Làser: dispositiu i principi de funcionament
Comportament normal de la llum en passar per un medi
Normalment, quan la llum passa per un medi, la seva intensitat disminueix. El valor numèric d'aquesta atenuació es pot trobar a partir de la llei de Bouguer:
En aquesta equació, a més de les intensitats lluminoses I que entra i surt del medi, també hi ha un factor anomenat coeficient d'absorció de llum lineal del medi. En l'òptica tradicional, aquest coeficient és sempre positiu.
Absorció de llum negativa
Què passa si per algun motiu el coeficient d'absorció és negatiu? Llavors que? Hi haurà amplificació de la llum a mesura que travessa el medi; de fet, el medi mostrarà una absorció negativa.
Les condicions per observar aquesta imatge es poden crear artificialment. El concepte teòric sobre la manera d'implementar el fenomen proposat va ser formulat l'any 1939 pel físic soviètic Valentin Alexandrovich Fabrikant.
Durant l'anàlisi d'un hipotètic mitjà d'amplificació de la llum que hi passava, Fabrikant va proposar el principi de l'amplificació de la llum. I el 1955els físics soviètics Nikolai Genadievich Basov i Alexander Mikhailovich Prokhorov van aplicar aquesta idea Fabrikant a la regió de radiofreqüència de l'espectre electromagnètic.
Considereu el costat físic de la possibilitat d'absorció negativa. En una forma idealitzada, els nivells d'energia dels àtoms es poden representar com a línies, com si els àtoms de cada estat només tinguessin energies E1 i E2 estrictament definides. Això significa que quan passa d'estat a estat, un àtom emet o absorbeix exclusivament llum monocromàtica d'una longitud d'ona definida amb precisió.
Però la realitat dista de ser ideal i, de fet, els nivells d'energia dels àtoms tenen una certa amplada finita, és a dir, no són línies de valors exactes. Per tant, durant les transicions entre nivells, també hi haurà un cert rang de freqüències emeses o absorbides dv, que depèn de l'amplada dels nivells d'energia entre els quals es produeix la transició. Els valors de E1 i E2 es poden utilitzar per indicar només els nivells d'energia mitjana de l'àtom.
Per tant, com que hem assumit que E1 i E2 són els punts mitjans dels nivells d'energia, podem considerar un àtom en aquests dos estats. Sigui E2>E1. Un àtom pot absorbir o emetre radiació electromagnètica quan passa entre aquests nivells. Suposem que, en estar en l'estat fonamental E1, un àtom absorbia radiació externa amb energia E2-E1 i passava a un estat excitat E2 (la probabilitat d'aquesta transició és proporcional al coeficient d'Einstein B12).
En estar en un estat excitat E2, l'àtom sota l'acció de la radiació externa amb energia E2-E1 emet un quàntic amb energia E2-E1 i es veu obligat a passar a l'estat fonamental amb energia E1 (la probabilitat d'aquesta transició és proporcional a el coeficient d'Einstein B21).
Si un feix paral·lel de radiació monocromàtica amb densitat espectral de volum w (v) travessa una substància la capa de la qual té una unitat d'àrea de secció transversal i un gruix dx, aleshores la seva intensitat canviarà en el valor:
Aquí n1 és la concentració d'àtoms en els estats E1, n2 és la concentració d'àtoms en els estats E2.
Substituint les condicions del costat dret de l'equació, suposant que B21 = B12, i després substituint l'expressió per B21, obtenim l'equació per al canvi en la intensitat de la llum a nivells d'energia estrets:
A la pràctica, com s'ha esmentat anteriorment, els nivells d'energia no són infinitament estrets, per la qual cosa s'ha de tenir en compte la seva amplada. Per no desordenar l'article amb una descripció de transformacions i un munt de fórmules, simplement observem que introduint un rang de freqüències i després integrant sobre x, acabarem amb una fórmula per trobar el coeficient d'absorció real d'una mitjana:
Com que és obvi que en condicions d'equilibri termodinàmic, la concentració n1 d'àtoms en l'estat d'energia inferior E1 és sempre més gran que la concentració n2 d'àtoms en l'estat superior E2, l'absorció negativa és impossible en condicions normals, és impossible amplificar-la. llum només passant per un entorn real sense prendre cap mesura addicional...
