Laser — enhet og operasjonsprinsipp

Normal oppførsel av lys når det passerer gjennom et medium

Normalt, når lys passerer gjennom et medium, reduseres intensiteten. Den numeriske verdien av denne dempningen kan finnes fra Bouguers lov:

I denne ligningen, i tillegg til lysintensitetene I som kommer inn og ut av mediet, er det også en faktor som kalles den lineære lysabsorpsjonskoeffisienten til mediet. I tradisjonell optikk er denne koeffisienten alltid positiv.

Negativ lysabsorpsjon

Hva om absorpsjonskoeffisienten av en eller annen grunn er negativ? Hva da? Det vil være forsterkning av lyset når det passerer gjennom mediet; faktisk vil mediet vise negativ absorpsjon.

Betingelsene for å observere et slikt bilde kan skapes kunstig. Det teoretiske konseptet angående veien til implementeringen av det foreslåtte fenomenet ble formulert i 1939 av den sovjetiske fysikeren Valentin Alexandrovich Fabrikant.

I løpet av å analysere et hypotetisk lysforsterkende medium som passerer gjennom det, foreslo Fabrikant prinsippet om lysforsterkning. Og i 1955de sovjetiske fysikerne Nikolai Genadievich Basov og Alexander Mikhailovich Prokhorov brukte denne Fabrikant-ideen på radiofrekvensområdet i det elektromagnetiske spekteret.

Vurder den fysiske siden av muligheten for negativ absorpsjon. I en idealisert form kan energinivåene til atomer representeres som linjer - som om atomene i hver tilstand bare har strengt definerte energier E1 og E2. Dette betyr at ved overgang fra tilstand til tilstand, sender eller absorberer et atom utelukkende monokromatisk lys med en nøyaktig definert bølgelengde.

Men virkeligheten er langt fra ideell, og faktisk har energinivåene til atomer en viss begrenset bredde, det vil si at de ikke er linjer med eksakte verdier. Derfor vil det under overganger mellom nivåer også være et visst område av utsendte eller absorberte frekvenser dv, som avhenger av bredden på energinivåene overgangen finner sted mellom. Verdiene til E1 og E2 kan brukes til å betegne bare de midterste energinivåene til atomet.

Så siden vi har antatt at E1 og E2 er midtpunktene til energinivåene, kan vi vurdere et atom i disse to tilstandene. La E2>E1. Et atom kan enten absorbere eller sende ut elektromagnetisk stråling når det passerer mellom disse nivåene. Anta at, i grunntilstanden E1, absorberte et atom ekstern stråling med energi E2-E1 og gikk over i en eksitert tilstand E2 (sannsynligheten for en slik overgang er proporsjonal med Einstein-koeffisienten B12).

Når det er i en eksitert tilstand E2, sender atomet under påvirkning av ekstern stråling med energi E2-E1 ut et kvantum med energi E2-E1 og blir tvunget til å gå over til grunntilstanden med energi E1 (sannsynligheten for en slik overgang er proporsjonal med Einstein-koeffisienten B21).

Hvis en parallell stråle av monokromatisk stråling med volumspektral tetthet w (v) passerer gjennom et stoff hvis lag har et enhetstverrsnittsareal og tykkelse dx, vil intensiteten endres med verdien:

Her er n1 konsentrasjonen av atomer i E1-tilstandene, n2 er konsentrasjonen av atomer i E2-tilstandene.

Ved å erstatte betingelsene på høyre side av ligningen, forutsatt at B21 = B12, og deretter erstatte uttrykket for B21, får vi ligningen for endringen i lysintensitet ved smale energinivåer:

I praksis, som nevnt ovenfor, er energinivåene ikke uendelig smale, så bredden må tas i betraktning. For ikke å fylle artikkelen med en beskrivelse av transformasjoner og en haug med formler, merker vi ganske enkelt at ved å angi et frekvensområde og deretter integrere over x, vil vi ende opp med en formel for å finne den virkelige absorpsjonskoeffisienten til et gjennomsnitt:

Siden det er åpenbart at under forhold med termodynamisk likevekt, er konsentrasjonen n1 av atomer i lavere energitilstand E1 alltid større enn konsentrasjonen n2 av atomer i høyere tilstand E2, negativ absorpsjon er umulig under normale forhold, er det umulig å forsterke lys bare ved å gå gjennom et ekte miljø uten å ta noen ekstra tiltak...

