Il sistema oscillatorio di un laser contiene un mezzo attivo, quindi lo spettro della radiazione laser deve essere determinato sia dalle proprietà spettrali del mezzo che dalle proprietà di frequenza del risonatore. Consideriamo la formazione dello spettro di emissione in casi di allargamento disomogeneo ed uniforme della linea spettrale del mezzo.

Spettro di emissione con allargamento spettrale non uniforme; linee. Consideriamo il caso in cui la forma della linea spettrale del mezzo è determinata principalmente dall'effetto Doppler e l'interazione delle particelle del mezzo può essere trascurata. L'allargamento Doppler della riga spettrale è disomogeneo (vedi.§ 12.2).

Nella fig. 15.10, a mostra la risposta in frequenza del risonatore, e in Fig. La Figura 15.10b mostra il contorno della linea spettrale del mezzo. Tipicamente, la larghezza della linea spettrale con allargamento Doppler ∆ ν = ∆ νD è molto maggiore dell'intervallo ∆ νq tra le frequenze dei modi di risonatore vicini. Il valore ∆ νq, determinato con la formula (15.2), ad esempio, con una lunghezza del risonatore L = 0,5 m sarà 300 MHz, mentre la larghezza della linea spettrale dovuta all'effetto Doppler ∆ νD secondo la formula (12.31) può essere di circa 1GHz. In questo esempio, all'interno della larghezza di riga spettrale del mezzo∆ ν≈∆ νД; vengono posizionate tre modalità longitudinali. Con una maggiore lunghezza del risonatore, aumenta il numero di modi all'interno della larghezza della linea, poiché diminuisce l'intervallo di frequenza ∆ νq dei modi vicini.

L'allargamento Doppler è disomogeneo, cioè l'emissione spontanea in un intervallo di frequenza selezionato inferiore a ∆ νD viene creata da un certo gruppo di particelle e non da tutte

particelle dell'ambiente. Supponiamo che la larghezza di linea spettrale naturale di una particella sia significativamente inferiore alla differenza nelle frequenze dei modi vicini (ad esempio, la larghezza di linea naturale

il neon è vicino a 16 MHz). Quindi le particelle che eccitano un certo modo con la loro emissione spontanea non causeranno l'eccitazione di altri modi.

Per determinare lo spettro della radiazione laser, utilizzeremo la dipendenza dalla frequenza del coefficiente di assorbimento æ nella legge di Bouguer (12.50). Questo indicatore è proporzionale alla differenza tra le popolazioni dei livelli di transizione superiore e inferiore. In un mezzo senza inversione di popolazione, æ > 0 e caratterizza l'assorbimento dell'energia del campo elettromagnetico. In presenza di inversionæ<0 и определяет усиление поля. В этом случае модуль показателя называют показателем усиления активной средыæ а (æ а =|æ |).

La dipendenza dalla frequenza del guadagno æ a (ν) secondo la formula (12.44) coincide con la forma della linea spettrale del mezzo quando le popolazioni di livello sono costanti o cambiano leggermente a causa di transizioni forzate. Tale coincidenza verrà osservata se viene creata un'inversione di popolazione e le condizioni per l'autoeccitazione del laser non sono ancora state soddisfatte (ad esempio, non ci sono specchi a cavità). Nella fig. 15.10, la linea tratteggiata mostra tale dipendenza iniziale dalla frequenza. Con allargamento Doppler della linea spettrale, la dipendenza è espressa da una funzione gaussiana e ha ampiezza ∆ νD come mostrato in Fig. 15.10, b.

Supponiamo che le condizioni di autoeccitazione siano soddisfatte. Allora l'emissione spontanea di una particella causerà transizioni forzate di altre particelle se la frequenza dell'emissione spontanea di queste ultime rientra all'incirca nell'ampiezza naturale della linea spettrale della particella eccitante. Come risultato dell’inversione della popolazione, prevarranno transizioni forzate dall’alto verso il basso, cioè la popolazione del livello superiore dovrebbe diminuire, quella del livello inferiore dovrebbe aumentare e l’indice di guadagno æ a dovrebbe diminuire.

Il campo nel risonatore è massimo alle frequenze di risonanza dei modi. A queste frequenze si osserverà il cambiamento maggiore nelle popolazioni dei livelli di transizione. Pertanto, sulla curva æ a (ν) appariranno degli avvallamenti in prossimità delle frequenze di risonanza (vedi Fig. 15.10, c).

Una volta soddisfatta la condizione di autoeccitazione, la profondità del calo alle frequenze di risonanza aumenta fino al raggiungimento del regime; oscillazioni stazionarie, in corrispondenza delle quali l'indice di guadagno diventerà uguale all'indice di perdita α in conformità con la condizione (15.13). La larghezza di ciascun buco è approssimativamente uguale alla larghezza naturale della linea delle particelle se la potenza generata alla frequenza in questione è piccola. Maggiore è la potenza, e quindi la densità energetica del campo volumetrico, che influenza il numero di transizioni forzate, più ampio è il divario. A bassa potenza, il guadagno all'interno di una tacca è indipendente dal guadagno all'interno di un'altra tacca, poiché le tacche non si sovrappongono a causa del presupposto iniziale che la larghezza di linea naturale è inferiore alla distanza tra le frequenze di risonanza. Le oscillazioni a queste frequenze possono essere considerate indipendenti. Nella fig. La Figura 15.10d mostra che lo spettro della radiazione laser contiene tre linee di emissione corrispondenti a tre modi longitudinali del risonatore. La potenza di radiazione di ciascuna modalità dipende dalla differenza tra i valori iniziali e stazionari dell'indice di guadagno,

come nella formula (15.21), cioè è determinata dalla profondità degli avvallamenti corrispondenti in Fig. 15.10, alle. Determineremo la larghezza di ciascuna linea di emissione δν alla fine della sezione e ora discuteremo l'effetto della potenza della pompa sul numero di modi generati per determinate perdite.

Se la potenza della pompa è così bassa che il valore massimo del guadagno medio (curva 1 in Fig. 15.11, b) non raggiunge il valore di soglia pari ad α, allora nessuna delle modalità determinate dalla risposta in frequenza del risonatore viene eccitata (Fig. 15.11, a). La curva 2 corrisponde ad una potenza della pompa maggiore, che garantisce che la frequenza centrale della linea spettrale del mezzo ν0 superi il valore di soglia. Questo caso corrisponde ad un calo in Fig. 15.11,c e generazione di una modalità longitudinale (Fig. 15.11,d). Un ulteriore aumento della potenza della pompa garantirà il rispetto delle condizioni di autoeccitazione per le altre modalità (curva 3). Di conseguenza, i cali nella curva dell'indicatore e nello spettro di emissione saranno rappresentati come in Fig. 15.10, in Ig.

Spettro di emissione con allargamento uniforme della riga spettrale. Un allargamento uniforme della linea spettrale si osserva nel caso in cui la causa principale dell'allargamento sia la collisione | (o interazione) delle particelle del mezzo(§ 12.2) .

Supponiamo, come nel caso dell'allargamento disomogeneo, che più frequenze proprie del risonatore ricadano all'interno della linea spettrale del mezzo. Nella fig. 15.12a mostra la risposta in frequenza del risonatore, indicando la frequenza e l'ampiezza delle curve di risonanza di ciascuna modalità ∆ νp. Curva 1 in Fig. 15.12b illustra la dipendenza dalla frequenza dell'indice di guadagno di un mezzo con inversione di popolazione prima dell'autoeccitazione del laser.

