История физики ХХ века

Большое значение данных работ для развития науки и техники отмеченного присуждением Нобелевских премий по физике Н.Г.Басову, А.М.Прохорову и Ч.Таунсу в 1964 г., А.Шавлову в 1981 г.

Некоторые типы лазеров. По типу рабочего вещества лазеры подразделяются на твердотельные (в том числе, лазеры на ионных кристаллах, лазеры на стеклах, полупроводниковые лазеры и т.д.), газовые, химические и другие.

Из твердотельных лазеров на ионных кристаллах наиболее распространены лазеры на рубине, изобретенные Т. Мейманом в 1960 году.

Активным элементом рубинового лазера является цилиндрический кристалл рубина - окиси алюминия , в котором некоторое число атомов алюминия заменено трехвалентными ионами хрома . Ионы хрома не только определяют красный цвет рубина, но и являются генерирующими центрами (активными частицами).

Примесь ионов хрома мала и составляет доли процента от полного числа атомов среды. Так что активные частицы (ионы хрома) в рубине практически не взаимодействуют друг с другом и их энергетический спектр сохраняет некоторые черты спектра свободного изолированного иона. Однако ионы хрома находятся в кристаллической решетке, взаимодействие с которой вносит в их энергетический спектр существенные особенности отличные от спектров изолированных ионов.

Взаимодействие с полем кристаллической решетки приводит к расщеплению и уширению энергетических уровней, превращая их в энергетические полосы (зоны). Причем наибольшее уширение будут испытывать уровни, соответствующие внешним электронам атома. Электроны внутренних оболочек экранируются внешними электронами и слабо взаимодействуют с кристаллическим полем; связанные с ними энергетические уровни расширяются незначительно. Таким образом, спектр поглощения (излучения) кристалла, в решетку которого внедрены атомы элементов с незаполненными внутренними оболочками, состоит из широких полос и отдельных резких линий поглощения (излучения), ширина которых зависит от ширины соответствующих энергетических уровней.

Спектр поглощения рубина содержит две такие полосы, центральные части которых соответствуют длинам волн и , а ширина каждой из них около . При облучении кристалла рубина, что осуществляется мощной лампой оптической накачки, ионы хрома переходят в возбужденные состояния, из которых часть ионов в течение малого времени переходит в основное состояние и часть в дублетное состояние, расположенное между нижним краем полосы поглощения и основным состоянием.

Переходы между полосой поглощения и основным состоянием -радиационные, связанные с излучением фотонов, а переходы на дублетный уровень из возбужденного состояния безызлучательные. Энергия при таком переходе передается кристаллической решетке. Вероятность безызлучательного перехода больше вероятности радиационного перехода , поэтому ионы хрома будут в основном переходить на дублетный уровень. Данное состояние является метастабильным и ионы хрома могут находиться в нем сравнительно долго (). Переходом из метастабильного состояния в основное соответствуют линии излучения с длинами волн и . Каждая из этих линий в свою очередь является дублетом (состоит из двух близко расположенных уровней, расстояние между которыми ). Однако при комнатной температуре тонкую структуру этих линий наблюдать нельзя из-за их большой ширины .

Лазерное излучение в рубиновом кристалле, в принципе, может быть получено на обеих и - линиях. Однако практически все ОКГ работают на линии , так как на ней проще осуществить состояние с инверсной населенностью. Это обусловлено тем, что вероятность перехода из полосы поглощения на нижний уровень дублета больше, чем на верхний. Кроме того, время релаксации частиц между уровнями дублета довольно мало (меньше ), поэтому между ними очень быстро устанавливается термодинамическое равновесие, так что верхний метастабильный уровень оказывается практически опустошенным, а на нижнем создается инверсная заселенность и, после достижения порога, лазер генерирует мощное излучение с длиной волны . Генерацию на длине волны можно осуществить, если в качестве зеркал использовать узкополосные интерференционные фильтры с максимумом пропускания на длине волны , тем самым резко повышая добротность оптического резонатора на данной длине волны.

В твердотельных лазерах в качестве рабочего тела, кроме ионных кристаллов, используют стекла (неупорядоченные структуры), активированные редкоземельными элементами ( и др.), а также полупроводники . В полупроводниковых лазерах, в отличие от лазеров других типов, используются квантовые переходы между разрешенными энергетическими зонами, а не дискретными уровнями энергии. В полупроводниковой активной среде может достигаться очень большой показатель оптического усиления (до 104 см-1), благодаря чему размеры активного элемента полупроводникового лазера исключительно малы (длина резонатора 50 мкм - 1 мм). Помимо компактности, особенностями полупроводниковых лазеров является малая инерционность (10-9 сек), высокий к.п.д. (до 50%), возможность спектральной перестройки и большой выбор веществ для генерации в широком спектральном диапазоне от л=0,3 мкм до 30 мкм. Активными частицами в полупроводниковых лазерах служат избыточные (неравновесные) электроны проводимости и дырки, т.е. свободные носители заряда, которые могут инжектироваться, диффундировать и дрейфовать в активной среде. Важнейшим способом накачки в полупроводниковых лазерах является инжекция через p-n переход или гетеропереход, позволяющая осуществить непосредственное преобразование электрической энергии в когерентное излучение - инжекционный лазер. Другими способами накачки служит электрический пробой - стримерный лазер, бомбардировка электронами - полупроводниковый лазер с электронной накачкой и освещение - полупроводниковый лазер с оптической накачкой. Впервые полупроводниковый лазер был построен в 1962 году в Лаборатории Линкольна (США) Б.Лэксом. Первоначально полупроводниковые лазеры создавались на основе ZnO и CdS и требовали для своей работы глубокого охлаждения, что затрудняло их использование. Полупроводниковые лазеры на арсениде галлия, работающие при комнатных температурах, осуществлены Р.Холлом и М.И.Нейтеном. Полупроводниковые лазеры с электронной накачкой разработаны Н.Г.Басовым с сотрудниками.

