Det oscillerende systemet til en laser inneholder et aktivt medium, så spekteret av laserstråling må bestemmes av både de spektrale egenskapene til mediet og frekvensegenskapene til resonatoren. La oss vurdere dannelsen av emisjonsspekteret i tilfeller av inhomogen og jevn utvidelse av spektrallinjen til mediet.

Emisjonsspekter med ujevn spektral utvidelse; linjer. La oss vurdere tilfellet når formen på mediets spektrallinje hovedsakelig bestemmes av Doppler-effekten, og interaksjonen mellom partikler i mediet kan neglisjeres. Dopplerutvidelsen av spektrallinjen er inhomogen (se.§ 12.2).

I fig. 15.10, a viser frekvensresponsen til resonatoren, og i fig. Figur 15.10b viser konturen av spektrallinjen til mediet. Vanligvis er bredden på spektrallinjen med dopplerutvidelse ∆ ν = ∆ νD mye større enn intervallet ∆ νq mellom frekvensene til naboresonatormodi. Verdien ∆ νq, bestemt av formel (15.2), for eksempel med en resonatorlengde L = 0,5 m vil være 300 MHz, mens spektrallinjebredden på grunn av dopplereffekten ∆ νD i henhold til formel (12.31) kan være ca. 1 GHz. I dette eksemplet, innenfor spektrallinjebredden til mediet∆ ν≈∆ νД; tre langsgående moduser er plassert. Med en større resonatorlengde øker antallet moduser innenfor linjebredden, siden frekvensintervallet ∆ νq til nabomoduser avtar.

Dopplerutvidelse er inhomogen, dvs. spontan emisjon i et valgt frekvensintervall mindre enn ∆ νD skapes av en bestemt gruppe partikler, og ikke av alle

partikler i miljøet. La oss anta at den naturlige spektrale linjebredden til en partikkel er betydelig mindre enn forskjellen i frekvenser til nabomoduser (for eksempel den naturlige linjebredden

neon er nær 16 MHz). Da vil ikke partikler som eksiterer en bestemt modus med sin spontane utslipp forårsake eksitasjon av andre moduser.

For å bestemme laserstrålingsspekteret vil vi bruke frekvensavhengigheten til absorpsjonskoeffisienten æ i Bouguers lov (12.50). Denne indikatoren er proporsjonal med forskjellen i populasjoner av øvre og nedre overgangsnivåer. I et medium uten populasjonsinversjon, æ >0 og karakteriserer absorpsjonen av elektromagnetisk feltenergi. I nærvær av inversionæ<0 и определяет усиление поля. В этом случае модуль показателя называют показателем усиления активной средыæ а (æ а =|æ |).

Frekvensavhengigheten til forsterkningen æ a (ν) i henhold til formel (12.44) faller sammen med formen på mediets spektrallinje når nivåpopulasjonene er konstante eller endres litt som følge av tvungne overganger. En slik tilfeldighet vil bli observert hvis en populasjonsinversjon skapes, og betingelsene for selveksitasjon av laseren ennå ikke er oppfylt (for eksempel er det ingen hulromsspeil). I fig. 15.10 viser den stiplede linjen en slik initial frekvensavhengighet. Med dopplerutvidelse av spektrallinjen, uttrykkes avhengigheten av en gaussisk funksjon og har en bredde ∆ νD som vist i fig. 15.10, f.

La oss anta at selveksiteringsbetingelsene er oppfylt. Da vil den spontane emisjonen av en partikkel forårsake tvungne overganger av andre partikler dersom frekvensen av den spontane emisjonen av den sistnevnte ligger omtrent innenfor den naturlige bredden av spektrallinjen til den spennende partikkelen. Som et resultat av populasjonsinversjon vil tvangsoverganger fra topp til bunn råde, det vil si at populasjonen på det øvre nivået skal synke, populasjonen på det nedre nivået bør øke og gevinstindeksen æ a reduseres.

Feltet i resonatoren er maksimalt ved resonansfrekvensene til modusene. Ved disse frekvensene vil den største endringen i populasjonene av overgangsnivåene bli observert. Derfor vil fall vises på æ a (ν)-kurven i nærheten av resonansfrekvensene (se fig. 15.10, c).

Etter at selveksitasjonsbetingelsen er oppfylt, øker dybden av dypet ved resonansfrekvenser inntil regimet inntreffer; stasjonære oscillasjoner, hvor forsterkningsindeksen vil bli lik tapsindeksen α i henhold til betingelse (15.13). Bredden på hvert fall er tilnærmet lik den naturlige bredden til partikkellinjen dersom kraften som genereres ved den aktuelle frekvensen er liten. Jo større kraft, og derfor volumetrisk feltenergitetthet, som påvirker antall tvungne overganger, desto større er gapet. Ved lav effekt er forsterkningen innenfor ett hakk uavhengig av forsterkningen innenfor et annet hakk, siden hakkene ikke overlapper på grunn av den innledende antagelsen om at den naturlige linjebredden er mindre enn avstanden mellom resonansfrekvensene. Oscillasjoner ved disse frekvensene kan betraktes som uavhengige. I fig. Figur 15.10d viser at laseremisjonsspekteret inneholder tre emisjonslinjer som tilsvarer tre langsgående moduser til resonatoren. Strålingseffekten til hver modus avhenger av forskjellen mellom de innledende og stasjonære verdiene til forsterkningsindeksen,

som i formel (15.21), det vil si at den bestemmes av dybden til de tilsvarende fallene i fig. 15.10, kl. Vi vil bestemme bredden på hver utslippslinje δν på slutten av avsnittet, og nå skal vi diskutere effekten av pumpekraft på antall genererte moduser for gitte tap.

Hvis pumpeeffekten er så lav at den maksimale verdien av middelforsterkningen (kurve 1 i fig. 15.11, b) ikke når terskelverdien lik α, vil ingen av modusene som bestemmes av frekvensresponsen til resonatoren eksiteres. (Fig. 15.11, a). Kurve 2 tilsvarer en høyere pumpeeffekt, som sikrer at den sentrale frekvensen til spektrallinjen til mediet ν0 overstiger terskelverdien. Dette tilfellet tilsvarer ett fall i fig. 15.11,c og generering av én langsgående modus (fig. 15.11,d). En ytterligere økning i pumpeeffekten vil sikre at selveksitasjonsbetingelsene oppfylles for andre moduser (kurve 3). Følgelig vil fall i indikatorkurven og utslippsspekteret bli avbildet som i fig. 15.10, i Ig.

Emisjonsspekter med jevn utvidelse av spektrallinjen. En jevn utvidelse av spektrallinjen observeres i tilfellet når hovedårsaken til utvidelsen er kollisjonen | (eller interaksjon) av partikler i mediet(§ 12.2) .