La linea spettrale di ciascuna particella e dell'intero mezzo coincide con un allargamento uniforme, pertanto l'emissione spontanea di qualsiasi particella può provocare stimolazioni

transizioni di altre particelle. Di conseguenza, durante le transizioni forzate nell'ambiente specificato con inversione di popolazione, la dipendenza dalla frequenza di æ a durante la generazione (curva 2) rimarrà la stessa forma di prima della generazione (curva 1), ma si troverà al di sotto di essa. Le cadute osservate con un allargamento di linea disomogeneo (vedi Fig. 15.11c) qui sono assenti, poiché ora tutte le particelle del mezzo partecipano alla creazione della potenza della radiazione laser.

Nella fig. 15.12, b, le condizioni di autoeccitazione æ a > α sono soddisfatte per tre modi con frequenze νq-1, νq = ν0 e νq+1. Tuttavia, alla frequenza centrale della linea spettrale ν0, il guadagno per singolo passaggio di radiazione attraverso il mezzo attivo è massimo. Come risultato di un numero maggiore di passaggi, il contributo principale alla potenza di radiazione verrà dal modo con la frequenza centrale.

Pertanto, nei laser con allargamento uniforme della linea spettrale del mezzo, è possibile ottenere un regime a singola frequenza con elevata potenza (Fig. 15.12c), poiché, a differenza del caso di allargamento disomogeneo, una riduzione della potenza della pompa non è necessario per ottenere questo regime.

Monocromaticità della radiazione laser. La generazione di oscillazioni in qualsiasi dispositivo quantistico inizia con un'emissione spontanea, la cui dipendenza dalla frequenza dell'intensità è caratterizzata dalla linea spettrale del mezzo. Tuttavia, nel campo ottico, l'ampiezza della linea spettrale del mezzo è significativamente maggiore dell'ampiezza delle curve di risonanza ∆ νp di un risonatore passivo (senza mezzo attivo) a causa dell'elevato fattore di qualità Q di quest'ultimo. Valore ∆ νP =ν0 /Q, dove ν0 è la frequenza di risonanza. Se nel risonatore è presente un mezzo attivo, le perdite vengono compensate (effetto rigenerativo), il che equivale ad un aumento del fattore di qualità e ad una diminuzione dell'ampiezza della curva di risonanza ∆ νp al valore δ ν.

Nel caso della generazione di una modalità con frequenza ν0, la larghezza della linea della radiazione laser può essere stimata utilizzando la formula

dove P è la potenza della radiazione. Un aumento della potenza di radiazione corrisponde a maggiore

compensazione delle perdite, aumento del fattore di qualità e riduzione della larghezza di linea di emissione. Se ∆ νp =l MHz, ν0 =5·1014 Hz, Р =1 mW, allora δ νtheor ≈ 10-2 Hz e il rapporto δ νtheor /ν 0 ≈2·10-17. Pertanto, il valore teorico della larghezza della linea di emissione risulta essere estremamente

piccolo, molti ordini di grandezza inferiore all'ampiezza delle curve di risonanza ∆ νp. Tuttavia, dentro condizioni reali A causa degli influssi acustici e delle fluttuazioni di temperatura, si osserva un'instabilità delle dimensioni del risonatore, che porta all'instabilità delle frequenze naturali del risonatore e, di conseguenza, delle frequenze delle linee di radiazione laser. Pertanto, la larghezza di riga della radiazione reale (tecnica), tenendo conto di questa instabilità, può raggiungere δ ν = 104 –105 Hz.

Il grado di monocromaticità della radiazione laser può essere valutato dalla larghezza della linea di radiazione laser e dalla larghezza dell'involucro dello spettro di radiazione laser contenente diverse linee di emissione (vedi Fig. 15.10, d). Sia ∆ ν=104 Hz, ν0 =5·1014 Hz, e l'ampiezza dell'inviluppo dello spettro δ o.c .=300 MHz. Allora il grado di monocromaticità lungo una linea sarà δ ν/ν0 ≈ 2·10-11, e lungo l'inviluppo δ ν/ν0 ≈ 6·10-7. Il vantaggio dei laser è l'elevata monocromaticità della radiazione, soprattutto lungo una linea di radiazione o in modalità operativa a frequenza singola

§ 15.4. Coerenza, monocromaticità e direzionalità della radiazione laser

IN Applicata alle vibrazioni ottiche, la coerenza caratterizza la connessione (correlazione) tra le fasi delle vibrazioni luminose. Esistono coerenza temporale e spaziale, che nei laser sono associate alla monocromaticità e alla direzionalità della radiazione.

IN Nel caso generale, quando la correlazione dei campi di radiazione viene studiata rispettivamente in due punti nello spazio, in momenti di tempo spostati di un certo valore τ, viene utilizzato il concetto di funzione di mutua coerenza

dove r 1 e r 2 sono il raggio vettore del primo e del secondo punto; E 1 (r 1,t+ τ) ed E* 2 (r 2, t) sono i valori complessi e complessi coniugati dell'intensità del campo a questi punti. La funzione di coerenza reciproca normalizzata caratterizza il grado di coerenza:

dove I (r 1) e I (r 2) sono l'intensità della radiazione nei punti selezionati. Il modulo γ 12 (τ) varia da zero a uno. Quando γ 12 τ =0 non c'è coerenza, nel caso di |γ 12 (τ )|=l c'è completa coerenza

Coerenza temporale e monocromaticità della radiazione. La coerenza temporale è la correlazione tra i valori del campo in un punto dello spazio in momenti di tempo che differiscono di una certa quantitàτ. In questo caso, i vettori del raggio r 1 e r 2 nel determinare la funzione di mutua coerenza à 12 (r 1, r 2, τ) e funzioni γ 12 (τ ) risultano uguali, la funzione di coerenza reciproca si trasforma in una funzione di autocorrelazione e la funzione normalizzata si trasforma in una funzioneγ11 (τ ), che caratterizza il grado di coerenza temporale.

Si è notato in precedenza che durante le transizioni spontanee l'atomo emette treni di vibrazioni che non sono correlate tra loro (Fig. 15.13). La correlazione delle oscillazioni in un punto dello spazio sarà osservata solo in un intervallo di tempo inferiore alla durata del treno. Questo intervallo è chiamato tempo di coerenza, ed è assunto pari alla durata delle transizioni spontanee m. Si chiama tempo di coerenza la distanza percorsa dalla luce lunghezza di coerenza£. A τ ≈ 10-8 с £ =c τ =300 cm La lunghezza di coerenza può essere espressa anche attraverso la larghezza della linea spettrale ∆ ν. Poiché ∆ ν≈ 1/τ, allora £ ≈ c /∆ ν.

La coerenza temporale e la monocromaticità sono correlate. La monocromaticità è determinata quantitativamente dal grado di monocromaticità ∆ ν/ ν0 (vedi § 15.3). Quanto più alto è il grado di coerenza temporale, cioè quanto più lungo è il tempo di coerenza, tanto più piccolo è lo spettro di frequenze ∆ ν occupato dalla radiazione e tanto migliore è la monocromaticità. Al limite, con coerenza temporale completa (τ →∞), la radiazione diventa completamente monocromatica (∆ ν→0).