Оптическое усиление в полупроводниках возникает под действием интенсивной накачки при выполнении условий инверсии населенности уровней вблизи дна в зоне проводимости и потолка в валентной зоне. При этом вероятность заполнения электронами верхних рабочих уровней в разрешенной зоне (зоне проводимости) больше, чем нижних уровней (валентной зоны). В этом случае вынужденные излучательные переходы преобладают над поглощательными переходами. Величина оптического усиления зависит не только от интенсивности накачки, но и от других факторов: вероятности излучательной рекомбинации, внутреннего квантового выхода излучения, температуры. В качестве лазерных материалов используются прямозонные полупроводники (например, ZnO, CdS, PbS), в которых квантовый выход излучения может достигать 100 %. Разнообразие полупроводниковых лазерных материалов позволяет перекрыть широкий спектральный диапазон.

Инжекционный полупроводниковый лазер представляет собой полупроводниковый диод, две плоскопараллельные грани которого перпендикулярные плоскости p-n перехода или гетероперехода, служат зеркалами оптического резонатора, коэффициент отражения достигает при этом 30 %. Иногда применяются внешние резонаторы. Инверсия заполнения достигается при большом прямом токе через диод за счет инжекции дополнительных носителей в слой, прилегающий к переходу. Генерация когерентного излучения возникает в полосе краевой люминесценции, если оптическое усиление способно превзойти потери энергии, связанные с выходом излучения наружу, поглощением и рассеянием внутри резонатора. Ток, соответствующий началу генерации, называется пороговым. Плотность порогового тока в инжекционных полупроводниковых лазерах обычно порядка 1 кА/см2.

Наибольшее распространение получили полупроводниковые лазеры на основе гетероструктур -гетеролазеры, имеющие наиболее низкие пороговые плотности тока при температурах 300 К. Основой для их создания послужили фундаментальные исследования, проведенные в 60-х годах Жоресом Ивановичем Алферовым в Физико-техническом институте АН СССР. Им было открыто явление сверхинжекции в гетероструктурах, что позволило на принципиально по-новому управлять электронными и световыми потоками в полупроводниковых гетероструктурах. За эти исследования Ж.И.Алферову в 1972 году была присуждена Ленинская премия, а в 2001 году Нобелевская премия по физике (совместно с Г.Кремером).

Гетеролазер содержит два гетероперехода, один типа p-n, инжектирующий электроны (эмиттер), и другой, типа p-p, ограничивающий диффузионное растекание носителей заряда из активного слоя; активная область заключена между ними. В так называемых полосковых лазерах активная область в форме узкой полоски шириной 1-20мкм протягивается от одного зеркала к другому. Благодаря малым размерам активной области пороговый ток полосковых лазеров достаточно мал (5-150 мА) для получения непрерывной генерации при Т=300 К. Мощность излучения таких полупроводниковых лазеров (около 100 мВт) ограничена перегревом активной области. В коротких импульсах полупроводниковые лазеры испускают большую мощность (до 100 кВт), которая ограничена оптическим разрушением торцевых граней. Многоэлементные инжекционные лазеры создают в импульсе мощность до 10 кВт.

Полупроводники, из которых могут быть изготовлены гетеролазеры, при различном химическом составе должны обладать одинаковым периодом кристаллической решетки. Используются многокомпонентные твердые растворы, среди которых можно найти непрерывные ряды веществ с постоянным периодом решетки (изопериодические системы). Например, в гетеролазере на основе твердых растворов AlxGa1-xAs гетероструктуру составляют слои: p(AlxGa1-xAs); p(GaAs); n( AlxGa1-xAs).

Основные типы полупроводников, используемых в гетеролазерах, приведены в таблице:

В полупроводниковых лазерах с электронной накачкой используются пучки быстрых электронов с энергией 104-105 эВ (как правило, меньшей порога образования радиационных дефектов в кристалле). Избыточные носители заряда образуются в результате замедления быстрых электронов. Глубина проникновения электронов зависит от энергии и может достигать 10-2 см. Полупроводниковые лазеры этого типа, помимо активного элемента, содержат источник высокого напряжения, электронную пушку и систему фокусировки и управления пучком. Достоинство полупроводниковых лазеров с электронной накачкой - возможность сканирования излучающего пятна по активному элементу, что позволяет осуществить воспроизведение и проектирование на большой экран телевизионного изображения (разновидность лазерного телевидения). Мощность излучения в импульсе в полупроводниковых лазерах этого типа может достигать 1МВт (при накачке большого объема кристалла или многоэлементной мишени). Полупроводниковые лазеры с электронной накачкой изготавливаются в виде отпаянной вакуумной трубки с оптическим окном для вывода лазерного излучения.

Из газовых лазеров наибольше распространение получили гелий - неоновые. Первый лазер этого типа был построен в 1961 году американским физиком Али Джаваном в лаборатории Белл-Телефон. Главной особенностью газовых лазеров, отличающей их от лазеров на твердых телах, состоит в различии методов возбуждения и подвода энергии накачки. Полосы поглощения в газах отсутствуют и при оптической накачки необходимо, чтобы линии лампы накачки точно соответствовали линиям поглощения газа в лазере. Поэтому обычные лампы использовать нельзя и используются только аргоновые, криптоновые и ртутные лампы. Кроме оптической накачки используют также возбуждение атомов электронным ударом, которое проще всего осуществить в газовом разряде, когда в газе при столкновениях возникают электроны и ионы. Обмен энергиями между ионами и атомами протекает достаточно интенсивно и, поскольку их массы практически равны, средняя кинетическая энергия ионов равна средней кинетической энергии атомов. В газовом разряде низкого давления (несколько миллиметров ртутного столба) столкновения электронов с атомами и ионами являются упругими, обмен энергии между ними в столкновениях практически не происходит и средняя кинетическая энергия электронов существенно превышает среднюю энергию атомов .

Высокие значения электронной температуры являются предпосылкой того, что значительное количество электронов сможет приобретать в газовом разряде энергию, необходимую для возбуждения атомов. Если в разряде присутствует смесь двух газов, то при соударении двух различных атомов будет происходить обмен энергией возбуждения, если атомы обладают достаточно близкорасположенными энергетическими уровнями. В этом случае практически вся энергия возбуждения первого атома переходит в энергию возбуждения второго атома, и лишь малая часть ее переходит в кинетическую энергию сталкивающихся атомов. При этом ранее возбужденный атом безызлучательно переходит в основное состояние.

