En lasers oscillerende system indeholder et aktivt medium, så spektret af laserstråling skal bestemmes af både mediets spektrale egenskaber og resonatorens frekvensegenskaber. Lad os overveje dannelsen af ​​emissionsspektret i tilfælde af inhomogen og ensartet udvidelse af mediets spektrallinje.

Emissionsspektrum med uensartet spektral udvidelse; linjer. Lad os overveje det tilfælde, hvor formen af ​​mediets spektrallinje hovedsageligt bestemmes af Doppler-effekten, og interaktionen mellem partikler i mediet kan negligeres. Doppler-udvidelsen af ​​spektrallinjen er inhomogen (se.§ 12.2).

I fig. 15.10 viser a resonatorens frekvensgang, og i fig. Figur 15.10b viser konturen af ​​mediets spektrallinje. Typisk er bredden af ​​spektrallinjen med Doppler-udvidelse ∆ ν = ∆ νD meget større end intervallet ∆ νq mellem frekvenserne af naboresonatortilstande. Værdien ∆ νq, bestemt af formel (15.2), for eksempel med en resonatorlængde L = 0,5 m vil være 300 MHz, mens spektrallinjebredden på grund af Dopplereffekten ∆ νD i overensstemmelse med formel (12.31) kan være ca. 1 GHz. I dette eksempel, inden for den spektrale linjebredde af mediet∆ ν≈∆ νД; tre langsgående tilstande er placeret. Med en større resonatorlængde øges antallet af tilstande inden for linjebredden, da frekvensintervallet ∆ νq for nabotilstande falder.

Doppler-udvidelse er inhomogen, dvs. spontan emission i et udvalgt frekvensinterval mindre end ∆ νD skabes af en bestemt gruppe af partikler og ikke af alle

miljøets partikler. Lad os antage, at den naturlige spektrale linjebredde af en partikel er betydeligt mindre end forskellen i frekvenser af nabotilstande (f.eks. den naturlige linjebredde

neon er tæt på 16 MHz). Så vil partikler, der exciterer en bestemt tilstand med deres spontane emission, ikke forårsage excitation af andre tilstande.

For at bestemme laserstrålingsspektret vil vi bruge frekvensafhængigheden af ​​absorptionskoefficienten æ i Bouguers lov (12.50). Denne indikator er proportional med forskellen i populationer af de øvre og nedre overgangsniveauer. I et medium uden populationsinversion er æ >0 og karakteriserer absorptionen af ​​elektromagnetisk feltenergi. I nærværelse af inversionæ<0 и определяет усиление поля. В этом случае модуль показателя называют показателем усиления активной средыæ а (æ а =|æ |).

Frekvensafhængigheden af ​​forstærkningen æ a (ν) i overensstemmelse med formel (12.44) falder sammen med formen af ​​mediets spektrallinje, når niveaupopulationerne er konstante eller ændrer sig lidt som følge af forcerede overgange. Et sådant sammenfald vil blive observeret, hvis der skabes en befolkningsinversion, og betingelserne for selvexcitering af laseren endnu ikke er opfyldt (for eksempel er der ingen hulrumsspejle). I fig. 15.10 viser den stiplede linje en sådan initial frekvensafhængighed. Med Doppler-udvidelse af spektrallinjen er afhængigheden udtrykt ved en Gaussisk funktion og har en bredde ∆ νD som vist i fig. 15.10, f.

Lad os antage, at selv-exciteringsbetingelserne er opfyldt. Så vil den spontane emission af en partikel forårsage forcerede overgange af andre partikler, hvis frekvensen af ​​den spontane emission af sidstnævnte ligger omtrent inden for den naturlige bredde af den exciterende partikels spektrallinje. Som et resultat af befolkningsinversion vil tvungne overgange fra top til bund være fremherskende, det vil sige, at befolkningen på det øverste niveau bør falde, befolkningen på det nederste niveau bør stige, og forstærkningsindekset æ a bør falde.

Feltet i resonatoren er maksimalt ved modiernes resonansfrekvenser. Ved disse frekvenser vil den største ændring i populationerne af overgangsniveauerne blive observeret. Derfor vil dips optræde på æ a (ν) kurven i nærheden af ​​resonansfrekvenserne (se fig. 15.10, c).

Efter at selvexciteringsbetingelsen er opfyldt, øges dybden af ​​dykket ved resonansfrekvenser, indtil regimet indtræffer; stationære svingninger, ved hvilke forstærkningsindekset bliver lig med tabsindekset α i overensstemmelse med betingelse (15.13). Bredden af ​​hvert dyk er omtrent lig med den naturlige bredde af partikellinjen, hvis den genererede effekt ved den pågældende frekvens er lille. Jo større kraft, og derfor volumetrisk feltenergitæthed, som påvirker antallet af tvungne overgange, jo større er mellemrummet. Ved lav effekt er forstærkningen inden for et hak uafhængig af forstærkningen inden for et andet hak, da indhakkene ikke overlapper hinanden på grund af den oprindelige antagelse om, at den naturlige linjebredde er mindre end afstanden mellem resonansfrekvenserne. Oscillationer ved disse frekvenser kan betragtes som uafhængige. I fig. Figur 15.10d viser, at laserstrålingsspektret indeholder tre emissionslinjer svarende til tre longitudinelle modi af resonatoren. Strålingseffekten af ​​hver tilstand afhænger af forskellen mellem de indledende og stationære værdier af forstærkningsindekset,

som i formel (15.21), dvs. det er bestemt af dybden af ​​de tilsvarende dyk i fig. 15.10, kl. Vi vil bestemme bredden af ​​hver emissionslinje δν i slutningen af ​​afsnittet, og nu vil vi diskutere effekten af ​​pumpekraft på antallet af genererede tilstande for givne tab.

Hvis pumpeeffekten er så lav, at den maksimale værdi af mellemforstærkningen (kurve 1 i fig. 15.11, b) ikke når tærskelværdien, der er lig med α, vil ingen af ​​de tilstande, der bestemmes af resonatorens frekvensgang, exciteres (Fig. 15.11, a). Kurve 2 svarer til en højere pumpeeffekt, som sikrer, at den centrale frekvens af spektrallinjen i mediet ν0 overstiger tærskelværdien. Dette tilfælde svarer til en dyk i fig. 15.11,c og generering af én langsgående tilstand (fig. 15.11,d). En yderligere forøgelse af pumpeeffekten vil sikre, at selvexciteringsbetingelserne er opfyldt for andre tilstande (kurve 3). Følgelig vil fald i indikatorkurven og emissionsspektret blive afbildet som i fig. 15.10, i Ig.

Emissionsspektrum med ensartet udvidelse af spektrallinjen. En ensartet udvidelse af spektrallinjen observeres i det tilfælde, hvor hovedårsagen til udvidelsen er kollisionen | (eller interaktion) af partikler i mediet(§ 12.2) .