Consideriamo la coerenza temporale della radiazione laser. Supponiamo che una certa particella del mezzo attivo abbia emesso un quanto, che rappresenteremo sotto forma di un treno di oscillazioni (vedi Fig. 15.13). Quando un treno interagisce con un'altra particella, apparirà un nuovo treno, la cui fase di oscillazioni, a causa della natura delle transizioni forzate, coincide con la fase di oscillazioni del treno originale. Questo processo viene ripetuto molte volte, mantenendo la correlazione di fase. L'oscillazione risultante può essere considerata come un treno di durata notevolmente superiore a quella del treno iniziale. Pertanto, il tempo di coerenza aumenta, cioè migliora la coerenza temporale e la monocromaticità della radiazione.

In relazione a questa considerazione risulta evidente che un risonatore ottico aumenta la coerenza temporale della radiazione laser, poiché garantisce il passaggio ripetuto dei treni attraverso il mezzo attivo. Quest’ultimo equivale ad un aumento della vita degli emettitori, un aumento della coerenza temporale e una diminuzione della larghezza di riga

	radiazione laser discussa nel § 15.3.
	È possibile determinare il tempo di coerenza della radiazione laser
	attraverso la larghezza tecnica della linea di radiazione laser δ ν. Di
	formula τ =1/2πδ ν.. A δ ν=103 Hz tempo di coerenza
	è τ =1,5·10-4 s. La lunghezza di coerenza in questo caso
	L =cτ =45 km. Quindi, il tempo e la lunghezza della coerenza
	la coerenza nei laser è di molti ordini di grandezza maggiore rispetto a quella dei laser
	sorgenti luminose convenzionali.

Coerenza spaziale e direttività della radiazione, La coerenza spaziale è la correlazione tra i valori del campo in due punti nello spazio nello stesso punto nel tempo. In questo caso, le formule per la funzione di mutua coerenza à 12 (r1,r2,τ ) e funzione di coerenza normalizzataγ12 (τ ) dovrebbe essere sostituitoτ =0. Funzione γ 12 (0) caratterizza il grado di coerenza spaziale.

La radiazione proveniente da una sorgente puntiforme è sempre spazialmente coerente. Il grado di coerenza spaziale di una sorgente estesa dipende dalle sue dimensioni e dalla distanza tra essa ed i punti di osservazione. Dall'ottica è noto che maggiore è la dimensione della sorgente, minore è l'angolo entro il quale la radiazione può essere considerata spazialmente coerente. Un'onda luminosa con la migliore coerenza spaziale dovrebbe avere un fronte piatto.

Nei laser la radiazione ha un'elevata direttività (fronte piatto), determinata dalle proprietà della cavità ottica. La condizione di autoeccitazione è soddisfatta solo per una certa direzione nel risonatore per l'asse ottico o direzioni ad esso vicine. Di conseguenza, molto elevato numero riflessioni dagli specchi, la radiazione percorre una lunga distanza, il che equivale ad un aumento della distanza tra la sorgente e il punto di osservazione. Questo percorso corrisponde alla lunghezza di coerenza e può essere di decine di chilometri per i laser a gas. L'elevata direttività della radiazione laser determina anche un'elevata coerenza spaziale. È significativo che l'effetto dell'aumento della distanza in un laser sia accompagnato da un aumento della potenza della radiazione dovuta alla sua amplificazione nel mezzo attivo, mentre nelle sorgenti convenzionali un miglioramento della coerenza spaziale è associato ad una perdita di intensità luminosa.

L'alto grado di coerenza temporale della radiazione determina l'uso dei laser nei sistemi di trasmissione delle informazioni, nella misurazione delle distanze e delle velocità angolari e negli standard di frequenza quantistica. Un elevato grado di coerenza spaziale (direttività) consente di trasmettere in modo efficiente l'energia luminosa e di focalizzare il flusso luminoso in un punto di dimensioni molto piccole, paragonabili alla lunghezza d'onda. Ciò consente di ottenere enormi valori di densità di energia, intensità di campo e pressione della luce necessari per ricerca scientifica e varie applicazioni tecniche.

4 novembre 2013 alle 21:33

Spettroscopia in stile ghetto: esplorazione dello spettro e dei pericoli (sicuri) dei laser

• Fai da te o fai da te

Penso che tutti coloro che leggono questo articolo abbiano giocato con i puntatori laser. IN Ultimamente I cinesi stanno aumentando sempre di più la potenza delle radiazioni e dovremo occuparci noi stessi della sicurezza.

Oltre a questo, sono anche riuscito a osservare lo spettro della radiazione laser sul mio ginocchio, sia che si generi ad una frequenza o a più frequenze contemporaneamente. Ciò potrebbe essere necessario se desideri provare a registrare un ologramma a casa.

Ricordiamo il design dei laser verdi DPSS

Un diodo laser a infrarossi da 808 nm brilla su un cristallo laser al neodimio Nd:YVO4 o Nd:YAG, che emette luce ad una lunghezza d'onda di 1064 nm. Quindi si verifica il raddoppio della frequenza nel cristallo KTP non lineare e otteniamo la luce verde a 532 nm.

Il problema ovvio qui è che la radiazione da 808 nm e 1064 nm può uscire dal laser (se non è presente un filtro di uscita o è di scarsa qualità) con un angolo sconosciuto e, a nostra insaputa, può verificarsi un taglio artistico sulla retina. L'occhio umano non vede affatto la radiazione a 1064 nm e la radiazione a 808 nm è molto debole, ma può essere vista al buio (questo non è troppo pericoloso solo con radiazioni diffuse a bassa potenza!).

Ma qual è la radiazione nella parte focalizzata della radiazione laser? Proviamo a scoprirlo.

Primo approccio: un foglio di carta e un CD

L'idea è semplice: puntiamo un laser attraverso un foro in un foglio di carta A4 sulla superficie di un CD stampato. Le scanalature sulla superficie del disco, in prima approssimazione, funzionano come un reticolo di diffrazione e suddividono la luce in uno spettro.

Ciascuna lunghezza d'onda forma più immagini contemporaneamente: diversi ordini positivi e diversi ordini negativi.

Di conseguenza, con l'occhio e una normale fotocamera vedremo quanto segue:

Se però osserviamo un foglio di carta con una fotocamera senza filtro IR, notiamo uno strano punto viola tra il primo e il secondo punto dal centro:

Secondo approccio: prismi di dispersione

Anche il prisma divide la luce in uno spettro, ma la differenza negli angoli di rifrazione lunghezze diverse onde - molto meno. Ecco perché non mi è stato possibile implementare immediatamente questa opzione: ho continuato a vedere un punto. La situazione era aggravata dal fatto che i miei prismi erano fatti di vetro normale, che scompone la luce in uno spettro due volte più scarsamente di quelli specializzati.

Il risultato è raggiunto: i punti 808nm, 1064nm e verde 532nm sono ben visibili. L'occhio umano, al posto dei punti IR, non vede nulla.