Особый интерес представляет случай, когда обмен энергий происходит между атомом, находящимся в метастабильном состоянии, и невозбужденным атомом. В этом случае существует возможность передачи энергии возбуждения с сильно населенного метастабильного уровня атомов одного газа атомам другого газа, что может привести к созданию инверсной населенности. Именно такая ситуация имеет место в гелий - неоновом лазере.

В этом лазере активными частицами являются атомы неона, между уровнями которого осуществляется инверсия, а атомы гелия служат для создания эффективной накачки верхнего лазерного уровня атомов неона. Возбужденные состояния гелия и метастабильны, прямой радиационный переход из них в основное состояние запрещен. Энергия данных состояний близка к состояниям неона с электронными конфигурациями и , поэтому при столкновениях атомов неона с возбужденными атомами гелия, будет происходить резонансная передача энергии между атомами, и возбужденные состояния неона будут заселяться.

Некоторый вклад в заселенность лазерных уровней неона дает также прямой электронный удар. Из возбужденных состояний неона и разрешен радиационный переход в состояние , дающий излучение с длинами волн и , соответственно. Генерация лазерного излучения возможна и на той и на другой длине волны. Поскольку возбужденные состояния неона являются сложными мультиплетами, то между компонентами многих из них возможны переходы. Следовательно, возможна генерация с большим числом линий (общее число линий генерации неона достигает 27 в диапазоне .).

Гелий - неоновый лазер работает по четырехуровневой схеме, что дает возможность осуществления стационарной генерации излучения. При этом необходимым является определенное значение добротности резонатора. Используя зеркала с различными диэлектрическими покрытиями можно на одной и той же трубке наблюдать генерацию на различных длинах волн. Зеркала резонатора могут быть либо плоскими (как в интерферометре Фабри-Перо), либо сферическими, с радиусом кривизны значительно превышающим длину резонатора, либо комбинацией того и другого типа. Сферические зеркала имеют ряд преимуществ, связанных с более простой их юстировкой по сравнению с плоскими, где необходимо выдерживать параллельность с точностью до нескольких секунд. При юстировке зеркала выставляют, что увеличивает их коэффициент отражения и уменьшает порог генерации.

Со времени появления гелий-неонового лазера генерация получена более чем на 450 различных переходах между уровнями нейтральных атомов 34 химических элементов. Возбуждение непрерывной генерации происходит в положительном столбе тлеющего разряда при плотности тока 100-200 А/см2. Для импульсной генерации используется импульсный разряд с послесвечением. Плотность тока в импульсном разряде может достигать 300 А/см2, а в случае импульса с крутым фронтом - сотен и тысяч А/см2, что создает высокую пиковую мощность генерации.

По сравнению с газовыми лазерами на нейтральных атомах ионные лазеры обладают большей выходной мощностью. Генерация на ионизированных газах впервые была получена американским физиком У.Бриджесом в 1964 году. Инверсия населенностей создается между уровнями энергии атомарных ионов в электрическом разряде. Относительно большая концентрация ионов обеспечивается высокой плотностью тока, который в ионных лазерах достигает десятков тысяч А/см2. Поэтому электрический разряд осуществляется в тонких капиллярах (диаметром до 5 мм), обладающих высокой теплопроводностью (например, из бериллиевой керамики). К.п.д. ионных лазеров невысок, менее 0,1%.

Генерация наблюдается на 440 переходах ионов 29 элементов. Наиболее мощная генерация (несколько сотен Вт) получена в сине-зеленой области спектра (л=0,4880 мкм, л=0,5145 мкм) на ионах Ar2+ , в желто-красной (0,5682 мкм, 0,6471 мкм) на ионах Kr2+, на УФ линиях Ne2+, Ar3+ и Kr3+ . Выходная мощность ионных лазеров резко зависит от тока разряда.

В особую обширную группу выделяются газовые лазеры на парах металлов (атомы и ионы), перспективные для получения высоких к.п.д. Для этого необходимо, чтобы опустошение нижнего лазерного уровня происходило не за счет спонтанных переходов, а в результате столкновений с атомами и молекулами (столкновительные газовые лазеры). Атомы некоторых металлов обладают благоприятной для этого структурой уровней. Для них квантовый выход может достигать 0,7. Генерация осуществлена для 27 металлов; наилучшие результаты получены на парах меди Cu+ : л=510,5 нм, л=578,2 нм, средняя мощность 43,5 Вт, пиковая мощность 200 Вт, к.п.д. 2-3%. Чрезвычайно высокий коэффициент усиления позволяет использовать лазеры на парах металлов в качестве квантовых усилителей света (без резонатора) и в лазерном проекционном микроскопе. Распространены также газовые лазеры на парах кадмия Cd2+ , инверсия населенностей в которых образуется в результате передачи энергии от возбужденных атомов He. Гелий-кадмиевый лазер позволяет получить в непрерывном режиме мощность генерации 10-50 мВт на линии л=441,6 нм (синяя область) и несколько мВт в УФ области при к.п.д. около 0,1%.

Лазеры на атомарных газах сравнительно маломощны. Высокая мощность излучения достигается в молекулярных лазерах, в частности, в лазерах на двуокиси углерода, изобретенных К. Пателом в 1964 г. При этом инверсная заселенность создается, в основном, на колебательных и вращательных уровнях молекул, что приводит к увеличению длины волны излучения (8-12 мкм), так что генерация осуществляется в ИК - диапазоне.

