Лазеры на нейтральных атомах Содержание Введение…………………………………………………2 Принцип работы лазеров……………………………….3 Газовые лазеры………………………………………….5 Лазеры на нейтральных атомах…………………..…6 Гелий-неоновый лазер………………..…………….6 Список литературы……………………………………14 Введение Одним из самых замечательных достижений физики второй половины двадцатого века было открытие физических явлений, послуживших основой для создания удивительного прибора оптического квантового генератора, или лазера. Лазер представляет собой источник монохроматического когерентного света с высокой направленностью светового луча. Само слово “лазер” составлено из первых букв английского словосочетания, означающего ”усиление света в результате вынужденного излучения”. Первые расчеты, касающиеся возможности создания лазеров, и первые патенты относились главным образом к газовым лазерам, так как схемы энергетических уровней и условия возбуждения в этом случае более понятны, чем для веществ в твердом состоянии. Однако первым был открыт рубиновый лазер, хотя вскоре был создан и газовый лазер. В конце 1960 г. Джаван, Беннет и Херриотт создали гелий-неоновый лазер, работающий в инфракрасной области на ряде линий в районе 1 мкм. В последующие два года гелий-неоновый лазер был усовершенствован, а также были открыты другие газовые лазеры, работающие в инфракрасной области, включая лазеры с использованием других благородных газов и атомарного кислорода. Однако наибольший интерес к газовым лазерам был вызван открытием генерации гелий-неонового лазера на красной линии 6328 A при условиях, лишь незначительно отличавшихся от условий, при которых была получена генерация в первом газовом лазере. Получение генерации в видимой области спектра стимулировало интерес не только к поискам дополнительных переходов такого типа, но и к лазерным применениям, так как при этом были открыты новые и неожиданные явления, а лазерный луч получил новые применения в качестве лабораторного инструмента. Принцип работы лазеров Действительно, основной физический процесс, определяющий действие лазера, - это вынужденное испускание излучения. Оно происходит при взаимодействии фотона с возбужденным атомом при точном совпадении энергии фотона с энергией возбуждения атома (или молекулы) В результате этого взаимодействия атом переходит в невозбужденное состояние, а избыток энергии излучается в виде нового фотона с точно такой же энергией, направлением распространения и поляризацией, как и у первичного фотона. Таким образом, следствием данного процесса является наличие уже двух абсолютно идентичных фотонов. При дальнейшем взаимодействии этих фотонов с возбужденными атомами, аналогичными первому атому, может возникнуть “цепная реакция” размножения одинаковых фотонов, “летящих” абсолютно точно в одном направлении, что приведет к появлению узконаправленного светового луча. Для возникновения лавины идентичных фотонов необходима среда, в которой возбужденных атомов было бы больше, чем невозбужденных, поскольку при взаимодействии фотонов с невозбужденными атомами происходило бы поглощение фотонов. Такая среда называется средой с инверсной населенностью уровней энергии. Итак, кроме вынужденного испускания фотонов возбужденными атомами происходят также процесс самопроизвольного, спонтанного испускания фотонов при переходе возбужденными атомами в невозбужденное состояние и процесс поглощения фотонов при переходе атомов из невозбужденного состояния в возбужденное. Эти три процесса, сопровождающие переходы атомов в возбужденные состояния и обратно, были постулированы А. Эйнштейном в 1916 г. Если число возбужденных атомов велико и существует инверсная выделенность уровней (в верхнем, возбужденном состоянии атомов больше, чем в нижнем, невозбужденном), то первый же фотон, родившийся в результате спонтанного излучения, вызовет всенарастающую лавину появления идентичных фотонов. Произойдет усиление спонтанного излучения. На возможность усиления света в среде с инверсной населенностью за счет вынужденного испускания впервые указал в 1939 г. советский физик В.