Utilizzando un laser verde da 1 W, utilizzando un "misuratore di potenza ad alta precisione da dito" (abbreviato PVIM), è stato possibile scoprire che nel mio caso la stragrande maggioranza della radiazione è 532 nm, e 808 nm e 1064 nm, sebbene rilevabili dalla telecamera, la loro potenza è 20 o più volte inferiore, al di sotto del limite di rilevamento di PVIM.

È ora di controllare gli occhiali

I cinesi promettono che l'attenuazione è di 10mila volte (OD4) per le gamme 190-540 nm e 800-2000 nm. Bene, controlliamo che gli occhi non siano ufficiali.

Mettiamo gli occhiali sulla fotocamera (se li metti sul laser, il foro si scioglierà, sono di plastica), e otteniamo: 532nm e 808nm sono molto indeboliti, rimane un po' da 1064nm, ma penso che non sia fondamentale :

Per curiosità, ho deciso di provare i vetri anaglifi colorati (con vetro rosso e blu). La metà rossa trattiene bene il verde, ma per la luce infrarossa sono trasparenti:

La metà blu non ha praticamente alcun effetto:

Il laser genera ad una o più frequenze?

Come ricordiamo, l'elemento di progettazione principale del laser DPSS è un risonatore Fabry-Perot, composto da 2 specchi, uno traslucido e l'altro regolare. Se la lunghezza d'onda della radiazione generata non rientra nella lunghezza del risonatore per un numero intero di volte, le onde si annulleranno a causa dell'interferenza. Nessuna applicazione mezzi speciali il laser genererà simultaneamente luce a tutte le frequenze consentite contemporaneamente.

Maggiore è la dimensione del risonatore, maggiore è il numero di possibili lunghezze d'onda alle quali il laser può generare. Nei laser verdi a potenza più bassa, il cristallo del laser al neodimio è una piastra sottile e spesso sono possibili solo 1 o 2 lunghezze d'onda per il laser.

Quando la temperatura (= dimensione del risonatore) o la potenza cambiano, la frequenza di generazione può cambiare in modo graduale o brusco.

Perché è importante? I laser che generano luce a una singola lunghezza d'onda possono essere utilizzati per l'olografia domestica, l'interferometria (misurazioni ultra precise della distanza) e altre cose divertenti.

Bene, diamo un'occhiata. Prendiamo lo stesso CD, ma questa volta osserveremo lo spot non da 10 cm, ma da 5 metri (poiché dobbiamo vedere una differenza di lunghezze d'onda dell'ordine di 0,1 nm e non di 300 nm).

Laser verde da 1 W: dovuto grandi formati risonatore: le frequenze si verificano a piccoli intervalli:

Laser verde da 10 mW: le dimensioni del risonatore sono piccole: solo 2 frequenze rientrano nello stesso intervallo spettrale:

Quando la potenza viene ridotta, rimane solo una frequenza. Puoi scrivere un ologramma!

Diamo un'occhiata ad altri laser. Rosso 650 nm 0,2 W:

Ultravioletto 405 nm 0,2 W:

Ampliamento della gamma spettrale del laser. Uno dei compiti principali degli specialisti che sviluppano dispositivi laser è creare sorgenti di radiazione coerente, la cui lunghezza d'onda può essere sintonizzata sull'intero intervallo spettrale dalla regione del lontano infrarosso all'ultravioletto e anche alla radiazione di lunghezza d'onda più breve.

La creazione di un laser a colorante si è rivelata estremamente Evento importante da questo punto di vista, poiché la loro radiazione può essere sintonizzata nell'intervallo di lunghezze d'onda oltre la regione visibile dello spettro. Tuttavia, nello spettro della radiazione laser esistono lacune significative, cioè regioni in cui le transizioni laser conosciute sono rare e la loro regolazione della frequenza è possibile solo in intervalli spettrali ristretti.

Le ampie bande di fluorescenza su cui si basa il funzionamento di un laser a colorante accordabile non vengono rilevate nella regione del lontano infrarosso dello spettro, e i coloranti utilizzati nei laser vengono rapidamente distrutti dall'intensa radiazione di pompa quando il colorante viene eccitato, quando è necessario per generare laser nella regione ultravioletta dello spettro.

Ottica non lineare.

Alla ricerca di modi per colmare queste lacune, molti scienziati del laser hanno sfruttato gli effetti non lineari in alcuni materiali ottici. Nel 1961, i ricercatori dell'Università del Michigan focalizzarono la luce di un laser a rubino con una lunghezza d'onda di 694,3 nm in un cristallo di quarzo e rilevarono nella radiazione passata attraverso il cristallo non solo la luce del laser a rubino stessa, ma anche la radiazione con una doppia frequenza, cioè ad una lunghezza d'onda di 347,2 nm. Sebbene questa radiazione fosse molto più debole rispetto alla lunghezza d'onda di 694,3 nm, questa radiazione a onde corte aveva la monocromaticità e la coerenza spaziale caratteristiche della luce laser.

Il processo di generazione di tale radiazione a onde corte è noto come raddoppio della frequenza o generazione della seconda armonica. SHG è un esempio di molti effetti ottici non lineari che sono stati utilizzati per espandere la gamma spettrale sintonizzabile della radiazione laser. SHG è spesso usato per convertire radiazione infrarossa 1,06 µm e altre linee di un laser al neodimio nella radiazione che cade nella regione giallo-verde dello spettro, ad esempio 530 nm, in cui è possibile ottenere solo un piccolo numero di linee laser intense.

La generazione armonica può essere utilizzata anche per produrre radiazioni con una frequenza tre volte superiore a quella della radiazione laser originale. Le caratteristiche non lineari del rubidio e di altri metalli alcalini vengono utilizzate, ad esempio, per triplicare la frequenza di un laser al neodimio fino a un valore corrispondente a una lunghezza d'onda di 353 nm, cioè nella regione ultravioletta dello spettro.

In teoria, sono possibili processi di generazione di armoniche superiori alla terza, ma l'efficienza di tale conversione è estremamente bassa, quindi da un punto di vista pratico non presentano alcun interesse. La possibilità di generare radiazione coerente a nuove frequenze non si limita al processo di generazione armonica. Uno di questi processi è il processo di amplificazione parametrica, che è il seguente.

Supponiamo che un mezzo non lineare sia influenzato da tre onde: un'onda luminosa potente con frequenza 1, un'onda di pompa e due onde luminose deboli con frequenze inferiori 2 e 3. Quando la condizione 1 23 e la condizione di sincronismo d'onda sono soddisfatte, l'energia di a un'onda potente con frequenza 1 viene pompata nell'energia delle onde con frequenze 2 e 3. Se un cristallo non lineare viene posizionato in una cavità ottica, otteniamo un dispositivo che ricorda molto un laser e si chiama oscillatore parametrico.

Un simile procedimento sarebbe utile anche se il suo utilizzo si limitasse ad ottenere le differenze tra le frequenze di due esistenti. sorgenti laser. Infatti, un oscillatore parametrico è un dispositivo in grado di generare radiazione ottica coerente, la cui frequenza può essere sintonizzata in quasi tutta la gamma visibile. La ragione di ciò è che non è necessario utilizzare ulteriori fonti di radiazione coerente alle frequenze 2 e 3. Queste oscillazioni possono esse stesse sorgere nel cristallo dai fotoni di rumore del rumore termico, che sono sempre presenti in esso.