Выбор двуокиси углерода в качестве рабочего тела обусловлен следующими причинами: молекула СО2 является одной из простейших трехатомных молекул и ее колебательно-вращательные состояния хорошо изучены. Молекула СО2 имеет симметричную линейную конфигурацию и характеризуется тремя степенями свободы. Одна степень свободы связана с симметричными колебаниями атомов вдоль оси молекулы. Такой тип колебаний называется симметричным растяжением и обозначается v1. Другой симметричный тип представляют колебания атомов перпендикулярно оси. Его называют деформационным типом колебаний и обозначают v2. Наконец, существует асимметричный тип колебаний вдоль оси, обозначаемый v3. Согласно правилам квантовой механики колебания независимы, их энергии квантуются и различны. Таким образом, молекула двуокиси углерода может быть возбуждена в состояние, являющееся некоторой комбинацией трех отдельных типов колебаний (v1 v2 v3). По ряду причин, таких, как время жизни молекулы и вероятность возбуждения, в качестве верхнего лазерного уровня выбирают (001), а уровни (100) и (020) образуют нижние лазерные уровни. Молекулы, достигающие нижних лазерных уровней, переходят в основное состояние, излучая или в результате столкновений, через уровень (010). Колебательно-вращательный переход (001)>(020) дает инфракрасной излучение с длиной волны 10,6 мкм, а переход (001)>(020) излучение с л=9,6 мкм. Квантовый кпд на этих переходах весьма высок 40-45%. В чистой двуокиси углерода накачка с помощью газового разряда неэффективна, поскольку электронные столкновения с молекулами СО2 приводят к возбуждению не только верхнего лазерного уровня (00v3), но и других, понижая при этом как кпд, так и выходную мощность. Селективное возбуждение верхнего лазерного уровня осуществляется, если к двуокиси углерода добавить азот. Азот - двухатомная молекула и имеет только одну колебательную степень свободы, причем колебательные уровни основного электронного состояния не могут отдавать энергию излучательно и являются крайне долгоживущими. В разряде в парах азота при низком давлении на уровень v = 1 может возбудиться около 30% молекул. Энергия этого уровня молекулы азота почти совпадает с энергией уровня (001) молекулы СО2, так что можно ожидать эффективного переноса колебательной энергии от азота к двуокиси углерода в результате столкновений. Кроме азота к двуокиси углерода с целью повышения выходной мощности и кпд необходимо добавить еще и гелий, что увеличивает скорость расселения нижнего колебательного уровня молекулы СО2 и увеличивает скорость возбуждения уровня (001) либо прямо в результате электронного удара, либо косвенно за счет роста скорости возбуждения молекул азота. При давлении двуокиси углерода 3 мм рт.ст., азота 3 мм рт.ст. и гелия 20 мм рт.ст. удается получить непрерывную мощность 80 вт на метр длины разряда на длине волны 10,6 мкм. Рабочий кпд в этом случае составляет 20 %. Типичный лазер на СО2 имеет длину около 2 м и может давать в непрерывном режиме мощность около 150 Вт. Ничто не мешает изготовлению длинных лазеров для получения много более высокой выходной мощности, которая растет линейно с длиной трубки. Кумар Пател так описывает свои впечатления от изогнутого лазера «Raytheon Company» длиной 600 футов и мощностью 8,8 кВт: «выходная мощность такого лазера догоняет мечты научной фантастики, а тепловой эффект при этом определенно внушает некоторый ужас».

Генерация в УФ - части спектра достигается в эксимерных лазерах, работающих на электронных переходах молекул, существующих только в возбужденном состоянии. Эксимерные молекулы представляют собой коротко живущие соединения возбужденных атомов инертных газов друг с другом, галогенами F, Br, Cl или кислородом. В основном состоянии атомы отталкиваются, разваливая молекулу, и инверсия населенностей создается благодаря эффекту опустошения нижнего уровня. Эксимерные лазеры используют импульсные источники возбуждения - мощные электронные пучки или импульсный поперечный разряд. Наиболее эффективны и хорошо изучены эксимерные лазеры, на , , , выходная энергия которых достигает килоджоуля при кпд и длительности импульса . Лазеры этого типа перспективны для селективной лазерной фотохимии, лазерного разделения изотопов и лазерного термоядерного синтеза.

В газодинамических лазерах, построенных в 1966 году в ФИАНе А.М.Прохоровым, инверсия населенностей создается в системе колебательных уровней молекул газа путем адиабатического охлаждения газовых масс, движущихся со сверхзвуковой скоростью. Лазеры данного типа состоят из нагревателя, сверхзвукового сопла (или набора сопел, образующих сопловую решетку), оптического резонатора и диффузора. В нагревателе происходит тепловое возбуждение специально подобранной смеси газов (в результате сгорания топлива или подогрева с помощью электрических разрядов и ударных волн). При течении газа в сверхзвуковом сопле смесь быстро охлаждается; при этом нижние уровни энергии опустошаются быстрее, чем верхние, и, как следствие, образуется инверсия населенностей и генерация когерентного излучения. Диффузор предназначен для торможения потока газа и повышения его давления. Самые мощные газодинамические лазеры работают в ИК области спектра л=10,6 мкм на переходах между колебательными уровнями молекулы СО2 (в смеси с азотом и парами воды или гелием). В этих газодинамических лазерах наиболее просто получить генерацию в продуктах сгорания углеводородных топлив. Получена также генерация в ИК области на молекулах СО, N2О и СS2. Хотя к.п.д газодинамических лазеров невелик - около 1 %, (что связано с низкой эффективностью теплового возбуждения и переходом основной доли энергии в кинетическую энергию молекул), они дают возможность непрерывной генерации значительной мощности в сотни кВт. Перспективно создание газодинамических лазеров на переходах между электронными уровнями атомов и молекул, излучающих в видимой области спектра (фоторекомбинационные и плазмодинамические лазеры).

