энергией в несколько сотен Дж. При частоте повторения 200-300 Гц ламповой накачке мощность излучения >100 Вт (для родамина, ? ~ 580 нм). При длительности раз­ряда ламп накачки<1мкс область перестройки спектра ~ 340—960 нм. В случае более длительных импульсов на­качки (~ 10 мкс) область перестройки сужается (400—700 нм).

В простом оптическом резонатор красители генерируют излучение ши­рокого спектрального состава (∆? ~ 10 нм). Однако линия генерации легко может быть сужена до 10–3 — 10–4 нм без значительных потерь энергии излучения при использовании дисперсионных элементов, например дифракционной решётки (рис. 13). Наиболее узкие линии (~103 Гц) получают в непрерывных стабилизированных лазерах на красителях. Перестройка обычно осуществляется заменой кра­сителя (грубая) и поворотом дисперсионных элементов (плавная).

Рис. 13

Благодаря возможности получения высокого усиления в малом объёме лазеры на красителях перспективны для миниатю­ризации лазерных устройств. Особен­но интересны лазеры с распределён­ной обратной связью, где резонатор — периодическая структура (стационарная или динамическая), создаваемая в самой активной среде.

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ


Полупроводниковый лазер — лазер на основе полупроводникового кристалла. В отличие от лазеров других типов, в этом лазере используются излучательные квантовые переходы между раз­решёнными энергетическими зонами, а не дискретными уровнями энергии. В полупроводниковой активной среде может достигаться очень большой показатель оптического усиления (до 104 см–1), благодаря чему размеры активного элемента лазера исключи­тельно малы (длина резонатора ~50 мкм — 1 мм). Помимо компакт­ности, особенностями полупроводниковых лазеров являются малая инерционность (~10–9 с), высокий кпд (до 50%), возможность спектральной перестройки и большой выбор веществ для генерации в широком спектральном диапазоне от ?=0,3 мкм до 30 мкм (рис. 14).

Рис. 14

Активными частицами в лазере служат избыточные (неравновесные) электроны проводимости и дырки, т. е. свободные носители заряда, которые мо­гут инжектироваться, диффундировать и дрейфовать в активной среде. Важ­нейшим способом накачки в полупроводниковом лазере является инжекция через р — n-переход или гетеропереход, позволяющая осущест­вить непосредственное преобразование электрической энергии в когерентное из­лучение (инжекционный ла­зер). Другими способами накачки служат электрический пробой (например, в так называемых стримерных лазерах), бомбардиров­ка электронами (полупроводниковый лазер с электронной накачкой) и освещение (полупроводниковый лазер с оптической накачкой). Полупроводниковые лазеры пред­ложены Н. Г. Басовым и др., впер­вые осуществлены на pn-переходе в кристалле GаАs Р. Холлом, М. И. Нейтеном (США) и др., с элект­ронной накачкой Басовым с сотрудниками.

Р
ис. 15

Оптическое усиление в полупроводниках возникает под действием интенсивной накачки при выполнении условий ин­версии населённости уровней вблизи дна ?с в зоне проводимости и потолка ?? в валентной зоне (рис. 15). При этом вероятность заполнения электронами верх­них рабочих уровней в разрешённой зоне (зоне проводимости) больше, чем нижних уровней (валентной зоны). В этом случае вынужденные излучательные переходы преобладают над поглощательными переходами. Величина оптического усиле­ния зависит не только от интенсивно­сти накачки, но и от других факторов: вероятности излучательной рекомби­нации, внутреннего квантового выхода из­лучения, температуры. В качестве лазерных материалов используются прямозонные полупроводники (например, GaАs, СdS, РbS), в которых квантовый выход излу­чения может достигать 100%. На не-прямозонных полупроводниках (Gе, Si) пока не удаётся создать полупроводниковый лазер. Раз­нообразие полупроводниковых лазер­ных материалов позволяет перекрыть широкий спектральный диапазон с по­мощью полупроводниковых материалов (табл. 3,4).