Questi fotoni di rumore hanno un'ampia gamma di frequenze, situate prevalentemente nella regione dell'infrarosso dello spettro. Ad una certa temperatura del cristallo e al suo orientamento rispetto alla direzione dell'onda della pompa e all'asse del risonatore, la suddetta condizione di adattamento dell'onda è soddisfatta per una certa coppia di frequenze 2 e 3. Per regolare la radiazione frequenza, è necessario modificare la temperatura del cristallo o il suo orientamento.

La frequenza operativa può essere una qualsiasi delle due frequenze 2 e 3, a seconda dell'intervallo di frequenza della radiazione del dispositivo necessaria. Una rapida sintonizzazione della frequenza in un intervallo spettrale limitato può essere ottenuta utilizzando cambiamenti elettro-ottici negli indici di rifrazione del cristallo. Come con un laser, esiste un livello di soglia di potenza della pompa che deve essere superato per ottenere oscillazioni stazionarie. La maggior parte degli oscillatori parametrici utilizza laser visibili, come un laser all'argon o la seconda armonica di un laser al neodimio, come sorgente di pompaggio.

L'uscita del dispositivo produce radiazioni infrarosse sintonizzabili. 2.

Fine del lavoro -

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Laser a colorante

I parametri di emissione di un laser a stato solido dipendono in gran parte dalle qualità ottiche del cristallo utilizzato. Le disomogeneità nella struttura cristallina possono limitare seriamente.. Allo stesso tempo, i laser liquidi non sono ingombranti come i sistemi a gas e sono più facili da utilizzare tra i tipi calcolati..

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STANDARD DI FREQUENZA OTTICA - laser con una frequenza stabile nel tempo (10 -14 - 10 -15), la sua riproducibilità (10 -13 - 10 -14). O.S. le ore sono utilizzate nelle scienze fisiche. ricerca e trova pratico applicazioni in metrologia, localizzazione, geofisica, comunicazioni, navigazione e ingegneria meccanica. Divisione di frequenza O.s. ore prima che la portata radio consentisse di creare una scala temporale basata sull'utilizzo del periodo ottico. .
O.S. h. presentano vantaggi rispetto a standard di frequenza quantistica Portata delle microonde: gli esperimenti relativi alla misurazione della frequenza quando si utilizzano i laser richiedono meno tempo, perché abs. la frequenza è 10 4 - 10 5 volte superiore rispetto agli standard di frequenza non laser. Addominali. intensità e larghezza, che sono riferimenti di frequenza, in ottico. intervallo 10 5 - 10 6 volte superiore rispetto all'intervallo delle microonde, allo stesso relativo. larghezza. Ciò ti consente di creare O. s. ore con durata breve più elevata. stabilità della frequenza. Quando si divide la frequenza di O. s. h. si riferisce alla portata radio. la larghezza della linea di emissione praticamente non cambia (se si utilizza uno standard a microonde, lo spettro di fluttuazione del suo segnale si espande in modo significativo quando la frequenza viene moltiplicata per 10 5 - 10 6 volte). Il ruolo del quadratico effetto Doppler, limitandone la longevità. la stabilità della frequenza e la riproducibilità sono le stesse.

Il principio di stabilizzazione. La stabilizzazione della frequenza laser, così come gli standard radio, si basa sull'utilizzo di linee spettrali di gas atomico o molecolare (punti di riferimento ottici), al centro delle quali è “collegata” la frequenza v mediante un sistema automatico elettronico. aggiustamenti di frequenza. Perché le linee di guadagno del laser di solito superano notevolmente la larghezza di banda risonatore ottico, quindi instabilità ( v) frequenze v La generazione nella maggior parte dei casi è determinata da un cambiamento nell'ottica. lunghezza del risonatore Principale. fonti di instabilità l sono deriva termica, meccanica. e acustico disturbi degli elementi strutturali, fluttuazioni dell'indice di rifrazione del plasma a scarica di gas. Utilizzo dell'ottica punto di riferimento, il sistema di autotuning produce un segnale proporzionale. l'entità e il segno della disarmonia tra la frequenza v e frequenza v0 centro della linea spettrale, con l'aiuto del quale la frequenza del laser viene sintonizzata sul centro della linea (= v - v 0= 0). Si riferisce. precisione di impostazione inversamente proporzionale il prodotto della linea spettrale (- larghezza della linea) e il rapporto segnale-rumore durante la sua visualizzazione.
Per ottenere una linea di emissione stretta e di breve durata elevata. stabilità della frequenza (stabilità nel tempo), è necessario utilizzare parametri di intensità sufficientemente elevata con un'ampiezza che supera significativamente la gamma caratteristica dei disturbi di frequenza. laser a gas larghezza caratteristica dello spettro acustico. disturbi ~ 10 3 - 10 4 Hz, quindi l'ampiezza di risonanza richiesta è Hz (larghezza relativa 10 -9 - 10 -10). Ciò consente l'utilizzo di sistemi automatici. regolazioni di frequenza a banda larga (10 4 Hz) per eff. soppressione delle fluttuazioni rapide nella lunghezza del risonatore.
Per ottenere un'elevata durabilità. sono richieste stabilità e riproducibilità della frequenza ottica. linee di elevato fattore di qualità, poiché ciò riduce l'influenza della decomposizione. fattori sugli spostamenti di frequenza del centro della linea.

Benchmark ottici. I metodi utilizzati nel campo delle microonde per ottenere linee spettrali strette si sono rivelati inapplicabili nelle applicazioni ottiche. regione spettrale (l’allargamento Doppler è piccolo nella gamma delle microonde). Per O.s. Particolarmente importanti sono i metodi che permettono di ottenere risonanze al centro della riga spettrale. Ciò rende possibile correlare direttamente la frequenza della radiazione con la frequenza della transizione quantistica. Tre metodi sono promettenti: il metodo dell'assorbimento saturo, la risonanza a due fotoni e il metodo dei fasci ottici distanziati. campi. Di base I risultati sulla stabilizzazione della frequenza laser sono stati ottenuti utilizzando il metodo dell'assorbimento saturo, che si basa sull'interazione non lineare delle onde luminose che si contropropagano con un gas. Una cella assorbente non lineare con gas a bassa pressione può essere posizionata all'interno della cavità del laser (riferimento attivo) e all'esterno di essa (riferimento passivo). A causa dell'effetto di saturazione (equalizzazione dei livelli di popolazione delle particelle di gas in un campo intenso), al centro della linea di assorbimento allargata dal Doppler appare un avvallamento con una larghezza uniforme, i bordi possono essere 10 5 - 10 6 volte inferiori a la larghezza Doppler. Nel caso di una cella assorbente interna, una diminuzione dell'assorbimento al centro della linea porta alla comparsa di un picco stretto nel contorno della dipendenza della potenza dalla frequenza di generazione. Ampiezza della risonanza non lineare nel gas molecolare bassa pressioneè determinata principalmente dalle collisioni e dagli effetti causati dal tempo finito di volo di una particella attraverso un raggio di luce. Una diminuzione dell'ampiezza della risonanza è accompagnata da un forte calo della sua intensità (proporzionale al cubo di pressione).
Naib. strette risonanze di assorbimento saturo con un'ampiezza di 10 -11 sono state ottenute in CH 4 sui componenti E rotazione oscillatoria. linee R(7) strisce v 3 (vedi Spettri molecolari), che sono vicini al centro della linea di guadagno del laser elio-neon a = 3,39 micron. Per allineare accuratamente le linee di amplificazione e assorbimento, utilizzare 22 Ne e aumentare la pressione dell'He nel mezzo attivo del laser o posizionare il mezzo attivo in un campo magnetico. campo (per E-Componenti).
Schema O.s. h., utilizzando una risonanza ultrastretta (con un'ampiezza relativa di 10 -11 - 10 - 12 ) come riferimento, è costituito da un laser ausiliario 2 a frequenza stabile con una linea di radiazione stretta, un laser sintonizzabile 2 e un sistema per ottenere una risonanza stretta (Fig. 1). La stretta linea di emissione di un laser sintonizzabile, utilizzata per ottenere una risonanza ultrastretta, è assicurata dalla sincronizzazione di fase di questo laser con quella stabile.