Lad os antage, som i tilfældet med inhomogen udvidelse, at flere egenfrekvenser af resonatoren falder inden for mediets spektrallinje. I fig. 15.12a viser resonatorens frekvensrespons, der angiver frekvensen og bredden af ​​resonanskurverne for hver modus ∆ νp. Kurve 1 i fig. 15.12b afbilder frekvensafhængigheden af ​​forstærkningsindekset for et medium med populationsinversion før selvexcitering af laseren.

Spektrallinjen for hver partikel og hele mediet falder sammen med ensartet udvidelse, derfor kan spontan emission af enhver partikel forårsage stimuleret

overgange af andre partikler. Følgelig vil frekvensafhængigheden af ​​æ a under generering (kurve 2) under forcerede overgange i det specificerede miljø med populationsinversion forblive den samme i form som før generation (kurve 1), men vil være placeret under den. De fald, der er observeret med inhomogen linjeudvidelse (se fig. 15.11c), er fraværende her, da alle partikler i mediet nu er med til at skabe laserstrålingskraften.

I fig. 15.12, b, er selvexcitationsbetingelserne æ a > α opfyldt for tre tilstande med frekvenserne νq-1, νq = ν0 og νq+1. Ved den centrale frekvens af spektrallinjen ν0 er forstærkningen per enkelt passage af stråling gennem det aktive medium imidlertid maksimal. Som følge af et større antal passager vil hovedbidraget til strålingseffekten komme fra tilstanden med den centrale frekvens.

I lasere med ensartet udvidelse af mediets spektrallinje er det således muligt at opnå et enkeltfrekvensregime med høj effekt (fig. 15.12c), da der, i modsætning til tilfældet med inhomogen udvidelse, en reduktion af pumpeeffekten er ikke påkrævet for at opnå denne ordning.

Monokromaticitet af laserstråling. Genereringen af ​​oscillationer i enhver kvanteanordning begynder med spontan emission, hvis frekvensafhængighed er karakteriseret ved mediets spektrallinje. I det optiske område er bredden af ​​mediets spektrallinje imidlertid betydeligt større end bredden af ​​resonanskurverne ∆ νp af en passiv (uden aktivt medium) resonator på grund af sidstnævntes høje kvalitetsfaktor Q. Værdi ∆ νP =ν0 /Q, hvor ν0 er resonansfrekvensen. Hvis der er et aktivt medium i resonatoren, kompenseres der for tab (regenerativ effekt), hvilket svarer til en stigning i kvalitetsfaktoren og et fald i bredden af ​​resonanskurven ∆ νp til værdien δ ν.

I tilfælde af generering af én tilstand med frekvensen ν0, kan laserstrålingens linjebredde estimeres ved hjælp af formlen

hvor P er strålingseffekten. En stigning i strålingseffekt svarer til større

kompensation for tab, forøgelse af kvalitetsfaktoren og reduktion af emissionslinjebredden. Hvis ∆ νp =l MHz, ν0 =5·1014 Hz, Р =1 mW, så er δ νteor ≈ 10-2 Hz, og forholdet δ νteor /ν 0 ≈2·10-17. Den teoretiske værdi af emissionslinjebredden viser sig således at være ekstrem

lille, mange størrelsesordener mindre end bredden af ​​resonanskurverne ∆ νp. Dog i reelle forhold På grund af akustiske påvirkninger og temperatursvingninger observeres ustabilitet af resonatordimensionerne, hvilket fører til ustabilitet af resonatorens naturlige frekvenser og følgelig frekvenserne af laserstrålingslinjerne. Derfor kan den reelle (tekniske) strålingslinjebredde, under hensyntagen til denne ustabilitet, nå δ ν = 104 –105 Hz.

Graden af ​​monokromaticitet af laserstråling kan vurderes ved bredden af ​​laserstrålingslinjen og bredden af ​​indhylningen af ​​laserstrålingsspektret, der indeholder flere emissionslinjer (se fig. 15.10, d). Lad ∆ ν=104 Hz, ν0 =5·1014 Hz, og bredden af ​​spektrumindhylningen δ o.c .=300 MHz. Så vil graden af ​​monokromaticitet langs en linje være δ ν/ν0 ≈ 2·10-11, og langs hylsteret δ ν/ν0 ≈ 6·10-7. Fordelen ved lasere er den høje monokromaticitet af strålingen, især langs en strålingslinje eller i en enkelt-frekvens driftstilstand

§ 15.4. Sammenhæng, monokromaticitet og retningsbestemt laserstråling

I Når det anvendes på optiske vibrationer, karakteriserer kohærens forbindelsen (korrelationen) mellem faserne af lysvibrationer. Der er tidsmæssig og rumlig sammenhæng, som i lasere er forbundet med monokromaticitet og retningsbestemt stråling.

I I det generelle tilfælde, når korrelationen af ​​strålingsfelter studeres på to punkter i rummet, henholdsvis i tidspunkter af tid, der er forskudt med en vis værdi τ, bruges begrebet gensidig kohærensfunktion.

hvor r 1 og r 2 er radiusvektoren for det første og andet punkt E 1 (r 1,t+ τ) og E* 2 (r 2, t) er de komplekse og komplekse konjugerede værdier af feltstyrken ved; disse punkter. Den normaliserede gensidige sammenhængsfunktion karakteriserer graden af ​​sammenhæng:

hvor I (r 1) og I (r 2) er strålingsintensiteten på udvalgte punkter. Modul γ 12 (τ) varierer fra nul til én. Når γ 12 τ =0 er der ingen sammenhæng, i tilfælde af |γ 12 (τ )|=l er der fuldstændig sammenhæng

Tidsmæssig sammenhæng og monokromaticitet af stråling. Tidsmæssig kohærens er korrelationen mellem feltværdier på et tidspunkt i rummet på tidspunkter, der afviger med en vis mængdeτ. I dette tilfælde radiusvektorerne r 1 og r 2 ved bestemmelse af den gensidige sammenhængsfunktion Г 12 (r 1, r 2, τ) og funktioner γ 12 (τ ) viser sig at være ens, den gensidige kohærensfunktion bliver til en autokorrelationsfunktion, og den normaliserede funktion bliver til en funktionγ 11 (τ ), der karakteriserer graden af ​​tidsmæssig sammenhæng.

Det blev tidligere bemærket, at atomet under spontane overgange udsender tog af vibrationer, som ikke er relateret til hinanden (fig. 15.13). Korrelationen af ​​oscillationer på et punkt i rummet vil kun blive observeret i et tidsinterval, der er kortere end togets varighed. Dette interval kaldes sammenhængstid, og det tages lig med levetiden af ​​spontane overgange m. Afstanden tilbagelagt af lys i sammenhængstiden kaldes sammenhængslængde£. Ved τ ≈ 10-8 с £ =c τ =300 cm kan kohærenslængden også udtrykkes gennem bredden af ​​spektrallinjen ∆ ν. Da ∆ ν≈ 1/τ, så £ ≈ c /∆ ν.

Tidsmæssig sammenhæng og monokromaticitet hænger sammen. Monokromaticitet er kvantitativt bestemt af graden af ​​monokromaticitet ∆ ν/ ν0 (se § 15.3). Jo højere grad af tidsmæssig kohærens, dvs. jo længere kohærenstid, jo mindre er frekvensspektret ∆ ν optaget af strålingen, og jo bedre er monokromaticiteten. I grænsen, med fuldstændig tidskohærens (τ →∞), blev strålingen fuldstændig monokromatisk (∆ ν→0).