В химических лазерах инверсия населенностей образуется в результате химических реакций. Помимо высокой мощности генерации и к.п.д. к достоинствам химических лазеров относится также возможность получения генерации на большом числе переходов в широкой области ИК спектра. Возможность создания лазеров данного типа основана на том, что продукты многих экзотермических химических реакций образуются преимущественно в возбужденном состоянии. Большинство химических лазеров работает на колебательных спектрах двухатомных молекул. Возбуждение осуществляется в результате экзотермической реакции замещения:

А + ВС>АВ + С + Де

Чаще всего это реакции фтора с водородом, дейтерием, углеводородами и т.п. Причем значительная часть д выделяющейся энергии Де идет на возбуждение колебательных уровней молекулы АВ. В результате образуется неравновесный газ двухатомных молекул АВ, в котором средняя величина колебательной энергии значительно превышает величину энергии, приходящейся на поступательные и вращательные степени свободы молекул. Такой неравновесный газ является активной средой с инверсной населенностью для большого числа колебательных переходов. Типичные значения выделяющейся энергии Де составляют 31-46 ккал/моль, доля энергии д - 0,59-0,71, примерный диапазон длин волн л 2,8-5,8 мкм. Например, для цепной реакции хлора с водородом:

H + F2 > HF + F,

Де=33,7 ккал/моль, д=0,68, л=4,3-5,4 мкм. Для работы химического лазера требуется создать некоторое количество химически активных свободных радикалов (атомов А). Для этого используется прямой нагрев, приводящий к термической диссоциации вещества; облучение УФ или видимым светом, приводящее к частичной фотодиссоциации исходных продуктов; химические реакции, сопровождающиеся появлением свободных радикалов; газовый разряд, в котором частичная диссоциация компонент происходит в результате столкновений молекул с электронами; электронная бомбардировка и другие. Так как в результате реакций, приводящих к возбуждению химического лазера, происходят необратимые изменения химического состава исходных веществ, необходимым условием длительной работы химического лазера является непрерывное возобновление рабочего вещества.

Основные параметры, характеризующие эффективность химического лазера - его химический к.п.д зх отношение энергии лазерного излучения, к величине энергии, выделяющейся в результате химической реакции, и электрический к.п.д зэ отношение энергии лазерного излучения к энергии, затрачиваемой на инициирование химической реакции. Так как энергия, требующаяся для инициирования многих экзотермических реакций, меньше энергии, которая выделяется в результате протекания таких реакций, то величина зэ не имеет ограничений сверху и может превышать 100% (например, для HF лазера зэ =95 %). Однако, для химических лазеров на основе цепных реакций зх относительно невелико - 1-3%, поскольку время протекания цепной реакции оказывается много больше времени разрушения инверсной населенности в результате межмолекулярных соударений. В связи с этим наиболее мощные химические лазеры на HF(DF), обладающие высоким зх до 10 % , работают на основе простых реакций замещения. Максимальная энергия излучения HF-лазеров в импульсном режиме превышает 5 кДж при длительности импульса 30 нс. Наиболее мощные химические НF-лазеры непрерывного действия работают при прокачивании активного вещества через резонатор со сверхзвуковой скоростью и обладают выходной мощностью в несколько кВт при зэ около 4%.

Действие лазеров на свободных электронах основано на излучении электронов, колеблющихся под действием внешних электрического и (или) магнитного поля и перемещающихся с релятивистской поступательной скоростью в направлении распространения излучаемой волны. Благодаря эффекту Доплера частота излучения во много раз превышает частоту колебаний электронов и может попадать в диапазон от СВЧ до УФ. Электрон в лазере на свободных электронах излучает в элементарном акте квант, энергия которого во много раз меньше исходной энергии частицы. Это позволяет каждому электрону в процессе взаимодействия с волной излучить много квантов (103-108). Поэтому движение и излучение частиц может быть описано уравнениями классической электродинамики, а сами лазеры на свободных электронах являются по существу классическими приборами, родственными лампе бегущей волны, клистрону и другим электрическим генераторам СВЧ. Вынужденному излучению в лазерах на свободных электронах (как и в других электронных приборах) при классическом описании отвечает самосогласованный процесс, включающий в себя группирование электронов в сгустки под действием резонансной «затравочной» волны и последующее усиление этой волны в результате когерентного излучения образовавшихся электронных сгустков. При квантовом описании возможность преобладания вынужденного излучения над поглощением объясняется небольшим различием частот волн, которые электрон способен излучить щe и поглотить щa. Это различие обусловлено отдачей, испытываемой электроном при излучении и поглощении кванта, а также в ряде случае отклонением от эквидистантности спектра колебательных уровней электронов (например, уровней электрона в однородном магнитном поле). Так как в реальных условиях уширение спектральной линии, обусловленное конечным временем нахождения электрона в пространстве взаимодействия с волной (естественная ширина) существенно больше щe - щa, то вынужденное излучение и поглощение раздельно не наблюдаются, а преобладание излучения над поглощением имеет место для волны, частота которой смещена в сторону щa. Наиболее коротковолновыми являются разновидности лазера на свободных электронах, в которых колебательное движение электронам сообщается пространственно-периодическим статическим полем ондулятора (так называемый убитрон), либо полем мощной НЧ волны накачки (комптоновский лазер или скаттрон). Эти способы накачки близки по характеру воздействия на электроны, поскольку периодическое статическое поле воспринимается движущейся частицей как волна. При иных способах накачки осцилляторной энергии в электронный поток возможны и другие виды вынужденного тормозного излучения электронов: а) вращающихся в однородном магнитном поле (мазер на циклотронном резонансе); б) колеблющихся в поперечно-неоднородном электростатическом поле (строфотрон) и другие. Кроме того, лазеры на свободных электронах могут быть основаны на различных вариантах черенковского излучения и переходного излучения частиц, движущихся равномерно и прямолинейно в пространственных периодических структурах; при этом колеблются не электроны исходного пучка, а их зеркальные изображения в структурах. Достоинством лазеров на свободных электронах является возможность плавной перестройки частоты генерации в широких пределах изменением поступательной скорости движения электронов или угла между излучаемой волной и направлением движения частиц. Эффективность преобразования энергии пучка в излучение (электронный к.п.д.) ограничивается выходом теряющих энергию частиц из резонанса с волной. На возможность излучения коротких волн путем доплеровского преобразования частоты излучения предварительно сформированных электронных сгустков колеблющихся частиц впервые указали В.Л.Гинзбург и американский физик Г.Моц в конце 40-х годов. Однако предложение о получении таким способом вынужденного излучения было сформулировано позднее, уже после развития теории вынужденного излучения в системах классических электронных осцилляторов и экспериментальной реализации основанных на этом принципе слаборелятивистских электронных мазеров. Впервые лазер на свободных электронах в ИК диапазоне был реализован в США Дж.Мейди с сотрудниками на базе Станфордского линейного ускорителя электронов в 1976 году.