Riso. 1. Schema dello standard di frequenza ottica: FFA - autotuning frequenza-fase; SUR - sistema per ottenere risonanza ultrastretta; AFC - sistema di controllo automatico della frequenza; ZG - generatore di suoni; RG - generatore radio; D - rilevatore di foto.

Avremo molto tempo. si ottiene la stabilità del laser sintonizzabile accordatura fluida le sue frequenze alla massima risonanza ultra-stretta utilizzando un sistema di auto-tuning estremo. In questo caso è possibile ricevere contemporaneamente valori elevati a breve termine e di lunga durata. stabilità e riproducibilità della frequenza.
Stabilità della frequenza. Naib. la stabilità ad alta frequenza è stata ottenuta nella gamma IR con un laser He-Ne (= 3,39 μm) con interno. cella di assorbimento. Perché l'ABS. la sua frequenza è nota con elevata precisione (10 -11), quindi questo laser può essere utilizzato indipendentemente. standard di frequenza secondaria per la misurazione ass. frequenze in ottica e gamme IR. La larghezza della linea di emissione di tale laser è 0,07 Hz (Fig. 2). La stabilità della frequenza per tempi medi = 1 - 100 s è pari a 4 x 10 -15 (Fig. 3).
Avremo molto tempo. stabilità e riproducibilità della frequenza dei laser He - Ne con telescopico. espansione del fascio, stabilizzata da risonanze nel CH 4 sulle linee di assorbimento F 2 2 e E(vedi sopra) con un fattore di qualità di ~10 11, raggiungere ~10 -14. Il principale fattore che limita la riproducibilità e l'accuratezza della frequenza è quadratico.

Illuminato.: Basov N. G., Letokhov V. S., Standard di frequenza ottica, "UFN", 1968, v. 96, p. 585; Jennings D. A., Petersen F. R., Evenson K. M., Misurazione diretta della frequenza del laser 20 Ne da 260 THz (1,15 mm) e oltre, in: Spettroscopia laser. IV. Proc. 4°-Stagista. Conf., Rottach-Egern, Fed. Rappresentante. della Germania, 11-15 giugno 1979, ed. di H. Walther, K. W. Kothe, V. -, 1979, p. 39; Atti del terzo simposio sulla freq. Standard e metrologia, Aussois, Francia, 12 - 15 ottobre. 1981, "J. Phys.", 1981, v. 42, Colloq. S 8, n. 12; Bagaev S.N., Chebotaev V.P., Standard di frequenza laser, "UFN", 1986, v. 148, p. 143; Knight D. J. E., Una tabella delle misurazioni assolute della frequenza laser, "Metrologia", 1986, v 22, p. 251.

V. P. Chebotaev.

1.1. Tipi di spettri.

A prima vista, il raggio laser sembra molto semplice nella struttura. Si tratta di una radiazione quasi a frequenza singola, che ha un colore spettralmente puro: il laser He-Ne ha radiazione rossa (633 nm), il laser al cadmio emette Colore blu(440 nm, un laser ad argon emette diverse righe nella regione blu-verde dello spettro (488 nm, 514 nm, ecc.), un laser a semiconduttore emette radiazione rossa (650 nm), ecc. Infatti, lo spettro di emissione del laser ha una struttura piuttosto complessa ed è determinata da due parametri: lo spettro di emissione della sostanza di lavoro (per un laser He-Ne, ad esempio, questa è la linea spettrale rossa dell'emissione di neon eccitata da una scarica elettrica) e fenomeni di risonanza nel risonatore ottico del laser.

Per confronto, le figure a destra mostrano gli spettri di emissione del sole (A) e di una lampadina a incandescenza convenzionale (B) (immagine in alto), lo spettro di una lampada al mercurio (immagine a destra) e uno spettro di emissione notevolmente ingrandito di una Laser He-Ne (immagine in basso).

Lo spettro di una lampada a incandescenza, come lo spettro solare, appartiene agli spettri continui che riempiono completamente la gamma spettrale visibile radiazioni elettromagnetiche(400-700 nm). Lo spettro di una lampada al mercurio appartiene agli spettri a righe, che riempiono anche l'intero intervallo visibile, ma è costituito da singoli componenti spettrali di diversa intensità. A proposito, prima dell'avvento dei laser, la radiazione monocromatica veniva ottenuta isolando i singoli componenti spettrali della radiazione da una lampada al mercurio.

1.2. Spettro di emissione in un laser He-Ne.

Lo spettro della radiazione laser è monocromatico, cioè ha un'ampiezza spettrale molto ristretta, ma, come si può vedere dalla figura, ha anche una struttura complessa.

Considereremo il processo di formazione di uno spettro laser sulla base di un laser He-Ne ben studiato. Storicamente, è stato il primo laser azione continua, operando nella gamma visibile dello spettro. È stato creato da A. Javan nel 1960.

Nella fig. a destra ci sono i livelli energetici di una miscela eccitata di elio e neon. Un atomo di elio o neon eccitato è un atomo in cui uno o più elettroni del guscio esterno, in collisione con elettroni e ioni di una scarica gassosa, si spostano a livelli energetici più alti e possono successivamente spostarsi a un livello energetico inferiore o ritornare a un livello energetico più alto. livello neutro, con emissione di un quanto di luce - un fotone.

Gli atomi sono eccitati elettro-shock attraversando la miscela di gas. Per un laser He-Ne, si tratta di una scarica a bagliore a bassa corrente (le correnti di scarica tipiche sono 20-50 mA). Il quadro dei livelli energetici e del meccanismo di radiazione è piuttosto complesso anche per un laser così “classico”, quale è il laser He-Ne, quindi ci limiteremo a considerare solo i dettagli principali di questo processo. Gli atomi di elio eccitati al livello 2S nelle collisioni con gli atomi di neon trasferiscono loro l'energia accumulata, eccitandoli al livello 5S (quindi nella miscela di gas c'è più elio che neon). Dal livello 5S, gli elettroni possono spostarsi verso un numero di livelli energetici inferiori. Siamo interessati solo alla transizione 5S - 3P (entrambi i livelli sono in realtà suddivisi in una serie di sottolivelli a causa della natura quantistica dei meccanismi di eccitazione ed emissione). La lunghezza d'onda dell'emissione di fotoni durante questa transizione è 633 nm.