For at negativ absorpsjon skal bli mulig, er det nødvendig å skape forhold når konsentrasjonen av atomer i en eksitert tilstand E2 i mediet vil være større enn konsentrasjonen av atomer i grunntilstanden E1, det vil si at det er nødvendig å organisere en omvendt fordeling av atomer i mediet i henhold til deres energitilstander.

Behovet for energipumping av miljøet

For å organisere en invertert populasjon av energinivåer (for å oppnå et aktivt medium) brukes pumping (f.eks. optisk eller elektrisk). Optisk pumping innebærer absorpsjon av stråling rettet mot dem av atomer, på grunn av hvilken disse atomene går inn i en eksitert tilstand.

Elektrisk pumping i et gassmedium innebærer eksitasjon av atomer ved uelastiske kollisjoner med elektroner i gassutladningen. I følge Fabrikant må noen av lavenergitilstandene til atomer elimineres ved hjelp av molekylære urenheter.

Det er praktisk talt umulig å oppnå et aktivt medium ved bruk av optisk pumping i et to-nivå medium, siden kvantitativt vil overgangene av atomer per tidsenhet fra tilstand E1 til tilstand E2 og omvendt (!) i dette tilfellet være ekvivalente, noe som betyr at det er nødvendig å ty til minst et trelagssystem.

Vurder et tre-trinns pumpesystem. La den ytre strålingen med fotonenergien E3-E1 virke på mediet mens atomene i mediet går fra tilstanden med energien E1 til tilstanden med energien E3. Fra E3-energitilstanden er spontane overganger til E2-tilstanden og til E1 mulig. For å få en invertert populasjon (når det er flere atomer med E2-nivået i et gitt medium), er det nødvendig å gjøre E2-nivået lengre levetid enn E3. For dette er det viktig å overholde følgende betingelser:

Overholdelse av disse betingelsene vil bety at atomer i E2-tilstanden forblir lenger, det vil si at sannsynligheten for spontane overganger fra E3 til E1 og fra E3 til E2 overstiger sannsynligheten for spontane overganger fra E2 til E1. Da vil E2-nivået vise seg å være lengre varig, og en slik tilstand på E2-nivå kan kalles metastabil. Derfor, når lys med frekvensen v = (E3 — E1) / h passerer gjennom et slikt aktivt medium, vil dette lyset forsterkes. Tilsvarende kan et fire-nivå system brukes, da vil E3-nivået være metastabilt.

Laser enhet

Dermed inkluderer laseren tre hovedkomponenter: et aktivt medium (der populasjonsinversjonen av energinivåene til atomene skapes), et pumpesystem (en enhet for å oppnå populasjonsinversjonen) og en optisk resonator (som forsterker strålingen) mange ganger og danner en rettet stråle av utgangen). Det aktive mediet kan være fast, flytende, gass eller plasma.

Pumping utføres kontinuerlig eller pulsert. Ved kontinuerlig pumping begrenses tilførselen av mediet av overoppheting av mediet og konsekvensene av denne overopphetingen. Ved pulspumping oppnås den nyttige energien som innføres stykkevis inn i mediet mer på grunn av den store kraften til hver enkelt puls.

Ulike lasere — forskjellig pumping

Solid-state lasere pumpes ved å bestråle arbeidsmediet med kraftige gassutladningsblitser, fokusert sollys eller en annen laser Dette er alltid pulserende pumping fordi kraften er så høy at arbeidsstangen vil kollapse under kontinuerlig handling.

Væske- og gasslasere pumpes med en elektrisk utladning.Kjemiske lasere antar forekomsten av kjemiske reaksjoner i deres aktive medium, som et resultat av at den inverterte populasjonen av atomer oppnås enten fra reaksjonsproduktene eller fra spesielle urenheter med en passende nivåstruktur.

Halvlederlasere pumpes av foroverstrøm gjennom et pn-kryss eller av en elektronstråle. I tillegg er det slike pumpemetoder som fotodissosiasjon eller gassdynamisk metode (brått avkjøling av oppvarmede gasser).