Табл. 3




Табл. 4



Инжекционный полупроводниковый лазер представляет собой полупроводниковый диод, две плоскопараллельные грани которого, перпендикулярные плоскости pn-перехода и гетероперехода, служат зеркалами оптического резонатора (коэффициент отражения ~30%, рис. 16). Иногда при­меняются внеш. резонаторы. Инверсия заполнения

Рис. 16

достигается при большом прямом токе через диод за счёт инжекции избыточных носителей в слой, прилегающий к переходу. Генерация когерентного излучения возникает в полосе краевой люминесценции, если оптическое усиление способно превзойти потери энергии, связанные с выводом излучения наружу, поглощением и рассеянием внутри резонатора. Ток, соответствующий началу генерации, называется пороговым. Плотность порогового тока в инжекционных лазерах обычно ~1 кА/см2 (табл. 4).

Наибольшее распространение полу­чили полупроводниковые лазеры на основе гетероструктур (гетеролазеры), они имеют наиболее низкие пороговые плот­ности тока при температурах 300 К. Гетеролазер содержит 2 гетероперехо­да, один типа p n, инжектирую­щий электроны (эмиттер), и другой, типа p p, ограничивающий диффузное растекание носителей заряда из ак­тивного слоя; активная область зак­лючена между ними. В так называемых поло­сковых лазерах активная область в форме узкой полоски шириной 1—20 мкм протягивается вдоль оси резонатора от одного зер­кала к другому. Благодаря малым раз­мерам активной области пороговый ток полосковых гетеролазеров доста­точно мал (5—150 мА) для получения непрерывной генерации при T=300 К. Мощность излучения таких полупроводниковых лазеров (~100 мВт) ограничена перегревом активной области. В коротких им­пульсах лазеры испускают большую мощность (до 100Вт), которая ограниче­на оптическим разрушением торцевых гра­ней. Многоэлементные инжекционные полупроводниковые лазеры создают в импульсе мощность до 10 кВт.

Полупроводники, из которых могут быть изготовлены гетеролазеры, при различном химическом составе должны обладать одинаковым периодом кристаллической решётки. Используются многокомпонентные твёрдые растворы, среди которых можно найти непрерывные ряды веществ с постоянным периодом решётки (изопериодические системы). Например, в гетеролазере на основе твёрдых растворов AlxGa1-xAs гетероструктуру составляют слои (рис. 17): p(AlxGa1-xAs); р(GaАs); n(AlxGa1-xAs).

Рис. 17

В полупроводниковых лазерах с электронной накачкой ис­пользуются пучки быстрых электронов с энергией 104 — 105 эВ (как правило, меньшей порога образования радиа­ционных дефектов в кристалле). Избы­точные носители заряда образуются в результате ионизации при замедлении быстрых электронов. Глубина проникнове­ния электронов зависит от энергии и может достигать 10–2 см. Полупроводниковые лазеры этого типа, помимо активного элемента, содержат источник высокого напряжения, элек­тронную пушку и систему фокусиров­ки и управления пучком. Достоинство лазеров с электронной накачкой — воз­можность сканирования излучающего пятна по активному элементу, что поз­воляет осуществить воспроизведение и проектирование на большой экран телевизионного изображения (разно­видность лазерного телевидения). Мощ­ность излучения в импульсе в лазерах этого типа может достигать 1 МВт (при накачке большого объёма кри­сталла или многоэлементной мишени). Полупроводниковые лазеры с электронной накачкой изготов­ляются в виде отпаянной вакуумной трубки с оптическим окном для вывода лазерного излучения.

ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ ЛАЗЕРЫ


Твердотельные лазеры — это оптические квантовые генераторы, в которых активным веществом являются диэлектрические кристаллы и стёкла, со­держащие ионы редкоземельных или переходных элементов, энергетические уров­ни которых используются для создания инверсии населённостей. Полупровод­никовые лазеры, являясь также твер­дотельными, выделяются в особую группу, т. к. в них используются не квантовые переходы между энергетическими уровнями «рабочих» ионов, а квантовые переходы между разрешёнными энер­гетическими зонами полупроводников. Твердотельный лазер находит ши­рокое применение как в фундаментальных научных исследованиях, так и в промышленности и медицине, что обусловлено главным образом возможностью достижения большой ударной энергии и импульсной мощности генерации благодаря высокой кон­центрации активных частиц.