А. Фабрикант, предложивший создавать инверсную населенность в электрическом разряде в газе. При одновременном рождении (принципиально это возможно) большого числа спонтанно испущенных фотонов возникнет большое число лавин, каждая из которых будет распространяться в своем направлении, заданном первоначальным фотоном соответствующей лавины. В результате мы получим потоки квантов света, но не сможем получить ни направленного луча, ни высокой монохроматичности, так как каждая лавина инициировалась собственным первоначальным фотоном. Для того чтобы среду с инверсной населенностью можно было использовать для генерации лазерного луча, то есть направленного луча с высокой монохроматичностью, необходимо “снимать” инверсную населенность с помощью первичных фотонов, уже обладающих одной и той же энергией, совпадающей с энергией данного перехода в атоме. В этом случае мы будем иметь лазерный усилитель света. Существует, однако, и другой вариант получения лазерного луча, связанный с использованием системы обратной связи. Спонтанно родившиеся фотоны, направление распространения которых не перпендикулярно плоскости зеркал, создадут лавины фотонов, выходящие за пределы среды. В то же время фотоны, направление распространения которых перпендикулярно плоскости зеркал, создадут лавины, многократно усиливающиеся в среде вследствие многократного отражения от зеркал. Если одно из зеркал будет обладать небольшим пропусканием, то через него будет выходить направленный поток фотонов перпендикулярно плоскости зеркал. При правильно подобранном пропускании зеркал, точной их настройке относительно друг друга и относительно продольной оси среды с инверсной населенностью обратная связь может оказаться настолько эффективной, что излучением “вбок” можно будет полностью пренебречь по сравнению с излучением, выходящим через зеркала. На практике это, действительно, удается сделать. Такую схему обратной связи называют оптическим резонатором, и именно этот тип резонатора используют в большинстве существующих лазеров. Лазеры различаются: способом создания в среде инверсной населенности, или, иначе говоря, способом накачки (оптическая накачка, возбуждение электронным ударом, химическая накачка и т. п.); рабочей средой (газы, жидкости, стекла, кристаллы, полупроводники и т.д.); конструкцией резонатора; режимом работы (импульсный, непрерывный). Эти различия определяются многообразием требований к характеристикам лазера в связи с его практическими применениями. Газовые лазеры Вообще говоря, энергетические уровни в газах уширены до­вольно слабо (ширина порядка нескольких гигагерц и меньше), поскольку действующие в газах механизмы уширения слабее, чем в твердых телах. Действительно, в газах, находящихся при обычных для лазеров давлениях (несколько мм рт. ст.), столкновительное уширение очень мало и ширина линий определяется главным образом доплеровским уширением. В связи с этим в газовых лазерах не используется, как в твердотельных лазерах, оптическая накачка с помощью ламп. В самом деле, такая на­качка была бы крайне неэффективна, поскольку спектр излуче­ния этих ламп является более или менее непрерывным, в то вре­мя как в активной газовой среде нет широких полос поглоще­ния. Единственный случай, когда генерация была получена в газе при оптической накачке такого типа, — это цезий, возбуждаемый линейной лампой, заполненной гелием. В данном случае условия для оптической накачки впол­не благоприятны, поскольку некоторые линии излучения Не совпадают с линиями поглощения Cs. Однако цезиевый лазер представляет интерес скорее в историческом плане, так как именно эта схема была предложена в первой работе Шавлова и Таунса. Газовые лазеры накачиваются, как правило, электрически, т. е. накачка достигается при пропускании достаточно сильного (постоянного, высокочастотного или импульсного) тока через газовую среду. В данной главе мы познакомимся с другими механизмами накачки, которые характерны для от­дельных лазеров (например, с ионизацией Пеннинга). Кроме того, следует заметить, что накачку некоторых лазеров можно осуществить иным путем, отличным от электрического возбу­ждения. В частности, мы упомянем о накачке посредством газо­динамического расширения, химической накачке и оптической накачке от другого лазера. Из возбужденного состояния частица может перейти на бо­лее низкие энергетические уровни (в том числе и в