La oss anta, som i tilfellet med inhomogen utvidelse, at flere naturlige frekvenser til resonatoren faller innenfor mediets spektrallinje. I fig. 15.12a viser frekvensresponsen til resonatoren, og indikerer frekvensen og bredden til resonanskurvene for hver modus ∆ νp. Kurve 1 i fig. 15.12b viser frekvensavhengigheten til forsterkningsindeksen til et medium med populasjonsinversjon før selveksitering av laseren.

Spektrallinjen til hver partikkel og hele mediet faller sammen med jevn utvidelse, derfor kan spontan emisjon av enhver partikkel forårsake stimulering

overganger av andre partikler. Følgelig vil frekvensavhengigheten til æ a under generasjon (kurve 2) under tvangsoverganger i spesifisert miljø med populasjonsinversjon forbli den samme i form som før generasjon (kurve 1), men vil ligge under denne. Fallene observert med inhomogen linjeutvidelse (se fig. 15.11c) er fraværende her, siden alle partikler i mediet nå er med på å skape laserstrålingskraften.

I fig. 15.12, b, er selveksitasjonsbetingelsene æ a > α tilfredsstilt for tre moduser med frekvensene νq-1, νq = ν0 og νq+1. Ved den sentrale frekvensen til spektrallinjen ν0 er imidlertid forsterkningen per enkelt passasje av stråling gjennom det aktive mediet maksimal. Som følge av et større antall passasjer vil hovedbidraget til strålingseffekten komme fra modusen med sentralfrekvensen.

I lasere med jevn utvidelse av mediets spektrallinje er det således mulig å oppnå et enkeltfrekvensregime med høy effekt (fig. 15.12c), siden, i motsetning til tilfellet med inhomogen utvidelse, en reduksjon i pumpeeffekten er ikke nødvendig for å oppnå dette regimet.

Monokromaticitet av laserstråling. Genereringen av oscillasjoner i alle kvanteenheter begynner med spontan emisjon, frekvensavhengigheten til intensiteten er preget av mediets spektrallinje. I det optiske området er imidlertid bredden på mediets spektrallinje betydelig større enn bredden til resonanskurvene ∆ νp til en passiv (uten aktivt medium) resonator på grunn av den høye kvalitetsfaktoren Q til sistnevnte. Verdi ∆ νP =ν0 /Q, hvor ν0 er resonansfrekvensen. Hvis det er et aktivt medium i resonatoren, kompenseres tap (regenerativ effekt), som tilsvarer en økning i kvalitetsfaktoren og en reduksjon i bredden på resonanskurven ∆ νp til verdien δ ν.

Ved generering av én modus med frekvens ν0, kan laserstrålingens linjebredde estimeres ved å bruke formelen

hvor P er strålingseffekten. En økning i strålingseffekt tilsvarer større

kompensasjon for tap, øke kvalitetsfaktoren og redusere utslippslinjebredden. 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. Dermed viser den teoretiske verdien av utslippslinjebredden seg å være ekstremt

liten, mange størrelsesordener mindre enn bredden til resonanskurvene ∆ νp. Imidlertid, i reelle forhold På grunn av akustiske påvirkninger og temperatursvingninger observeres ustabilitet i resonatordimensjonene, noe som fører til ustabilitet i resonatorens naturlige frekvenser og følgelig frekvensene til laserstrålingslinjene. Derfor kan den reelle (tekniske) strålingslinjebredden, tatt i betraktning denne ustabiliteten, nå δ ν = 104 –105 Hz.

Graden av monokromaticitet av laserstråling kan vurderes ved bredden på laserstrålingslinjen og bredden på konvolutten til laserstrålingsspekteret som inneholder flere emisjonslinjer (se fig. 15.10, d). La ∆ ν=104 Hz, ν0 =5·1014 Hz, og bredden på spektrumomhyllingen δ o.c.=300 MHz. Da vil graden av monokromaticitet langs en linje være δ ν/ν0 ≈ 2·10-11, og langs konvolutten δ ν/ν0 ≈ 6·10-7. Fordelen med lasere er den høye monokromaticiteten til strålingen, spesielt langs en strålingslinje, eller i en enkeltfrekvens driftsmodus

§ 15.4. Koherens, monokromaticitet og retningsbestemt laserstråling

I Når det brukes på optiske vibrasjoner, karakteriserer koherens forbindelsen (korrelasjonen) mellom fasene til lysvibrasjoner. Det er tidsmessig og romlig koherens, som i lasere er assosiert med monokromaticitet og retningsbestemt stråling.

I I det generelle tilfellet, når korrelasjonen av strålingsfelt studeres ved henholdsvis to punkter i rommet, i tidsøyeblikk forskjøvet med en viss verdi τ, brukes konseptet gjensidig koherensfunksjon

hvor r 1 og r 2 er radiusvektoren til det første og andre punktet E 1 (r 1,t+ τ) og E* 2 (r 2, t) er de komplekse og komplekse konjugerte verdiene for feltstyrken ved; disse punktene. Den normaliserte gjensidige koherensfunksjonen karakteriserer graden av koherens:

hvor I (r 1) og I (r 2) er strålingsintensiteten på utvalgte punkter. Modul γ 12 (τ) varierer fra null til én. Når γ 12 τ =0 er det ingen koherens, i tilfellet med |γ 12 (τ )|=l er det fullstendig koherens

Tidsmessig koherens og monokromatisk stråling. Tidsmessig koherens er korrelasjonen mellom feltverdier på ett punkt i rommet i tidsøyeblikk som avviker med en viss mengdeτ. I dette tilfellet er radiusvektorene r 1 og r 2 ved å bestemme den gjensidige koherensfunksjonen Г 12 (r 1, r 2, τ) og funksjoner γ 12 (τ ) viser seg å være lik, den gjensidige koherensfunksjonen blir til en autokorrelasjonsfunksjon, og den normaliserte funksjonen blir til en funksjonγ 11 (τ ), som karakteriserer graden av tidsmessig koherens.

Det ble tidligere bemerket at under spontane overganger sender atomet ut vibrasjonstog som ikke er relatert til hverandre (fig. 15.13). Korrelasjonen av oscillasjoner på ett punkt i rommet vil bare observeres i et tidsintervall som er kortere enn togets varighet. Dette intervallet kalles sammenhengstid, og det er tatt lik levetiden til spontane overganger m. Avstanden tilbakelagt av lys i løpet av koherenstiden kalles koherenslengde£. Ved τ ≈ 10-8 с £ =c τ =300 cm kan koherenslengden også uttrykkes gjennom bredden av spektrallinjen ∆ ν. Siden ∆ ν≈ 1/τ, så £ ≈ c /∆ ν.

Tidsmessig koherens og monokromatiskitet henger sammen. Monokromaticitet bestemmes kvantitativt av graden av monokromaticitet ∆ ν/ ν0 (se § 15.3). Jo høyere grad av tidsmessig koherens, dvs. jo lengre koherenstid, jo mindre er frekvensspekteret ∆ ν okkupert av strålingen, og jo bedre monokromatisitet. I grensen, med fullstendig tidskoherens (τ →∞), ble strålingen fullstendig monokromatisk (∆ ν→0).

