Pravo zračenje ne sadrži jednu specifičnu frekvenciju oscilovanja, već određeni skup različitih frekvencija, koji se naziva spektrom ili spektralnim sastavom ovog zračenja. Za zračenje se kaže da je monokromatsko ako sadrži vrlo uzak raspon frekvencija (ili valnih dužina). U vidljivom području, monokromatsko zračenje proizvodi svjetlosni osjećaj određene boje; na primjer, zračenje koje pokriva raspon talasnih dužina od 0,55 do 0,56 μm se percipira kao zeleno. Što je frekventni opseg datog zračenja uži, to je ono monohromatskije. Formula (1.2) se odnosi na idealno monohromatsko zračenje koje sadrži jednu frekvenciju oscilovanja.

Vruće čvrste tvari i tekućine emituju kontinuirani (ili kontinuirani) spektar elektromagnetnih valova u vrlo širokom rasponu frekvencija. Svjetleći razrijeđeni plinovi emituju linijski spektar koji se sastoji od pojedinačnih monohromatskih zračenja zvanih spektralne linije; Svaku spektralnu liniju karakteriše određena frekvencija oscilovanja (ili talasna dužina) koja se nalazi u sredini uskog frekventnog opsega koji pokriva. Ako izvori zračenja nisu pojedinačni (izolovani, slobodni) atomi, već molekuli gasa, tada se spektar sastoji od traka (banded spectrum), svaki pojas pokriva širi kontinuirani interval talasnih dužina od spektralne linije.

Linijski (atomski) spektar svake supstance je karakterističan za nju; Zahvaljujući tome moguća je spektralna analiza, odnosno određivanje hemijskog sastava supstance iz talasnih dužina spektralnih linija zračenja koje emituje.

Pretpostavimo da se elektromagnetski talas širi duž određene prave linije, koju ćemo nazvati zrakom. Može vas zanimati promjena vektora u određenoj tački zraka sa protokom

vrijeme; moguće je da c. U ovom trenutku se ne mijenja samo veličina vektora, kao što slijedi iz formule (1.2), već i orijentacija vektora u prostoru. Zatim možete fiksirati veličinu i smjer vektora u različitim točkama snopa, ali u određenom trenutku. Ako se pokaže da u različitim točkama duž snopa svi vektori leže u istoj ravni, tada se zračenje naziva ravninsko polarizirano ili linearno polarizirano; Takvo zračenje proizvodi izvor koji održava ravan oscilacija tokom procesa zračenja. Ako se ravnina oscilovanja izvora talasa menja tokom vremena, tada vektor u talasu ne leži u određenoj ravni i zračenje neće biti polarizovano u ravni. Konkretno, moguće je dobiti val u kojem se vektor ravnomjerno rotira oko zraka. Ako vektor potpuno nasumično promijeni svoju orijentaciju oko zraka, tada se zračenje naziva prirodnim. Takvo zračenje se dobija od svetlećih čvrstih, tečnih i gasovitih tela, u kojima su ravni, vibracije elementarnih izvora lečenja - atoma i molekula - nasumično orijentisane u prostoru.

Dakle, najjednostavnije zračenje je monohromatski ravni polarizovani talas. Ravan u kojoj leže vektor i vektor pravca prostiranja talasa naziva se ravan oscilovanja koja je okomita na ravan oscilovanja (tj. ravan u kojoj leži vektor H) naziva se ravan polarizacije.

Brzina širenja elektromagnetnih talasa u vakuumu jedna je od najvažnijih konstanti fizike i jednaka je

U drugim medijima manji je od k i određen je formulom (vidi dio III, § 29)

gdje su dielektrična i magnetna permeabilnost medija, respektivno.

Kada zračenje prelazi iz jednog medija u drugi, frekvencija oscilovanja u talasu se održava, ali se talasna dužina K menja; Obično, osim ako nije drugačije naznačeno, K označava talasnu dužinu u vakuumu.

Gore je navedeno da vidljivo zračenje (koje nazivamo svjetlošću) pokriva talasne dužine od 400 do, uz poseban trening oka, svjetlost talasne dužine od 320 do 900 nm. Širi opseg talasnih dužina od 1 cm do , koji takođe pokriva ultraljubičasto i infracrveno područje, naziva se optičko zračenje.