основной) благодаря следующим четырем различным процессам: 1) столк­новениям возбужденной частицы с электроном, при которых ча­стица передает свою энергию электрону (столкновения второго рода); 2) столкновениям между атомами (в газовой смеси, со­стоящей из более чем одной компоненты); 3) столкновениям ча­стицы со стенками сосуда и 4) спонтанному излучению. В слу­чае последнего процесса следует всегда учитывать возможность захвата излучения (особенно для обычно очень сильных перехо­дов в УФ- и ВУФ-диапазоне). Этот процесс уменьшает эффективную вероятность спон­танного излучения. При данном значении тока электрического разряда все эти процессы возбуждения и релаксации приводят в конечном счете к установлению некоторого равновесного распределения населен­ности по энергетическим уровням. Таким образом, можно ви­деть, что в газовых лазерах из-за большого числа протекающих в газах процессов механизм создания инверсии населенностей является более сложным по сравнению с твердотельными лазе­рами. Вообще говоря, инверсия населенностей между двумя дан­ными уровнями возникает при выполнении одного (или обоих) следующих условий: 1) скорость возбуждения верхнего лазер­ного уровня больше, чем нижнего, и 2) скорость релаксации верхнего лазерного уровня меньше, чем нижнего. Напомним, что последнее условие необходимо для реализации непрерывной ге­нерации. Если это условие не выполняется, то гене­рацию тем не менее можно получить, но лишь в импульсном ре­жиме и при выполнении первого условия (лазеры на самоогра­ниченных переходах). Лазеры на нейтральных атомах В этих лазерах используются нейтральные атомы в виде газа или пара. Лазеры на нейтральных атомах составляют широ­кий класс, который включает в себя, в частности, лазеры, ис­пользующие почти все инертные газы (Не, Ne, Кr, Аr, Хе). Все лазеры на нейтральных атомах инертных газов генерируют в ИК-диапазоне (1 —10 мкм), за замечательным исключением Не—Ne-лазера, излучающего в зеленой и красной областях. Большой класс лазеров составляют также лазеры на парах ме­таллов, таких, как РЬ, Си, Аu, Са, Sr и Мn. Эти лазеры, как правило, работают в видимой области. Наибольшее значение среди них приобрел лазер на парах меди, генерирующий на зе­леном (λ =510,5 нм) и желтом (λ = 578,2 нм) переходах. Все лазеры на парах металлов являются самоограниченными и по­этому работают в импульсном режиме. Гелий-неоновые лазеры Не—Ne-лазер, вне сомнения, имеет наибольшее зна­чение среди лазеров на инертных газах. Генерация осуществля­ется на переходах атома неона, а гелий добавляется в газовую смесь для существенного повышения эффективности накачки. Лазер генерирует на многих длинах волн, из которых наибо­лее известна линия с λ =0,633 мкм (красная). Среди других линий — зеленая на длине волны λ = 543 нм и две линии в ИК-диапазоне с λ = 1,15 и 3,39 мкм. Гелий-неоновый лазер, генери­рующий на переходах с λ = 1,15 мкм, был самым первым ра­ботающим газовым лазером, и на нем также была впервые про­демонстрирована непрерывная лазерная генерация (Джаван с сотр., конец 1960 г. ). На рис. 1 приведена упрощенная схема энергетических уровней Не и Ne. Уровни Не обозначены в соответствии с при­ближением связи Рассела — Сандерса, где первая цифра указы­вает также главное квантовое число данного уровня. Таким об­разом, состояние 11 S отвечает случаю, когда оба электрона Не находятся в состоянии 1S с противоположно направленными спи­нами. Состояния 23 S и 21 S отвечают ситуации, когда один из двух электронов заброшен в состояние 2s и его спин соответст­венно параллелен или антипараллелен спину другого электрона. Атомное число неона равно 10, и в основном состоянии его де­сять электронов образуют конфигурацию ls2 2s2 2p6 . Показанные на рисунке возбужденные состояния соответствуют ситуациям, в которых один из 2р-электронов заброшен в возбужденное s-состояние (3s, 4s и 5s) или возбужденное р-состояние (Зр и 4р). Из рисунка очевидно, что в Не уровни 23 S и 21 S являются близ­кими к резонансу с 4s- и 5s-состояниями Ne. Поскольку уровни 23 S и 21 S метастабильны (переходы S→S запрещены в электродипольном приближении; более того, переход 23 S→11 S за­прещен еще и с точки зрения изменения мультиплетности), Не в этих состояниях