Perquè l'absorció negativa sigui possible, cal crear condicions en què la concentració d'àtoms en estat excitat E2 en el medi sigui més gran que la concentració d'àtoms en estat fonamental E1, és a dir, cal organitzar. una distribució inversa dels àtoms en el medi segons els seus estats energètics.
Necessitat de bombeig d'energia del medi ambient
Per organitzar una població invertida de nivells d'energia (per obtenir un medi actiu) s'utilitza el bombeig (p. ex. òptic o elèctric). El bombeig òptic implica l'absorció de radiació dirigida cap a ells pels àtoms, a causa de la qual aquests àtoms passen a un estat excitat.
El bombeig elèctric en un medi gasós implica l'excitació d'àtoms per col·lisions inelàstiques amb electrons de la descàrrega de gas. Segons Fabrikant, alguns dels estats de baixa energia dels àtoms s'han d'eliminar mitjançant impureses moleculars.
És pràcticament impossible obtenir un medi actiu mitjançant el bombeig òptic en un medi de dos nivells, ja que quantitativament les transicions d'àtoms per unitat de temps de l'estat E1 a l'estat E2 i viceversa (!) en aquest cas seran equivalents, la qual cosa vol dir que cal recórrer almenys a un sistema de tres nivells.
Penseu en un sistema de bombeig de tres etapes. Deixeu que la radiació externa amb l'energia fotònica E3-E1 actuï sobre el medi mentre els àtoms del medi passen de l'estat amb l'energia E1 a l'estat amb l'energia E3. Des de l'estat d'energia E3, són possibles transicions espontànies a l'estat E2 i a E1. Per obtenir una població invertida (quan hi ha més àtoms amb el nivell E2 en un medi determinat), cal fer que el nivell E2 tingui una vida més llarga que l'E3. Per a això, és important complir les condicions següents:
El compliment d'aquestes condicions farà que els àtoms en estat E2 romanguin més temps, és a dir, la probabilitat de transicions espontànies d'E3 a E1 i d'E3 a E2 supera la probabilitat de transicions espontànies d'E2 a E1. Aleshores, el nivell E2 serà més durador, i aquest estat al nivell E2 es pot anomenar metaestable. Per tant, quan la llum amb freqüència v = (E3 — E1) / h travessa un medi tan actiu, aquesta llum s'amplificarà. De la mateixa manera, es pot utilitzar un sistema de quatre nivells, aleshores el nivell E3 serà metaestable.
Dispositiu làser
Així, el làser inclou tres components principals: un medi actiu (en el qual es crea la inversió de població dels nivells d'energia dels àtoms), un sistema de bombeig (un dispositiu per obtenir la inversió de població) i un ressonador òptic (que amplifica la radiació). moltes vegades i forma un feix dirigit de la sortida). El medi actiu pot ser sòlid, líquid, gasós o plasma.
El bombeig es fa en continu o per pols. Amb el bombeig continu, el subministrament del medi està limitat pel sobreescalfament del medi i les conseqüències d'aquest sobreescalfament. En el bombeig per pols, l'energia útil introduïda a poc a poc al medi s'obté més a causa de la gran potència de cada pols individual.
Diferents làsers: diferents bombeigs
Els làsers d'estat sòlid es bombegen irradiant el medi de treball amb potents flaixos de descàrrega de gas, llum solar enfocada o un altre làser. Aquest bombeig sempre és per pols perquè la potència és tan alta que la vareta de treball col·lapsarà sota una acció contínua.
Els làsers de líquid i de gas es bombegen amb una descàrrega elèctrica.Els làsers químics assumeixen l'ocurrència de reaccions químiques en el seu medi actiu, com a resultat de les quals la població invertida d'àtoms s'obté a partir dels productes de la reacció o d'impureses especials amb una estructura de nivell adequada.
Els làsers semiconductors són bombejats per corrent directe a través d'una unió pn o per un feix d'electrons. A més, hi ha mètodes de bombeig com la fotodissociació o el mètode dinàmic de gas (refrigerament brusc de gasos escalfats).