Lad os overveje den tidsmæssige sammenhæng af laserstråling. Lad os antage, at en bestemt partikel af det aktive medium har udsendt et kvante, som vi vil repræsentere i form af et svingningstog (se fig. 15.13). Når et tog interagerer med en anden partikel, vil et nyt tog dukke op, hvis svingningsfase, på grund af arten af ​​tvungne overgange, falder sammen med svingningsfasen for det oprindelige tog. Denne proces gentages mange gange, mens fasekorrelationen opretholdes. Den resulterende svingning kan betragtes som et tog med en varighed, der er væsentlig længere end varigheden af ​​det indledende tog. Således øges kohærenstiden, dvs. strålingens tidsmæssige sammenhæng og monokromaticitet forbedres.

I forbindelse med denne betragtning bliver det indlysende, at en optisk resonator øger den tidsmæssige sammenhæng af laserstråling, da den sikrer gentagen passage af tog gennem det aktive medium. Sidstnævnte svarer til en stigning i emitternes levetid, en stigning i tidsmæssig sammenhæng og et fald i linjebredden

	laserstråling omtalt i § 15.3.
	Kohærenstiden for laserstråling kan bestemmes
	gennem den tekniske bredde af laserstrålingslinjen δ ν. Ved
	formel τ =1/2πδ ν.. Ved δ ν=103 Hz kohærenstid
	er τ = 1,5·10-4 s. Sammenhængslængden i dette tilfælde
	L =cτ =45 km. Således sammenhængen tid og længde
	kohærens i lasere er mange størrelsesordener større end i
	konventionelle lyskilder.

Rumlig sammenhæng og strålingsdirektivitet, Rumlig kohærens er korrelationen mellem feltværdier på to punkter i rummet på samme tidspunkt. I dette tilfælde formlerne for den gensidige sammenhængsfunktion Г 12 (r1,r2, τ ) og normaliseret kohærensfunktionγ 12 (τ ) bør erstattesτ = 0. Funktion γ 12 (0) karakteriserer graden af ​​rumlig sammenhæng.

Stråling fra en punktkilde er altid rumligt sammenhængende. Graden af ​​rumlig sammenhæng af en udvidet kilde afhænger af dens størrelse og afstanden mellem den og observationspunkterne. Det er kendt fra optikken, at jo større størrelsen af ​​kilden er, jo mindre er den vinkel, inden for hvilken strålingen kan betragtes som rumligt kohærent. En lysbølge med den bedste rumlige sammenhæng bør have en flad front.

I lasere har strålingen en høj retningsbestemmelse (flad front), bestemt af egenskaberne i det optiske hulrum. Selvexciteringsbetingelsen er kun opfyldt for en bestemt retning i resonatoren for den optiske akse eller retninger tæt på den. Som et resultat meget stort antal refleksioner fra spejle rejser strålingen langt, hvilket svarer til en forøgelse af afstanden mellem kilden og observationspunktet. Denne sti svarer til kohærenslængden og kan være titusinder af kilometer for gaslasere. Den høje direktivitet af laserstråling bestemmer også høj rumlig sammenhæng. Det er væsentligt, at effekten af ​​at øge afstanden i en laser er ledsaget af en forøgelse af strålingseffekten på grund af dens forstærkning i det aktive medie, hvorimod en forbedring i rumlig kohærens i konventionelle kilder er forbundet med et tab af lysintensitet.

Den høje grad af tidsmæssig sammenhæng af stråling bestemmer brugen af ​​lasere ir, måling af afstande og vinkelhastigheder og i kvantefrekvensstandarder. En høj grad af rumlig kohærens (direktivitet) gør det muligt effektivt at transmittere lysenergi og fokusere lysstrømmen til en plet af en meget lille størrelse, sammenlignelig med bølgelængden. Dette gør det muligt at opnå enorme værdier af energitæthed, feltstyrke og let tryk, der er nødvendige for videnskabelig undersøgelse og forskellige tekniske applikationer.

4. november 2013 kl. 21.33

Ghetto-stil spektroskopi: Udforskning af spektret og (sikre) farer ved lasere

• DIY eller gør det selv

Jeg tror, ​​at alle, der læser denne artikel, har leget med laserpointere. I På det sidste Kineserne hæver strålingskraften højere og højere – og vi skal selv sørge for sikkerheden.

Udover dette nåede jeg også at se på spektret af laserstrålingen på mit knæ – om den genererer på én frekvens, eller på flere på én gang. Dette kan være nødvendigt, hvis du vil prøve at optage et hologram derhjemme.

Lad os huske designet af grønne DPSS-lasere

En 808nm infrarød laserdiode skinner på en Nd:YVO4 eller Nd:YAG neodym laserkrystal, som udsender lys ved en bølgelængde på 1064nm. Så sker der frekvensfordobling i den ikke-lineære KTP-krystal – og vi får 532nm grønt lys.

Det åbenlyse problem her er, at 808nm og 1064nm stråling kan forlade laseren (hvis der ikke er noget udgangsfilter, eller det er af dårlig kvalitet) i en ukendt vinkel, og uden at vi ved, kan der forekomme kunstnerisk skæring på nethinden. Det menneskelige øje ser slet ikke 1064 nm, og 808 nm stråling er meget svag, men kan ses i mørke (dette er ikke for farligt kun med spredt stråling ved lav effekt!).

Men hvad er strålingen i den fokuserede del af laserstrålingen? Lad os prøve at finde ud af det.

Første tilgang: et ark papir og en cd

Ideen er enkel - vi skinner en laser gennem et hul i et ark A4-papir på overfladen af ​​en stemplet cd. Rillerne på overfladen af ​​skiven - til en første tilnærmelse - fungerer som et diffraktionsgitter og sorterer lyset i et spektrum.

Hver bølgelængde danner flere billeder på én gang - flere positive og flere negative ordrer.

Som et resultat vil vi med øjet og et almindeligt kamera se følgende:

Men hvis vi ser på et ark papir med et kamera uden et IR-filter, bemærker vi en mærkelig lilla prik mellem den første og anden prik fra midten:

Anden tilgang: dispersionsprismer

Prismet deler også lys i et spektrum, men forskellen i brydningsvinkler for forskellige længder bølger - meget mindre. Derfor var det ikke umiddelbart muligt for mig at implementere denne mulighed - jeg fortsatte med at se én pointe. Situationen blev forværret af, at mine prismer var lavet af almindeligt glas, som nedbryder lys til et spektrum dobbelt så dårligt som specialiserede.

Resultatet er opnået: 808nm, 1064nm og grønne 532nm punkter er tydeligt synlige. Det menneskelige øje, i stedet for IR-punkterne, ser overhovedet intet.