Рубиновый лазер (Т. Мейман, США, 1960). Рубин представляет собой кри­сталл корунда Аl2O3 с примесью (~0,05%) ионов Сr3+, заменяющих в кристаллической решётке атомы Аl. Погло­щение света, соответствующего синей и зелёной областям спектра, пере­водит ионы Сr3+ с основного уровня Е1 на возбуждённые уровни Е3, образу­ющие две широкие полосы 1 и 2 (рис. 18). Затем за сравнительно малое время (~10–8 с) осуществляется

Рис. 18

безызлучательный переход этих ионов на метастабильные уровни Е2 и E2. Избыток энергии при этом передаётся колеба­ниям кристаллической решётки. Время жизни ионов Сr3+ на уровнях Е2 и Е2 порядка 10–3 с. При освещении кри­сталла светом, соответствующим синей и зелёной областям спектра (полосы накачки), происходит «накопление» ионов Сr3+ на уровнях E2 и E2, а при достаточной мощности накачки возникает инверсия населённостей от­носительно уровня E1. Для достижения инверсии необходимо перевести более Ѕ ионов на уровни E2, E2 за время порядка 10–3 с. Источниками на­качки служат обычно импульсные ксеноновые лампы (длительность импульса ~10–3 с). За это время в каждом см3 кристалла поглощается энергия ~ несколько Дж. Если инверсия населён­ностей достигает порогового значе­ния, при котором усиление за счёт вынужденного испускания превышает потери энергии в резонаторе, то возникает режим генерации (см. ниже). Рубиновый лазер генерирует на длине волны ~ 0,7 мкм.

Отношение энергии лазерного импульса к электрической энергии питания лампы накачки — кпд рубинового лазера мал (несколько %) вследствие потерь на преобразование электрической энергии в световую в лампах и в схеме питания, неполного поглощения энергии излу­чения ламп активным элементом (~15%) и в результате безызлучательных потерь энергии в активном веще­стве. Удельная энергия импульса генерации от каждого см3 вещества рубинового лазера достигает нескольких Дж; примерно столько же энергии передаётся решётке кри­сталла вследствие безызлучательных потерь. Выделение энергии ~1 Дж/см3 нагревает кристалл на десятки градусов. Выделение теплоты происходит не­одинаково по сечению активного вещества, нарушая его оптическую однородность. Это приводит к искажению фронта ге­нерируемых волн и к расходимости луча лазера. При чрезмерном выделении теплоты кристалл разрушается.

Лазерные среды твердотельных лазеров. К 1982 ла­зерный эффект обнаружен более чем у 250 диэлектрических кристаллов с примеся­ми. Среди них можно выделить группу так называемых оксидных лазерных кристаллов [например, рубин , итриево-алюминиевый гранат, активирован­ный ионами неодима: Y3Аl5О12(Nd3+), ниобат никеля NiNbO3(Nd3+)] и группы фторидных кристаллов [LiYF4(Nd3+), LiHoF4(Nd3+) и др.]. Большинство твердотельных лазеров излучает в диапа­зоне ? от 1 до 3 мкм. Для улучшения параметров, в частности повышения кпд, в кристалл наряду с рабочими ионами — активаторами добавляют ионы — сенсибилизаторы. Их роль сводится к поглощению энергии и пе­редаче возбуждения рабочим ионам.

Для создания малогабаритных лазеров применяются кристаллы, в которых активные ионы входят в со­став кристаллической решётки (например, пентафосфат неодима), а не вводятся в ка­честве примесей. В таких кристаллах потери энергии из-за концентрации ту­шения уменьшены за счёт упорядочен­ного расположения активных ионов и фиксированных расстояний между ни­ми. При этом концентрация активных ионов может превышать 20% , в то вре­мя как в примесных кристаллах она не превышает 5% из-за большой вероят­ности образования близких пар, для которых безызлучательные потери осо­бенно велики.

Другим типом активных веществ для твердотельных лазеров являются смешанные разупорядоченные системы (твёрдые растворы). При этом примесные атомы входят в состав многих различных активационных цент­ров. В результате этого спектры пог­лощения вещества состоят из широких по­лос, что увеличивает кпд. К смешан­ным кристаллическим средам по свойствам примы­кают стёкла.

