To, čo sa nazýva populačná inverzia. Invertovaná populácia. Excitóny v pevných látkach

Prechod žiarenia hmotou. Inverzná populácia úrovní. Zvážte opäť dvojúrovňové médium s energetickými hladinami A . Ak na toto médium dopadá monochromatické žiarenie s frekvenciou

potom, keď sa šíri na diaľku dx zmena hustoty spektrálnej energie bude spojená s rezonančnou absorpciou a indukovanou (nútenou) emisiou atómov v systéme. V dôsledku stimulovanej emisie je spektrálna hustota energie v lúči sa zvyšuje a toto zvýšenie energie by malo byť úmerné:

Tu je faktor rozmerovej proporcionality.

Podobne v dôsledku procesov absorpcie fotónov klesá hustota spektrálnej energie v lúči:

skladanie A , nájsť celkovú zmenu hustota energie:

Vzhľadom na rovnosť Einsteinových koeficientov a zavedenie koeficientu absorpcie a, túto rovnicu zapíšeme do tvaru

Riešenie tejto diferenciálnej rovnice má tvar

Tento vzorec udáva spektrálnu hustotu energie u v zväzku fotónov, keď prechádzajú vrstvou hmoty s hrúbkou X, kde zodpovedá bod X = 0 .

V podmienkach termodynamickej rovnováhy, v súlade s Boltzmannovým rozdelením, , preto je absorpčný koeficient a kladný () :

Hustota energie žiarenia, ako je zrejmé z (6.18), sa teda pri prechode látkou znižuje, to znamená, že svetlo je absorbované. Ak však vytvoríme systém, v ktorom , potom bude absorpčný koeficient záporný a nedôjde k oslabeniu, ale zvýšenie intenzity Sveta. Stav prostredia, v ktorom je tzv štát s inverznou úrovňou populácie, a samotné prostredie sa potom nazýva aktívne médium. Inverzná populácia úrovní je v rozpore s rovnovážnym Boltzmannovým rozdelením a môže byť vytvorená umelo, ak je systém vyvedený z termodynamickej rovnováhy.

To vytvára zásadnú možnosť zosilnenia a generovania koherentného optického žiarenia a v praxi sa využíva pri vývoji zdrojov takéhoto žiarenia – laserov.

Princíp činnosti lasera. Vytvorenie lasera bolo možné po nájdení metód implementácie inverznej populácie hladín v určitých látkach (aktívnych médiách). Prvý praktický generátor vo viditeľnej oblasti spektra bol vytvorený v (USA Maiman (1960)) na báze rubínu. Rubín je kryštálová mriežka obsahujúca malý ( 0,03 % – 0,05 % ) prímes iónov chrómu (). Na obr. 6.1 ukazuje diagram energetických hladín chrómu ( trojvrstvové prostredie). Široká úroveň používa sa na excitáciu iónov chrómu svetlom výkonnej plynovej výbojky so širokým frekvenčným pásmom v zeleno-modrej oblasti viditeľného svetla - pumpové lampy. Excitácia iónov chrómu v dôsledku čerpacej energie z externého zdroja je znázornená šípkou .

Ryža. 6.1. Schéma aktívneho trojúrovňového média (rubín)

Elektróny z krátkodobej úrovne robia rýchlo ( c) nežiarivý prechod do úrovne (znázornený modrou šípkou) . Energia uvoľnená v tomto prípade nie je emitovaná vo forme fotónov, ale je prenášaná do rubínového kryštálu. V tomto prípade sa rubín zahrieva, takže konštrukcia lasera zabezpečuje jeho chladenie.

Životnosť dlhotrvajúcej úzkej úrovne je c, to znamená o 5 rádov viac ako je úroveň širokopásmového pripojenia . Pri dostatočnom výkone čerpadla sa počet elektrónov v úrovni (tzv metastabilný) sa stáva viac ako na úrovni , to znamená, že sa vytvorí inverzná populácia medzi „pracovnými“ úrovňami a .

Fotón emitovaný počas spontánneho prechodu medzi týmito úrovňami (znázornený prerušovanou šípkou) vyvoláva emisiu ďalších (vynútených) fotónov - (prechod je znázornený šípkou), čo zase spôsobuje vyvolané žiarenie celej kaskády fotónov s vlnovou dĺžkou .

Príklad 1 Stanovme relatívnu populáciu pracovných úrovní v rubínovom kryštáli pri izbovej teplote za podmienok termodynamickej rovnováhy.

Na základe vlnovej dĺžky vyžarovanej rubínovým laserom nájdeme energetický rozdiel:

Pri izbovej teplote T = 300 K máme:

Z Boltzmannovej distribúcie to teraz vyplýva

Realizácia aktívneho média s inverznou úrovňou populácie je len polovica úspechu. Aby laser fungoval, je tiež potrebné vytvoriť podmienky na generovanie svetla, teda na použitie Pozitívna spätná väzba. Samotné aktívne médium dokáže len zosilniť prenášané žiarenie. Pre implementáciu výrobného režimu je potrebné zosilniť stimulovanú emisiu, ktorá by kompenzovala všetky straty v systéme. Na tento účel sa účinná látka umiestni do optický rezonátor, tvorené spravidla dvoma paralelnými zrkadlami, z ktorých jedno je polopriepustné a slúži na výstup žiarenia z rezonátora. Štrukturálne, prvé rubínové lasery používali valcové kryštály s dĺžkou 40 mm a priemer 5 mm. Konce boli leštené paralelne k sebe a slúžili ako rezonátorové zrkadlá. Jeden z koncov bol postriebrený, takže koeficient odrazu bol blízky jednotke a druhý koniec bol priesvitný, to znamená, že mal koeficient odrazu menší ako jedna, a používal sa na výstup žiarenia z rezonátora. Zdrojom budenia bola výkonná pulzná xenónová výbojka navinutá okolo rubínu. Rubínové laserové zariadenie je schematicky znázornené na obr. 6.2.

Ryža. 6.2. Rubínové laserové zariadenie: 1- rubínová tyčinka; 2- impulzná výbojka; 3- priesvitné zrkadlo; 4- zrkadlo; päť- stimulovaná emisia

Pri dostatočnom výkone výbojky sa väčšina (asi polovica) iónov chrómu prenesie do excitovaného stavu. Po dosiahnutí inverzie populácie pre pracovné úrovne s energiou A , prvé spontánne emitované fotóny zodpovedajúce prechodu medzi týmito úrovňami nemajú preferovaný smer šírenia a spôsobujú stimulovanú emisiu, ktorá sa tiež šíri všetkými smermi v rubínovom kryštáli. Pripomeňme si, že fotóny generované stimulovanou emisiou letia rovnakým smerom ako dopadajúce fotóny. Fotóny, ktorých smery pohybu zvierajú malé uhly s osou kryštalickej tyčinky, zažívajú viacnásobné odrazy od jej koncov. Fotóny šíriace sa v iných smeroch opúšťajú rubínový kryštál cez jeho bočný povrch a nezúčastňujú sa na tvorbe odchádzajúceho žiarenia. Takže v rezonátore sa generuje úzky lúč svetlo a viacnásobný prechod fotónov cez aktívne médium vyvoláva emisiu ďalších a ďalších fotónov, čím sa zvyšuje intenzita výstupného lúča.

Generovanie svetelného žiarenia rubínovým laserom je znázornené na obr. 6.3.

Ryža. 6.3. Generácia rubínového lasera

Optický rezonátor teda plní dve funkcie: po prvé vytvára pozitívnu spätnú väzbu a po druhé tvorí úzky smerovaný lúč žiarenia s určitou priestorovou štruktúrou.

V uvažovanej trojúrovňovej schéme, aby sa vytvorila inverzná populácia medzi pracovnými úrovňami, je potrebné vybudiť dostatočne veľkú časť atómov, čo si vyžaduje značné výdavky na energiu. Efektívnejšie je štvorstupňová schéma, ktorý sa aplikuje v pevnolátkových laseroch napríklad pomocou neodýmových iónov. V najbežnejšom plynovom laseri na neutrálnych atómoch - hélium- neónový laser - sú splnené aj podmienky na výrobu podľa štvorstupňovej schémy. Aktívnym médiom v takomto laseri je zmes inertných plynov - hélium a neón s energiou základného stavu (čo berieme ako nulovú úroveň). Čerpanie sa vykonáva v procese elektrického výboja plynu, vďaka ktorému atómy prechádzajú do excitovaného stavu s energiou . úroveň v neónových atómoch (obr. 6.4) je blízko k úrovni v héliu a pri zrážke atómov hélia s atómami neónu môže byť excitačná energia účinne prenesená na neónové atómy bez žiarenia.