Ved hjælp af en 1W grøn laser, ved hjælp af en "finger high-precision power meter" (forkortet PVIM), var det muligt at finde ud af, at i mit tilfælde er det overvældende flertal af strålingen 532 nm, og 808 nm og 1064 nm, selvom det kan detekteres af kameraet er deres effekt 20 eller flere gange mindre, under grænsen for detektion af PVIM.

Det er tid til at tjekke brillerne

Kineserne lover, at dæmpningen er 10 tusind gange (OD4) for områderne 190-540 nm og 800-2000 nm. Nå, lad os tjekke, at øjnene ikke er officielle.

Vi sætter brillerne på kameraet (hvis du sætter dem på laseren vil hullet smelte, de er plastik), og vi får: 532nm og 808nm er svækket meget, lidt tilbage fra 1064nm, men jeg tror ikke det er kritisk :

Af nysgerrighed besluttede jeg at teste farvede anaglyph-briller (med rødt og blåt glas). Den røde halvdel holder godt på grønt, men til infrarødt lys er de gennemsigtige:

Den blå halvdel har stort set ingen effekt overhovedet:

Genererer laseren ved én eller flere frekvenser?

Som vi husker, er hoveddesignelementet i en DPSS-laser en Fabry-Perot-resonator, som består af 2 spejle, det ene gennemskinnelig, det andet regulært. Hvis bølgelængden af ​​den genererede stråling ikke passer ind i længden af ​​resonatoren et helt antal gange, vil bølgerne ophæve sig selv på grund af interferens. Ingen ansøgning særlige midler laseren vil samtidig generere lys ved alle tilladte frekvenser på én gang.

Jo større resonatorstørrelsen er, jo større er antallet af mulige bølgelængder, ved hvilke laseren kan generere. I de laveste grønne lasere er neodymlaserkrystallen en tynd plade, og ofte er kun 1 eller 2 bølgelængder mulige for lasering.

Når temperaturen (=resonatorstørrelsen) eller effekten ændres, kan genereringsfrekvensen ændre sig jævnt eller brat.

Hvorfor er det vigtigt? Lasere, der genererer lys ved en enkelt bølgelængde, kan bruges til holografi i hjemmet, interferometri (ultra-præcise afstandsmålinger) og andre sjove ting.

Nå, lad os tjekke det ud. Vi tager den samme CD, men denne gang vil vi observere stedet ikke fra 10 cm, men fra 5 meter (da vi skal se en forskel i bølgelængder i størrelsesordenen 0,1 nm og ikke 300 nm).

1W grøn laser: Pga store størrelser resonator - frekvenser forekommer med små intervaller:

10mW grøn laser: Resonatordimensionerne er små - kun 2 frekvenser passer i det samme spektralområde:

Når effekten reduceres, er der kun én frekvens tilbage. Du kan skrive et hologram!

Lad os se på andre lasere. Rød 650nm 0,2W:

Ultraviolet 405nm 0,2W:

Udvidelse af laserens spektralområde. En af hovedopgaverne for specialister, der udvikler laserenheder, er at skabe kilder til kohærent stråling, hvis bølgelængde kan indstilles over hele det spektrale område fra det fjerne infrarøde område til ultraviolet og endnu kortere bølgelængdestråling.

Skabelsen af ​​en farvelaser viste sig at være ekstrem vigtig begivenhed fra dette synspunkt, da deres stråling kan indstilles i bølgelængdeområdet ud over det synlige område af spektret. Der er imidlertid betydelige huller i spektret af laserstråling, dvs. områder, hvor kendte laserovergange er sjældne, og tuning af deres frekvens er kun mulig i snævre spektralområder.

De brede fluorescensbånd, som driften af ​​en tunable farvelaser er baseret på, detekteres ikke i det fjerne infrarøde område af spektret, og farvestofferne, der bruges i lasere, ødelægges hurtigt af intens pumpestråling, når farvestoffet exciteres, når det er nødvendigt at generere lasering i det ultraviolette område af spektret.

Ikke-lineær optik.

På jagt efter måder at udfylde disse huller på, har mange laserforskere udnyttet ikke-lineære effekter i nogle optiske materialer. I 1961 fokuserede forskere fra University of Michigan lyset fra en rubinlaser med en bølgelængde på 694,3 nm til en kvartskrystal og detekterede i strålingen, der passerede gennem krystallen, ikke kun selve rubinlaserlyset, men også stråling med en dobbelt frekvens, dvs. ved en bølgelængde på 347,2 nm. Selvom denne stråling var meget svagere end ved en bølgelængde på 694,3 nm, havde denne kortbølgede stråling ikke desto mindre monokromaticiteten og den rumlige kohærens karakteristiske for laserlys.

Processen med at generere en sådan kortbølget stråling er kendt som frekvensfordobling eller generering af anden harmonisk. SHG er et eksempel på mange ikke-lineære optiske effekter, der er blevet brugt til at udvide det afstembare spektrale område af laserstråling. SHG bruges ofte til at konvertere infrarød stråling 1,06 µm og andre linjer i en neodymlaser til stråling, der falder i det gulgrønne område af spektret, for eksempel 530 nm, hvor kun et lille antal intense laserlinjer kan opnås.

Harmonisk generering kan også bruges til at producere stråling med en frekvens, der er tre gange højere end den oprindelige laserstråling. Rubidiums og andre alkalimetallers ikke-lineære karakteristika bruges for eksempel til at tredoble frekvensen af ​​en neodymlaser til en værdi svarende til en bølgelængde på 353 nm, dvs. faldende i det ultraviolette område af spektret.

Teoretisk er processer til at generere harmoniske højere end den tredje mulige, men effektiviteten af ​​en sådan konvertering er ekstremt lav, så fra et praktisk synspunkt er de uden interesse. Muligheden for at generere kohærent stråling ved nye frekvenser er ikke begrænset til processen med harmonisk generering. En sådan proces er processen med parametrisk forstærkning, som er som følger.

Lad et ikke-lineært medium blive påvirket af tre bølger: en kraftig lysbølge med frekvens 1, en pumpebølge og to svage lysbølger med lavere frekvenser 2 og 3. Når betingelse 1 23 og bølgesynkronismebetingelsen er opfyldt, vil energien af ​​en kraftig bølge med frekvens 1 pumpes ind i energien fra bølger med frekvens 2 og 3. Hvis en ikke-lineær krystal placeres i et optisk hulrum, får vi en enhed, der minder meget om en laser og kaldes en parametrisk oscillator.

En sådan proces ville være nyttig, selvom dens anvendelse var begrænset til at opnå forskellene mellem frekvenserne af to eksisterende. laserkilder. Faktisk er en parametrisk oscillator en enhed, der er i stand til at generere kohærent optisk stråling, hvis frekvens kan indstilles i næsten hele det synlige område. Grunden til dette er, at der ikke er behov for at bruge yderligere kilder til kohærent stråling ved frekvens 2 og 3. Disse svingninger kan selv opstå i krystallen fra støjfotoner af termisk støj, som altid er til stede i den.