Активно ведутся исследования возможностей создания рентгеновского лазера, который позволил бы получать трехмерные голографические изображения микрообъектов, размерами порядка атомных, а также, вследствие возможности фокусировать когерентное излучение на площадках с атомными размерами, манипулировать отдельными атомами, удалять или перемещать, создавая структуры на атомном уровне. Тем самым, рентгеновский лазер, в случае его создания, заменил бы неосуществимый рентгеновский микроскоп (в силу отсутствия зеркал рентгеновского излучения), но и в некоторых аспектах превосходил бы существующие туннельные и электронные микроскопы.

Не обсуждая использование в качестве активных частиц метастабильных состояний атомных ядер, что выходит за пределы нашего пособия и к тому же пригодного практически только для военных целей, можно указать еще две возможности реализации рентгеновского лазера. Первая из них возникает в условиях ядерного взрыва, когда некоторая часть вещества полностью ионизируется и превращается в плазму из голых ядер и электронов. Охлаждаясь, такая плазма теряет энергию за счет тормозного некогерентного излучения электронов, которые начинают захватываться ионами. При этом вероятность захвата на высоко лежащие уровни существенно больше, чем на низкие, что автоматически приводит к инверсной заселенности. Отсутствие резонатора требует больших значений коэффициента усиления (так называемый, режим сверхсветимости). Данный тип накачки рентгеновского лазера был испытан во время подземного взрыва ядерного устройства в ноябре 1981 года в Неваде (США). Измеренные параметры рентгеновского излучения в том эксперименте составили: длина волны , длительность импульса линии , энергия импульса порядка .

Другой способ создания рентгеновского лазера дают методы нелинейной оптики. Использование мощных импульсных лазеров, излучение которых фокусируется на нелинейную газовую среду, в результате многофотонного поглощения позволяет получить излучение на й гармонике, т.е. с частотой в раз превосходящий частоту исходного лазерного излучение. Так, наносекундный лазер мощностью позволяет получить генерацию высших гармоник вплоть до 141-й, что соответствует длине волны . Данная установка обеспечивает интенсивность излучения в околофокальной плоскости до , что соответствует значению напряженности электрического поля выше внутриатомной. Излучение на 141-й гармонике умеренно фокусируется, хотя мощность его невысока и соответствует нескольким сотням квантов на импульс.

Особенностям структуры и работы отдельных типов лазеров посвящено значительное количество оригинальных статей и монографий, поэтому в данном пособии мы не имеем возможности все это отразить, ограничивших лишь отдельными фрагментами, отсылая читателей к специальной литературе.

Применения лазеров многообразны. Способность лазеров концентрировать световую энергию в пространстве, во времени и в спектральном интервале может быть использована двояко:

-нерезонансное взаимодействие мощных световых потоков с веществом в непрерывном и импульсном режимах (лазерная технология, лазерный термоядерный синтез и другие);

-селективное воздействие на атомы, ионы, молекулы и молекулярные комплексы, вызывающие процессы фотодиссоциации, фотоионизации, фотохимические реакции (лазерная химия, лазерное разделение изотопов и другие). Для лазерного ввода энергии в вещество характерна точная локализация, дозированность и стерильность.

Лазеры применяются в медицине как бескровные скальпели, при лечении глазных и кожных заболеваний и других. Лазерные локаторы (лидары) позволяют контролировать распределение загрязнений в атмосфере на различных высотах, определять скорость воздушных течений, температуру и состав атмосферы. Лазерная локация уточнила значение астрономической постоянной и способствовала совершенствованию систем космической навигации, расширила знания об атмосферах и строении поверхности Луны, Венеры, Меркурия и Марса. С появлением лазеров связано рождение новых разделов науки, техники и технологии, таких как квантовая электроника, квантовая и нелинейная оптика, голография и других. Одним из возможных путей решения проблемы управляемого термоядерного синтеза является использование лазеров для нагрева плазмы.

Технологические процессы (сварка, резка и плавление металлов) осуществляются главным образом газовыми лазерами, обладающими высокой средней мощностью. В металлургии лазеры позволяют получить сверхчистые металлы, выплавляемые в вакууме или в контролируемой газовой среде. Для точечной сварки используются и твердотельные лазеры. Сверхкороткие импульсы лазерного излучения используются для изучения быстропротекающих процессов, сверхскоростной фотографии и т.п. Сверхстабильные лазеры являются основой оптических стандартов частоты, лазерных сейсмографов, гравиметров и других точных физических приборов.

Лазеры с перестраиваемой частотой (например, лазеры на красителях) произвели революцию в спектроскопии, существенно повысили разрешающую способность и чувствительность метода вплоть до наблюдения спектров отдельных атомов (лазерная спектроскопия, начало которой было заложено в 1960-61 годах А.Шавловым и Н.Бломбергеном, удостоенных Нобелевской премии по физике 1981 года). Вклад в развитие лазерной спектроскопии и создание квантовых стандартов частоты Д.Холла и Т. Хэнша был отмечен Нобелевской премией 2005 года. (Нобелевскую премию с ними разделил патриарх квантовой оптики Рой Глаубер).

«Гигантская гребенка». В настоящее время система СИ работает с шестью, а не с семью основными единицами. Метр понижен в должности до производной единицы, а значение времени и частоты возросло еще больше. С этим связана длинная история, в которой основным единицам системы СИ был брошен вызов «со дна сосуда Дьюара», когда были достигнуты замечательные успехи, давшие квантовый эталон напряжения, основанный на эффекте Джозефсона (Нобелевская премия 1973 года) и квантовый эталон сопротивления, основанный на целочисленном квантовом эффекте Холла, открытом К. фон Клитцингом (Нобелевская премия 1985 года). Кроме того, соотношение U2/R дает электрическое определение единице Ватт в системе СИ. Недавно использование одноэлектронного транзистора открыло возможность цифрового счета заряда, протекающего в секунду, а это ведет к определению Ампера, единицы тока в системе СИ. Такое взаимопроникновение квантовой физики и метрологии стало горячей темой последнего времени. Замечательные успехи метрологии вместе с достижениями космологии и астрономии поддерживают и мотивируют наше стремление разобраться, точны ли и неизменны во времени те величины, которыми мы пользуемся для описания физического мира. На первый план выходят стандарты времени (или частоты) и причина этого ясна: время является наиболее продуктивной метрологической переменной. В этой связи особое значение имеют работы Дж.Л.Холла и Т. Хэнша, удостоенные Нобелевской премии 2005 года.