Режимы работы. Большинство твердотельных лазеров работает в импульсном режиме. Если для накачки лазера используется лам­па с длительностью импульса ∆tн ~ 10–3 с, то импульс генерации длится примерно такое же время. Небольшое запаздывание начала гене­рации по сравнению с импульсом накачки обусловлено тем, что для развития генерации необходимо пре­высить пороговое значение инверсии населённостей, после чего усиление за один «проход» рабочего объёма начи­нает превышать суммарные потери энергии в зеркалах резонатора за счёт поглощения и рассеяния света, а также за счёт полезного излучения. Режим работы лазера, когда длитель­ность лазерного импульса ∆tл?∆tн, называют режимом свободной генерации. Он характеризуется тем, что импульс генерации состоит из совокупности множества хаотически коротких (10–6 с) пичков (пичковый режим).

Для ряда применений важно сокра­тить ∆tл, т. к. при заданной энергии импульса пиковая мощность возра­стает с уменьшением его длительнос­ти. Для этого служит так называемый метод модулированной доброт­ности, основанный на включении резонатора лазера специальным затвором. Оптическую накачку осуществляют при закрытом затворе, накапливая энер­гию в активном веществе в виде нара­стающего количества возбуждённых ионов. Затем быстро открывают зат­вор, включая резонатор. При этом вся запасённая в активном элементе энергия возбужде­ния (или большая её часть) высвечи­вается в виде короткого светового импульса, длительность которого опре­деляется скоростью открывания зат­вора или, если время открывания зат­вора достаточно мало, временем уста­новления электромагнитного поля в резонаторе. С помощью оптического затвора обычно получают ∆tл ~10–7—10–8 с. Полная энергия импульса в режиме модулированной добротности вследствие потерь на сверхлюминесценцию оказывается меньшей, чем в режиме свободной ге­нерации. Однако выигрыш в мощности за счёт уменьшения ∆tл достигает нескольких порядков.

Ещё более короткие (пикосекундные) импульсы получают при помощи про­светляющих фильтров. В них приме­няются слабые растворы красителей, кон­центрация которых подбирается так, чтобы при достижении определённой интенсивности света достиглось вы­равнивание населённости соответст­вующих энергетических уровней (насыщение), при котором раствор стано­вится прозрачным. Введение в резонатор про­светляющего фильтра предотвращает генерацию при включении накачки, но в активном веществе накаплива­ются возбуждённые частицы, соответствен­но растёт интенсивность спонтанного излучения. Пока эта интенсивность (с учётом усиления за один проход) меньше просветляющей, поглощение в фильтре препятствует развитию гене­рации. При достижении уровня про­светления раствор становится прозрач­ным, и генерируется серия сверхко­ротких импульсов, интервалы между которыми определяются временем про­хождения света между зеркалами резо­натора. Длительность генерируемых импульсов имеет порядок менее 10–9 с, при энергии в несколько Дж, что соответствует мощности более 1010 Вт. Лазером на стекле с примесью Nd гене­рируют последовательность импульсов с длительностями 10–11—10–12 с.

Энергия сверхкоротких импульсов невелика. Её можно значительно уве­личить при помощи одного или нескольких лазеров, работающих в режиме усиления. При этом достигается пиковая мощ­ность 1013—1014 Вт при расходимости пучка, близкой к дифракционной.

Режим синхронизации мод можно осуществить амплитудной или фазовой модуляцией оптического резонатора. Моду­лируются пропускание выходного зер­кала или расстояние L между зерка­лами с частотой, равной частоте межмодовых биений ?=с/2L. Этот метод используется в лазерах с непрерывной накачкой, излучение которых представ­ляет собой непрерывную последова­тельность импульсов длительностью ∆t ?1 нс, следующих друг за другом с частотой ?.

Непрерывный режим генерации в твердотельных лазерах возможен только в активных веществах, работающих по четырёх­уровневой схеме. При этом нижнем уровнем рабочего перехода являются не основной уровень Е1, а промежуточный уровень Е2, энергия которого должна превосходить kТ с тем, чтобы его равновесная населённость была ма­лой. Время безызлучательной ре­лаксации с этого уровня тоже должно быть малым, иначе лазерный переход Е3 ?Е2 будет насыщаться при ма­лой мощности генерации. Лазеры непрерывного дейст­вия осуществлены на кристалле Y2Аl5O12(Nd3+), СаF2(Dy3+) и др. Мощность генерации лазеров непрерыв­ном режиме на кристаллах алюминиево-иттриевом гранате и на стекле с Nd достигает сотен Вт. Возможен также режим генерации импульсов с большой частотой повторения, для Y2Аl5O12(Nd3+) до нескольких кГц.