La oss vurdere den tidsmessige sammenhengen til laserstråling. La oss anta at en viss partikkel av det aktive mediet har sendt ut et kvante, som vi vil representere i form av et svingetog (se fig. 15.13). Når et tog samhandler med en annen partikkel, vil et nytt tog dukke opp, hvis svingningsfase, på grunn av arten av tvungne overganger, faller sammen med svingningsfasen til det opprinnelige toget. Denne prosessen gjentas mange ganger, mens fasekorrelasjonen opprettholdes. Den resulterende oscillasjonen kan betraktes som et tog med en varighet som er betydelig lengre enn varigheten til det første toget. Dermed øker koherenstiden, dvs. den tidsmessige koherensen og monokromaticiteten til strålingen forbedres.

I forbindelse med denne betraktningen blir det åpenbart at en optisk resonator øker den tidsmessige koherensen til laserstråling, siden den sikrer gjentatt passasje av tog gjennom det aktive mediet. Sistnevnte tilsvarer en økning i levetiden til emitterne, en økning i tidsmessig koherens og en reduksjon i linjebredden

	laserstråling omtalt i § 15.3.
	Koherenstiden til laserstråling kan bestemmes
	gjennom den tekniske bredden til laserstrålingslinjen δ ν. Av
	formel τ =1/2πδ ν.. Ved δ ν=103 Hz koherenstid
	er τ =1,5·10-4 s. Koherenslengden i dette tilfellet
	L =cτ =45 km. Dermed koherens tid og lengde
	koherens i lasere er mange størrelsesordener større enn i
	konvensjonelle lyskilder.

Romlig koherens og strålingsdirektivitet, Romlig koherens er korrelasjonen mellom feltverdier på to punkter i rommet på samme tidspunkt. I dette tilfellet vil formlene for den gjensidige koherensfunksjonen Г 12 (r 1 , r 2 , τ ) og normalisert koherensfunksjonγ 12 (τ ) bør erstattesτ =0. Funksjon γ 12 (0) karakteriserer graden av romlig koherens.

Stråling fra en punktkilde er alltid romlig koherent. Graden av romlig koherens til en utvidet kilde avhenger av dens størrelse og avstanden mellom den og observasjonspunktene. Det er kjent fra optikk at jo større størrelsen på kilden er, desto mindre vinkel er strålingen innenfor romlig koherent. En lysbølge med best romlig sammenheng bør ha flat front.

I lasere har strålingen høy retningsevne (flat front), bestemt av egenskapene til det optiske hulrommet. Selveksiteringsbetingelsen er tilfredsstilt bare for en viss retning i resonatoren for den optiske aksen eller retninger nær den. Som et resultat, veldig stort nummer refleksjoner fra speil, reiser strålingen langt, noe som tilsvarer en økning i avstanden mellom kilden og observasjonspunktet. Denne banen tilsvarer koherenslengden og kan være titalls kilometer for gasslasere. Den høye direktiviteten til laserstråling bestemmer også høy romlig koherens. Det er betydelig at effekten av å øke avstanden i en laser er ledsaget av en økning i strålingseffekt på grunn av dens forsterkning i det aktive mediet, mens i konvensjonelle kilder er en forbedring i romlig koherens assosiert med tap av lysintensitet.

Den høye graden av tidsmessig koherens av stråling bestemmer bruken av lasere i informasjonsoverføringssystemer, måling av avstander og vinkelhastigheter, og i kvantefrekvensstandarder. En høy grad av romlig koherens (direktivitet) gjør det mulig å effektivt overføre lysenergi og fokusere lysstrømmen til et punkt med en veldig liten størrelse, sammenlignbar med bølgelengden. Dette gjør det mulig å oppnå enorme verdier av energitetthet, feltstyrke og lett trykk nødvendig for Vitenskapelig forskning og ulike tekniske applikasjoner.

4. november 2013 kl. 21.33

Ghetto-stil spektroskopi: Utforsking av spekteret og (trygge) farer ved lasere

• DIY eller gjør det selv

Jeg tror alle som leser denne artikkelen har lekt seg med laserpekere. I I det siste Kineserne hever strålingskraften høyere og høyere – og vi må selv ta vare på sikkerheten.

I tillegg til dette klarte jeg også å se på spekteret til laserstrålingen på kneet mitt – om den genererer på én frekvens, eller på flere samtidig. Dette kan være nødvendig hvis du vil prøve å ta opp et hologram hjemme.

La oss huske utformingen av grønne DPSS-lasere

En 808nm infrarød laserdiode skinner på en Nd:YVO4 eller Nd:YAG neodym laserkrystall, som sender ut lys med en bølgelengde på 1064nm. Da oppstår frekvensdobling i den ikke-lineære KTP-krystallen – og vi får 532nm grønt lys.

Det åpenbare problemet her er at 808nm og 1064nm stråling kan gå ut av laseren (hvis det ikke er noe utgangsfilter, eller det er av dårlig kvalitet) i en ukjent vinkel, og uten at vi vet det kan kunstnerisk skjæring på netthinnen forekomme. Det menneskelige øyet ser ikke 1064 nm i det hele tatt, og 808 nm stråling er veldig svakt, men kan sees i mørket (dette er ikke for farlig bare med spredt stråling med lav effekt!).

Men hva er strålingen i den fokuserte delen av laserstrålingen? La oss prøve å finne ut av det.

Første tilnærming: et ark papir og en CD

Ideen er enkel - vi skinner en laser gjennom et hull i et A4-ark på overflaten av en stemplet CD. Sporene på overflaten av skiven - til en første tilnærming - fungerer som et diffraksjonsgitter, og sorterer lyset inn i et spektrum.

Hver bølgelengde danner flere bilder samtidig - flere positive og flere negative ordrer.

Som et resultat, med øyet og et vanlig kamera vil vi se følgende:

Men hvis vi ser på et papirark med et kamera uten IR-filter, legger vi merke til en merkelig lilla prikk mellom den første og andre prikken fra midten:

Andre tilnærming: dispersjonsprismer

Prismet deler også lys inn i et spektrum, men forskjellen i brytningsvinkler for forskjellige lengder bølger - mye mindre. Derfor var det ikke umiddelbart mulig for meg å implementere dette alternativet - jeg fortsatte å se ett poeng. Situasjonen ble forverret av det faktum at prismene mine var laget av vanlig glass, som bryter ned lys til et spektrum dobbelt så dårlig som spesialiserte.

Resultatet er oppnådd: 808nm, 1064nm og grønne 532nm-punkter er godt synlige. Det menneskelige øyet, i stedet for IR-punktene, ser ingenting i det hele tatt.

Ved å bruke en 1W grønn laser, ved bruk av en "finger high-precision power meter" (forkortet PVIM), var det mulig å finne ut at i mitt tilfelle er det overveldende flertallet av strålingen 532 nm, og 808 nm og 1064 nm, selv om det kan detekteres av kameraet er kraften deres 20 eller flere ganger mindre, under grensen for deteksjon av PVIM.