4. novembar 2013. u 21:33

Spektroskopija u geto stilu: Istraživanje spektra i (sigurne) opasnosti od lasera

• Uradi sam ili uradi sam

Mislim da su se svi koji čitaju ovaj članak igrali laserskim pokazivačima. Kinezi u posljednje vrijeme sve više povećavaju snagu zračenja - a o sigurnosti ćemo se morati sami pobrinuti.

Osim toga, uspio sam pogledati i spektar laserskog zračenja na koljenu – da li se generiše na jednoj frekvenciji ili na nekoliko odjednom. Ovo može biti neophodno ako želite da pokušate da snimite hologram kod kuće.

Prisjetimo se dizajna zelenih DPSS lasera

Infracrvena laserska dioda od 808 nm sija na kristal Nd:YVO4 ili Nd:YAG neodimijum lasera, koji emituje svetlost na talasnoj dužini od 1064nm. Tada dolazi do udvostručavanja frekvencije u nelinearnom KTP kristalu - i dobijamo zeleno svjetlo od 532 nm.

Očigledan problem je što zračenje od 808nm i 1064nm može izaći iz lasera (ako nema izlaznog filtera, ili je lošeg kvaliteta) pod nepoznatim uglom, a da mi ne znamo, može doći do umjetničkog rezanja na mrežnjači. Ljudsko oko uopće ne vidi 1064 nm, a zračenje od 808 nm je vrlo slabo, ali se može vidjeti u mraku (ovo nije previše opasno samo kod raspršenog zračenja male snage!).

Međutim, koje je zračenje u fokusiranom dijelu laserskog zračenja? Hajde da pokušamo da saznamo.

Prvi pristup: list papira i CD

Ideja je jednostavna - sijamo laserom kroz rupu na listu A4 papira na površinu utisnutog CD-a. Žljebovi na površini diska - u prvoj aproksimaciji - rade kao difrakciona rešetka i sortiraju svjetlost u spektar.

Svaka talasna dužina formira nekoliko slika odjednom - nekoliko pozitivnih i nekoliko negativnih redova.

Kao rezultat toga, okom i običnom kamerom vidjet ćemo sljedeće:

Međutim, ako pogledamo list papira s kamerom bez IR filtera, primijetimo čudnu ljubičastu tačku između prve i druge tačke iz centra:

Drugi pristup: disperzione prizme

Prizma takođe deli svetlost na spektar, ali je razlika u uglovima prelamanja za različite talasne dužine mnogo manja. Zato mi nije bilo moguće odmah da implementiram ovu opciju – nastavio sam da vidim jednu tačku. Situaciju je pogoršala činjenica da su moje prizme bile od običnog stakla, koje svjetlost razlaže u spektar dvostruko slabije od specijaliziranih.

Rezultat je postignut: 808nm, 1064nm i zelene 532nm tačke su jasno vidljive. Ljudsko oko, umjesto IC tačaka, ne vidi baš ništa.

Korištenjem zelenog lasera od 1W, korištenjem „mjerača visoke preciznosti prstiju“ (skraćeno PVIM), bilo je moguće otkriti da je u mom slučaju ogromna većina zračenja 532 nm, te 808 nm i 1064 nm, iako se može detektirati od strane kamere, njihova snaga je 20 ili više puta manja, ispod granice detekcije PVIM-a.

Vrijeme je da provjerite naočare

Kinezi obećavaju da je slabljenje 10 hiljada puta (OD4) za opsege od 190-540 nm i 800-2000 nm. Pa, hajde da proverimo da oči nisu službene.

Stavljamo naočare na kameru (ako ih stavite na laser, rupa će se otopiti, plastične su), i dobijamo: 532nm i 808nm su jako oslabljeni, malo je ostalo od 1064nm, ali mislim da nije kritično :

Iz radoznalosti sam odlučio da testiram anaglifne naočare u boji (sa crvenim i plavim staklom). Crvena polovina dobro zadržava zelenu, ali za infracrveno svjetlo su prozirne:

Plava polovina praktično nema nikakvog efekta:

Generiše li laser na jednoj frekvenciji ili na nekoliko?

Kao što se sjećamo, glavni element dizajna DPSS lasera je Fabry-Perot rezonator, koji se sastoji od 2 ogledala, jedno prozirno, drugo pravilno. Ako se talasna dužina generisanog zračenja ne uklapa u dužinu rezonatora ceo broj puta, usled interferencije talasi će se sami poništiti. Bez upotrebe posebnih sredstava, laser će istovremeno generirati svjetlost na svim dozvoljenim frekvencijama.