Ryža. 6.4. Schéma úrovne- Nie-laser

Teda úroveň neón sa ukazuje byť viac zaľudnený ako nižšia úroveň . Prechod medzi týmito pracovnými úrovňami je sprevádzaný žiarením s vlnovou dĺžkou 632,8 nm, ktorá je hlavná v priemysle Nie-Ne-lasery. Na úrovni neónové atómy dlho nezostávajú a rýchlo sa vracajú do základného stavu. Všimnite si, že úroveň v neóne je extrémne málo osídlený, a preto medzi nimi vzniká inverzná populácia A je potrebné vybudiť malý počet atómov hélia. To vyžaduje oveľa menej energie na čerpanie aj chladenie zariadenia, čo je typické pre štvorúrovňovú schému výroby. Na generovanie lasera je možné použiť aj iné úrovne neónu (nie je znázornené na obr. 6.4), ktoré vyžarujú žiarenie vo viditeľnej aj infračervenej oblasti a hélium sa používa iba na proces čerpania.

Príklad 2 Nájdite relatívnu rovnovážnu populáciu úrovne v neóne pri izbovej teplote.

Tento problém sa od predchádzajúceho líši len v číselných hodnotách. Pre zmenu budeme vykonávať výpočty v elektrónvoltoch. Najprv vyjadrime Boltzmannovu konštantu v týchto jednotkách:

teda pri izbovej teplote

Teraz môžeme ľahko nájsť

Z praktického hľadiska sa také malé číslo nelíši od nuly, preto aj pri slabom čerpaní vzniká medzi úrovňami inverzná populácia A .

Žiarenie laserov sa vyznačuje charakteristickými vlastnosťami:

vysoká časová a priestorová koherencia (monochromatickosť žiarenia a nízka divergencia lúča);

vysoká spektrálna intenzita.

Charakteristiky žiarenia závisia od typu lasera a režimu prevádzky, možno však zaznamenať niektoré parametre blízke hraničným hodnotám:

Krátke (pikosekundové) laserové impulzy sú nevyhnutné pre štúdium rýchlych procesov. V impulze sa môže vyvinúť extrémne vysoký špičkový výkon (až niekoľko GW), ktorý sa rovná výkonu niekoľkých blokov JE po milión kW. V tomto prípade môže byť žiarenie sústredené do úzkeho kužeľa. Takéto lúče umožňujú napríklad „privarenie“ sietnice k fundusu.

Druhy laserov. V rámci všeobecnej fyziky sa nemôžeme podrobne venovať špecifickým vlastnostiam a technickým aplikáciám laserov rôznych typov pre ich extrémnu rôznorodosť. Obmedzujeme sa na pomerne stručný prehľad typov laserov, ktoré sa líšia charakteristikami aktívneho média a spôsobmi čerpania.

pevnolátkové lasery. Zvyčajne sú pulzné, prvým takýmto laserom bol rubínový laser opísaný vyššie. Populárne lasery na skle s neodýmom ako pracovnou látkou. Vytvárajú svetlo s vlnovou dĺžkou asi 1,06 um, majú veľké rozmery a špičkový výkon až TW. Môže byť použitý na experimenty s riadenou termonukleárnou fúziou. Príkladom je obrovský Shiva laser v Livermore Laboratory v USA.

Neodymové ytrium hliníkové granátové (Nd:YAG) lasery sú veľmi bežné, vyžarujú v infračervenom rozsahu pri vlnovej dĺžke mikrón. Môžu pracovať v režime nepretržitého generovania aj v pulznom režime s frekvenciou opakovania impulzov až niekoľko kHz (pre porovnanie: rubínový laser má 1 impulz každých niekoľko minút). Majú široké uplatnenie v elektronickej technike (laserová technológia), optickej lokalizácii, medicíne atď.

plynové lasery. Zvyčajne ide o kontinuálne lasery. Líšia sa správnou priestorovou štruktúrou lúča. Príklad: HeNe laser generujúci svetlo o vlnových dĺžkach 0,63 , 1,15 A 3,39 um a majúci výkon rádovo mW. Široko používaný v strojárstve - laser s výkonom rádovo kW a vlnovými dĺžkami 9,6 A 10,6 um. Jednou z metód čerpania plynových laserov je elektrický výboj. Rôzne lasery s aktívnym plynným médiom sú chemické a excimerové lasery.

chemické lasery. Populačná inverzia vzniká pri chemickej reakcii medzi dvoma plynmi, ako je vodík (deutérium) a fluór. Na základe exotermických reakcií

molekuly HF sa už rodia s budením kmitov, čím sa okamžite vytvorí inverzná populácia. Vzniknutá pracovná zmes prechádza nadzvukovou rýchlosťou cez optický rezonátor, v ktorom sa časť nahromadenej energie uvoľňuje vo forme elektromagnetického žiarenia. Pomocou systému rezonátorových zrkadiel je toto žiarenie zaostrené do úzkeho lúča. Takéto lasery vyžarujú vysokú energiu (viac ako 2 kJ), trvanie impulzu je asi 30 ns, napájanie až Ut. Účinnosť (chemická) dosahuje 10 % , zatiaľ čo pri iných typoch laserov sú to zvyčajne zlomky percent. Vygenerovaná vlnová dĺžka - 2,8 um(3,8 um pre lasery zapnuté D.F.).

Z mnohých typov chemických laserov boli fluorovodíkové (deutériové) lasery uznané ako najsľubnejšie. Problémy: Žiarenie fluorovodíkových laserov s uvedenou vlnovou dĺžkou je aktívne rozptyľované molekulami vody, ktoré sú vždy prítomné v atmosfére. To výrazne znižuje jas žiarenia. Deutériumfluoridový laser pracuje pri vlnovej dĺžke, pre ktorú je atmosféra prakticky transparentná. Špecifické uvoľnenie energie takýchto laserov je však jedenapolkrát menšie ako u laserov založených na HF. To znamená, že pri ich použití vo vesmíre bude musieť byť odstránené oveľa viac chemického paliva.

excimerové lasery. Molekuly excimeru sú dvojatómové molekuly (napríklad), ktoré môžu byť iba v excitovanom stave - ich neexcitovaný stav sa ukáže ako nestabilný. Toto je hlavná vlastnosť excimerových laserov: základný stav molekúl excimeru je nenaplnený, to znamená, že spodná pracovná hladina lasera je vždy prázdna. Čerpanie sa uskutočňuje pulzným elektrónovým lúčom, ktorý prenáša značnú časť atómov do excitovaného stavu, v ktorom sú spojené do molekúl excimerov.

Keďže prechod medzi prevádzkovými úrovňami je širokopásmový, je možné ladiť frekvenciu generovania. Laser neprodukuje laditeľné žiarenie v UV oblasti ( nm) a má vysokú účinnosť ( 20 % ) premena energie. V súčasnosti excimerové lasery s vlnovou dĺžkou 193 nm používa sa v očnej chirurgii na povrchové vyparovanie (abláciu) rohovky.

tekuté lasery. Aktívna látka v kvapalnom stave je rovnomerná a môže cirkulovať na chladenie, čo je výhoda oproti pevnolátkovým laserom. To umožňuje získať vysoké energie a výkony v pulznom a kontinuálnom režime. Prvé kvapalinové lasery (1964–1965) používali zlúčeniny vzácnych zemín. Nahradili ich lasery na báze organických roztokov farbív.