Ressonador òptic: el cor del làser
El ressonador òptic és un sistema d'un parell de miralls, en el cas més simple, dos miralls (còncaus o paral·lels) fixats entre si, i entre ells al llarg d'un eix òptic comú hi ha un medi actiu en forma de cristall o cubeta amb gas. Els fotons que passen en angle pel medi el deixen al costat, i els que es mouen al llarg de l'eix, reflectint-se diverses vegades, s'amplifiquen i surten per un mirall translúcid.
Això produeix radiació làser, un feix de fotons coherents, un feix estrictament dirigit. Durant un pas de llum entre els miralls, la magnitud del guany ha de superar un cert llindar: la quantitat de pèrdua de radiació a través del segon mirall (com millor transmet el mirall, més alt ha de ser aquest llindar).
Per tal que l'amplificació de la llum es dugui a terme de manera eficaç, cal no només augmentar el camí de la llum dins del medi actiu, sinó també assegurar-se que les ones que surten del ressonador estiguin en fase entre elles, llavors les ones interferents donaran la màxima amplitud possible.
Per aconseguir aquest objectiu, és necessari que cadascuna de les ones del ressonador que torna a un punt del mirall font i, en general, en qualsevol punt del medi actiu, estigui en fase amb l'ona primària després d'un nombre arbitrari de reflexos perfectes. . Això és possible quan el camí òptic recorregut per l'ona entre dos retorns compleix la condició:
on m és un nombre enter, en aquest cas la diferència de fase serà múltiple de 2P:
Ara, com que cadascuna de les ones difereix en fase de l'anterior en 2pi, això vol dir que totes les ones que surten del ressonador estaran en fase entre si, donant la màxima interferència d'amplitud. El ressonador tindrà una radiació paral·lela gairebé monocromàtica a la sortida.
El funcionament dels miralls dins del ressonador proporcionarà l'amplificació dels modes corresponents a les ones estacionàries dins del ressonador; altres modes (que sorgeixen a causa de les peculiaritats de les condicions reals) es veuran debilitats.
Làser Rubí: el primer estat sòlid
El primer dispositiu d'estat sòlid va ser construït l'any 1960 pel físic nord-americà Theodore Maiman. Es tractava d'un làser de robí (robí - Al2O3, on alguns dels llocs de gelosia -en un 0,5%- es substitueixen per crom triplement ionitzat; com més crom, més fosc és el color del cristall de robí).
El primer làser amb èxit dissenyat pel Dr. Ted Mayman el 1960.
Un cilindre de robí fet del cristall més homogeni, amb un diàmetre de 4 a 20 mm i una longitud de 30 a 200 mm, es col·loca entre dos miralls fets en forma de capes de plata aplicades als extrems acuradament polits d'aquest. cilindre. Una làmpada de descàrrega de gas en forma d'espiral envolta un cilindre en tota la seva longitud i s'alimenta d'alta tensió a través d'un condensador.
Quan el llum s'encén, el robí s'irradia intensament, mentre que els àtoms de crom es mouen del nivell 1 al nivell 3 (estan en aquest estat excitat durant menys de 10-7 segons), aquí és on la transició més probable a el nivell 2 es realitzen — a un nivell metaestable. L'excés d'energia es transfereix a la xarxa cristal·lina de robí. Les transicions espontànies del nivell 3 al nivell 1 són insignificants.
La transició del nivell 2 al nivell 1 està prohibida per les regles de selecció, de manera que la durada d'aquest nivell és d'uns 10-3 segons, que és 10.000 vegades més llarg que al nivell 3, com a resultat, els àtoms s'acumulen en robí amb el nivell 2: aquesta és la població inversa del nivell 2.
Sorgint espontàniament durant les transicions espontànies, els fotons poden provocar transicions forçades del nivell 2 al nivell 1 i provocar una allau de fotons secundaris, però aquestes transicions espontànies són aleatòries i els seus fotons es propaguen de manera caòtica, principalment deixant el ressonador a través de la seva paret lateral.
Però els dels fotons que toquen l'eix pateixen múltiples reflexions dels miralls, provocant simultàniament l'emissió forçada de fotons secundaris, que tornen a provocar l'emissió estimulada, etc. Aquests fotons es mouran en una direcció semblant als primaris i el flux al llarg de l'eix del cristall augmentarà com una allau.