Disse støjfotoner har en bred vifte af frekvenser, der overvejende er placeret i det infrarøde område af spektret. Ved en bestemt temperatur af krystallen og dens orientering i forhold til retningen af ​​pumpebølgen og til resonatorens akse, er den ovennævnte betingelse for bølgetilpasning opfyldt for et bestemt frekvenspar 2 og 3. For at justere strålingen frekvens, er det nødvendigt at ændre temperaturen på krystallen eller dens orientering.

Driftsfrekvensen kan være en hvilken som helst af de to frekvenser 2 og 3, afhængigt af hvilket frekvensområde for enhedens stråling der er behov for. Hurtig frekvensjustering i et begrænset spektralområde kan opnås ved elektro-optiske ændringer i krystallens brydningsindeks. Som med en laser er der en tærskel for pumpens effektniveau, der skal overskrides for at opnå stabile svingninger. De fleste parametriske oscillatorer bruger synlige lasere, såsom en argonlaser eller den anden harmoniske af en neodymlaser, som en pumpekilde.

Enhedens output producerer afstembar infrarød stråling. 2.

Slut på arbejde -

Dette emne hører til sektionen:

Farve laser

Emissionsparametrene for en faststoflaser afhænger i høj grad af de optiske kvaliteter af den anvendte krystal. Inhomogeniteter i krystalstrukturen kan alvorligt begrænse.. Samtidig er flydende lasere ikke så omfangsrige som gassystemer og er lettere at betjene.. Af de beregnede typer.

Hvis du har brug for yderligere materiale om dette emne, eller du ikke fandt det, du ledte efter, anbefaler vi at bruge søgningen i vores database over værker:

Hvad vil vi gøre med det modtagne materiale:

Hvis dette materiale var nyttigt for dig, kan du gemme det på din side på sociale netværk:

OPTISK FREKVENSSTANDARDER - lasere med en frekvens, der er stabil over tid (10 -14 - 10 -15), dens reproducerbarhed (10 -13 - 10 -14). O. s. timer bruges i fysiske videnskaber. forskning og find praktisk anvendelse inden for metrologi, lokation, geofysik, kommunikation, navigation og maskinteknik. Frekvensopdeling O.s. timer før radiorækkevidden gjorde det muligt at lave en tidsskala baseret på brugen af ​​den optiske periode. .
O. s. h. har fordele i forhold til kvantefrekvensstandarder Mikrobølgeområde: eksperimenter relateret til måling af frekvens ved brug af lasere kræver mindre tid, fordi abs. frekvensen er 10 4 - 10 5 gange højere end ikke-laser frekvens standarder. Abs. intensitet og bredde, som er frekvensreferencer, i optisk. område 10 5 - 10 6 gange mere end i mikrobølgeområdet, ved samme relative. bredde. Dette giver dig mulighed for at oprette O. s. timer med en længere kortvarig varighed. frekvensstabilitet. Når man dividerer frekvensen af ​​O. s. h. henviser til radioens rækkevidde. bredden af ​​emissionslinjen ændres praktisk talt ikke (hvis der anvendes en mikrobølgestandard, udvides fluktuationsspektret af dets signal betydeligt, når frekvensen ganges med 10 5 - 10 6 gange). Rollen af ​​kvadratisk Doppler effekt, hvilket begrænser levetiden. frekvensstabilitet og reproducerbarhed er de samme.

Princippet om stabilisering. Stabilisering af laserfrekvensen såvel som radiostandarder er baseret på brugen af ​​spektrallinjer af atomær eller molekylær gas (optiske referencepunkter), til hvis centrum frekvensen er "forbundet" v ved hjælp af et elektronisk automatisk system. frekvensjusteringer. Fordi laserforstærkningslinjer normalt overstiger båndbredden betydeligt optisk resonator, derefter ustabilitet ( v) frekvenser v Generation er i de fleste tilfælde bestemt af en ændring i optisk. resonatorlængde Main. kilder til ustabilitet l er termisk drift, mekanisk. og akustisk forstyrrelser af strukturelle elementer, fluktuationer af brydningsindekset for gasudladningsplasma. Brug af optisk referencepunkt, frembringer auto-tuning-systemet et signal proportionalt. størrelsen og tegnet på afstemningen mellem frekvensen v og frekvens v 0 midten af ​​spektrallinjen, ved hjælp af hvilken laserfrekvensen indstilles til midten af ​​linjen ( = v - v 0= 0). Relaterer. indstillingsnøjagtighed omvendt proportional produktet af spektrallinjen (- linjebredde) og signal-støjforholdet under dens visning.
For at opnå en smal emissionslinje og høj kort varighed. frekvensstabilitet (stabilitet over tid s), er det nødvendigt at bruge benchmarks med tilstrækkelig høj intensitet med en bredde, der væsentligt overstiger det karakteristiske område af frekvensforstyrrelser. gaslasere karakteristisk bredde af det akustiske spektrum. forstyrrelser ~ 10 3 - 10 4 Hz, derfor er den nødvendige resonansbredde Hz (relativ bredde 10 -9 - 10 -10). Dette tillader brugen af ​​automatiske systemer. frekvensjusteringer med et bredt bånd (10 4 Hz) for eff. undertrykkelse af hurtige fluktuationer i resonatorlængden.
For at opnå høj holdbarhed. stabilitet og frekvensreproducerbarhed kræves optisk. linjer af høj kvalitetsfaktor, da dette reducerer påvirkningen af ​​nedbrydning. faktorer på frekvensforskydninger af linjecentret.

Optiske benchmarks. De metoder, der blev brugt i mikrobølgeområdet til at opnå smalle spektrallinjer, viste sig at være uanvendelige i optiske applikationer. spektral region (Doppler-udvidelsen er lille i mikrobølgeområdet). For O. s. Særligt vigtige er de metoder, der gør det muligt at opnå resonanser i midten af ​​spektrallinjen. Dette gør det muligt direkte at relatere strålingsfrekvensen til kvanteovergangens frekvens. Tre metoder er lovende: metoden til mættet absorption, to-foton resonans og metoden med afstand optiske stråler. felter. Grundlæggende Resultater om laserfrekvensstabilisering blev opnået ved hjælp af den mættede absorptionsmetode, som er baseret på den ikke-lineære vekselvirkning mellem lysbølger, der udbreder sig mod en gas. En ikke-lineær absorberende celle med lavtryksgas kan placeres inde i laserhulrummet (aktiv reference) og uden for det (passiv reference). På grund af mætningseffekten (udligning af populationsniveauerne af gaspartikler i et stærkt felt) fremkommer et fald med ensartet bredde i midten af ​​den Doppler-udvidede absorptionslinje, kanterne kan være 10 5 - 10 6 gange mindre end Doppler-bredden. I tilfælde af en intern absorberende celle fører et fald i absorption i midten af ​​linjen til udseendet af en smal top i konturen af ​​kraftens afhængighed af genereringsfrekvensen. Bredde af ikke-lineær resonans i molekylær gas lavt tryk bestemmes primært af kollisioner og effekter forårsaget af en partikels begrænsede flyvningstid gennem en lysstråle. Et fald i resonansbredden ledsages af et kraftigt fald i dens intensitet (proportionalt med trykterningen).
Naib. smalle mættede absorptionsresonanser med en bredde på 10-11 blev opnået i CH 4 på komponenter E oscillerende-rotere. linjer R(7) striber v 3 (se Molekylspektre), som er tæt på midten af ​​helium-neonlaserens forstærkningslinje ved = 3,39 mikron. For nøjagtigt at justere forstærknings- og absorptionslinjerne skal du bruge 22 Ne og øge He-trykket i laserens aktive medium eller placere det aktive medium i et magnetfelt. felt (for E- Komponenter).
Skema O. s. h. ved hjælp af ultrasmal resonans (med en relativ bredde på 10 -11 - 10 - 12 ) som reference, består af en hjælpefrekvensstabil laser 2 med en smal strålingslinje, en afstembar laser 2 og et system til opnåelse af en smal resonans (fig. 1). Den smalle emissionslinje af en afstembar laser, som bruges til at opnå en ultrasmal resonans, sikres ved fasesynkronisering af denne laser med en stabil.