Optisk resonator - hjertet av laseren

Den optiske resonatoren er et system av et par speil, i det enkleste tilfellet to speil (konkave eller parallelle) festet overfor hverandre, og mellom dem langs en felles optisk akse er det et aktivt medium i form av en krystall eller en kyvette med gass. Fotoner som passerer i en vinkel gjennom mediet etterlater det ved siden, og de som beveger seg langs aksen, blir reflektert flere ganger, forsterkes og går ut gjennom et gjennomskinnelig speil.

Dette produserer laserstråling - en stråle av koherente fotoner - en strengt rettet stråle. Under én passasje av lys mellom speilene, må størrelsen på forsterkningen overstige en viss terskel - mengden strålingstap gjennom det andre speilet (jo bedre speilet sender, jo høyere må denne terskelen være).

For at lysforsterkning skal utføres effektivt, er det nødvendig ikke bare å øke lysbanen inne i det aktive mediet, men også å sikre at bølgene som forlater resonatoren er i fase med hverandre, da vil interfererende bølger gi størst mulig amplitude.

For å oppnå dette målet er det nødvendig at hver av bølgene i resonatoren returnerer til et punkt på kildespeilet og generelt, når som helst i det aktive mediet, er i fase med primærbølgen etter et vilkårlig antall perfekte refleksjoner . Dette er mulig når den optiske banen reist av bølgen mellom to returer tilfredsstiller betingelsen:

der m er et heltall, i dette tilfellet vil faseforskjellen være et multiplum av 2P:

Nå, siden hver av bølgene er forskjellig i fase fra den forrige med 2pi, betyr dette at alle bølgene som forlater resonatoren vil være i fase med hverandre, noe som gir maksimal amplitudeinterferens. Resonatoren vil ha nesten monokromatisk parallellstråling ved utgangen.

Operasjonen av speilene inne i resonatoren vil gi forsterkning av modusene som tilsvarer de stående bølgene inne i resonatoren; andre moduser (som oppstår på grunn av særegenheter ved reelle forhold) vil bli svekket.

Rubinlaser — den første faste tilstanden

Den første solid-state enheten ble bygget i 1960 av den amerikanske fysikeren Theodore Maiman. Det var en rubinlaser (ruby - Al2O3, der noen av gitterstedene - innenfor 0,5% - er erstattet av trippelionisert krom; jo mer krom, desto mørkere er fargen på rubinkrystallen).

Den første vellykkede arbeidslaseren designet av Dr. Ted Mayman i 1960.

En rubin sylinder laget av den mest homogene krystallen, med en diameter på 4 til 20 mm og en lengde på 30 til 200 mm, er plassert mellom to speil laget i form av lag av sølv påført de nøye polerte endene av denne sylinder. En spiralformet gassutladningslampe omgir en sylinder i hele sin lengde og forsynes med høyspenning gjennom en kondensator.

Når lampen er slått på, blir rubinen intenst bestrålt, mens kromatomene beveger seg fra nivå 1 til nivå 3 (de er i denne eksiterte tilstanden i mindre enn 10-7 sekunder), det er her de mest sannsynlige overgangene til nivå 2 er realisert - til et metastabilt nivå. Overflødig energi overføres til rubinkrystallgitteret. Spontane overganger fra nivå 3 til nivå 1 er ubetydelige.

Overgangen fra nivå 2 til nivå 1 er forbudt av utvelgelsesreglene, så varigheten av dette nivået er omtrent 10-3 sekunder, som er 10 000 ganger lengre enn på nivå 3, som et resultat av dette samler atomer seg i rubin med nivå 2 — dette er omvendt populasjon av nivå 2.

Spontant oppstår under spontane overganger, kan fotoner forårsake tvungne overganger fra nivå 2 til nivå 1 og provosere et snøskred av sekundære fotoner, men disse spontane overgangene er tilfeldige og fotonene deres forplanter seg kaotisk, for det meste forlater resonatoren gjennom sideveggen.

Men de av fotonene som treffer aksen gjennomgår flere refleksjoner fra speilene, og forårsaker samtidig tvungen emisjon av sekundære fotoner, som igjen provoserer den stimulerte emisjonen, og så videre. Disse fotonene vil bevege seg i en retning som ligner på de primære og fluksen langs krystallens akse vil øke som et snøskred.