Холл Джон Льюис (Hall John Lewis) - американский физик, член Национальной АН (1984). Родился 21 августа 1934 года в Денвере (Колорадо). В 1956 окончил Технологический институт Карнеги в Питтсбурге, штат Пенсильвания, 5 лет спустя там же защитил докторскую диссертацию. С 1961 года -- в Национальном бюро стандартов (теперь -- Национальный институт стандартов и технологий). Одновременно с 1964 года-- в Объединённом институте экспериментальной астрофизики в Боулдере, штат Колорадо, с 1967 года - профессор Колорадского университета. Является основателем и владельцем коммерческой фирмы, специализирующейся на проведении сложных физических измерений с применением высокоточной лазерной техники.

Работы связаны с лазерной спектроскопией, созданием лазеров с высокой степенью монохроматичности и когерентности. Разработал (с Т. Хэншем) метод оптической гребенки частоты, позволивший создать прецизионные приборы для измерения и стандартов частоты на их основе. Созданные ими приборы позволяют проводить измерения с точностью до 18 знаков после запятой. Разработанные ими приборы и методы были применены для точного измерения физических постоянных и их зависимости от времени.

Нобелевская премия 2005 года (совместно с Т. Хэншем и Р. Глаубером).

Премия Ч.Таунса (1984), премия Дэвиссона - Джермера (1988), премия И. Раби (2004) и другие.

Хэнш (Хёнш) Теодор Вольфганг (Hansch Theodor Wolfgang) -- немецкий физик. Родился 30 октября 1941 года в Гейдельберге. Окончил Гейдельбергский ун-т (1966, степень доктора -- 1969). В 1969 - 70 годах -- в Гейдельбергском ун-те. С 1969 года-- в Стэнфордском ун-те, США (в 1970 - 72 годах -- ассистент А. Шавлова, в 1975 - 86 годах -- профессор). С 1986 года -- в Германии, директор Института квантовой оптики имени Макса Планка. Профессор Университета Людвига-Максимилиана в Мюнхене (в 2001-2002 годах--декан физического факультета). Работы в области квантовой оптики. В 1970 году создал новый тип лазера с высокой монохроматичностью и когерентностью (с точностью до миллионной доли), что позволило измерять частоты с гораздо более высокой точностью. В 1990-х годах разработал метод оптической частотной гребенки, позволивший повысить точность измерений частоты до триллионной доли и создать новые прецизионные приборы. В частности искать возможные изменения фундаментальных физических констант в течение длительных промежутков времени. Нобелевская премия 2005 года (совместно с Дж. Холлом и Р. Глаубером) "за развитие прецизионной лазерной спектроскопии, в частности - за методы комбинационной лазерной спектроскопии в оптическом диапазоне".

Медаль Майкельсона (1986), Премия Г.В. Лейбница (1988), медаль Эйнштейна (1995), приз А. Шавлова (1996), премия А. Шавлова (2000), медаль Герлаха (2000), медаль Маттеучи (2002), премия И.Раби (2005), медаль Р. Дизеля (2006) и другие.

Глаубер Рой (Glauber Roy J.) - американский физик. Родился 1 сентября 1925 года в Нью-Йорке. В 1949 году окончил Гарвардский университет (США). С 1976 года профессор физики этого университета.

Родоначальник квантовой оптики. Работы Глаубера по квантовой теории оптической когерентности позволили устранить существовавшее противоречие между описанием свойств света, исходящего от тепловых источников, и лазерного (когерентного) излучения.

Нобелевская премия 2005 года Премии М. Борна (1985), Гумбольта (1989), Хейнемана (1996) и другие. Иностранный член Лондонского королевского общества (1997).

Четыре направления лазерной технологии объединились в 1999-2000 годах. Первое из них - это реализация повторяющихся последовательностей все более коротких импульсов, второе - поиск путей генерации как можно более стабильных во времени неизменных частот. Соединить преимущества сверхбыстрых и сверхстабильных лазеров удалось тогда, когда обнаружилось, что оптические волокна со специально созданной микроструктурой (третье направление) настолько нелинейны, что могут преобразовывать фемтосекундные лазерные импульсы в белый свет, охватывающий целую оптическую октаву. При этом впервые оказалось возможным генерировать частотную гребенку, заполняющую интервал частот, равный низшей частоте гребенки, и выразить этот интервал как целое кратное от частоты повторения импульсов фемтосекундного лазера. Эта «гребенка» - связь между стандартом частоты радиодиапазона и всеми оптическими стандартами частоты создавалась вместе со становлением методов повышения чувствительности, которые явились четвертым направлением. Объединение этих четырех технологий привело к резкому росту точности измерений частоты и открыло путь к более точной поверке заботливо хранимых физических принципов, таких как стабильность во времени фундаментальных физических констант (например, постоянной тонкой структуры, скорости света, отношений некоторых атомных масс и т.д.) Технология стабильных лазеров позволяет сейчас настолько точно синхронизовать два независимых фемтосекундных лазера, что их излучение воспринимается как излучение одного лазера.

Таким образом, в настоящее время источники стабильных частот доступны в интервале от 10 мкм (30 ТГц) до ~ 280 нм (~ 1 ПГц), что выходит далеко за рамки видимого диапазона. Созданы системы, в которых удвоенная частота одного лазера сравнивается с суммой далеко отстоящих частот двух других лазеров. Остаточный дефицит частоты в несколько ТГц, можно синтезировать, используя гребенку Коуроги, основанную на использовании радиочастотного модулятора, помещенного внутрь резонатора.