Ris. 1. Skema for den optiske frekvensstandard: FFA - frekvens-fase auto-tuning; SUR - system til opnåelse af ultrasmal resonans; AFC - automatisk frekvenskontrolsystem; ZG - lydgenerator; RG - radiogenerator; D - fotodetektor.

Vi får lang tid. stabilitet af den indstillelige laser opnås jævn tuning dens frekvenser til den maksimale ultra-smal resonans ved hjælp af et ekstremt auto-tuning system. I dette tilfælde er det muligt at modtage samtidigt høje værdier kort sigt og langtidsholdbar. stabilitet og frekvensreproducerbarhed.
Frekvens stabilitet. Naib. højfrekvensstabilitet blev opnået i IR-området med en He - Ne laser (= 3,39 μm) med intern. absorptionscelle. Fordi abs. dens frekvens er kendt med høj nøjagtighed (10 -11), så kan denne laser bruges uafhængigt. sekundær frekvensstandard til måling af abs. frekvenser i optisk og IR-områder. Emissionslinjebredden af ​​en sådan laser er 0,07 Hz (fig. 2). Frekvensstabilitet for gennemsnitstider = 1 - 100 s er lig med 4 x 10 -15 (fig. 3).
Vi får lang tid. stabilitet og frekvensreproducerbarhed af He - Ne lasere med teleskop. stråleudvidelse, stabiliseret af resonanser i CH 4 på absorptionslinjer F 2 2 og E(se ovenfor) med en kvalitetsfaktor på ~10 11, nå ~10 -14. Den vigtigste faktor, der begrænser frekvensreproducerbarhed og nøjagtighed, er kvadratisk.

Lit.: Basov N. G., Letokhov V. S., Optiske frekvensstandarder, "UFN", 1968, v. 96, s. 585; Jennings D. A., Petersen F. R., Evenson K. M., Direkte frekvensmåling af 260 THz (1,15 mm) 20 Ne Laser og videre, i: Laserspektroskopi. IV. Proc. 4. praktikant. Conf., Rottach-Egern, Fed. Rep. af Tyskland, 11. - 15. juni 1979, red. af H. Walther, K. W. Kothe, V. -, 1979, s. 39; Proceedings of Third Symposium on Freq. Standarder og metrologi, Aussois, Frankrig, 12. - 15. okt. 1981, "J. Phys.", 1981, v. 42, Colloq. S 8, nr. 12; Bagaev S.N., Chebotaev V.P., Laser frequency standards, "UFN", 1986, v. 148, s. 143; Knight D. J. E., En tabulering af absolut laser - frekvensmålinger, "Metrologia", 1986, v 22, s. 251.

V. P. Chebotaev.

1.1. Typer af spektre.

Ved første øjekast virker laserstrålen meget enkel i opbygningen. Dette er næsten enkeltfrekvent stråling, som har en spektralt ren farve: He-Ne laseren har rød stråling (633 nm), cadmium laseren udsender Blå farve(440 nm, en argonlaser udsender flere linjer i det blågrønne område af spektret (488 nm, 514 nm osv.), en halvlederlaser udsender rød stråling (650 nm) osv. Faktisk er laseremissionsspektret har en ret kompleks struktur og bestemmes af to parametre - emissionsspektret af det arbejdende stof (for en He-Ne-laser, for eksempel, er dette den røde spektrale linje for neon-emission exciteret af en elektrisk udladning) og resonansfænomener i laserens optiske resonator.

Til sammenligning viser tallene til højre emissionsspektrene fra solen (A) og en konventionel glødepære (B) (øverste billede), spektret af en kviksølvlampe (billedet til højre) og et stærkt forstørret emissionsspektrum af en He-Ne laser (nederste billede).

Spektret af en glødelampe hører ligesom solspektret til kontinuerlige spektre, der fuldstændigt udfylder det synlige spektralområde elektromagnetisk stråling(400-700 nm). Spektret af en kviksølvlampe hører til linjespektrene, som også fylder hele det synlige område, men består af individuelle spektrale komponenter af varierende intensitet. Forresten, før fremkomsten af ​​lasere, blev monokromatisk stråling opnået ved at isolere individuelle spektrale komponenter af strålingen fra en kviksølvlampe.

1.2. Emissionsspektrum i en He-Ne laser.

Laserstrålingsspektret er monokromatisk, det vil sige, at det har en meget smal spektral bredde, men som det kan ses af figuren, har det også en kompleks struktur.

Vi vil overveje processen med at danne et laserspektrum på basis af en velundersøgt He-Ne laser. Historisk set var det den første laser kontinuerlig handling, der opererer i det synlige område af spektret. Det blev skabt af A. Javan i 1960.

I fig. til højre er energiniveauerne for en ophidset blanding af helium og neon. Et exciteret helium- eller neonatom er et atom, hvor en eller flere elektroner i den ydre skal, i kollisioner med elektroner og ioner i en gasudladning, bevæger sig til højere energiniveauer og efterfølgende kan bevæge sig til et lavere energiniveau eller vende tilbage til et neutralt niveau, med udsendelse af et lyskvante - en foton.

Atomer er ophidsede elektrisk stød passerer gennem gasblandingen. For en He-Ne laser er dette en lavstrøm, glødeudladning (typiske udladningsstrømme er 20-50 mA). Billedet af energiniveauer og strålingsmekanismen er ret komplekst, selv for en sådan "klassisk" laser, som er He-Ne-laseren, så vi vil begrænse os til kun at overveje hoveddetaljerne i denne proces. Heliumatomer exciteret til 2S-niveauet i kollisioner med neonatomer overfører akkumuleret energi til dem, og spændende dem til 5S-niveauet (derfor er der mere helium i gasblandingen end neon). Fra 5S-niveauet kan elektroner bevæge sig til en række lavere energiniveauer. Vi er kun interesserede i 5S - 3P overgangen (begge niveauer er faktisk opdelt i et antal underniveauer på grund af kvantenaturen af ​​excitations- og emissionsmekanismerne). Bølgelængden af ​​fotonemission under denne overgang er 633 nm.

Lad os bemærke en mere vigtigt faktum, fundamentalt vigtigt for at opnå sammenhængende stråling. Med de korrekte proportioner af helium og neon, trykket af gasblandingen i røret og værdien af ​​udladningsstrømmen akkumuleres elektroner på 5S-niveauet, og deres antal overstiger antallet af elektroner placeret på det nedre 3P-niveau. Dette fænomen kaldes niveaupopulationsinversion. Dette er dog ikke laserstråling endnu. Dette er en af ​​spektrallinjerne i neon-emissionsspektret. Bredden af ​​spektrallinjen afhænger af flere årsager, hvoraf de vigtigste er: - den endelige bredde af energiniveauerne (5S og 3P) involveret i strålingen og bestemt af kvanteusikkerhedsprincippet forbundet med neonatomers opholdstid i den ophidsede tilstand, - linjeudvidelse forbundet med konstant bevægelse exciterede partikler i en udledning under påvirkning elektrisk felt(den såkaldte Doppler-effekt). Når disse faktorer tages i betragtning, er linjens bredde (eksperter kalder det konturen af ​​arbejdsovergangen) cirka to ti tusindedele af en ångstrøm. For sådanne smalle linjer er det mere bekvemt at bruge dens bredde i frekvensdomænet i beregninger. Lad os bruge overgangsformlen:

dn 1 =dl c/l 2 (1)

hvor dn 1 er bredden af ​​spektrallinjen i frekvensdomænet, Hz, dl er bredden af ​​spektrallinjen (0,000002 nm), l er spektrallinjens bølgelængde (633 nm), c er lysets hastighed. Ved at erstatte alle værdier (i ét målesystem) opnår vi en linjebredde på 1,5 GHz. Selvfølgelig kan en sådan smal linje betragtes som fuldstændig monokromatisk i sammenligning med hele spektret af neonstråling, men dette kan endnu ikke kaldes kohærent stråling. For at opnå kohærent stråling bruger laseren et optisk hulrum (interferometer).

1.3. Laser optisk hulrum.

En optisk resonator består af to spejle placeret på den optiske akse og vendt mod hinanden med reflekterende overflader, Fig. til højre. Spejle kan være flade eller kugleformede. Flade spejle er meget vanskelige at justere, og laseroutput kan være ustabilt. En resonator med sfæriske spejle (konfokal resonator) er meget mere stabil, men laserstrålen kan være inhomogen på tværs af tværsnittet på grund af den komplekse, multimode sammensætning af strålingen. I praksis bruges oftest en semi-konfokal resonator med et bageste sfærisk og forreste fladt spejl. En sådan resonator er relativt stabil og frembringer en homogen (single-mode) stråle.

Den vigtigste egenskab ved enhver resonator er dannelsen af ​​stående elektromagnetiske bølger. I tilfælde af en He-Ne-laser genereres stående bølger for at udsende en neonspektrallinje med en bølgelængde på 633 nm. Dette lettes af den maksimale refleksionskoefficient for spejlene, valgt kun for denne bølgelængde. Laserkaviteter bruger dielektriske spejle med flerlagsbelægning, hvilket tillader en refleksionskoefficient på 99 % eller højere. Som bekendt er betingelsen for dannelsen af ​​stående bølger, at afstanden mellem spejlene skal være lig med et helt antal halvbølger:

nl =2L (2)

hvor n er et heltal eller rækkefølge af interferens, l er bølgelængden af ​​stråling inde i interferometeret, L er afstanden mellem spejlene.

Fra resonansbetingelsen (2) kan vi få afstanden mellem resonansfrekvenserne dn 2:

dn 2 =c/2L (3)

For et halvanden meter gaslaserhulrum (He-Ne laser LGN-220) er denne værdi cirka 100 MHz. Kun stråling med en sådan frekvensperiode kan gentagne gange reflekteres fra resonatorspejlene og forstærkes, når den passerer gennem et omvendt medium - en blanding af helium og neon exciteret af en elektrisk udladning. Desuden, hvad der er ekstremt vigtigt, når denne stråling passerer langs resonatoren, ændres dens fasestruktur ikke, hvilket fører til kohærente egenskaber af den forstærkede stråling. Dette lettes af den omvendte population af 5S-niveauet, som blev nævnt ovenfor. En elektron bevæger sig fra det øvre niveau til det nederste niveau synkront med fotonen, der initierer denne overgang, derfor er faseparametrene for de bølger, der svarer til begge fotoner, de samme. Denne generering af kohærent stråling forekommer langs hele strålingsvejen inde i resonatoren. Derudover fører resonansfænomener til en meget større indsnævring af emissionslinjen, hvilket resulterer i, at den største forstærkning opnås i midten af ​​resonantstoppen.
Efter et vist antal gennemløb bliver intensiteten af ​​kohærent stråling så høj, at den overstiger de naturlige tab i resonatoren (spredning i det aktive medie, tab på spejle, diffraktionstab osv.), og en del af det går ud over resonatoren. Til dette formål er outputtet, fladt spejl lavet med en lidt lavere refleksionskoefficient (99,6-99,7%). Som et resultat har laseremissionsspektret den form, der er vist i den tredje fig. over. Antallet af spektrale komponenter overstiger normalt ikke ti.

Lad os endnu en gang opsummere alle de faktorer, der bestemmer laserstrålingens frekvenskarakteristika. Først og fremmest er arbejdsovergangen karakteriseret ved konturens naturlige bredde. I reelle forhold pga forskellige faktorer omridset udvides. Inden for den udvidede linje er interferometerets resonanslinjer placeret, hvis antal bestemmes af bredden af ​​overgangskonturen og afstanden mellem tilstødende toppe. Endelig er der i midten af ​​toppene ekstremt smalle spektrale linjer af laseremission, som bestemmer spektret af laseroutput.

1.4. Sammenhæng af laserstråling.

Lad os afklare, hvilken kohærenslængde He-Ne laserstrålingen giver. Lad os bruge formlen foreslået i arbejdet:

som det passerer gennem et omvendt medium - en blanding af helium og neon exciteret af en elektrisk udladning. Desuden, hvad der er ekstremt vigtigt, når denne stråling passerer langs resonatoren, ændres dens fasestruktur ikke, hvilket fører til kohærente egenskaber af den forstærkede stråling. Dette lettes af den omvendte population af 5S-niveauet, som blev nævnt ovenfor. En elektron bevæger sig fra det øvre niveau til det nederste niveau synkront med fotonen, der initierer denne overgang, derfor er faseparametrene for de bølger, der svarer til begge fotoner, de samme. Denne generering af kohærent stråling forekommer langs hele strålingsvejen inde i resonatoren. Derudover fører resonansfænomener til en meget større indsnævring af emissionslinjen, hvilket resulterer i, at den største forstærkning opnås i midten af ​​resonantstoppen.

dt =dn -1 (4)

hvor dt er kohærenstiden, som repræsenterer den øvre grænse for det tidsinterval, over hvilket amplituden og fasen af ​​den monokromatiske bølge er konstant. Lad os gå videre til sammenhængslængden l, der er kendt for os, ved hjælp af hvilken det er let at vurdere dybden af ​​scenen optaget på hologrammet:

l=c/dn (5)