Takéto lasery zvyčajne využívajú optické čerpanie žiarenia z iných laserov vo viditeľnom alebo UV rozsahu. Zaujímavou vlastnosťou farbivových laserov je možnosť ladenia frekvencie generovania. Výberom farbiva je možné získať generovanie pri akejkoľvek vlnovej dĺžke od blízkej IR po blízkej UV oblasti. Je to spôsobené širokým spojitým vibračno-rotačným spektrom tekutých molekúl.

polovodičové lasery. V samostatnej triede vynikajú pevnolátkové lasery na báze polovodičových materiálov. Čerpanie sa uskutočňuje bombardovaním elektrónovým lúčom, silným laserovým ožarovaním, ale častejšie elektronickými metódami. Polovodičové lasery využívajú prechody nie medzi diskrétnymi energetickými úrovňami jednotlivých atómov alebo molekúl, ale medzi povolenými energetickými pásmi, čiže súbormi tesne rozmiestnených hladín (energetické pásy v kryštáloch sú podrobnejšie diskutované v nasledujúcich častiach). Použitie rôznych polovodičových materiálov umožňuje získať žiarenie o vlnových dĺžkach z 0,7 predtým 1,6 um. Rozmery aktívneho prvku sú extrémne malé: dĺžka rezonátora môže byť menšia ako 1 mm.

Typický výkon rádovo niekoľko kW, trvanie impulzu cca. 3 ns, účinnosť dosahuje 50 % , sú široko používané (vláknová optika, komunikácie). Dá sa použiť na premietanie TV obrazu na veľkú obrazovku.

Voľné elektrónové lasery. Lúč vysokoenergetických elektrónov prechádza cez "magnetický hrebeň" - priestorovo periodické magnetické pole, ktoré núti elektróny oscilovať na danej frekvencii. Zodpovedajúce zariadenie - undulátor - je séria magnetov, ktoré sú umiestnené medzi sekciami urýchľovača, takže relativistické elektróny sa pohybujú pozdĺž osi zvlnenia a oscilujú priečne k nemu, pričom vyžarujú primárne ("spontánne") elektromagnetické vlnenie. V otvorenom rezonátore, kam potom vstupujú elektróny, dochádza k zosilneniu spontánnej elektromagnetickej vlny, čím vzniká koherentné smerové laserové žiarenie. Hlavnou vlastnosťou laserov s voľnými elektrónmi je možnosť plynulého ladenia frekvencie generovania (od viditeľného do IR rozsahu) zmenou kinetickej energie elektrónov. Účinnosť takýchto laserov je 1 % pri strednom výkone až 4 W. Použitím zariadení na vrátenie elektrónov do rezonátora možno účinnosť zvýšiť na 20–40 % .

Röntgenový laser od jadrové čerpanie. Toto je najexotickejší laser. Schematicky ide o jadrovú hlavicu, na povrchu ktorej je upevnených až 50 kovových tyčí, orientovaných v rôznych smeroch. Tyče majú dva stupne voľnosti a podobne ako hlavne pištole môžu byť nasmerované do akéhokoľvek bodu v priestore. Pozdĺž osi každej tyče je tenký drôt vyrobený z materiálu s vysokou hustotou (rádovo v hustote zlata) - aktívne médium. Zdrojom laserovej čerpacej energie je jadrový výbuch. Pri výbuchu prechádza účinná látka do plazmatického stavu. Plazma, ktorá sa okamžite ochladí, vyžaruje koherentné žiarenie v oblasti mäkkého röntgenového žiarenia. V dôsledku vysokej koncentrácie energie, žiarenie, zasiahnutie cieľa, vedie k explozívnemu vyparovaniu látky, vytvoreniu rázovej vlny a zničeniu cieľa.

Princíp činnosti a zariadenie röntgenového lasera je teda zrejmé a rozsah jeho použitia. Opísaný laser neobsahuje rezonančné zrkadlá, ktoré nie je možné použiť v röntgenovej oblasti.

Niektoré typy laserov sú znázornené na obrázku nižšie.

Niektoré typy laserov: 1- laboratórny laser; 2- nepretržite zapnutý laser;
3 - technologický laser na dierovanie otvorov; 4- výkonný technologický laser

Ak je systém v stave termodynamickej rovnováhy s vonkajším prostredím, potom pravdepodobnosť, že sa ktorýkoľvek atóm nachádza na energetickej úrovni, je charakterizovaná faktormi alebo Ak celkový počet atómov, ktoré tvoria systém, potom počet atómov obývajúcich energetické hladiny, tj populácie týchto úrovní, je

Tu sú štatistické váhy týchto úrovní (stupne degenerácie), t.j. počet rôznych stavov alebo súborov kvantových čísel pre danú energetickú úroveň.

Následne je pomer populácií týchto energetických hladín určený výrazom

V prípade nedegenerovaných stavov, teda keď máme

Ak sa potom pri termodynamickej rovnováhe bude populácia a teplota, vyjadrené pomerom populácií na úrovni, rovnať

Podľa druhého termodynamického zákona má systém vždy tendenciu k rovnováhe a ak nejaký vonkajší vplyv prinesie

zo stavu termodynamickej rovnováhy (napríklad zo stavu atómov aktivátora v rubíne po optickom čerpaní), potom samotný systém prejde do novej termodynamickej rovnováhy redistribúciou energie. Typicky sa také procesy, ktoré vracajú systém do rovnovážneho stavu, nazývajú relaxačné procesy. Analyzujme výraz pre teplotu systému z hľadiska populácií energetických hladín.

1. ak, teda všetky atómy sú v podstate v stabilnom stave.

2. ak populácia, t.j. nízka energetická hladina má väčšiu populáciu ako vysoká. Tieto stavy systému sa približujú k rovnovážnemu stavu.

3. Ak sa nám vplyvom vonkajšieho vplyvu podarilo prerozdeliť častice v systéme tak, že populácia vysokých energetických hladín sa stala väčšou ako populácia nízkych, teda je ľahké overiť, či tento stav zodpovedá záporná hodnota teploty Tento stav sústavy sa nazýva stav s prevráteným obyvateľstvom. Pravda, treba brať do úvahy, že pri inverznej populácii neprebieha Boltzmannovo rozdelenie, takže definíciu negatívnej teploty možno považovať len za definíciu nerovnovážneho stavu.

Prednáška 1 2 .

Povaha sveta. Spontánna a nútená emisia. Energetická inverzia populácie. Princíp činnosti lasera.

1. Atómy môžu byť v stacionárnych stavoch s diskrétnymi energetickými hodnotami ľubovoľne dlhý čas bez vyžarovania energie.

1.1. Prechod z jedného stacionárneho stavu do druhého je sprevádzaný absorpciou alebo emisiou kvanta elektromagnetického žiarenia.

1.2. Pri pohltení kvanta elektromagnetického žiarenia elektrón prechádza na hladinu s vyššou energetickou hodnotou a samotný atóm prechádza do energeticky excitovaného stavu, v ktorom môže zotrvať len 10-8 s.

1.2.1. Keďže pre prechod na vyššiu energetickú hladinu je nevyhnutná striktne definovaná energetická hodnota, pri excitácii atómov kvantami elektromagnetického žiarenia sa absorbujú len tie kvantá, ktorých energia sa rovná rozdielu energií počiatočného a konečného stavu.

1.2.2. Ak je látka excitovaná žiarením so spojitým spektrom, tak sa pohltia len tie kvantá, ktorých energie zodpovedajú energiám prechodu elektrónu do vyšších energetických hladín. V dôsledku prechodu takéhoto žiarenia látkou vznikajú v spektre tohto žiarenia tmavé čiary, ktoré sú tzv absorpčné spektrum .

1.3. Prechod atómu do základného stavu môže nastať buď priamo, alebo postupným pohybom elektrónu na nižšie energetické hladiny.

1.4. Prechod elektrónu na hladinu s nižšou energiou je sprevádzaný emisiou kvanta elektromagnetického žiarenia, ktorého energia sa rovná rozdielu energií hladín počiatočného a konečného stavu.

1.5. Pretože môže existovať pomerne veľa excitovaných stavov, emitované kvantá majú rôzne energie a následne aj rôzne vlnové dĺžky.

1.6. Pretože excitované stavy majú diskrétne energetické hodnoty, súbor emitovaných kvánt tvorí čiarové spektrum.

1.6.1. Prechody elektrónov z vysokých energetických hladín do jednej úrovne tvoria séria riadkov v spektre, ktorého parametre sú charakteristické pre daný prvok a líšia sa od parametrov podobného radu iného prvku.

1.6.2. Súbor sérií tvorí spektrum charakteristické žiarenie látka, ktorá je jednoznačnou charakteristikou tejto látky.

1.6.3. Na základe meraní parametrov charakteristického spektra boli vyvinuté metódy spektrálnej analýzy.

2. Vyžarovanie kvánt excitovaným atómom pri absencii vonkajšieho pôsobenia prebieha väčšinou spontánne a výsledné žiarenie je tzv. spontánna emisia .

2.1. Pri spontánnej emisii sa každé kvantum vyskytuje náhodne a má svoju vlastnú fázu oscilácií, a preto spontánna emisia nemá časovú súvislosť .

2.2. Podľa kvantovej teórie pravdepodobnosť pν nájdenie atómu v stave s energiou εν sa riadi Boltzmannovým rozdelením

ktorý umožňuje pre danú hodnotu energie dodanej atómu určiť schopnosť elektrónu obsadiť tú či onú energetickú hladinu.

2.3. Počet elektrónov, ktoré sú súčasne v energetickej hladine, sa nazýva úroveň populácie .

2.4. Pri absencii vonkajších vplyvov sa rovnovážna populácia hladín pri danej teplote udržiava spontánnou emisiou kvant.

3. Forma spektra spontánnej emisie závisí od stavu atómu emitujúceho toto spektrum.

3.1. Izolované atómy vyžarujú žiarenie s atómový spektrum .

3.1.1. Zloženie atómového spektra pre atóm vodíka a vodíkom podobné ióny možno ľahko vypočítať pomocou Balmer-Rydbergovho vzorca.

3.1.2. Pre ostatné atómy a ióny je výpočet atómových spektier zložitejším problémom.

3.2. Ak atómy tvoria molekulu, potom existuje molekulové spektrum (pruhované rozsah ). Každé pásmo v tomto spektre je súborom tesne rozmiestnených spektrálnych čiar.

3.2.1. Rovnako ako v atómovom spektre, každá čiara v molekulovom spektre je výsledkom zmeny energie molekuly.

3.2.2. Energia molekuly môže byť reprezentovaná ako

kde je energia translačného pohybu molekuly; je energia rotačného pohybu molekuly; je energia vibračného pohybu atómov molekuly voči sebe navzájom; je energia elektrónového obalu molekuly; je vnútrojadrová energia molekuly.

3.2.3. Energia translačného pohybu molekuly nie je kvantovaná a jej zmeny nemôžu viesť k objaveniu sa molekulového spektra a vplyv na molekulové spektrum môže byť pri prvej aproximácii ignorovaný.

3.2.4. Podľa Bohrovho frekvenčného pravidla

kde , , sú zmeny v zodpovedajúcich častiach energie molekuly.

3.2.5. Vznik kapiel je spôsobený tým, že

3.2.6. Molekulové spektrá majú pomerne zložitú formu.

3.2.6.1. Spektrum spôsobené iba prechodom z jednej rotačnej úrovne na druhú rotačnú úroveň ( rotačné spektrum ), ktorý sa nachádza vo vzdialenej infračervenej oblasti (vlnová dĺžka 0,1 ¸ 1 mm).

3.2.6.2. Spektrum spôsobené iba prechodom z jednej vibračnej úrovne na inú vibračnú úroveň ( vibračné spektrum ), ktorý sa nachádza v infračervenej oblasti (vlnová dĺžka 1 ¸ 10 mikrónov).

3.2.6.3. Spektrum spôsobené iba prechodom z jednej elektronickej úrovne na inú elektronickú úroveň ( atómové spektrum ), ktoré sa nachádzajú vo viditeľnej, ultrafialovej a röntgenovej oblasti spektra (vlnová dĺžka 0,8 mikrónov ¸ 10-10 m).

3.2.6.4. Keď sa zmení energia vibračného pohybu molekuly, môže sa zmeniť aj energia rotačného pohybu. Z toho vzniká vibračno-rotačné spektrum , čo je vibračné spektrum, ktorého každá čiara je sprevádzaná tesne rozmiestnenými čiarami rotačných prechodov.

3.2.6.5. Prechody medzi elektronickými úrovňami molekuly sú často sprevádzané prechodmi medzi vibračnými úrovňami. Výsledkom je spektrum tzv elektronicko-oscilačné a keďže vibračné prechody sú sprevádzané rotačnými prechodmi, vibračné úrovne v elektronicko-vibračnom spektre sa javia ako rozmazané pásy.

3.3. Ramanov rozptyl ( samostatné štúdium).

4. Prechod atómov z viac excitovaného stavu do menej excitovaného stavu vplyvom vonkajšieho kvanta elektromagnetického žiarenia je tzv. stimulovaná emisia .

4.1. Pravdepodobnosť stimulovanej emisie závisí od energie kvanta pôsobiaceho na excitované atómy. Maximálna pravdepodobnosť výskytu stimulovanej emisie bude vtedy, keď bude energia vzrušujúceho kvanta prechodovej energie rovnaká.

4.2. Keď kvantum prechádza systémom excitovaných atómov, vzniká tok kvánt, ktorých energia sa rovná energii excitovaného kvanta ( efekt optického zosilnenia ).

4.3. K absorpcii svetla v hmote dochádza v súlade so zákonom Bouguer-Lambert

kde je prirodzená miera absorpcie a X je hrúbka absorbujúcej vrstvy.

Zosilnenie toku kvánt pri prechode hmotou je podobné ako negatívny absorpčný koeficient (negatívna adsorpcia svetla ).

4.4. Pre médium s negatívnym absorpčným koeficientom platí Bouguer-Lambert-Fabrikantov zákon

Intenzita svetla sa prudko zvyšuje so zvyšujúcou sa hrúbkou vrstvy.

4.5. Médium s negatívnym absorpčným koeficientom sa nazýva aktívne médium .

5. Medzi dvoma energetickými úrovňami sú možné tri typy prechodov

prechod elektrónu do stavu vyššej energie pri absorpcii kvanta (1); spontánny prechod elektrónu do menej vysokoenergetického stavu (2); nútený prechod elektrónu do menej vysokoenergetického stavu (3).

5.1. Počet elektrónov na excitovaných úrovniach sa riadi Boltzmannovým rozdelením a nazýva sa úroveň populácie .

5.2. V bežnej schéme ožarovania sa obyv N vyššia energetická hladina je menšia ako populácia s nižšou energetickou hladinou.

5.3. Počet udalostí kvantovej absorpcie je úmerný počtu obyvateľov N 1 menej vysokoenergetická úroveň a počet emisných udalostí je úmerný počtu obyvateľov N 2 vyššie energetické úrovne.

5.4. Prirodzený absorpčný index v Bouguer-Lambertovom zákone je úmerný rozdielu medzi počtom absorpčných a emisných udalostí

kde k- koeficient proporcionality.

5.5. S obvyklou schémou žiarenia, Boltzmannovým rozložením elektrónov v dôsledku spontánnych prechodov ().

5.6. V dôsledku intenzívneho budenia sústavy atómov ( čerpanie ) je možné dosiahnuť také porušenie Boltzmannovho rozdelenia, že N 2 sa zväčší N 1 (populačná inverzia ). Potom je index prirodzenej absorpcie menší ako nula a dostaneme Bouguer-Lambert-Fabrikantov zákon.

6. Vzhľad stimulovanej emisie je implementovaný v lasery .

6.1. Spočiatku sa na získanie stimulovanej emisie použila trojúrovňová schéma v rubíne, ktorej kryštálová mriežka obsahuje nečistotu Cr, čo vytvára úzku dvojitú dodatočnú úroveň IN v zóne excitovaných stavov.

6.1.1. Keď je atómový systém excitovaný svetlom xenónovej výbojky ( optické čerpanie ) veľké množstvo elektrónov počas absorpcie kvánt (1) sa prenáša z úrovne zeme ALE na vzrušené úrovne C A D .

6.1.2. Elektróny z týchto hladín spontánnymi prechodmi (2) bez žiarenia osídľujú nižšiu energetickú hladinu IN , čím sa na ňom vytvorí inverzná populácia. V tomto prípade sa prechodová energia prenáša do kryštálovej mriežky a zvyšuje teplotu látky.

6.1.3. Prechody z inverznej úrovne B do hlavnej úrovne A sa uskutočňujú pôsobením kvánt s energiou zodpovedajúcou energetickému rozdielu medzi inverznou úrovňou a hlavnou úrovňou.

6.2. Hardvérovým obvodom lasera je tyč ALE z účinnej látky, na koncoch ohraničený dvoma zrkadlami - nepriehľadné IN a priesvitné OD.

6.2.1. Po načerpaní účinnej látky už prvý prechod z inverznej hladiny na prízemnú vedie k vytvoreniu kvanta, ktoré spustí proces laserového žiarenia.

6.2.2. Šírenie kvanta v aktívnom prostredí vedie k iniciácii vynútených prechodov. Podľa Bouguer-Lambert-Fabrikantovho zákona majú kvantá šíriace sa pozdĺž tyče najvyššiu účinnosť.

6.2.3. Pri odraze od polopriepustného zrkadla časť kvantového toku odchádza z aktívneho prostredia, ktorým je laserové žiarenie. Zvyšok kvantového toku sa vracia do aktívneho média, aby inicioval nútené prechody.

6.2.4. Mierna odchýlka smeru šírenia sa kvanta od osi kryštálu je eliminovaná pomocou zakriveného povrchu odrazových zrkadiel. IN A OD.

6.2.5. Účinok kvantovej amplifikácie sa výrazne zvyšuje s viacnásobným prechodom iniciačných kvánt cez aktívne médium.

6.2.6. Invertovaná hladina chrómu pozostáva z dvoch podúrovní, a preto žiarenie rubínového lasera pozostáva z kvánt s dvoma vlnovými dĺžkami (0,6927 nm a 0,6943 nm).

7. V súčasnosti sa ako aktívne médium v laseroch používajú:

pevné látky (rubín; ytrio-hliníkový granát aktivovaný neodýmom; sklo aktivované neodýmom); plyny a zmesi plynov (N2; CO; CO2; kovové pary); kvapaliny (roztoky organických farbív); polovodičov.

7.1. Laserové žiarenie v pevných látkach vzniká pri prechodoch medzi energetickými hladinami atómov nečistôt. Vlnová dĺžka do 0,35¸1,06 µm pri výkone do 1 kW.

7.2. Laserové žiarenie v plynoch najčastejšie vzniká pri elektronicko-vibračných prechodoch medzi rôznymi elektrónovými stavmi (N2 laser, excimerové lasery) alebo vibračno-rotačných prechodoch v rámci rovnakého elektrónového stavu (CO2-, CO-lasery). Vlnová dĺžka do 5¸11 mikrónov pri výkone až 15 kW.

7.3. Laserové žiarenie v kvapalinách pri elektronických prechodoch medzi energetickými hladinami farbív. Vlnová dĺžka do 0,2¸5 µm pri výkone až 1,5 W. Je možné plynulé ladenie vlnovej dĺžky.

7.4. Populačná inverzia v polovodičových laseroch sa vytvára na prechodoch medzi stavmi vo valenčných pásmach polovodičového kryštálu, a nie medzi diskrétnymi úrovňami. Vlnová dĺžka do 0,75¸30 µm pri výkone až 0,5 W.

8. Hlavné charakteristiky laserového žiarenia sú:

Priestorová a časová súvislosť žiarenia

Dobrá monochromatickosť žiarenia

Malá divergencia lúča

0,5¸10 mrad pre plynové lasery;

0,2¸5 mrad pre pevnolátkové lasery.

Vysoká hustota výkonu

Čerpanie sa spravidla vykonáva jedným z dvoch spôsobov: optickým alebo elektrickým. Pri optickom čerpaní je žiarenie silného svetelného zdroja absorbované aktívnym prostredím a prenáša tak atómy aktívneho prostredia do hornej úrovne. Táto metóda je obzvlášť vhodná pre pevnolátkové alebo kvapalné lasery. Mechanizmy rozšírenia čiar v pevných látkach a kvapalinách vedú k veľmi výraznému rozšíreniu spektrálnych čiar, takže sa zvyčajne nezaoberá čerpaním hladiny, ale čerpaním absorpčného pásma. Tieto pásy absorbujú značnú časť svetla vyžarovaného lampou pumpy. Elektrické čerpanie sa uskutočňuje pomocou dostatočne intenzívneho elektrického výboja a je to užitočné najmä pre plynové a polovodičové lasery. Najmä v plynových laseroch, v dôsledku skutočnosti, že majú malú spektrálnu šírku absorpčných čiar a lampy čerpadiel poskytujú širokopásmové žiarenie, je dosť ťažké vykonávať optické čerpanie. Optické čerpanie by sa dalo veľmi efektívne využiť pre polovodičové lasery. Faktom je, že polovodiče majú silný absorpčný pás. Použitie elektrického čerpania sa však v tomto prípade ukazuje ako pohodlnejšie, pretože elektrický prúd prechádza polovodičom veľmi ľahko.

Ďalší spôsob čerpania je chemický. Existujú dva pozoruhodné typy chemického čerpania: 1) asociatívna reakcia, ktorá vedie k vytvoreniu molekuly AB v excitovanom vibračnom stave, a 2) disociačná reakcia, ktorá vedie k vytvoreniu častice B (atómu alebo molekuly) v vzrušený stav.

Ďalším spôsobom čerpania molekuly plynu je nadzvuková expanzia plynnej zmesi obsahujúcej danú molekulu (gadodynamické čerpanie). Spomenúť treba aj špeciálnu formu optického čerpania, kedy sa laserový lúč využíva na čerpanie iného lasera (laserové čerpanie). Vlastnosti vedeného laserového lúča ho robia veľmi pohodlným na čerpanie ďalšieho lasera a nie sú tu potrebné žiadne špeciálne zjasňovače, ako pri (nekoherentnom) optickom čerpaní. Vzhľadom na monochromatickosť čerpacieho lasera nie je jeho použitie obmedzené len na pevnolátkové a kvapalinové lasery, ale možno ho použiť aj na čerpanie plynových laserov. V tomto prípade sa čiara vyžarovaná čerpacím laserom musí zhodovať s čiarou absorpcie čerpaného lasera. Používa sa napríklad na čerpanie väčšiny infračervených laserov.

V prípade optického čerpania sa svetlo z výkonnej nekoherentnej lampy prenáša na aktívne médium pomocou vhodného optického systému. Na obr. 1 sú znázornené tri najčastejšie používané čerpacie schémy. Vo všetkých troch prípadoch má médium tvar valcovej tyčinky. Znázornené na obr. 1a má lampa tvar špirály; v tomto prípade svetlo vstupuje do aktívneho prostredia buď priamo, alebo po odraze od zrkadlovej valcovej plochy (číslo 1 na obr. 1). Táto konfigurácia bola použitá na vytvorenie prvého rubínového lasera a stále sa niekedy používa pre pulzné lasery. na obr. 1b má lampa tvar valca (lineárna lampa), ktorého polomer a dĺžka sú približne rovnaké ako polomer a dĺžka aktívnej tyče. Lampa je umiestnená pozdĺž jednej z ohniskových osí F1 zrkadlovo odrážajúceho eliptického valca (1) a laserová tyč je umiestnená pozdĺž druhej ohniskovej osi F2. Väčšina svetla vyžarovaného lampou sa odráža od eliptického valca do laserovej tyče. Na obr. 1c znázorňuje príklad takzvanej uzavretej konfigurácie. Laserová tyč a lineárna lampa sú umiestnené čo najbližšie k sebe a sú tesne obklopené valcovým reflektorom (1). Účinnosť tesne uzavretej konfigurácie zvyčajne nie je oveľa nižšia ako účinnosť eliptického valca. Často sa namiesto zrkadlových reflektorov v schémach na obr. 1a a c používajú valce vyrobené z difúzne reflexných materiálov. Používajú sa aj komplexné typy iluminátorov, ktorých konštrukcia využíva viac ako jeden eliptický valec alebo niekoľko svietidiel v tesne zbalenej konfigurácii.

Definujme účinnosť čerpadla cw lasera ako pomer minimálneho výkonu čerpadla Pm potrebného na vytvorenie určitého výkonu čerpadla k výkonu elektrického čerpadla P skutočne dodávanému do lampy. Minimálny výkon čerpadla možno zapísať ako , kde V je objem aktívneho média, vp je frekvenčný rozdiel medzi hlavnou a hornou úrovňou lasera. Šírenie rýchlosti čerpania pozdĺž aktívnej tyče je v mnohých prípadoch nehomogénne. Preto je správnejšie určiť priemerný minimálny výkon čerpadla , kde sa priemerovanie vykonáva na objeme aktívneho média. Touto cestou

Analogicky pre pulzný laser je priemerná účinnosť čerpadla

kde sa časový integrál berie od začiatku do konca impulzu pumpy a E je elektrická energia dodávaná do lampy.

Proces čerpania možno považovať za pozostávajúci zo 4 rôznych fáz: 1) emisia žiarenia z lampy, 2) prenos tohto žiarenia do aktívnej tyče, 3) jeho absorpcia v tyči a 4) prenos absorbovanej energie do horná hladina lasera.

Z výrazu (1) alebo (!а) je možné zistiť rýchlosť čerpania Wp:

Elektrické čerpanie sa používa v plynových a p/p laseroch. Elektrické čerpanie plynového lasera sa uskutočňuje prechodom priameho, vysokofrekvenčného (HF) alebo pulzného prúdu cez zmes plynov. Vo všeobecnosti môže prúd plynom prechádzať buď pozdĺž osi lasera (pozdĺžny výboj, obr. 2a) alebo cez ňu (priečny výboj, obr. 2b). V laseroch s pozdĺžnym výbojom majú elektródy často prstencový tvar, a aby sa zoslabila degradácia materiálu katódy v dôsledku kolízie s iónmi, plocha povrchu katódy je oveľa väčšia ako plocha anódy. V laseroch s priečnym výbojom sú elektródy rozšírené po celej dĺžke laserového média. V závislosti od typu lasera sa používajú rôzne konštrukcie elektród. Schémy s pozdĺžnym výbojom sa zvyčajne používajú pre cw lasery, zatiaľ čo priečny výboj sa používa na čerpanie konštantnými, pulznými a RF prúdmi. Pretože priečne rozmery lasera sú zvyčajne oveľa menšie ako pozdĺžne, v tej istej zmesi plynov je napätie, ktoré sa musí použiť v prípade priečnej konfigurácie, oveľa nižšie ako napätie pre pozdĺžnu konfiguráciu. Avšak pozdĺžny výboj, keď k nemu dôjde v dielektrickej (napr. sklenenej) trubici (obr. 2a), umožňuje dosiahnuť rovnomernejšie a stabilnejšie rozdelenie čerpadla.

Pri elektrickom výboji vznikajú ióny a voľné elektróny a keďže získavajú dodatočnú energiu z aplikovaného elektrického poľa, môžu pri zrážke excitovať neutrálne atómy. Kladné ióny sú vďaka svojej veľkej hmotnosti urýchľované oveľa horšie ako elektróny, a preto nezohrávajú významnú úlohu v procese budenia.

5.20. Optické rezonátory. Gaussove lúče svetla.

V otvorených štruktúrach, ako je Fabry-Perotov interferometer, existujú charakteristické vibračné režimy. Dodnes je známe veľké množstvo modifikácií otvorených rezonátorov, ktoré sa navzájom líšia konfiguráciou a vzájomným usporiadaním zrkadiel. Najjednoduchší a najpohodlnejší rezonátor je tvorený dvoma sférickými reflektormi s rovnakým zakrivením, ktoré sú smerom k sebe konkávne povrchy a sú umiestnené vo vzdialenosti polomeru zakrivenia, ktorý sa rovná polomeru gulí od seba. Ohnisková vzdialenosť guľového zrkadla sa rovná polovici polomeru zakrivenia. Preto sa ohniská reflektorov zhodujú, v dôsledku čoho sa rezonátor nazýva konfokálny (obr. 1). Záujem o konfokálny rezonátor je spôsobený pohodlnosťou jeho nastavenia, ktoré nevyžaduje paralelnosť reflektorov navzájom. Je len potrebné, aby os konfokálneho rezonátora pretínala každý reflektor dostatočne ďaleko od jeho okraja. V opačnom prípade môže byť difrakčná strata príliš veľká.

Pozrime sa podrobnejšie na konfokálny rezonátor.

Nech sú všetky rozmery rezonátora veľké v porovnaní s vlnovou dĺžkou. Potom možno na základe Huygensovho-Fresnelovho princípu riešením príslušnej integrálnej rovnice získať režimy rezonátora, rozloženie polí v ňom a difrakčné straty. Ak majú reflektory konfokálneho rezonátora štvorcový prierez so stranou 2a, ktorý je malý v porovnaní so vzdialenosťou medzi zrkadlami l, rovný ich polomeru zakrivenia R, a Fresnelove čísla sú veľké, potom vlastné funkcie Fox- a Integrálne rovnice Leeovho typu sú aproximované súčinmi Hermitových polynómov Hn(x) pomocou Gaussovej funkcie.

V karteziánskom súradnicovom systéme, ktorého počiatok je umiestnený v strede rezonátora a os z sa zhoduje s osou rezonátora (obr. 1), je rozdelenie priečneho poľa dané vzťahom

kde určuje veľkosť oblasti prierezu, na výstupe ktorého intenzita poľa v rezonátore, úmerná S2, klesne e-krát. Inými slovami, toto je šírka rozloženia intenzity.

Hermitove polynómy niekoľkých prvých stupňov majú tvar:

Vlastné funkcie rovnice udávajúce priečne rozdelenie (1) zodpovedajú vlastným frekvenciám určeným podmienkou

Na obr. 2 graficky znázorňuje prvé tri Hermite-Gaussove funkcie pre jednu z priečnych súradníc, skonštruované podľa vzorca (1) s prihliadnutím na (2). Tieto grafy jasne ukazujú charakter zmeny priečneho rozloženia poľa so zvýšením priečneho indexu n.

Rezonancie v konfokálnom rezonátore sa vyskytujú iba pre celočíselné hodnoty . Spektrum režimu R.R je degenerovaný, zvýšenie m + n o dve jednotky a zníženie q o jednu dáva rovnakú hodnotu frekvencie. Hlavným režimom je TEM00q, priečne rozdelenie poľa je určené jednoduchou Gaussovou funkciou. Šírka rozloženia intenzity sa mení pozdĺž osi z podľa zákona

kde , a má význam polomeru lúča v ohniskovej rovine rezonátora. Hodnota je určená dĺžkou rezonátora a je

Na zrkadlovom povrchu je bodová oblasť základného režimu, ako je zrejmé z (4) a (5), dvakrát väčšia ako plocha prierezu hrdla žieraviny.

Roztok (1) bol získaný pre pole vo vnútri rezonátora. Ale keď je jedno zo zrkadiel čiastočne priehľadné, ako je to v prípade aktívnych laserových rezonátorov, potom je výstupná vlna postupná vlna s priečnym rozložením (1).

Extrakcia základného módu aktívneho konfokálneho rezonátora je v podstate spôsob, ako získať Gaussov lúč monochromatického svetla. Pozrime sa na ne podrobnejšie.) šírka , ktorá zodpovedá uhlovej divergencii

Výsledkom je, že väčšina Gaussovej spúšťacej energie je sústredená v priestorovom uhle

Divergencia laserového žiarenia v základnom móde teda nie je určená priečnou, ale pozdĺžnou veľkosťou laserového rezonátora.

Vzorec (8) v podstate opisuje difraktovanú vlnu, ktorá je výsledkom vlastnej difrakcie Gaussovho spúšťača. Difrakčný obrazec opísaný (8) je charakterizovaný monotónnym poklesom intenzity pri pohybe od axiálneho smeru, t.j. úplná absencia akýchkoľvek oscilácií v jasnosti difrakčného obrazca, ako aj rýchly pokles intenzity vĺn na distribučných krídlach. Toto je povaha difrakcie Gaussovho lúča pri akejkoľvek apertúre za predpokladu, že jeho veľkosť dostatočne presahuje šírku rozloženia intenzity lúča.

Inverzná populácia je koncentrácia atómov s rovnakým energetickým stavom; v termodynamickej rovnováhe sa riadi Boltzmannovou štatistikou:

Kde je koncentrácia atómov, stav elektrónov, v ktorom zodpovedá energetickým hladinám s energiou a .

Keď je koncentrácia neexcitovaných atómov väčšia ako koncentrácia excitovaných, hodnota Δn = je záporná, teda populácia je normálna. Keď je koncentrácia excitovaných atómov väčšia ako koncentrácia neexcitovaných (čo je zabezpečené pôsobením energie pumpy), hodnota Δn sa stáva kladnou, t.j. dochádza k inverzii populácie a prenášané žiarenie môže byť zosilnené v dôsledku excitovaných atómov.

Formálne je podmienka Δn > 0 splnená pri absolútnej zápornej teplote T< 0, поэтому состояние с инверсной населенностью иногда называют состоянием с отрицательной температурой, а среду, в которой осуществлено состояние с инверсной населенностью – активной средой.

V polovodičových laseroch sa inverzia medzi populáciami energetických hladín vodivého pásma a valenčného pásma dosiahne injekciou nosiča pri kladnom predpätí p-n prechodu.

Laserové zosilnenie

Laserové zosilnenie je zosilnenie optického žiarenia založené na využití indukčného žiarenia - keď kvantum žiarenia pôsobí na atóm v excitovanom stave, elektrón prechádza zo stavu s energiou do stavu s energiou, sprevádzaný emisiou žiarenia kvantá s energiou rovnajúcou sa energii hnacieho kvanta hν = - .

V prostredí s dostatočnou koncentráciou excitovaných atómov možno pri prechode žiarenia cez neho získať režim zosilnenia, ak je počet vytvorených fotónov výrazne väčší ako straty v dôsledku absorpcie a rozptylu.

Injekčný laser je znázornený na obrázku 1.3

Ryža. 1.3 Schéma zariadenia polovodičového vstrekovacieho lasera (laserová dióda)

Na obr. Obrázok 4 ukazuje polohu Fermiho úrovne vo vnútorných a vonkajších polovodičoch. Jednou z dôležitých vlastností Fermiho hladiny je, že v systéme pozostávajúcom z polovodičov typu n a p a ak na ne nie je privedené žiadne napätie, sú ich Fermiho hladiny zarovnané (obr. 1. 4 a). A ak sú pod rôznymi potenciálmi, tak Fermiho hladiny v nich sú posunuté o veľkosť rozdielu potenciálov (obr. 1. 4. b).

Obr.1. Obr. 4. Energetický diagram vstrekovacieho polovodičového lasera: p-n prechod bez privedeného externého napätia (a); p-n prechod, keď je privedené externé napätie v priepustnom smere (b). d je šírka p-n prechodu, l je skutočná šírka oblasti, ktorá zabezpečuje činnosť lasera.

V tomto prípade sa v zóne p-n prechodu vytvorí inverzná populácia a elektróny prechádzajú z vodivého pásma do valenčného pásma (rekombinujú sa s dierami). V tomto prípade sú emitované fotóny. Takto funguje LED. Ak sa pre tieto fotóny vytvorí pozitívna spätná väzba vo forme optického rezonátora, potom v oblasti p-n prechodu možno pri vysokých hodnotách vonkajšieho aplikovaného napätia získať laserovú generáciu. V tomto prípade proces tvorby a rekombinácie nerovnovážnych nosičov prebieha chaoticky a žiarenie má nízky výkon a je nekoherentné a nemonochromatické. To zodpovedá prevádzkovému režimu LED polovodičového žiariča. So zvýšením prúdu nad prahovú hodnotu sa žiarenie stáva koherentným, jeho spektrálna šírka je značne zúžená a intenzita sa prudko zvyšuje - začína laserový režim činnosti polovodičového žiariča. V tomto prípade sa zvyšuje aj stupeň lineárnej polarizácie generovaného žiarenia.

Na obr. 5 je schematicky znázornená konštrukcia polovodičového lasera a rozloženie intenzity výstupného žiarenia. Spravidla v takomto laseri vzniká rezonátor leštením dvoch diametrálne protiľahlých strán kryštálu, kolmých na rovinu p-n prechodu. Tieto roviny sú vyrobené paralelne a leštené s vysokým stupňom presnosti. Výstupný povrch možno považovať za štrbinu, cez ktorú prechádza žiarenie. Uhlová divergencia laserového žiarenia je určená difrakciou žiarenia z tejto štrbiny. Pri hrúbke p-n prechodu 20 µm a šírke 120 µm zodpovedá uhlová divergencia približne 60 v rovine XZ a 10 v rovine YZ.

Obr.1. 5. Schematický diagram p-n prechodového lasera. 1-plošný p-n prechod (aktívna vrstva); 2-rez laserovým lúčom v rovine XY.

Takzvané polovodičové heteroštruktúry sú široko používané v moderných polovodičových laseroch, na vývoj ktorých Zh. Lasery založené na heteroštruktúrach majú lepšie vlastnosti, ako je vyšší výstupný výkon a nižšia divergencia. Príklad dvojitej heteroštruktúry je znázornený na obr. 1. 6 a jeho energetická schéma - na obr. 1.7.

Ryža. 1.6. Polovodičová dvojitá heteroštruktúra. 1-vodivá metalizovaná vrstva na vytvorenie elektrického kontaktu; 2-vrstvový GaAs (n); 3-vrstvový AIO,3Gao,7As (n); 4-vrstva zodpovedajúca zóne vstrekovania nosiča náboja (p-n-prechod); 5-vrstvový AIO,3Gao,7As (p); 6-vrstvový GaAs (p); 7-nevodivá vrstva oxidu kovu na obmedzenie prúdu cez p-n prechod, tvoriaci zónu generovania žiarenia; 8,9-susedných vrstiev na vytvorenie elektrického kontaktu; 10-substrát s chladičom.

Ryža. 1.7 Energetická schéma dvojitej heteroštruktúry, os Y a čísla vrstiev zodpovedajú obr. 1. 6. ΔЕgc-pásmová medzera; ΔEgv je zakázané pásmo p-n prechodu.

Ryža. 1. 8. Polovodičový laser s heteroštruktúrou: l - dĺžka rezonátora

aktívne prostredie

Aktívne médium je látka, v ktorej sa vytvára inverzná populácia. V rôznych typoch laserov môže byť pevný (kryštály rubínového alebo ytria hliníkového granátu, sklo s prímesou neodýmu vo forme tyčiniek rôznych veľkostí a tvarov), tekutý (roztoky anilínových farbív alebo roztoky neodýmových solí v kyvetách) a plynné (zmes hélia s neónom, argónom, oxidom uhličitým, nízkotlakovou vodnou parou v sklenených skúmavkách). Polovodičové materiály a studená plazma, produkty chemických reakcií tiež produkujú laserové žiarenie. Lasery sú pomenované podľa použitého aktívneho média.

Hoci sú polovodičové lasery v tuhom stave, zvyčajne sa klasifikujú ako samostatná skupina. V týchto laseroch sa koherentné žiarenie získava prechodom elektrónov zo spodného okraja vodivého pásu k hornému okraju valenčného pásu.

Existujú dva typy polovodičových laserov.

Prvý má čistý polovodičový plátok, kde sa ako polovodiče používajú arzenid gália GaAs, sulfid kademnatý CdS alebo selenid kademnatý CdSe.

Druhý typ polovodičového lasera - takzvaný injekčný laser - pozostáva z prímesových polovodičov, v ktorých je koncentrácia donorových a akceptorových nečistôt 1018-1019. Pre vstrekovacie lasery sa používa hlavne arzenid gália GaAs.

Podmienka na vytvorenie inverznej populácie pre polovodiče s frekvenciou v má tvar:

∆F= - >v

To znamená, že na to, aby sa žiarenie v polovodičovom monokryštále zosilnilo, vzdialenosť medzi Fermiho hladinami pre elektróny a diery musí byť väčšia ako energia svetelného kvanta hv. Čím nižšia je frekvencia, tým nižšia je úroveň excitácie, dosiahne sa inverzná populácia.

Čerpací systém

Čerpanie vytvára inverznú populáciu v aktívnych médiách a pre každé médium sa volí najpohodlnejšia a najúčinnejšia metóda čerpania. V pevnolátkových a kvapalinových laseroch sa používajú zábleskové lampy alebo lasery, plynné médiá sú excitované elektrickým výbojom a polovodiče sú excitované elektrickým prúdom.

Polovodičové lasery využívajú pumpovanie elektrónového lúča (pre polovodičové lasery z čistého polovodiča) a dopredné napätie (pre vstrekovacie polovodičové lasery).

Čerpanie elektrónovým lúčom môže byť priečne (obr. 3.1) alebo pozdĺžne (obr. 3.2). Počas priečneho čerpania sú dve protiľahlé strany polovodičového kryštálu leštené a zohrávajú úlohu zrkadiel optického rezonátora. V prípade pozdĺžneho čerpania sa používajú vonkajšie zrkadlá. Pri pozdĺžnom čerpaní sa výrazne zlepšuje chladenie polovodiča. Príkladom takéhoto lasera je sulfidový laser kademnatý, ktorý generuje žiarenie s vlnovou dĺžkou 0,49 μm a má účinnosť asi 25 %.

Ryža. 3.1 - Priečna pumpa elektrónovým lúčom

Ryža. 3.2 - Pozdĺžne čerpanie elektrónovým lúčom

Injekčný laser má p-n spojenie tvorené dvoma degenerovanými prímesovými polovodičmi. Keď sa použije dopredné napätie, potenciálna bariéra v p-n prechode sa zníži a elektróny a diery sa vstreknú. V prechodovej oblasti začína intenzívna rekombinácia nosičov náboja, pri ktorej prechádzajú elektróny z vodivého pásma do valenčného a vzniká laserové žiarenie (obr. 3.3).

Ryža. 3.3 - Princíp zariadenia injekčného lasera

Čerpanie poskytuje pulznú alebo nepretržitú laserovú prevádzku.

Rezonátor

Rezonátor je dvojica navzájom rovnobežných zrkadiel, medzi ktorými je umiestnené aktívne médium. Jedno zrkadlo ("hluché") odráža všetko svetlo dopadajúce naň; druhá, priesvitná, časť žiarenia sa vracia do média na realizáciu stimulovaného žiarenia a časť je vyvedená von vo forme laserového lúča. Ako „hluché“ zrkadlo sa často používa plný vnútorný hranol a ako priesvitné zrkadlo sa používa stoh sklenených dosiek. Navyše voľbou vzdialenosti medzi zrkadlami možno rezonátor vyladiť tak, že laser bude generovať žiarenie len jedného, presne definovaného typu (tzv. režim).

Najjednoduchším optickým rezonátorom, široko používaným vo všetkých typoch laserov, je plochý rezonátor (Faby-Perot interferometer), pozostávajúci z dvoch planparalelných platní umiestnených vo vzájomnej vzdialenosti.

Ako jednu dosku môžete použiť hluché zrkadlo, ktorého koeficient odrazu je blízky jednote. Druhá doska musí byť priesvitná, aby generované žiarenie mohlo opustiť rezonátor. Na zvýšenie koeficientu odrazu povrchov dosiek sú zvyčajne potiahnuté viacvrstvovými dielektrickými reflexnými povlakmi. Absorpcia svetla v takýchto povlakoch prakticky chýba. Niekedy sa reflexné povlaky nanášajú priamo na planparalelné konce tyčí aktívneho média. Potom zmizne potreba diaľkových zrkadiel.

Ryža. 4.1. Typy optických rezonátorov: a - ploché, b - prizmatické, c - konfokálne, d - polokoncentrické, e - zložené, f - prstencové, g, h - krížové a - s Braggovými zrkadlami. Aktívne prvky sú zatienené.

Ako hluché zrkadlo v optickom rezonátore možno použiť pravouhlý hranol (obr. 4.1, b). Lúče svetla dopadajúce kolmo na vnútornú rovinu hranola ho v dôsledku dvojitého úplného odrazu opúšťajú v smere rovnobežnom s osou rezonátora.

Namiesto plochých dosiek v optických rezonátoroch možno použiť konkávne polopriepustné zrkadlá. Dve zrkadlá s rovnakými polomermi zakrivenia, umiestnené tak, že ich ohniská sú v rovnakom bode Ф (obr. 4.1, c), tvoria konfokálny rezonátor. Vzdialenosť medzi zrkadlami l=R. Ak sa táto vzdialenosť skráti na polovicu, takže ohnisko jedného zrkadla je na povrchu druhého, získa sa konfokálny rezonátor.

Na vedecký výskum a rôzne praktické účely sa používajú zložitejšie rezonátory, ktoré pozostávajú nielen zo zrkadiel, ale aj z iných optických prvkov, ktoré umožňujú riadiť a meniť charakteristiky laserového žiarenia. Napríklad obr. 4.1, d - kompozitný rezonátor, v ktorom sa sčítava generované žiarenie zo štyroch aktívnych prvkov. Laserové gyroskopy využívajú prstencový rezonátor, v ktorom sa dva lúče šíria v opačných smeroch pozdĺž uzavretej prerušovanej čiary (obr. 4. 1, f).

Na vytváranie logických prvkov počítačov a integrovaných modulov sa používajú viaczložkové krížové rezonátory (obr. 4. 1. g, h). Ide v podstate o súbor laserov, ktoré umožňujú ich selektívnu excitáciu a sú navzájom spojené silnou optickou väzbou.

Špeciálnou triedou laserov sú lasery s distribuovanou spätnou väzbou. V konvenčných optických rezonátoroch vzniká spätná väzba v dôsledku odrazu generovaného žiarenia od zrkadiel rezonátora. Pri distribúcii spätnej väzby dochádza k odrazu od opticky nehomogénnej periodickej štruktúry. Príkladom takejto štruktúry je difrakčná mriežka. Môže byť vytvorený mechanicky (obr. 4. 1, i) alebo selektívnym pôsobením na homogénne médium.

Používajú sa aj iné konštrukcie rezonátorov.

Podľa definície by do rezonátorových prvkov mali byť zahrnuté aj pasívne a aktívne uzávery, modulátory žiarenia, polarizátory a iné optické prvky používané pri generovaní.

Strata rezonátora

Generovanie žiarenia sa dá zjednodušiť nasledovne: pracovná látka lasera sa umiestni do rezonátora a zapne sa čerpací systém. Pôsobením externého budenia sa vytvorí inverzná populácia hladín a absorpčný koeficient v určitom spektrálnom intervale bude menší ako nula. V procese excitácie, ešte pred vytvorením inverznej populácie, pracovná látka začne luminiscovať. Pri prechode cez aktívne médium sa spontánne žiarenie zosilňuje. Hodnota zosilnenia je určená súčinom amplifikačného faktora a dĺžky svetelnej dráhy v aktívnom médiu. V každom type rezonátora sú tak zvolené smery, že lúče svetla v dôsledku odrazu od zrkadiel prechádzajú aktívnym prostredím v zásade nekonečne veľakrát. Napríklad v plochom rezonátore môžu cez aktívne médium prechádzať iba lúče šíriace sa rovnobežne s osou rezonátora. Všetky ostatné lúče dopadajúce na zrkadlá pod uhlom k osi rezonátora po jednom alebo viacerých odrazoch ju opustia. Takto vznikajú straty.

Existuje niekoľko typov strát na rezonátore:

1.Straty na zrkadlách.

Keďže časť žiarenia generovaného v médiu musí byť z rezonátora odstránená, použité zrkadlá (aspoň jedno z nich) sú vyrobené polopriehľadné. Ak sú koeficienty odrazu zrkadiel z hľadiska intenzity rovné R1 a R2, potom užitočný stratový koeficient pre výstup žiarenia z rezonátora na jednotku dĺžky bude daný vzorcom:

2.Geometrická strata

Ak sa lúč šíri vo vnútri rezonátora, ktorý nie je striktne kolmý na povrchy zrkadiel, potom po určitom počte odrazov dosiahne okraje zrkadiel a opustí rezonátor.

3. Difrakčná strata.

Uvažujme rezonátor tvorený dvoma rovinne paralelnými okrúhlymi zrkadlami s polomerom a. Na zrkadlo 2 nech dopadne paralelný lúč žiarenia s vlnovou dĺžkou λ. Lúč sa odráža od zrkadla a súčasne sa difraktuje do uhla rádu d ϕ ≈ λ a . Fresnelovo číslo pre daný rezonátor je počet prechodov medzi zrkadlami, keď konečná divergencia lúča dosiahne uhol výstupu žiarenia za okraje zrkadiel ϕ=a/L

4. Rozptyl na nehomogenitách aktívneho média.

Ak je rezonátor naplnený aktívnym médiom, vznikajú ďalšie zdroje strát. Pri prechode žiarenia aktívnym prostredím je časť žiarenia rozptýlená nehomogenitami a cudzími inklúziami a tiež je utlmená v dôsledku nerezonančnej absorpcie. Nerezonančnou absorpciou sa rozumie absorpcia spojená s optickými prechodmi medzi úrovňami, ktoré pre dané médium nefungujú. Sem možno započítať aj straty spojené s čiastočným rozptylom a absorpciou energie v zrkadlách.