Спектр излучения твердотельных лазеров (если не принимать специальных мер) сравнительно широк, т. к. обычно реализуется многомодовый режим генерации. Вве­дением в оптический резонатор селектирую­щих элементов удаётся получать одномодовую генерацию с узким спектром. Новые возможности для создания лазеров с перестраиваемой частотой в широких пределах связаны с использованием в качестве активной среды ионных крис­таллов (например, фторидов) со сложными центрами окраски. Это позволило расширить область генерации в ИК об­ласть до ? ~ 3,5 мкм.

ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ


Применения лазеров многообраз­ны. Способность лазера концентрировать световую энергию в пространстве, во времени и в спектральном интервале мо­жет быть использована двояко: 1) нерезонансное взаимодействие мощных све­товых потоков с веществом в непрерывном и импульсном режимах (лазерная технология, лазерный термоядерный синтез и др.); 2) селективное воздей­ствие на атомы, ионы, молекулы и молекулярные комплексы, вызывающие процессы фотодиссоциации, фотоионизации, фотохимических реакции (лазерная хи­мия, лазерное разделение изотопов и др.). Для лазерного способа ввода энергии в вещество характерны точная локализация, дозированность и сте­рильность. Технологические процессы (сварка, резка и плавление металлов) осуществляются главным образом газовыми лазерами, обладающими высокой средней мощно­стью. В металлургии лазер позволяет получить сверхчистые металлы, вып­лавляемые в вакууме или в контролируемой газовой среде. Для точечной сварки используются и твердотель­ные лазеры. Сверхкороткие импульсы при­меняются для изучения быстропротекающих процессов, сверхскоростной фотографии и т. п. Сверхстабильные лазеры являются основой оптических стандартов ча­стоты, лазерных сейсмографов, гра­виметров и других точных физических приборов. Лазеры с перестраиваемой частотой (например, лазеры на красителях) про­извели революцию в спектроскопии, существенно повысили разрешающую способность и чувствительность метода вплоть до наблюдения спектров отдельных атомов.

Лазеры применяются в медицине как бескровные скальпели, при лечении глазных и кожных заболеваний и др. Лазерные локаторы позволяют конт­ролировать распределение загрязне­ний в атмосфере на различных высотах, определять скорость воздушных течений, температуру и состав атмосферы. Лазер­ная локация планет уточнила значе­ние астрономической постоянной и способ­ствовала уточнению систем космической навигации, расширила знания об ат­мосферах и строении поверхности пла­нет, позволила измерить скорость вращения Венеры и Меркурия. Лазер­ная локация существенно уточнила характеристики движения Луны и планеты Венера по сравнению с астрономическими данными.

С появлением лазеров связано рождение таких новых разделов физики, как нелинейная оптика и голография, Проблему управляемого термоядер­ного синтеза пытаются решить путём использования лазера для нагрева плаз­мы.

Список использованной литературы


  1. Шавлов А., Фогель С., Далберджер Л., Оптические квантовые генераторы (лазеры), пер. с англ., М., 1962;

  2. Звелто О., Принципы лазеров: пер. с англ. — 3-е перераб. и доп. изд. — М.: Мир, 1990. — 560 с., ил.

  3. Справочник по лазерам, пер. с англ., под ред. А. М. Прохорова, т. 1, М., 1978;

  4. Лазеры на красителях, под ред. Ф. П. Шефера, М., 1976;

  5. Басов Н. Г., Полупроводниковые квантовые генераторы, «УФН», 1965, т. 85, в. 4;

  6. Елецкий А. В., Эксимерные лазеры, «УФН», 1978, т. 125, в. 2;

  7. Химические лазеры, под ред. Н. Г. Басова, М., 1982.






Учебный материал
© bib.convdocs.org
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации