Laser — enhet och funktionsprincip

Normalt beteende hos ljus när det passerar genom ett medium

Normalt, när ljus passerar genom ett medium, minskar dess intensitet. Det numeriska värdet av denna dämpning kan hittas från Bouguers lag:

I denna ekvation finns det, förutom ljusintensiteterna I som kommer in i och ut ur mediet, också en faktor som kallas mediets linjära ljusabsorptionskoefficient. I traditionell optik är denna koefficient alltid positiv.

Negativ ljusabsorption

Vad händer om absorptionskoefficienten av någon anledning är negativ? Vad händer då? Det kommer att ske förstärkning av ljuset när det passerar genom mediet; i själva verket kommer mediet att visa negativ absorption.

Förutsättningarna för att observera en sådan bild kan skapas på konstgjord väg. Det teoretiska konceptet om vägen till genomförandet av det föreslagna fenomenet formulerades 1939 av den sovjetiske fysikern Valentin Alexandrovich Fabrikant.

Under analysen av ett hypotetiskt ljusförstärkande medium som passerar genom det, föreslog Fabrikant principen om ljusförstärkning. Och 1955de sovjetiska fysikerna Nikolai Genadievich Basov och Alexander Mikhailovich Prokhorov tillämpade denna Fabrikant-idé på radiofrekvensområdet i det elektromagnetiska spektrumet.

Tänk på den fysiska sidan av möjligheten till negativ absorption. I en idealiserad form kan atomernas energinivåer representeras som linjer - som om atomerna i varje tillstånd endast har strikt definierade energier E1 och E2. Detta innebär att en atom vid övergång från tillstånd till tillstånd antingen sänder ut eller absorberar uteslutande monokromatiskt ljus med en exakt definierad våglängd.

Men verkligheten är långt ifrån idealisk, och i själva verket har atomernas energinivåer en viss ändlig bredd, det vill säga de är inte linjer med exakta värden. Under övergångar mellan nivåer kommer det därför också att finnas ett visst område av emitterade eller absorberade frekvenser dv, vilket beror på bredden på energinivåerna mellan vilka övergången sker. Värdena för E1 och E2 kan användas för att endast beteckna atomens mellanenerginivåer.

Så eftersom vi har antagit att E1 och E2 är mittpunkterna för energinivåerna, kan vi betrakta en atom i dessa två tillstånd. Låt E2>E1. En atom kan antingen absorbera eller avge elektromagnetisk strålning när den passerar mellan dessa nivåer. Antag att, i grundtillståndet E1, absorberade en atom extern strålning med energin E2-E1 och övergick i ett exciterat tillstånd E2 (sannolikheten för en sådan övergång är proportionell mot Einstein-koefficienten B12).

Eftersom atomen befinner sig i ett exciterat tillstånd E2, avger atomen under inverkan av extern strålning med energi E2-E1 ett kvantum med energi E2-E1 och tvingas övergå till grundtillståndet med energi E1 (sannolikheten för en sådan övergång är proportionell mot Einstein-koefficienten B21).

Om en parallell stråle av monokromatisk strålning med volymspektral densitet w (v) passerar genom ett ämne vars skikt har en enhetstvärsnittsarea och tjocklek dx, kommer dess intensitet att ändras med värdet:

Här är n1 koncentrationen av atomer i E1-tillstånden, n2 är koncentrationen av atomer i E2-tillstånden.

Genom att ersätta villkoren på höger sida av ekvationen, anta att B21 = B12, och sedan ersätta uttrycket för B21, får vi ekvationen för förändringen i ljusintensitet vid smala energinivåer:

I praktiken, som nämnts ovan, är energinivåerna inte oändligt smala, så deras bredd måste beaktas. För att inte belamra artikeln med en beskrivning av transformationer och en massa formler, noterar vi helt enkelt att genom att ange ett frekvensområde och sedan integrera över x, kommer vi att sluta med en formel för att hitta den verkliga absorptionskoefficienten för ett medelvärde:

Eftersom det är uppenbart att under förhållanden av termodynamisk jämvikt, koncentrationen n1 av atomer i det lägre energitillståndet E1 alltid är större än koncentrationen n2 av atomer i det högre tillståndet E2, är negativ absorption omöjlig under normala förhållanden, det är omöjligt att amplifiera ljus bara genom att gå igenom en riktig miljö utan att vidta några extra åtgärder...

För att negativ absorption ska bli möjlig är det nödvändigt att skapa förutsättningar när koncentrationen av atomer i ett exciterat tillstånd E2 i mediet kommer att vara större än koncentrationen av atomer i grundtillståndet E1, det vill säga det är nödvändigt att organisera en omvänd fördelning av atomer i mediet enligt deras energitillstånd.

Behovet av energipumpning av miljön

För att organisera en inverterad population av energinivåer (för att erhålla ett aktivt medium) används pumpning (t.ex. optisk eller elektrisk). Optisk pumpning innebär absorption av strålning riktad mot dem av atomer, på grund av vilket dessa atomer går in i ett exciterat tillstånd.

Elektrisk pumpning i ett gasmedium innebär excitation av atomer genom oelastiska kollisioner med elektroner i gasurladdningen. Enligt Fabrikant måste några av atomernas lågenergitillstånd elimineras med hjälp av molekylära föroreningar.

Det är praktiskt taget omöjligt att erhålla ett aktivt medium med optisk pumpning i ett tvånivåmedium, eftersom kvantitativt övergångar av atomer per tidsenhet från tillstånd E1 till tillstånd E2 och vice versa (!) i detta fall kommer att vara ekvivalenta, vilket innebär att det är nödvändigt att tillgripa åtminstone ett trenivåsystem.

Överväg ett trestegs pumpsystem. Låt den yttre strålningen med fotonenergin E3-E1 verka på mediet medan atomerna i mediet passerar från tillståndet med energin E1 till tillståndet med energin E3. Från E3-energitillståndet är spontana övergångar till E2-tillståndet och till E1 möjliga. För att få en inverterad population (när det finns fler atomer med E2-nivån i ett givet medium) är det nödvändigt att göra E2-nivån längre än E3. För detta är det viktigt att följa följande villkor:

Överensstämmelse med dessa villkor kommer att innebära att atomer i E2-tillståndet förblir längre, det vill säga sannolikheten för spontana övergångar från E3 till E1 och från E3 till E2 överstiger sannolikheten för spontana övergångar från E2 till E1. Då kommer E2-nivån att visa sig vara längre, och ett sådant tillstånd på E2-nivån kan kallas metastabilt. Därför, när ljus med frekvensen v = (E3 — E1) / h passerar genom ett sådant aktivt medium, kommer detta ljus att förstärkas. På samma sätt kan ett system med fyra nivåer användas, då blir E3-nivån metastabil.

Laserenhet

Således innehåller lasern tre huvudkomponenter: ett aktivt medium (i vilket populationsinversionen av atomernas energinivåer skapas), ett pumpsystem (en anordning för att erhålla populationsinversionen) och en optisk resonator (som förstärker strålningen många gånger och bildar en riktad stråle av utgången). Det aktiva mediet kan vara fast, flytande, gas eller plasma.

Pumpning sker kontinuerligt eller pulserande. Vid kontinuerlig pumpning begränsas tillförseln av mediet av överhettning av mediet och konsekvenserna av denna överhettning. Vid pulsad pumpning erhålls den användbara energin som införs bitvis i mediet mer på grund av den stora kraften hos varje enskild puls.

Olika lasrar — olika pumpning

Solid-state lasrar pumpas genom att bestråla arbetsmediet med kraftfulla gasurladdningsblixtar, fokuserat solljus eller annan laser.Detta är alltid pulsad pumpning eftersom effekten är så hög att arbetsstaven kommer att kollapsa under kontinuerlig verkan.

Vätske- och gaslasrar pumpas med en elektrisk urladdning.Kemiska lasrar antar förekomsten av kemiska reaktioner i deras aktiva medium, som ett resultat av vilka den inverterade populationen av atomer erhålls antingen från reaktionens produkter eller från speciella föroreningar med en lämplig nivåstruktur.

Halvledarlasrar pumpas av framåtström genom en pn-övergång eller av en elektronstråle. Dessutom finns det sådana pumpningsmetoder som fotodissociation eller gasdynamisk metod (abrupt kylning av upphettade gaser).

Optisk resonator — laserns hjärta

Den optiska resonatorn är ett system av ett par speglar, i det enklaste fallet två speglar (konkava eller parallella) fixerade mittemot varandra, och mellan dem längs en gemensam optisk axel finns ett aktivt medium i form av en kristall eller en kyvett med gas. Fotoner som passerar i vinkel genom mediet lämnar det vid sidan, och de som rör sig längs axeln, som reflekteras flera gånger, förstärks och går ut genom en genomskinlig spegel.

Detta producerar laserstrålning - en stråle av koherenta fotoner - en strikt riktad stråle. Under en passage av ljus mellan speglarna måste förstärkningens storlek överstiga en viss tröskel - mängden strålningsförlust genom den andra spegeln (ju bättre spegeln sänder, desto högre måste denna tröskel vara).

För att ljusförstärkning ska kunna utföras effektivt är det nödvändigt att inte bara öka ljusets väg inuti det aktiva mediet, utan också att säkerställa att vågorna som lämnar resonatorn är i fas med varandra, då kommer de störande vågorna att ge största möjliga amplitud.

För att uppnå detta mål är det nödvändigt att var och en av vågorna i resonatorn som återvänder till en punkt på källspegeln och i allmänhet, vid vilken punkt som helst i det aktiva mediet, är i fas med primärvågen efter ett godtyckligt antal perfekta reflektioner . Detta är möjligt när den optiska vägen som färdas av vågen mellan två returer uppfyller villkoret:

där m är ett heltal, i detta fall blir fasskillnaden en multipel av 2P:

Eftersom var och en av vågorna nu skiljer sig i fas från den föregående med 2pi, betyder detta att alla vågor som lämnar resonatorn kommer att vara i fas med varandra, vilket ger maximal amplitudinterferens. Resonatorn kommer att ha nästan monokromatisk parallellstrålning vid utgången.

Funktionen av speglarna inuti resonatorn kommer att ge förstärkning av moderna som motsvarar de stående vågorna inuti resonatorn; andra lägen (som uppstår på grund av de verkliga förhållandenas särdrag) kommer att försvagas.

Rubinlaser — det första fasta tillståndet

Den första solid-state enheten byggdes 1960 av den amerikanske fysikern Theodore Maiman. Det var en rubinlaser (ruby - Al2O3, där några av gitterplatserna - inom 0,5% - ersätts av tredubbelt joniserat krom; ju mer krom, desto mörkare färg på rubinkristallen).

Den första framgångsrika arbetslasern designad av Dr. Ted Mayman 1960.

En rubincylinder gjord av den mest homogena kristallen, med en diameter på 4 till 20 mm och en längd på 30 till 200 mm, placeras mellan två speglar gjorda i form av lager av silver applicerade på de noggrant polerade ändarna av denna cylinder. En spiralformad gasurladdningslampa omger en cylinder längs hela dess längd och matas med hög spänning genom en kondensator.

När lampan är påslagen bestrålas rubinen intensivt, medan kromatomerna rör sig från nivå 1 till nivå 3 (de är i detta exciterade tillstånd i mindre än 10-7 sekunder), det är här de mest sannolika övergångarna till nivå 2 realiseras — till en metastabil nivå. Överskottsenergi överförs till rubinkristallgittret. Spontana övergångar från nivå 3 till nivå 1 är obetydliga.

Övergången från nivå 2 till nivå 1 är förbjuden av urvalsreglerna, så varaktigheten av denna nivå är cirka 10-3 sekunder, vilket är 10 000 gånger längre än på nivå 3, som ett resultat av detta ackumuleras atomer i rubin med nivå 2 — detta är den omvända populationen av nivå 2.

Spontant uppstår under spontana övergångar, fotoner kan orsaka tvingade övergångar från nivå 2 till nivå 1 och provocera fram en lavin av sekundära fotoner, men dessa spontana övergångar är slumpmässiga och deras fotoner fortplantar sig kaotiskt, mestadels lämnar resonatorn genom dess sidovägg.

Men de av fotonerna som träffar axeln genomgår flera reflektioner från speglarna, vilket samtidigt orsakar den påtvingade emissionen av sekundära fotoner, som återigen provocerar den stimulerade emissionen, och så vidare. Dessa fotoner kommer att röra sig i en riktning som liknar de primära och flödet längs kristallens axel kommer att öka som en lavin.

Det multiplicerade flödet av fotoner kommer ut genom resonatorns sidospegel i form av en strikt riktad ljusstråle med kolossal intensitet. Rubylasern arbetar vid en våglängd på 694,3 nm, medan pulseffekten kan vara upp till 109 W

Neonlaser med helium

Helium-neon (helium / neon = 10/1) laser är en av de mest populära gaslasrarna. Trycket i gasblandningen är cirka 100 Pa.Neon fungerar som en aktiv gas, den producerar fotoner med en våglängd på 632,8 nm i kontinuerligt läge. Heliums funktion är att skapa en omvänd population från en av de övre energinivåerna av neon. Spektrumbredden för en sådan laser är cirka 5 * 10-3 Hz Koherenslängd 6 * 1011 m, koherenstid 2 * 103 ° C.

När en helium-neonlaser pumpas, inducerar en elektrisk högspänningsurladdning övergången av heliumatomer till ett metastabilt exciterat tillstånd av E2-nivån. Dessa heliumatomer kolliderar oelastiskt med neonatomer i E1-grundtillståndet och överför deras energi. Energin för E4-nivån av neon är högre än E2-nivån för helium med 0,05 eV. Bristen på energi kompenseras av den kinetiska energin från atomkollisioner. Som ett resultat, på E4-nivån av neon, erhålls en inverterad population med avseende på E3-nivån.

Typer av moderna lasrar

Enligt tillståndet för det aktiva mediet är lasrar indelade i: fast, flytande, gas, halvledare och även kristall. Enligt pumpmetoden kan de vara: optisk, kemisk, gasurladdning. Genom generationens natur är lasrar indelade i: kontinuerliga och pulsade. Dessa typer av lasrar avger strålning inom det synliga området av det elektromagnetiska spektrumet.

Optiska lasrar dök upp senare än andra. De är kapabla att generera strålning i det nära-infraröda området, sådan strålning (vid en våglängd på upp till 8 mikron) är mycket lämplig för optisk kommunikation. Optiska lasrar innehåller en fiber i vars kärna flera joner av lämpliga sällsynta jordartsmetaller har införts.

Ljusledaren, som med andra typer av lasrar, installeras mellan ett par speglar.För pumpning matas laserstrålning med den erforderliga våglängden in i fibern, så att jonerna i de sällsynta jordartsmetallerna övergår till ett exciterat tillstånd under dess verkan. När de återgår till ett lägre energitillstånd emitterar dessa joner fotoner med en längre våglängd än den initierande lasern.

På så sätt fungerar fibern som en källa för laserljus. Dess frekvens beror på vilken typ av sällsynta jordartsmetaller som lagts till. Själva fibern är gjord av tungmetallfluorid, vilket resulterar i en effektiv generering av laserstrålning vid frekvensen av det infraröda området.

Röntgenlasrar upptar den motsatta sidan av spektrumet - mellan ultraviolett och gamma - dessa är storleksordningar med våglängder från 10-7 till 10-12 m. Lasrar av denna typ har den högsta pulsljusstyrkan av alla typer av lasrar.

Den första röntgenlasern byggdes 1985 i USA, vid Livermore Laboratory. Lawrence. Lasern genereras på selenjoner, våglängdsområdet är från 18,2 till 26,3 nm, och den högsta ljusstyrkan faller på våglängdslinjen på 20,63 nm. Idag har laserstrålning med en våglängd på 4,6 nm uppnåtts med aluminiumjoner.

Röntgenlasern genereras av pulser med en varaktighet på 100 ps till 10 ns, vilket beror på plasmabildningens livslängd.

Faktum är att det aktiva mediet i en röntgenlaser är en starkt joniserad plasma, som till exempel erhålls när en tunn film av yttrium och selen bestrålas med en högeffektlaser i det synliga eller infraröda spektrumet.

Röntgenlaserns energi i en puls når 10 mJ, medan vinkeldivergensen i strålen är cirka 10 milliradianer. Förhållandet mellan pumpeffekt och direkt strålning är cirka 0,00001.