Det er på tide å sjekke brillene

Kineserne lover at dempningen er 10 tusen ganger (OD4) for områdene 190-540 nm og 800-2000 nm. Vel, la oss sjekke at øynene ikke er offisielle.

Vi setter brillene på kameraet (hvis du setter dem på laseren vil hullet smelte, de er plastikk), og vi får: 532nm og 808nm er svekket veldig, litt gjenstår fra 1064nm, men jeg tror det ikke er kritisk :

Av nysgjerrighet bestemte jeg meg for å teste fargede anaglyfglass (med rødt og blått glass). Den røde halvdelen beholder godt grønt, men for infrarødt lys er de gjennomsiktige:

Den blå halvdelen har praktisk talt ingen effekt i det hele tatt:

Genererer laseren ved én frekvens eller flere?

Som vi husker, er hoveddesignelementet til en DPSS-laser en Fabry-Perot-resonator, som består av 2 speil, det ene gjennomskinnelig, det andre vanlig. Hvis bølgelengden til den genererte strålingen ikke passer inn i lengden på resonatoren et helt antall ganger, vil bølgene avbryte seg selv på grunn av interferens. Ingen søknad spesielle midler laseren vil samtidig generere lys ved alle tillatte frekvenser på en gang.

Jo større størrelsen på resonatoren er, jo større antall mulige bølgelengder som laseren kan generere. I de grønne laserne med lavest effekt er neodymlaserkrystallen en tynn plate, og ofte er bare 1 eller 2 bølgelengder mulig for lasering.

Når temperaturen (=resonatorstørrelsen) eller effekten endres, kan generasjonsfrekvensen endres jevnt eller brått.

Hvorfor er det viktig? Lasere som genererer lys på en enkelt bølgelengde kan brukes til holografi hjemme, interferometri (ultra-presise avstandsmålinger) og andre morsomme ting.

Vel, la oss sjekke det ut. Vi tar samme CD, men denne gangen vil vi observere stedet ikke fra 10 cm, men fra 5 meter (siden vi trenger å se en forskjell i bølgelengder i størrelsesorden 0,1 nm, og ikke 300 nm).

1W grønn laser: Forfall store størrelser resonator - frekvenser forekommer med små intervaller:

10mW grønn laser: Resonatordimensjonene er små - bare 2 frekvenser passer i samme spektralområde:

Når strømmen reduseres, gjenstår bare én frekvens. Du kan skrive et hologram!

La oss se på andre lasere. Rød 650nm 0,2W:

Ultrafiolett 405nm 0,2W:

Utvide spektralområdet til laseren. En av hovedoppgavene til spesialister som utvikler laserenheter er å lage kilder til koherent stråling, hvis bølgelengde kan justeres over hele spektralområdet fra det fjerne infrarøde området til ultrafiolett og enda kortere bølgelengdestråling.

Opprettelsen av en fargelaser viste seg å være ekstremt viktig begivenhet fra dette synspunktet, siden deres stråling kan stilles inn i bølgelengdeområdet utenfor det synlige området av spekteret. Imidlertid er det betydelige hull i spekteret av laserstråling, dvs. områder hvor kjente laseroverganger er sjeldne, og deres frekvensinnstilling er bare mulig i smale spektralområder.

De brede fluorescensbåndene som driften av en justerbar fargelaser er basert på, oppdages ikke i det fjerne infrarøde området av spekteret, og fargestoffene som brukes i lasere blir raskt ødelagt av intens pumpestråling når fargestoffet eksiteres, når det er nødvendig å generere lasering i det ultrafiolette området av spekteret.

Ikke-lineær optikk.

På jakt etter måter å fylle disse hullene på, har mange laserforskere utnyttet ikke-lineære effekter i noen optiske materialer. I 1961 fokuserte forskere fra University of Michigan lyset fra en rubinlaser med en bølgelengde på 694,3 nm inn i en kvartskrystall og oppdaget i strålingen som passerte gjennom krystallen, ikke bare selve rubinlaserlyset, men også stråling med en dobbel frekvens, dvs. ved en bølgelengde på 347,2 nm. Selv om denne strålingen var mye svakere enn ved en bølgelengde på 694,3 nm, hadde likevel denne kortbølgede strålingen monokromaticiteten og romlig koherens som er karakteristisk for laserlys.

Prosessen med å generere slik kortbølget stråling er kjent som frekvensdobling, eller generering av andre harmoniske. SHG er ett eksempel på mange ikke-lineære optiske effekter som har blitt brukt til å utvide det avstembare spektralområdet til laserstråling. SHG brukes ofte til å konvertere infrarød stråling 1,06 µm og andre linjer av en neodymlaser inn i stråling som faller i det gulgrønne området av spekteret, for eksempel 530 nm, der bare et lite antall intense laserlinjer kan oppnås.

Harmonisk generering kan også brukes til å produsere stråling med en frekvens som er tre ganger høyere enn den originale laserstrålingen. De ikke-lineære egenskapene til rubidium og andre alkalimetaller brukes for eksempel til å tredoble frekvensen til en neodymlaser til en verdi som tilsvarer en bølgelengde på 353 nm, dvs. faller i det ultrafiolette området av spekteret.

Teoretisk er prosesser for å generere harmoniske høyere enn den tredje mulige, men effektiviteten til en slik konvertering er ekstremt lav, så fra et praktisk synspunkt er de ikke av interesse. Muligheten for å generere koherent stråling ved nye frekvenser er ikke begrenset til prosessen med harmonisk generering. En slik prosess er prosessen med parametrisk forsterkning, som er som følger.

La et ikke-lineært medium påvirkes av tre bølger: en kraftig lysbølge med frekvens 1, en pumpebølge og to svake lysbølger med lavere frekvenser 2 og 3. Når betingelse 1 23 og bølgesynkronismebetingelsen er oppfylt, vil energien til en kraftig bølge med frekvens 1 pumpes inn i energien til bølger med frekvens 2 og 3. Hvis en ikke-lineær krystall plasseres i et optisk hulrom, får vi en enhet som minner mye om en laser og kalles en parametrisk oscillator.

En slik prosess ville være nyttig selv om bruken var begrenset til å oppnå forskjellene mellom frekvensene til to eksisterende. laserkilder. Faktisk er en parametrisk oscillator en enhet som er i stand til å generere koherent optisk stråling, hvis frekvens kan stilles inn i nesten hele det synlige området. Dette er grunnen til at det ikke er behov for å bruke ytterligere kilder til koherent stråling ved frekvensene 2 og 3. Disse svingningene kan selv oppstå i krystallen fra støyfotoner av termisk støy, som alltid er tilstede i den.