оказывается весьма эффективным средством Рис. 1. Уровни энергии Не и Ne, участвующих в работе гелий-неонового лазера. для накачки 4s и 5s-уровней Ne посредством резонансной пере­дачи энергии. Было установлено, что в Не—Ne-лазере этот процесс является доминирующим для получения инверсии насе-ленностей, хотя накачка осуществляется также и за счет столк­новений электронов с атомами Ne. Поскольку уровни 4s и 5s атома Ne могут быть значительно населены, они подходят на роль верхнего уровня лазерных переходов. Учитывая правила отбора, мы видим, что возможными переходами являются переходы в р- состояния. Вдобавок и время релаксации s-состояний ( τs 100 нc) на порядок больше времени релаксации р- состояний ( τ р 10 нc). Таким образом, выполняется условие непрерывной генерации. Наконец, следует заметить, что вероятность возбуждения электронным ударом из основного состояния на уровни Зр и 4р вследствие меньших сечений взаимодействия зна­чительно меньше, чем соответствующие вероятности возбужде­ния на уровни 4s и 5s. Из сказанного выше следует, что генерацию в неоне можно ожидать между уровнями 5s и 4s, играющими роль верхних Рис.2. Внутреннее устройство современного отпаянного гелий-неонового лазера (воспроизводится с любезного разрешения Мель Грио). уровней, и Зр и 4р, являющимися нижними. На рис. 1 приве­дены некоторые наиболее важные лазерные переходы, образую­щиеся между этими уровнями. Конкретный переход, на котором будет осуществляться генерация, определяется длиной волны, при которой коэффициент отражения многослойного диэлектри­ческого зеркала достигает максимума. Лазерные переходы уши­рены преимущественно благодаря эффекту Доплера. Например, на длине волны λ = 632,8 нм в соответствии с выражением доплеровское уширение приводит к ширине линии поряд­ка 1,4 ГГц. Из выражения для сравнения можно оценить величину естественного уширения, что даст МГц, причем , a τs и τр — времена жизни соответственно s- и р- состояний. Столкновительное уширение еще меньше естественного [например, для чистого неона МГц при давлении р = 0,5 мм рт. ст.;]. На рис 2. показана основная конструкция Не—Ne-лазера. Разряд происходит между кольцеобразным анодом и большим катодом, имеющим форму трубки и поэтому выдерживающим столкновения с положительными ионами. На большей части длины трубки разряд заключен в капилляр. Большой объем газа, окружающий капилляр, работает в качестве резервуара для пополнения смеси Не—Ne в капилляре. Если требуется по­ляризованное излучение, то внутрь трубки также вставляется пластинка под углом Брюстера. Зеркала лазера непосредствен­но впаяны в концы трубки. Чаще всего используется близкая к полусферической конфигурация, поскольку она легко юсти­руется, очень устойчива к несоосности и сразу дает генерацию в моде ТЕМоо. Единственный недостаток этой конфигурации со­стоит в том, что она не полностью использует объем плазмы разряда, поскольку размер пятна моды на плоском зеркале зна­чительно меньше, чем на вогнутом. Однако если на рис. 2 плоское зеркало установить слева, то область с меньшим размером пятна почти полусферической ТЕМоо-моды окажется за пределами капилляра, т. е. в области низкой ин­версии. Одна из наиболее характерных черт Не—Ne-лазера состоит в том, что выходная мощность не увеличивается монотонно с то­ком разряда, а достигает максимума и затем уменьшается. По­этому промышленные Не—Ne-лазеры снабжаются источником питания, рассчитанным только на оптимальный ток. Наличие оптимального тока плотностью J (по крайней мере для перехо­дов 0,633 и 3,39 мкм) связано с тем, что при высоких плот­ностях тока дезактивация метастабильных состояний (21 S и 23 S) атома Не происходит не только посредством диффузии к стенкам, но и при сверхупругих столкновениях типа (1) Поскольку вероятность этого процесса пропорциональна плот­ности электронов Ne , а следовательно, и J, полную скорость дез­активации можно записать в виде k 2 + k 3 J . В этом выражении k2 — постоянное число, характеризующее дезактивацию вслед­ствие столкновений со стенками, a k 3 J (где k 3 — тоже постоян­ное число) представляет собой вероятность процессов сверхуп­ругих столкновений (1). Поскольку скорость возбуждения мо­жно записать как k 1 J , где k 1 