Den multipliserte strømmen av fotoner vil gå ut gjennom det gjennomskinnelige sidespeilet til resonatoren i form av en strengt retningsbestemt lysstråle med kolossal intensitet. Rubinlaseren opererer med en bølgelengde på 694,3 nm, mens pulseffekten kan være opptil 109 W

Neonlaser med helium

Helium-neon (helium / neon = 10/1) laser er en av de mest populære gasslaserne. Trykket i gassblandingen er ca. 100 Pa.Neon fungerer som en aktiv gass, den produserer fotoner med en bølgelengde på 632,8 nm i kontinuerlig modus. Heliums funksjon er å skape en omvendt populasjon fra et av de øvre energinivåene til neon. Spektrumbredden til en slik laser er omtrent 5 * 10-3 Hz Koherenslengde 6 * 1011 m, koherenstid 2 * 103 ° C.

Når en helium-neon-laser pumpes, induserer en høyspent elektrisk utladning overgangen av heliumatomer til en metastabil eksitert tilstand av E2-nivået. Disse heliumatomene kolliderer uelastisk med neonatomer i E1 grunntilstand, og overfører energien deres. Energien til E4-nivået til neon er høyere enn E2-nivået til helium med 0,05 eV. Mangelen på energi kompenseres av den kinetiske energien til atomkollisjoner. Som et resultat, på E4-nivået til neonet, oppnås en invertert populasjon i forhold til E3-nivået.

Typer moderne lasere

I henhold til tilstanden til det aktive mediet er lasere delt inn i: fast, flytende, gass, halvleder og også krystall. I henhold til pumpemetoden kan de være: optisk, kjemisk, gassutslipp. Av generasjonens natur er lasere delt inn i: kontinuerlig og pulset. Disse typer lasere sender ut stråling i det synlige området av det elektromagnetiske spekteret.

Optiske lasere dukket opp senere enn andre. De er i stand til å generere stråling i det nær-infrarøde området, slik stråling (ved en bølgelengde på opptil 8 mikron) er veldig egnet for optisk kommunikasjon. Optiske lasere inneholder en fiber i kjernen som flere ioner av egnede sjeldne jordartselementer har blitt introdusert.

Lyslederen, som med andre typer lasere, er installert mellom et par speil.For pumping mates laserstråling med den nødvendige bølgelengden inn i fiberen, slik at ionene til de sjeldne jordartselementene går over i en eksitert tilstand under dens virkning. Når de vender tilbake til en lavere energitilstand, sender disse ionene ut fotoner med lengre bølgelengde enn den initierende laseren.

På denne måten fungerer fiberen som en kilde til laserlys. Frekvensen avhenger av typen sjeldne jordartselementer som legges til. Selve fiberen er laget av tungmetallfluorid, noe som resulterer i effektiv generering av laserstråling med frekvensen til det infrarøde området.

Røntgenlasere okkuperer den motsatte siden av spekteret - mellom ultrafiolett og gamma - dette er størrelsesordener med bølgelengder fra 10-7 til 10-12 m. Lasere av denne typen har den høyeste pulslysstyrken av alle typer lasere.

Den første røntgenlaseren ble bygget i 1985 i USA, ved Livermore Laboratory. Lawrence. Laseren generert på selenioner, bølgelengdeområdet er fra 18,2 til 26,3 nm, og den høyeste lysstyrken faller på bølgelengdelinjen på 20,63 nm. I dag er laserstråling med en bølgelengde på 4,6 nm oppnådd med aluminiumioner.

Røntgenlaseren genereres av pulser med en varighet på 100 ps til 10 ns, som avhenger av levetiden til plasmadannelsen.

Faktum er at det aktive mediet til en røntgenlaser er et sterkt ionisert plasma, som for eksempel oppnås når en tynn film av yttrium og selen bestråles med en høyeffektlaser i det synlige eller infrarøde spekteret.

Energien til røntgenlaseren i en puls når 10 mJ, mens vinkeldivergensen i strålen er omtrent 10 milliradianer. Forholdet mellom pumpekraft og direkte stråling er omtrent 0,00001.