Disse støyfotonene har et bredt spekter av frekvenser, hovedsakelig lokalisert i det infrarøde området av spekteret. Ved en viss temperatur på krystallen og dens orientering i forhold til retningen til pumpebølgen og til resonatorens akse, er den ovennevnte betingelsen for bølgetilpasning tilfredsstilt for et bestemt frekvenspar 2 og 3. For å justere strålingen frekvens, er det nødvendig å endre temperaturen på krystallen eller dens orientering.

Driftsfrekvensen kan være hvilken som helst av de to frekvensene 2 og 3, avhengig av hvilket frekvensområde for enhetens stråling som trengs. Rask frekvensinnstilling i et begrenset spektralområde kan oppnås ved elektrooptiske endringer i krystallens brytningsindekser. Som med en laser er det et terskelpumpeeffektnivå som må overskrides for å oppnå stabile oscillasjoner. De fleste parametriske oscillatorer bruker synlige lasere, for eksempel en argonlaser eller den andre harmoniske av en neodymlaser, som en pumpekilde.

Utgangen fra enheten produserer avstembar infrarød stråling. 2.

Slutt på arbeidet -

Dette emnet tilhører seksjonen:

Fargelaser

Emisjonsparametrene til en solid-state laser avhenger i stor grad av de optiske egenskapene til krystallen som brukes. Inhomogeniteter i krystallstrukturen kan alvorlig begrense.. Samtidig er ikke flytende lasere like store som gasssystemer og er lettere å betjene.

Hvis du trenger tilleggsmateriale om dette emnet, eller du ikke fant det du lette etter, anbefaler vi å bruke søket i vår database over verk:

Hva skal vi gjøre med det mottatte materialet:

Hvis dette materialet var nyttig for deg, kan du lagre det på siden din på sosiale nettverk:

OPTISK FREKVENSSTANDARDER - lasere med en frekvens som er stabil over tid (10 -14 - 10 -15), dens reproduserbarhet (10 -13 - 10 -14). O. s. timer brukes i naturfag. undersøke og finne praktisk applikasjon innen metrologi, plassering, geofysikk, kommunikasjon, navigasjon og maskinteknikk. Frekvensinndeling O.s. timer før radiorekkevidden gjorde det mulig å lage en tidsskala basert på bruken av den optiske perioden. .
O. s. h. har fordeler i forhold til kvantefrekvensstandarder Mikrobølgeområde: eksperimenter relatert til måling av frekvens ved bruk av lasere krever mindre tid, fordi abs. frekvensen er 10 4 - 10 5 ganger høyere enn ikke-laserfrekvensstandarder. Abs. intensitet og bredde, som er frekvensreferanser, i optisk. område 10 5 - 10 6 ganger mer enn i mikrobølgeområdet, ved samme slektning. bredde. Dette lar deg lage O. s. timer med lengre kortvarig varighet. frekvensstabilitet. Når du deler frekvensen til O. s. h. refererer til radiorekkevidden. Bredden på utslippslinjen endres praktisk talt ikke (hvis en mikrobølgestandard brukes, utvides fluktuasjonsspekteret til signalet betydelig når frekvensen multipliseres med 10 5 - 10 6 ganger). Rollen til kvadratisk Doppler effekten, begrenser levetiden. frekvensstabilitet og reproduserbarhet er de samme.

Prinsippet om stabilisering. Stabilisering av laserfrekvensen, så vel som radiostandarder, er basert på bruk av spektrallinjer av atomær eller molekylær gass (optiske referansepunkter), til sentrum hvor frekvensen er "koblet" v ved hjelp av et elektronisk automatisk system. frekvensjusteringer. Fordi laserforsterkningslinjer vanligvis overskrider båndbredden betydelig optisk resonator, deretter ustabilitet ( v) frekvenser v Generering i de fleste tilfeller bestemmes av en endring i optisk. resonatorlengde Hoved. kilder til ustabilitet l er termisk drift, mekanisk. og akustisk forstyrrelser av strukturelle elementer, fluktuasjoner i brytningsindeksen til gassutladningsplasma. Bruker optisk referansepunkt, produserer auto-tuning-systemet et signalproporsjonalt. størrelsen og tegnet på avstemmingen mellom frekvensen v og frekvens v 0 sentrum av spektrallinjen, ved hjelp av hvilken laserfrekvensen stilles inn til midten av linjen ( = v - v 0= 0). Relaterer. innstillingsnøyaktighet omvendt proporsjonal produktet av spektrallinjen ( - linjebredde) og signal-til-støy-forholdet under visningen.
For å oppnå en smal utslippslinje og høy kort varighet. frekvensstabilitet (stabilitet over tid s), er det nødvendig å bruke benchmarks med tilstrekkelig høy intensitet med en bredde som betydelig overstiger det karakteristiske området for frekvensforstyrrelser. gasslasere karakteristisk bredde på det akustiske spekteret. forstyrrelser ~ 10 3 - 10 4 Hz, derfor er den nødvendige resonansbredden Hz (relativ bredde 10 -9 - 10 -10). Dette tillater bruk av automatiske systemer. frekvensjusteringer med et bredt bånd (10 4 Hz) for eff. undertrykkelse av raske svingninger i resonatorlengden.
For å oppnå høy holdbarhet. stabilitet og frekvensreproduserbarhet kreves optisk. linjer med høy kvalitetsfaktor, siden dette reduserer påvirkningen av dekomponering. faktorer på frekvensforskyvninger av linjesenteret.

Optiske benchmarks. Metodene som ble brukt i mikrobølgeområdet for å oppnå smale spektrallinjer viste seg å være uanvendelige i optiske applikasjoner. spektralregion (Dopplerutvidelsen er liten i mikrobølgeområdet). For O. s. Spesielt viktig er metodene som gjør det mulig å oppnå resonanser i sentrum av spektrallinjen. Dette gjør det mulig å direkte relatere strålingsfrekvensen til kvanteovergangens frekvens. Tre metoder er lovende: metoden for mettet absorpsjon, to-fotonresonans og metoden for adskilte optiske stråler. Enger. Grunnleggende Resultater på laserfrekvensstabilisering ble oppnådd ved bruk av den mettede absorpsjonsmetoden, som er basert på den ikke-lineære interaksjonen av motforplantende lysbølger med en gass. En ikke-lineær absorberende celle med lavtrykksgass kan være plassert inne i laserhulrommet (aktiv referanse) og utenfor det (passiv referanse). På grunn av metningseffekten (utjevning av populasjonsnivåene av gasspartikler i et sterkt felt), vises et fall med jevn bredde i midten av den Doppler-utvidede absorpsjonslinjen, kantene kan være 10 5 - 10 6 ganger mindre enn Doppler-bredden. Når det gjelder en intern absorberende celle, fører en reduksjon i absorpsjon i midten av linjen til utseendet til en smal topp i konturen av kraftens avhengighet av generasjonsfrekvens. Bredde på ikke-lineær resonans i molekylær gass lavtrykk bestemmes først og fremst av kollisjoner og effekter forårsaket av den endelige flukttiden til en partikkel gjennom en lysstråle. En nedgang i resonansbredden er ledsaget av et kraftig fall i intensiteten (proporsjonal med trykkkuben).
Naib. smale mettede absorpsjonsresonanser med en bredde på 10 -11 ble oppnådd i CH 4 på komponenter E oscillerende-rotere. linjer R(7) striper v 3 (se Molekylspektra), som er nær midten av forsterkningslinjen til helium-neon-laseren ved = 3,39 mikron. For å justere forsterknings- og absorpsjonslinjene nøyaktig, bruk 22 Ne og øk He-trykket i laserens aktive medium eller plasser det aktive mediet i et magnetfelt. felt (for E-Komponenter).
Opplegg O. s. h., ved bruk av ultrasmal resonans (med en relativ bredde på 10 -11 - 10 - 12 ) som referanse, består av en hjelpefrekvensstabil laser 2 med en smal strålingslinje, en avstembar laser 2 og et system for å oppnå en smal resonans (fig. 1). Den smale emisjonslinjen til en avstembar laser, som brukes for å oppnå en ultrasmal resonans, sikres ved fasesynkronisering av denne laseren med en stabil.