Ved at erstatte dataene med formel (5), inklusive den fulde spektrumbredde dn 1 = 1,5 GHz, opnår vi en kohærenslængde på 20 cm. Dette er ret tæt på den reelle kohærenslængde for en He-Ne laser, som har uundgåelige strålingstab. i hulrummet. Målinger af kohærenslængden ved hjælp af et Michelson-interferometer giver en værdi på 15-17 cm (på niveau med et 50 % fald i amplituden af ​​interferensmønsteret). Det er interessant at estimere kohærenslængden af ​​en individuel spektral komponent isoleret af laserhulrummet. Bredden af ​​interferometerets dn 3's resonansspids (se den tredje figur fra toppen) bestemmes af dens kvalitetsfaktor og er cirka 0,5 MHz. Men som nævnt ovenfor fører resonansfænomener til en endnu større indsnævring af laserspektrallinjen dn 4, som er dannet nær midten af ​​interferometerets resonansspids (tredje fra toppen i figuren). Teoretisk udregning giver en linjebredde på otte tusindedele hertz! Denne værdi har imidlertid ikke meget praktisk betydning, da den langsigtede eksistens af en så smal spektral komponent kræver værdier af resonatorens mekaniske stabilitet, termisk drift og andre parametre, der er absolut umulige under reelle driftsforhold for resonatoren. laser. Derfor vil vi begrænse os til bredden af ​​interferometerets resonansspids. For en spektrumbredde på 0,5 MHz er kohærenslængden beregnet ved hjælp af formel (5) 600 m. Dette er også meget godt. Det eneste, der er tilbage, er at isolere en spektral komponent, evaluere dens kraft og holde den på ét sted. Hvis det under eksponeringen af ​​hologrammet "passerer" langs hele arbejdskredsløbet (f.eks. på grund af resonatorens temperaturustabilitet), vil vi igen opnå de samme 20 cm kohærens.

1.5. Spektrum af ionlasergenerering.

Lad os tale kort om generationsspektret af en anden gaslaser - argon. Denne laser hører ligesom kryptonlaseren til ionlasere, dvs. i processen med at generere sammenhængende stråling er det ikke længere argonatomer, der deltager, men deres ioner, altså atomer, hvis en eller flere elektroner i den ydre skal rives af under påvirkning af en kraftig lysbueudladning, der passerer gennem den aktive stof. Afladningsstrømmen når op på flere titusinder af ampere, elektrisk strøm strømforsyning - flere tiere kilowatt. Obligatorisk intensiv vandkøling aktivt element, ellers vil dets termiske ødelæggelse forekomme. Naturligvis, under så barske forhold, er billedet af excitation af argonatomer endnu mere komplekst. Generering af flere laserspektrallinjer forekommer på én gang. Bredden af ​​arbejdskonturen af ​​hver af dem er betydeligt større end bredden af ​​He-Ne laserlinjekonturen og beløber sig til flere gigahertz. Følgelig reduceres laserkohærenslængden til flere centimeter. For at optage hologrammer i stort format kræves frekvensvalg af generationsspektret, hvilket vil blive diskuteret i anden del af denne artikel.

1.6. Generationsspektrum af en halvlederlaser.

Lad os gå videre til at overveje emissionsspektret for en halvlederlaser, som er af stor interesse for processen med undervisning i holografi og for begyndende holografer. Historisk set var injektionshalvlederlasere baseret på galliumarsenid de første, der blev udviklet, fig. til højre.

Da dets design er ret simpelt, lad os overveje princippet om drift af en halvlederlaser ved hjælp af dets eksempel. Det aktive stof, hvori strålingen genereres, er en enkelt krystal af galliumarsenid, som har form som et parallelepipedum med sider på flere hundrede mikrometer. De to sideflader er lavet parallelle og poleret med en høj grad af præcision. På grund af det store brydningsindeks (n = 3,6) opnås en tilstrækkelig stor reflektionskoefficient (ca. 35%) ved krystal-luft-grænsefladen, som er tilstrækkelig til at generere kohærent stråling uden yderligere aflejring af reflekterende spejle. De to andre flader af krystallen er affasede i en vis vinkel; induceret stråling slipper ikke ud gennem dem. Genereringen af ​​kohærent stråling sker i p-n-forbindelsen, som skabes ved diffusion af acceptorurenheder (Zn, Cd, etc.) ind i området af krystallen, der er doteret med donorurenheder (Te, Se, etc.). Tykkelsen af ​​det aktive område vinkelret på p-n kryds retningen er omkring 1 µm. Desværre, i dette design af en halvlederlaser, viser tærskelpumpens strømtæthed sig at være ret høj (ca. 100 tusind ampere pr. 1 cm2). Derfor ødelægges denne laser øjeblikkeligt, når den arbejder i kontinuerlig tilstand kl stuetemperatur og kræver kraftig afkøling. Laseren fungerer stabilt ved flydende nitrogen (77 K) eller helium (4,2 K) temperaturer.

Moderne halvlederlasere er lavet på basis af dobbelte heterojunctions, fig. til højre. I en sådan struktur blev tærskelstrømtætheden reduceret med to størrelsesordener til 1000 A/cm. sq. Ved denne strømtæthed er stabil drift af en halvlederlaser mulig selv ved stuetemperatur. De første laserprøver opererede i det infrarøde område (850 nm). Med yderligere forbedring af teknologien til dannelse af halvlederlag dukkede lasere op med både en øget bølgelængde (1,3 - 1,6 μm) for fiberoptiske kommunikationslinjer og med generering af stråling i det synlige område (650 nm). Der er allerede lasere, der udsender i det blå område af spektret. Den store fordel ved halvlederlasere er deres høje effektivitet (forholdet mellem strålingsenergi til elektrisk energi pumpning), som når 70%. For gaslasere, både atom- og ionlasere, overstiger effektiviteten ikke 0,1 %.

På grund af den specifikke karakter af strålingsgenereringsprocessen i en halvlederlaser er bredden af ​​strålingsspektret meget større end bredden af ​​He-Ne laserspektret, fig. til højre.

Bredden af ​​arbejdskonturen er ca. 4 nm. Antallet af spektrale harmoniske kan nå flere tiere. Dette pålægger en alvorlig begrænsning af laserens kohærenslængde. Hvis vi bruger formlerne (1), (5), vil den teoretiske kohærenslængde kun være 0,1 mm. Men som vist ved direkte målinger af kohærenslængden på et Michelson-interferometer og optagelse af reflekterende hologrammer, når den reelle kohærenslængde af halvlederlasere 4-5 cm. Dette tyder på, at det reelle emissionsspektrum for en halvlederlaser ikke er så rigt harmoniske og har ikke så stor en konturbredde arbejdsovergang, som teorien forudsiger. Men i retfærdigheden er det værd at bemærke, at graden af ​​kohærens af halvlederlaserstråling varierer meget både fra prøve til prøve og fra dens driftstilstand (pumpestrømværdi, køleforhold osv.).