снова постоянная, населенность N * уровня 2 1 S, установившаяся в результате равновесия между возбуждением и дезактивацией, дается выражением (2) где Nt — населенность основного состояния атомов Не. Из этого соотношения следует, что населенность уровня 2 l S атомов Не, а следовательно, и уровня 3s атомов Ne, будет выходить на насыщение при высоких плотностях тока (рис. 3). Однако экспериментально было обнаружено, что населенность нижнего ла­зерного уровня (Зр или 4р) продолжает расти с увеличением J (вследствие непосредственной накачки атомов Ne из основного состояния и каскадных излучательных переходов с верхних ла­зерных уровней; см. рис. 3). Таким образом, по мере увели­чения плотности тока разряда разность населенностей растет до некоторого максимального значения, а затем уменьшается. Сле­довательно, усиление лазера, а с ним и выходная мощность будут иметь максималь­ное значение при некото­рой конкретной плотности тока. Кроме этого оптималь­ного значения плотности тока Не—Ne-лазер имеет другие оптимальные рабо­чие параметры. В частно­сти, к ним относятся: 1) оптимальное значение произведения полного давления газа р на диа­метр трубки D [ pD = 3,6—4 (мм рт. ст.).мм] и 2) оптимальное отноше­ние давлений Не к Ne (примерно 5:1 для λ= 632,7 нм и 9:1 для λ= 1.15мкм). То, что существует оптимальное значение pD , указывает на наличие оптимальной электронной температуры. Элементарная теория тлеющего разряда в положительном стол­бе дает фактически максвелловское распределение энергии элек­тронов, температура которых зависит только от произведения pD . Наконец, следует заметить, что согласно экспери­ментальным наблюдениям усиление при постоянном pD изме­няется как D -1 . Это нетрудно понять, если осознать, что при по­стоянном pD электронная температура остается неизменной. Следовательно, число всех процессов возбуждения за счет электронного удара просто сводится к числу атомов, которые могут быть возбуждены. А поскольку как верхний, так и ниж­ний лазерный уровни в конечном итоге заселяются за счет элек­тронного удара, разность населенностей, а значит, и усиление лазера прямо пропорционально давлению или величине D -1 при постоянном pD . Поэтому диаметр капилляра стремятся сделать как можно меньше, но так, чтобы при этом не внести дополни­тельных дифракционных потерь для ТЕМоо-моды. Таким образом, большинство Не—Ne-лазеров работает с капиллярами диамет­ром около 2 мм и получающаяся в этих условиях выходная мощ­ность на переходе 0,633 мкм может быть в пределах 1 —10 мВт при длине трубки от 20 до 50 см. Выходная мощность на зеле­ной линии обычно в десять раз меньше. КПД Не—Ne-лазера на любом из его лазерных переходов всегда очень мал (<10-3 ). Главной причиной столь низкого КПД является малая величина квантовой эффективности лазера: из рис. 1 видно, что каждый элементарный процесс накачки требует затраты энергии около 20 эВ, в то время как энергия лазерного фотона не превышает 2эВ. Как мы показали выше, ширина линии 0 (для перехода 633 нм) составляет около 1400 МГц. Поэтому генерацию в од­ной продольной моде можно осуществить, если применить до­статочно короткий резонатор, у которого разность частот про­дольных мод ( c /2 L ) сравнима с 0 . Фактически это условие означает, что L < 15—20 см. В этом случае необходимо обеспе­чивать тонкую подстройку длины резонатора, чтобы получить совпадение частоты моды с центром контура усиления. Лазеры этого типа допускают высокую степень стабилизации частоты ( 0 = 10-11 —10-12 ) с помощью провала Лэмба и даже еще лучшая степень стабилизации получается при использовании об­ращенного провала Лэмба с применением поглощающей ячейки, содержащей 129 I2 . Генерирующие на красном переходе Не—Ne-лазеры широко используются для многих применений, где требуется маломощ­ный пучок в видимом диапазоне (например, при юстировке, счи­тывании изображений, в метрологии, голографии, при создании памяти на видеодисках). Список литературы 1. О. Звелто «Принципы лазеров», М. «Мир», издание второе, перераб. И дополн., 1984 г. 2. Н.В. Карлов «Лекции по квантовой электронике», М.«Наука», глав. редакция физико-математ. литературы, 1988 г. 3. «Сверхкороткие световые импульсы» под ред. С.Шапиро, М. «Мир», 1981г.