Ris. 1. Skjema for den optiske frekvensstandarden: FFA - frekvensfase auto-tuning; SUR - system for å oppnå ultrasmal resonans; AFC - automatisk frekvenskontrollsystem; ZG - lydgenerator; RG - radiogenerator; D - fotodetektor.

Vi har lang tid. stabiliteten til den avstembare laseren oppnås jevn tuning dens frekvenser til maksimal ultrasmal resonans ved hjelp av et ekstremt autotuning-system. I dette tilfellet er det mulig å motta samtidig høye verdier kortsiktig og langvarig. stabilitet og frekvensreproduserbarhet.
Frekvensstabilitet. Naib. høyfrekvensstabilitet ble oppnådd i IR-området med en He - Ne laser (= 3,39 μm) med intern. absorpsjonscelle. Fordi abs. dens frekvens er kjent med høy nøyaktighet (10 -11), så kan denne laseren brukes uavhengig. sekundær frekvensstandard for måling av abs. frekvenser i optisk og IR-områder. Emisjonslinjebredden til en slik laser er 0,07 Hz (fig. 2). Frekvensstabilitet for gjennomsnittstider = 1 - 100 s er lik 4 x 10 -15 (fig. 3).
Vi har lang tid. stabilitet og frekvensreproduserbarhet av He - Ne lasere med teleskopisk. stråleutvidelse, stabilisert av resonanser i CH 4 på absorpsjonslinjer F 2 2 og E(se ovenfor) med en kvalitetsfaktor på ~10 11, nå ~10 -14. Den viktigste faktoren som begrenser frekvensreproduserbarhet og nøyaktighet er kvadratisk.

Litt.: 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 av 260 THz (1,15 mm) 20 Ne Laser og utover, i: Laserspektroskopi. IV. Proc. 4.-praktikant. Conf., Rottach-Egern, Fed. Rep. av Tyskland, 11. - 15. juni 1979, red. av H. Walther, K.W. Kothe, V. -, 1979, s. 39; Proceedings of Third Symposium on Freq. Standards and Metrology, Aussois, Frankrike, 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 av absolutte laser - frekvensmålinger, "Metrologia", 1986, v 22, s. 251.

V. P. Chebotaev.

1.1. Typer spektre.

Ved første øyekast virker laserstrålen veldig enkel i strukturen. Dette er praktisk talt enkeltfrekvent stråling som har en spektralt ren farge: He-Ne-laseren har rød stråling (633 nm), kadmiumlaseren sender ut Blå farge(440 nm, en argonlaser sender ut flere linjer i det blågrønne området av spekteret (488 nm, 514 nm, etc.), en halvlederlaser sender ut rød stråling (650 nm), etc. Faktisk er laseremisjonsspekteret har en ganske kompleks struktur og bestemmes av to parametere - emisjonsspekteret til arbeidsstoffet (for en He-Ne-laser, for eksempel, er dette den røde spektrallinjen for neonutslipp eksitert av en elektrisk utladning) og resonansfenomener i laserens optiske resonator.

Til sammenligning viser figurene til høyre emisjonsspektrene til solen (A) og en konvensjonell glødepære (B) (øverste bilde), spekteret til en kvikksølvlampe (bilde til høyre) og et sterkt forstørret emisjonsspekter av en He-Ne laser (nederste bilde).

Spekteret til en glødelampe, som solspekteret, tilhører kontinuerlige spektre som fullstendig fyller det synlige spektralområdet elektromagnetisk stråling(400-700 nm). Spekteret til en kvikksølvlampe tilhører linjespektrene, som også fyller hele det synlige området, men består av individuelle spektralkomponenter med varierende intensitet. Forresten, før bruken av lasere, ble monokromatisk stråling oppnådd ved å isolere individuelle spektrale komponenter av strålingen fra en kvikksølvlampe.

1.2. Emisjonsspektrum i en He-Ne laser.

Laserstrålingsspekteret er monokromatisk, det vil si at det har en veldig smal spektralbredde, men som det fremgår av figuren, har det også en kompleks struktur.

Vi vil vurdere prosessen med å danne et laserspektrum på grunnlag av en godt studert He-Ne-laser. Historisk sett var det den første laseren kontinuerlig handling, som opererer i det synlige området av spekteret. Den ble laget av A. Javan i 1960.

I fig. til høyre er energinivåene til en opphisset blanding av helium og neon. Et eksitert helium- eller neonatom er et atom der ett eller flere elektroner i det ytre skallet, i kollisjoner med elektroner og ioner i en gassutladning, beveger seg til høyere energinivåer og deretter kan bevege seg til et lavere energinivå eller gå tilbake til et nøytralt nivå, med emisjon av et lyskvante - et foton.

Atomer er spente elektrisk støt passerer gjennom gassblandingen. For en He-Ne laser er dette en lavstrøm, glødeutladning (typiske utladningsstrømmer er 20-50 mA). Bildet av energinivåer og strålingsmekanismen er ganske komplisert selv for en slik "klassisk" laser, som er He-Ne-laseren, så vi vil begrense oss til kun å vurdere hoveddetaljene i denne prosessen. Heliumatomer eksitert til 2S-nivået i kollisjoner med neonatomer overfører akkumulert energi til dem, og spennende dem til 5S-nivået (derfor er det mer helium i gassblandingen enn neon). Fra 5S-nivået kan elektroner bevege seg til en rekke lavere energinivåer. Vi er kun interessert i 5S - 3P overgangen (begge nivåene er faktisk delt inn i en rekke undernivåer på grunn av kvantenaturen til eksitasjons- og utslippsmekanismene). Bølgelengden til fotonutslipp under denne overgangen er 633 nm.