Один из возможных способов уширения спектральной полосы оптической гребенки состоит в использовании внутрирезонаторного усиления для компенсации оптических потерь в модуляторе, например, поместив внутри резонатора кристалл параметрического генератора света. При частотной модуляции легко наблюдаются колебания и генерация сотен боковых полос.

В заключительные дни последнего тысячелетия лазерное сообщество почти случайно получило от лазерной промышленности исключительно важный подарок. Без него частотные гребенки едва ли получили бы широкое распространение. Этим подарком было появление мощных лазеров видимого диапазона, основанных на удвоении частоты твердотельного лазера на неодиме с диодной накачкой. Их сразу стали использовать вместо довольно шумных и сложных аргоновых ионных лазеров, которые широко применялись для накачки твердотельных лазеров. Эти новые лазеры имели очень низкий уровень остаточного амплитудного шума. Это свойство является ключевым при работе лазеров с самосинхронизацией мод: лазеры на титанате сапфира самосинхронизуются из-за индуцированной собственным излучением оптической линзы, которая уменьшает потери резонатора, когда все лазерные моды синхронизованы и образуют «оптическую пулю» в активной среде. Эта нестационарная линза формируется поперечным градиентом показателя преломления, индуцируется оптической пулей и может существовать только в ее присутствии. Таким образом, резонатор лазера изначально настраивается так, что для образования лазерных мод с низкими потерями требуется дополнительная фокусировка, а после начала работы в импульсном режиме поддерживается стабильная самосинхронизация мод. Если длительность импульса составляет всего 10 фсек при периоде повторения ~ 10 нсек, то при идеальной синхронизации отношение пиковой мощности к средней составляет ~ 106. Типичный лазер излучает ~ 0,5 Вт через зеркало с коэффициентом пропускания 5%. Следовательно, средняя внутренняя мощность равна 10 Вт, а пиковая - 10 МВт, и она фокусируется в пятно радиусом ~ 14 мкм на лазерный кристалл из титаната сапфира. При этом площадь поперечного сечения активной области равна 3 • 10-6 см2, так что при пиковой мощности 10 МВт получаем интенсивность 3 ТВт см-2. Соответствующее электрическое поле составляет 10 % от межатомного поля в кристалле, так что не удивительно, что при этом оптически индуцируется значительное увеличение показателя преломления (оптический эффект Керра). Из-за этого механизма в благоприятном случае ширина линий лазерной гребенки без стабилизации частоты лежит в пределах 3-10 кГц.

Десятикратное увеличение интенсивности дает трехкратный рост поля в кварцевом волокне, доводя его фактически до межатомного, и создает условия для сильных нелинейных взаимодействий. Все спектральные компоненты лазера смешиваются друг с другом, радикально уширяя спектр. Структура волокна такова, что оптические частоты, занимающие широкий диапазон, распространяются по волокну почти с одинаковой скоростью, что сохраняет фазовый синхронизм в данном частотном преобразовании и приводит к накоплению мощности на новых частотах. По существу входной спектр на нескольких сантиметрах длины волокна преобразуется в белый свет. На самом деле свет не совсем белый, поскольку в нем еще сохраняется основной ритм исходного лазера, например 100 МГц. Поэтому в действительности происходит генерация гребенки линий в спектре с шириной компонент, связанной с используемой спектральной разрешающей силой. В конце концов, на уровне ширин порядка 1 кГц или меньше процессы фазовой модуляции, проявляющиеся в широкой полосе во всех лазерах, приводят к уширению линий (если не включена система стабилизации). Такой метод гребенки надежно работает для измерений с точностью более чем 18 знаков.

Объяснение частотных гребенок может быть таким. Пусть есть синусоидальное напряжение или поле, тогда зависимость от времени представляет собой гладкие колебания, а в зависимости от частоты есть только одна Фурье-компонента, узкая линия. Добавим теперь в эту волну гармоники. В спектре появятся новые линии в точности на частотах гармоник, а временная зависимость станет довольно сложной. Подбирая фазы этих гармоник, мы можем начать синтезировать некое возмущение по временной зависимости, напоминающее импульс, точнее, серию одинаковых импульсов. Продолжим увеличение числа гармоник. Чем больше мы их добавляем, тем более короткий импульс мы можем синтезировать и, конечно, тем богаче спектр этого сигнала. Продолжая добавлять когерентные гармоники исходной синусоиды, мы получим огромное количество линий в спектре. Если частота исходного источника равна 100 МГц и мы хотим воспроизвести описанный подход и дойти до оптического диапазона, потребуется несколько миллионов гармоник. При правильном подборе фаз длительность импульса может быть в 106 раз меньше, чем период исходной синусоиды. Итак, мы действительно можем ожидать очень коротких импульсов и очень широкой спектральной полосы.

Эта ситуация хорошо согласуется с результатом Фурье-анализа одиночного импульса. Такой импульс имеет Фурье-компоненты на всех частотах с почти постоянными амплитудами, которые постепенно уменьшаются на частотах выше частоты, равной обратной длительности импульса. Если мы хотим проанализировать спектр последовательности повторяющихся импульсов, то нам потребуется спектрометр, полоса пропускания которого уже, чем частота следования импульсов - иначе мы не разрешим структуру гармоник. Однако узкая полоса пропускания соответствует большему времени отклика. Поэтому сигнал на выходе спектрометра, настроенного на определенную длину волны, будет представлять результат когерентного сложения вкладов от многих импульсов. Отдельный импульс имеет широкий и непрерывный спектр, а спектральные амплитуды для многих импульсов интерферируют, что приводит к модуляции спектра. Добавляя со временем большее число импульсов (при более высоком спектральном разрешении), мы получим более глубокую модуляцию. В итоге, мы получим Фурье-гармоники в виде очень узких эквидистантных линий. Пока мы не столкнемся с такими техническими проблемами, как фазовый шум в частоте следования, наблюдаемые линии будут тем острее, чем выше будет разрешение при анализе сигнала. Так что спектр действительно напоминает "гребенку".