Ne notiamo uno in più fatto importante, di fondamentale importanza per ottenere la radiazione coerente. Con le proporzioni corrette di elio e neon, la pressione della miscela di gas nel tubo e il valore della corrente di scarica, gli elettroni si accumulano al livello 5S e il loro numero supera il numero di elettroni situati al livello 3P inferiore. Questo fenomeno è chiamato inversione di popolazione a livello. Tuttavia, questa non è ancora la radiazione laser. Questa è una delle righe spettrali nello spettro di emissione del neon. L'ampiezza della riga spettrale dipende da diversi motivi, i principali dei quali sono: - l'ampiezza finita dei livelli energetici (5S e 3P) coinvolti nella radiazione e determinati dal principio di indeterminazione quantistica associato al tempo di residenza degli atomi di neon in lo stato eccitato, - allargamento della linea associato a movimento costante particelle eccitate in una scarica sotto l'influenza campo elettrico(il cosiddetto effetto Doppler). Tenendo conto di questi fattori, la larghezza della linea (gli esperti la chiamano il contorno della transizione di lavoro) è di circa due decimillesimi di angstrom. Per linee così strette, è più conveniente utilizzare nei calcoli la sua larghezza nel dominio della frequenza. Usiamo la formula di transizione:

dn 1 =dl c/l 2 (1)

dove dn 1 è la larghezza della linea spettrale nel dominio della frequenza, Hz, dl è la larghezza della linea spettrale (0,000002 nm), l è la lunghezza d'onda della linea spettrale (633 nm), c è la velocità della luce. Sostituendo tutti i valori (in un sistema di misurazione), otteniamo una larghezza di linea di 1,5 GHz. Naturalmente, una linea così stretta può essere considerata completamente monocromatica rispetto all'intero spettro della radiazione al neon, ma questa non può ancora essere definita radiazione coerente. Per ottenere la radiazione coerente, il laser utilizza una cavità ottica (interferometro).

1.3. Cavità ottica laser.

Un risonatore ottico è costituito da due specchi posti sull'asse ottico e affacciati l'uno verso l'altro con superfici riflettenti, Fig. sulla destra. Gli specchi possono essere piatti o sferici. Gli specchi piani sono molto difficili da allineare e l'emissione del laser può essere instabile. Un risonatore con specchi sferici (risonatore confocale) è molto più stabile, ma il raggio laser può essere disomogeneo attraverso la sezione trasversale a causa della complessa composizione multimodale della radiazione. In pratica, viene spesso utilizzato un risonatore semi-confocale con uno specchio sferico posteriore e piatto anteriore. Un tale risonatore è relativamente stabile e produce un raggio omogeneo (monomodale).

La proprietà principale di qualsiasi risonatore è la formazione della posizione eretta onde elettromagnetiche. Nel caso di un laser He-Ne, vengono generate onde stazionarie per emettere una linea spettrale del neon con una lunghezza d'onda di 633 nm. Ciò è facilitato dal massimo coefficiente di riflessione degli specchi, selezionato proprio per questa lunghezza d'onda. Le cavità laser utilizzano specchi dielettrici con rivestimento multistrato, che consentono un coefficiente di riflessione pari o superiore al 99%. Come è noto, la condizione per la formazione delle onde stazionarie è che la distanza tra gli specchi sia pari ad un numero intero di semionde:

nl =2L (2)

dove n è un numero intero o ordine di interferenza, l è la lunghezza d'onda della radiazione all'interno dell'interferometro, L è la distanza tra gli specchi.

Dalla condizione di risonanza (2) si ottiene la distanza tra le frequenze di risonanza dn 2:

dn2 =c/2L (3)

Per una cavità laser a gas di un metro e mezzo (laser He-Ne LGN-220) questo valore è di circa 100 MHz. Solo la radiazione con un tale periodo di frequenza può essere riflessa ripetutamente dagli specchi del risonatore e amplificata mentre passa attraverso un mezzo inverso, una miscela di elio e neon eccitata da una scarica elettrica. Inoltre, cosa estremamente importante, quando questa radiazione passa lungo il risonatore, la sua struttura di fase non cambia, il che porta a proprietà coerenti della radiazione amplificata. Ciò è facilitato dalla popolazione inversa del livello 5S, menzionata sopra. Un elettrone si sposta dal livello superiore a quello inferiore in modo sincrono con il fotone che inizia questa transizione, quindi i parametri di fase delle onde corrispondenti ad entrambi i fotoni sono gli stessi. Questa generazione di radiazione coerente avviene lungo l'intero percorso della radiazione all'interno del risonatore. Inoltre i fenomeni di risonanza portano ad un restringimento molto maggiore della linea di emissione, con il risultato che il guadagno maggiore si ottiene al centro del picco risonante.
Dopo un certo numero di passaggi, l'intensità della radiazione coerente diventa così elevata da superare le perdite naturali nel risonatore (diffusione nel mezzo attivo, perdite sugli specchi, perdite per diffrazione, ecc.) e parte di essa va oltre il risonatore. A questo scopo, lo specchio piano in uscita è realizzato con un coefficiente di riflessione leggermente inferiore (99,6-99,7%). Di conseguenza, lo spettro di emissione del laser ha la forma mostrata nella terza Fig. Sopra. Il numero di componenti spettrali di solito non supera i dieci.

Riassumiamo ancora una volta tutti i fattori che determinano le caratteristiche di frequenza della radiazione laser. Innanzitutto il passaggio di lavoro è caratterizzato dalla larghezza naturale del contorno. In condizioni reali a causa di vari fattori il contorno si allarga. All'interno della linea allargata si trovano le linee di risonanza dell'interferometro, il cui numero è determinato dalla larghezza del contorno di transizione e dalla distanza tra i picchi adiacenti. Infine, al centro dei picchi si trovano linee spettrali di emissione laser estremamente strette, che determinano lo spettro dell'emissione laser.

1.4. Coerenza della radiazione laser.

Chiariamo quale lunghezza di coerenza è fornita dalla radiazione laser He-Ne. Usiamo la formula proposta nel lavoro:

mentre attraversa un mezzo inverso, una miscela di elio e neon eccitata da una scarica elettrica. Inoltre, cosa estremamente importante, quando questa radiazione passa lungo il risonatore, la sua struttura di fase non cambia, il che porta a proprietà coerenti della radiazione amplificata. Ciò è facilitato dalla popolazione inversa del livello 5S, menzionata sopra. Un elettrone si sposta dal livello superiore a quello inferiore in modo sincrono con il fotone che inizia questa transizione, quindi i parametri di fase delle onde corrispondenti ad entrambi i fotoni sono gli stessi. Questa generazione di radiazione coerente avviene lungo l'intero percorso della radiazione all'interno del risonatore. Inoltre i fenomeni di risonanza portano ad un restringimento molto maggiore della linea di emissione, con il risultato che il guadagno maggiore si ottiene al centro del picco risonante.

dt =dn -1 (4)

dove dt è il tempo di coerenza, che rappresenta il limite superiore dell'intervallo di tempo nel quale l'ampiezza e la fase dell'onda monocromatica sono costanti. Passiamo alla lunghezza di coerenza l che ci è familiare, con l'aiuto della quale è facile stimare la profondità della scena registrata sull'ologramma:

l=c/dn (5)