La oss merke en til viktig faktum, grunnleggende viktig for å oppnå koherent stråling. Med de riktige proporsjonene av helium og neon, trykket til gassblandingen i røret og verdien av utladningsstrømmen, akkumuleres elektroner på 5S-nivået og antallet overstiger antallet elektroner som ligger på det nedre 3P-nivået. Dette fenomenet kalles nivåpopulasjonsinversjon. Dette er imidlertid ikke laserstråling ennå. Dette er en av spektrallinjene i neonutslippsspekteret. Bredden på spektrallinjen avhenger av flere årsaker, hvorav de viktigste er: - den endelige bredden til energinivåene (5S og 3P) som er involvert i strålingen og bestemt av kvanteusikkerhetsprinsippet knyttet til neonatomers oppholdstid i den eksiterte tilstanden, - linjeutvidelse forbundet med konstant bevegelse eksiterte partikler i en utslipp under påvirkning elektrisk felt(den såkalte Doppler-effekten). Tar disse faktorene i betraktning, er bredden på linjen (eksperter kaller det konturen av arbeidsovergangen) omtrent to ti tusendeler av en ångstrøm. For slike smale linjer er det mer praktisk å bruke bredden i frekvensdomenet i beregninger. La oss bruke overgangsformelen:

dn 1 =dl c/l 2 (1)

hvor dn 1 er bredden på spektrallinjen i frekvensdomenet, Hz, dl er bredden på spektrallinjen (0,000002 nm), l er bølgelengden til spektrallinjen (633 nm), c er lysets hastighet. Ved å erstatte alle verdier (i ett målesystem), får vi en linjebredde på 1,5 GHz. Selvfølgelig kan en så smal linje betraktes som helt monokromatisk sammenlignet med hele spekteret av neonstråling, men dette kan ennå ikke kalles koherent stråling. For å oppnå koherent stråling bruker laseren et optisk hulrom (interferometer).

1.3. Laser optisk hulrom.

En optisk resonator består av to speil plassert på den optiske aksen og vendt mot hverandre med reflekterende overflater, fig. til høyre. Speil kan være flate eller sfæriske. Flate speil er svært vanskelige å justere og laserutgang kan være ustabil. En resonator med sfæriske speil (konfokal resonator) er mye mer stabil, men laserstrålen kan være inhomogen på tvers av tverrsnittet på grunn av strålingens komplekse multimodussammensetning. I praksis brukes oftest en semi-konfokal resonator med et bakre sfærisk og et flatt frontspeil. En slik resonator er relativt stabil og produserer en homogen (single-mode) stråle.

Hovedegenskapen til enhver resonator er dannelsen av stående elektromagnetiske bølger. Når det gjelder en He-Ne-laser, genereres stående bølger for å sende ut en neonspektrallinje med en bølgelengde på 633 nm. Dette forenkles av den maksimale refleksjonskoeffisienten til speilene, valgt kun for denne bølgelengden. Laserhulrom bruker dielektriske speil med flerlagsbelegg, som tillater en refleksjonskoeffisient på 99 % eller høyere. Som kjent er betingelsen for dannelsen av stående bølger at avstanden mellom speilene må være lik et helt antall halvbølger:

nl =2L (2)

hvor n er et heltall eller rekkefølge av interferens, l er bølgelengden til stråling inne i interferometeret, L er avstanden mellom speilene.

Fra resonansbetingelsen (2) kan vi få avstanden mellom resonansfrekvensene dn 2:

dn 2 =c/2L (3)

For et halvannen meter gasslaserhulrom (He-Ne laser LGN-220) er denne verdien omtrent 100 MHz. Bare stråling med en slik frekvensperiode kan gjentatte ganger reflekteres fra resonatorspeilene og forsterkes når den passerer gjennom et inverst medium - en blanding av helium og neon som eksiteres av en elektrisk utladning. Dessuten, det som er ekstremt viktig, når denne strålingen passerer langs resonatoren, endres ikke fasestrukturen, noe som fører til koherente egenskaper til den forsterkede strålingen. Dette tilrettelegges av den inverse populasjonen på 5S-nivået, som ble nevnt ovenfor. Et elektron beveger seg fra det øvre nivået til det nedre nivået synkront med fotonet som starter denne overgangen, derfor er faseparametrene til bølgene som tilsvarer begge fotonene de samme. Denne genereringen av koherent stråling skjer langs hele strålingsbanen inne i resonatoren. I tillegg fører resonansfenomener til en mye større innsnevring av utslippslinjen, noe som resulterer i at den største gevinsten oppnås i sentrum av resonantstoppen.
Etter et visst antall passeringer blir intensiteten av koherent stråling så høy at den overstiger de naturlige tapene i resonatoren (spredning i det aktive mediet, tap på speil, diffraksjonstap osv.) og en del av det går utover resonatoren. For dette formålet er det flate utgangsspeilet laget med en litt lavere refleksjonskoeffisient (99,6-99,7%). Som et resultat har laseremisjonsspekteret formen vist i den tredje fig. ovenfor. Antall spektralkomponenter overstiger vanligvis ikke ti.

La oss igjen oppsummere alle faktorene som bestemmer frekvenskarakteristikkene til laserstråling. Først av alt er arbeidsovergangen preget av konturens naturlige bredde. I reelle forhold pga ulike faktorer omrisset utvides. Innenfor den utvidede linjen er resonanslinjene til interferometeret lokalisert, hvis antall bestemmes av bredden på overgangskonturen og avstanden mellom tilstøtende topper. Til slutt, i midten av toppene er ekstremt smale spektrale linjer for laseremisjon, som bestemmer spekteret til laserutgangen.

1.4. Sammenheng av laserstråling.

La oss avklare hvilken koherenslengde som gis av He-Ne laserstråling. La oss bruke formelen som er foreslått i arbeidet:

når den passerer gjennom et inverst medium - en blanding av helium og neon opphisset av en elektrisk utladning. Dessuten, det som er ekstremt viktig, når denne strålingen passerer langs resonatoren, endres ikke fasestrukturen, noe som fører til koherente egenskaper til den forsterkede strålingen. Dette tilrettelegges av den inverse populasjonen på 5S-nivået, som ble nevnt ovenfor. Et elektron beveger seg fra det øvre nivået til det nedre nivået synkront med fotonet som starter denne overgangen, derfor er faseparametrene til bølgene som tilsvarer begge fotonene de samme. Denne genereringen av koherent stråling skjer langs hele strålingsbanen inne i resonatoren. I tillegg fører resonansfenomener til en mye større innsnevring av utslippslinjen, noe som resulterer i at den største gevinsten oppnås i sentrum av resonantstoppen.

dt =dn -1 (4)

hvor dt er koherenstiden, som representerer den øvre grensen for tidsintervallet som amplituden og fasen til den monokromatiske bølgen er konstant over. La oss gå videre til koherenslengden l som er kjent for oss, ved hjelp av hvilken det er lett å anslå dybden av scenen som er registrert på hologrammet:

l=c/dn (5)