El flux multiplicat de fotons sortirà pel mirall lateral translúcid del ressonador en forma d'un feix de llum estrictament direccional d'intensitat colossal. El làser robí funciona a una longitud d'ona de 694,3 nm, mentre que la potència del pols pot ser de fins a 109 W.
Làser de neó amb heli
El làser d'heli-neó (heli / neó = 10/1) és un dels làsers de gas més populars. La pressió a la mescla de gasos és d'uns 100 Pa.El neó serveix com a gas actiu, produeix fotons amb una longitud d'ona de 632,8 nm en mode continu. La funció de l'heli és crear una població inversa a partir d'un dels nivells d'energia superiors del neó. L'amplada de l'espectre d'aquest làser és d'aproximadament 5 * 10-3 Hz Longitud de coherència 6 * 1011 m, temps de coherència 2 * 103 ° C.
Quan es bombeja un làser d'heli-neó, una descàrrega elèctrica d'alt voltatge indueix la transició dels àtoms d'heli a un estat excitat metaestable del nivell E2. Aquests àtoms d'heli xoquen de manera inelàstica amb àtoms de neó en l'estat fonamental E1, transferint la seva energia. L'energia del nivell E4 del neó és superior al nivell E2 d'heli en 0,05 eV. La manca d'energia es compensa amb l'energia cinètica dels xocs atòmics. Com a resultat, al nivell E4 del neó s'obté una població invertida respecte al nivell E3.
Tipus de làsers moderns
Segons l'estat del medi actiu, els làsers es divideixen en: sòlid, líquid, gas, semiconductor i també cristall. Segons el mètode de bombeig, poden ser: òptica, química, descàrrega de gas. Per la naturalesa de la generació, els làsers es divideixen en: continu i polsat. Aquest tipus de làsers emeten radiació en el rang visible de l'espectre electromagnètic.
Els làsers òptics van aparèixer més tard que els altres. Són capaços de generar radiació en el rang de l'infraroig proper, aquesta radiació (a una longitud d'ona de fins a 8 micres) és molt adequada per a comunicacions òptiques. Els làsers òptics contenen una fibra en el nucli de la qual s'han introduït diversos ions d'elements de terres rares adequats.
La guia de llum, com amb altres tipus de làsers, s'instal·la entre un parell de miralls.Per al bombeig, la radiació làser amb la longitud d'ona requerida s'alimenta a la fibra, de manera que els ions dels elements de terres rares passen a un estat excitat sota la seva acció. Tornant a un estat d'energia inferior, aquests ions emeten fotons amb una longitud d'ona més gran que la del làser iniciador.
D'aquesta manera, la fibra actua com a font de llum làser. La seva freqüència depèn del tipus d'elements de terres rares afegits. La fibra en si està feta de fluorur de metalls pesants, el que resulta en la generació eficient de radiació làser a la freqüència del rang d'infrarojos.
Els làsers de raigs X ocupen el costat oposat de l'espectre, entre l'ultraviolat i el gamma, són ordres de magnituds amb longituds d'ona de 10-7 a 10-12 m. Els làsers d'aquest tipus tenen la brillantor de pols més alta de tots els tipus de làsers.
El primer làser de raigs X es va construir l'any 1985 als EUA, al Laboratori Livermore. Llorenç. El làser generat en ions de seleni, el rang de longitud d'ona és de 18,2 a 26,3 nm, i la brillantor més alta cau a la línia de longitud d'ona de 20,63 nm. Avui, s'ha aconseguit radiació làser amb una longitud d'ona de 4,6 nm amb ions d'alumini.
El làser de raigs X es genera per polsos amb una durada de 100 ps a 10 ns, que depèn de la vida útil de la formació de plasma.
El fet és que el medi actiu d'un làser de raigs X és un plasma altament ionitzat, que s'obté, per exemple, quan s'irradia una fina pel·lícula d'itri i seleni amb un làser d'alta potència en l'espectre visible o infraroig.
L'energia del làser de raigs X en un pols arriba als 10 mJ, mentre que la divergència angular del feix és d'aproximadament 10 mil·liradians. La relació entre la potència de la bomba i la radiació directa és d'aproximadament 0,00001.