Sostituendo i dati nella formula (5), inclusa la larghezza dello spettro completo dn 1 = 1,5 GHz, otteniamo una lunghezza di coerenza di 20 cm. Questa è abbastanza vicina alla lunghezza di coerenza reale di un laser He-Ne, che presenta inevitabili perdite di radiazione nella cavità. Le misurazioni della lunghezza di coerenza utilizzando un interferometro di Michelson danno un valore di 15-17 cm (a livello di una diminuzione del 50% nell'ampiezza della figura di interferenza). È interessante stimare la lunghezza di coerenza di una singola componente spettrale isolata dalla cavità laser. L'ampiezza del picco di risonanza dell'interferometro dn 3 (vedi la terza figura dall'alto) è determinata dal suo fattore di qualità ed è di circa 0,5 MHz. Ma, come accennato in precedenza, i fenomeni di risonanza portano ad un restringimento ancora maggiore della linea spettrale del laser dn 4, che si forma vicino al centro del picco risonante dell'interferometro (terzo dall'alto nella figura). Il calcolo teorico fornisce una larghezza della linea di otto millesimi di hertz! Tuttavia, questo valore non ha molto significato pratico, poiché l'esistenza a lungo termine di una componente spettrale così stretta richiede valori di stabilità meccanica del risonatore, deriva termica e altri parametri che sono assolutamente impossibili nelle condizioni operative reali del laser. Ci limiteremo quindi all'ampiezza del picco risonante dell'interferometro. Per una larghezza dello spettro di 0,5 MHz la lunghezza di coerenza calcolata con la formula (5) è di 600 m. Anche questo è molto buono. Non resta che isolare una componente spettrale, valutarne la potenza e mantenerla in un unico posto. Se, durante l'esposizione dell'ologramma, esso “passa” lungo tutto il circuito di lavoro (a causa, ad esempio, dell'instabilità della temperatura del risonatore), otterremo nuovamente gli stessi 20 cm di coerenza.

1.5. Spettro di generazione del laser ionico.

Parliamo brevemente dello spettro di generazione di un altro laser a gas: l'argon. Questo laser, come il laser al kripton, appartiene ai laser a ioni, cioè nel processo di generazione di radiazione coerente, non sono più gli atomi di argon a partecipare, ma i loro ioni, cioè atomi, uno o più elettroni del guscio esterno del quale vengono strappati sotto l'influenza di una potente scarica ad arco che passa attraverso l'attivo sostanza. La corrente di scarica raggiunge diverse decine di ampere, energia elettrica alimentazione - diverse decine di kilowatt. Intensivo obbligatorio raffreddamento ad acqua elemento attivo, altrimenti si verificherà la sua distruzione termica. Naturalmente, in condizioni così difficili, il quadro dell'eccitazione degli atomi di argon è ancora più complesso. La generazione di più linee spettrali laser avviene contemporaneamente; la larghezza del contorno di lavoro di ciascuna di esse è significativamente maggiore della larghezza del contorno della linea laser He-Ne e ammonta a diversi gigahertz. Di conseguenza, la lunghezza di coerenza del laser viene ridotta a diversi centimetri. Per registrare ologrammi di grande formato è necessaria la selezione della frequenza dello spettro di generazione, di cui parleremo nella seconda parte di questo articolo.

1.6. Spettro di generazione di un laser a semiconduttore.

Passiamo a considerare lo spettro di emissione di un laser a semiconduttore, che è di grande interesse per il processo di insegnamento dell'olografia e per gli olografi principianti. Storicamente, i laser a semiconduttore a iniezione basati sull’arseniuro di gallio sono stati i primi ad essere sviluppati, Fig. sulla destra.

Poiché il suo design è abbastanza semplice, consideriamo il principio di funzionamento di un laser a semiconduttore utilizzando il suo esempio. La sostanza attiva in cui si genera la radiazione è un singolo cristallo di arseniuro di gallio, che ha la forma di un parallelepipedo con i lati lunghi diverse centinaia di micron. Le due facce laterali sono rese parallele e lucidate con un elevato grado di precisione. A causa dell'elevato indice di rifrazione (n = 3,6), all'interfaccia cristallo-aria si ottiene un coefficiente di riflessione sufficientemente elevato (circa 35%), sufficiente per generare radiazione coerente senza ulteriore deposizione di specchi riflettenti. Le altre due facce del cristallo sono smussate con una certa angolazione; la radiazione indotta non fuoriesce attraverso di essi. La generazione della radiazione coerente avviene nella giunzione p-n, che viene creata dalla diffusione delle impurità accettrici (Zn, Cd, ecc.) nella regione del cristallo drogata con impurità donatrici (Te, Se, ecc.). Spessore della regione attiva perpendicolare a giunzione p-n la direzione è di circa 1 µm. Sfortunatamente, in questo progetto di laser a semiconduttore, la densità di corrente della pompa di soglia risulta essere piuttosto elevata (circa 100 mila ampere per 1 cm quadrato). Pertanto, questo laser viene immediatamente distrutto quando funziona in modalità continua a temperatura ambiente e richiede un forte raffreddamento. Il laser funziona stabilmente alla temperatura dell'azoto liquido (77 K) o dell'elio (4,2 K).

I moderni laser a semiconduttore sono realizzati sulla base di doppie eterogiunzioni, Fig. sulla destra. In una tale struttura, la densità di corrente di soglia è stata ridotta di due ordini di grandezza, a 1000 A/cm. mq. Con questa densità di corrente è possibile un funzionamento stabile di un laser a semiconduttore anche a temperatura ambiente. I primi campioni di laser operavano nella gamma degli infrarossi (850 nm). Con l'ulteriore miglioramento della tecnologia per la formazione degli strati semiconduttori, sono comparsi i laser sia con una lunghezza d'onda maggiore (1,3 - 1,6 μm) per le linee di comunicazione in fibra ottica, sia con la generazione di radiazioni nella regione visibile (650 nm). Esistono già laser che emettono nella regione blu dello spettro. Il grande vantaggio dei laser a semiconduttore è la loro elevata efficienza (rapporto tra energia di radiazione e energia elettrica pompaggio), che raggiunge il 70%. Per i laser a gas, sia atomici che ionici, l'efficienza non supera lo 0,1%.

A causa della natura specifica del processo di generazione della radiazione in un laser a semiconduttore, l’ampiezza dello spettro della radiazione è molto maggiore dell’ampiezza dello spettro del laser He-Ne, Fig. sulla destra.

La larghezza del contorno di lavoro è di circa 4 nm. Il numero di armoniche spettrali può raggiungere diverse decine. Ciò impone una seria limitazione alla lunghezza di coerenza del laser. Se usiamo le formule (1), (5), la lunghezza di coerenza teorica sarà solo 0,1 mm. Tuttavia, come dimostrato dalle misurazioni dirette della lunghezza di coerenza su un interferometro di Michelson e dalla registrazione di ologrammi riflettenti, la lunghezza di coerenza reale dei laser a semiconduttore raggiunge i 4-5 cm. Ciò suggerisce che lo spettro di emissione reale di un laser a semiconduttore non è così ricco armoniche e non ha una transizione del lavoratore con larghezza di contorno così ampia, come prevede la teoria. Tuttavia, in tutta onestà, vale la pena notare che il grado di coerenza della radiazione laser a semiconduttore varia notevolmente sia da campione a campione che dalla sua modalità operativa (corrente della pompa, condizioni di raffreddamento, ecc.