Ved å erstatte dataene i formel (5), inkludert hele spektrumbredden dn 1 = 1,5 GHz, får vi en koherenslengde på 20 cm. Dette er ganske nær den reelle koherenslengden til en He-Ne-laser, som har uunngåelige strålingstap. i hulrommet. Målinger av koherenslengden ved bruk av et Michelson-interferometer gir en verdi på 15-17 cm (på nivå med en 50 % reduksjon i amplituden til interferensmønsteret). Det er interessant å estimere koherenslengden til en individuell spektral komponent isolert av laserhulrommet. Bredden på resonantstoppen til interferometeret dn 3 (se den tredje figuren fra toppen) bestemmes av kvalitetsfaktoren og er omtrent 0,5 MHz. Men, som nevnt ovenfor, fører resonansfenomener til en enda større innsnevring av laserspektrallinjen dn 4, som er dannet nær midten av resonantstoppen til interferometeret (tredje fra toppen i figuren). Teoretisk utregning gir en linjebredde på åtte tusendeler av en hertz! Denne verdien har imidlertid ikke mye praktisk betydning, siden den langsiktige eksistensen av en så smal spektral komponent krever verdier for resonatorens mekaniske stabilitet, termisk drift og andre parametere som er absolutt umulige under reelle driftsforhold for resonatoren. laser. Derfor vil vi begrense oss til bredden på resonantstoppen til interferometeret. For en spektrumbredde på 0,5 MHz er koherenslengden beregnet ved hjelp av formel (5) 600 m. Dette er også veldig bra. Alt som gjenstår er å isolere en spektral komponent, evaluere kraften og holde den på ett sted. Hvis det under eksponeringen av hologrammet "passerer" langs hele arbeidskretsen (for eksempel på grunn av temperaturustabiliteten til resonatoren), vil vi igjen få de samme 20 cm koherens.

1.5. Spektrum av ionelasergenerering.

La oss snakke kort om generasjonsspekteret til en annen gasslaser - argon. Denne laseren, i likhet med krypton-laseren, tilhører ionelasere, dvs. i prosessen med å generere koherent stråling, er det ikke lenger argonatomer som deltar, men deres ioner, dvs. atomer, hvor ett eller flere elektroner i det ytre skallet blir revet av under påvirkning av en kraftig lysbueutladning som går gjennom den aktive substans. Utladningsstrømmen når flere titalls ampere, elektrisk energi strømforsyning - flere titalls kilowatt. Obligatorisk intensiv vannkjøling aktivt element, ellers vil dets termiske ødeleggelse oppstå. Naturligvis, under slike tøffe forhold, er bildet av eksitasjon av argonatomer enda mer komplekst. Generering av flere laserspektrallinjer skjer samtidig, bredden på arbeidskonturen til hver av dem er betydelig større enn bredden på He-Ne laserlinjekonturen og utgjør flere gigahertz. Følgelig reduseres laserkoherenslengden til flere centimeter. For å ta opp hologrammer i stort format, kreves frekvensvalg av generasjonsspekteret, som vil bli diskutert i den andre delen av denne artikkelen.

1.6. Generasjonsspektrum for en halvlederlaser.

La oss gå videre til å vurdere emisjonsspekteret til en halvlederlaser, som er av stor interesse for prosessen med å undervise i holografi og for begynnende holografer. Historisk sett var injeksjonshalvlederlasere basert på galliumarsenid de første som ble utviklet, fig. til høyre.

Siden designen er ganske enkel, la oss vurdere prinsippet om drift av en halvlederlaser ved å bruke eksemplet. Det aktive stoffet som stråling genereres i er en enkelt krystall av galliumarsenid, som har form som et parallellepiped med flere hundre mikron lange sider. De to sideflatene er laget parallelle og polert med høy grad av presisjon. På grunn av den store brytningsindeksen (n = 3,6) oppnås en tilstrekkelig stor refleksjonskoeffisient (ca. 35%) ved krystall-luft-grensesnittet, som er tilstrekkelig til å generere koherent stråling uten ytterligere avsetning av reflekterende speil. De to andre flatene på krystallen er skråstilt i en viss vinkel; indusert stråling slipper ikke ut gjennom dem. Genereringen av koherent stråling skjer i p-n-krysset, som skapes ved diffusjon av akseptorurenheter (Zn, Cd, etc.) inn i området av krystallen dopet med donorurenheter (Te, Se, etc.). Tykkelsen av det aktive området vinkelrett på p-n-kryss retningen er omtrent 1 µm. Dessverre, i denne utformingen av en halvlederlaser, viser terskelpumpens strømtetthet seg å være ganske høy (ca. 100 tusen ampere per 1 cm2). Derfor blir denne laseren øyeblikkelig ødelagt når den opererer i kontinuerlig modus kl romtemperatur og krever sterk kjøling. Laseren fungerer stabilt ved flytende nitrogen (77 K) eller helium (4,2 K) temperaturer.

Moderne halvlederlasere er laget på grunnlag av doble heterojunctions, fig. til høyre. I en slik struktur ble terskelstrømtettheten redusert med to størrelsesordener, til 1000 A/cm. sq. Ved denne strømtettheten er stabil drift av en halvlederlaser mulig selv ved romtemperatur. De første laserprøvene opererte i det infrarøde området (850 nm). Med ytterligere forbedring av teknologien for å danne halvlederlag dukket det opp lasere med både økt bølgelengde (1,3 - 1,6 μm) for fiberoptiske kommunikasjonslinjer, og med generering av stråling i det synlige området (650 nm). Det er allerede lasere som sender ut i det blå området av spekteret. Den store fordelen med halvlederlasere er deres høye effektivitet (forholdet mellom strålingsenergi til elektrisk energi pumping), som når 70%. For gasslasere, både atom- og ionlasere, overstiger ikke effektiviteten 0,1 %.

På grunn av den spesifikke naturen til strålingsgenereringsprosessen i en halvlederlaser, er bredden på strålingsspekteret mye større enn bredden til He-Ne laserspekteret, fig. til høyre.

Bredden på arbeidskonturen er ca. 4 nm. Antall spektrale harmoniske kan nå flere titalls. Dette pålegger en alvorlig begrensning på laserens koherenslengde. Hvis vi bruker formlene (1), (5), vil den teoretiske koherenslengden bare være 0,1 mm. Som vist ved direkte målinger av koherenslengden på et Michelson-interferometer og registrering av reflekterende hologrammer, når den reelle koherenslengden til halvlederlasere 4-5 cm. Dette tyder på at det virkelige emisjonsspekteret til en halvlederlaser ikke er så rikt harmoniske og har ikke så stor konturbredde arbeiderovergang, som teorien forutsier. For rettferdighets skyld er det imidlertid verdt å merke seg at graden av koherens av halvlederlaserstråling varierer sterkt både fra prøve til prøve og fra dens driftsmodus (pumpestrøm, kjøleforhold, etc.).