Što je veći rezonator, veće su moguće talasne dužine na kojima laser može da generiše. U zelenim laserima najniže snage, neodimijum laserski kristal je tanka ploča, a često su samo 1 ili 2 valne dužine moguće za laser.

Kada se promijeni temperatura (=veličina rezonatora) ili snaga, frekvencija proizvodnje može se mijenjati glatko ili naglo.

Zašto je to važno? Laseri koji stvaraju svjetlost na jednoj talasnoj dužini mogu se koristiti za holografiju kod kuće, interferometriju (ultra-precizno mjerenje udaljenosti) i druge zabavne stvari.

Pa, hajde da to proverimo. Uzimamo isti CD, ali ovog puta spot ćemo posmatrati ne sa 10 cm, već sa 5 metara (pošto treba da vidimo razliku u talasnim dužinama reda 0,1 nm, a ne 300 nm).

1W zeleni laser: Zbog velike veličine rezonatora, frekvencije se javljaju u malim intervalima:

10mW zeleni laser: dimenzije rezonatora su male - samo 2 frekvencije se uklapaju u isti spektralni opseg:

Kada se snaga smanji, ostaje samo jedna frekvencija. Možete napisati hologram!

Pogledajmo druge lasere. Crvena 650nm 0.2W:

Ultraljubičasto 405nm 0,2W:

1.1. Vrste spektra.

Na prvi pogled, laserski snop izgleda vrlo jednostavno u strukturi. Ovo je praktično jednofrekventno zračenje koje ima spektralno čistu boju: He-Ne laser ima crveno zračenje (633 nm), kadmijum laser emituje plavu boju (440 nm, argonski laser emituje nekoliko linija u plavo-zelenoj oblasti spektar (488 nm, 514 nm itd.), poluprovodnički laser - crveno zračenje (650 nm) itd. Zapravo, spektar laserskog zračenja ima prilično složenu strukturu i određen je sa dva parametra - spektrom zračenja radnog supstance (za He-Ne laser, na primer, ovo je crvena spektralna linija. zračenje neona pobuđeno električnim pražnjenjem) i rezonantne pojave u optičkoj šupljini lasera.

Za poređenje, slike na desnoj strani prikazuju emisione spektre sunca (A) i konvencionalne žarulje sa žarnom niti (B) (gornja slika), spektar živine lampe (slika desno) i znatno uvećani spektar emisije He-Ne laser (donja slika).

Spektar žarulje sa žarnom niti, kao i solarni spektar, odnosi se na kontinuirane spektre koji su u potpunosti ispunjeni vidljivim spektralnim opsegom elektromagnetnog zračenja (400-700 nm). Spektar živine lampe pripada linijskom spektru, koji takođe ispunjava čitav vidljivi opseg, ali se sastoji od pojedinačnih spektralnih komponenti različitog intenziteta. Inače, prije pojave lasera, monokromatsko zračenje se dobijalo izolacijom pojedinih spektralnih komponenti zračenja iz živine lampe.

1.2. Spektar emisije u He-Ne laseru.

Spektar laserskog zračenja je monokromatski, odnosno ima vrlo usku spektralnu širinu, ali, kao što se vidi sa slike, ima i složenu strukturu.

Razmotrićemo proces formiranja laserskog spektra na osnovu dobro proučenog He-Ne lasera. Istorijski gledano, to je bio prvi kontinuirani laser koji radi u vidljivom opsegu spektra. Kreirao ga je A. Javan 1960. godine.

Na sl. desno su energetski nivoi pobuđene mešavine helijuma i neona. Pobuđeni atom helija ili neona je atom u kojem se jedan ili više elektrona vanjske ljuske, u sudaru s elektronima i ionima plinskog pražnjenja, pomiču na više energetske nivoe i nakon toga mogu preći na niži energetski nivo ili se vratiti nazad u neutralnom nivou, sa emisijom svetlosnog kvanta - fotona.

Atomi se pobuđuju električnom strujom koja prolazi kroz mješavinu plinova. Za He-Ne laser, ovo je užareno pražnjenje niske struje (tipične struje pražnjenja su 20-50 mA). Slika nivoa energije i mehanizam zračenja prilično su složeni čak i za takav „klasični“ laser, a to je He-Ne laser, pa ćemo se ograničiti na razmatranje samo glavnih detalja ovog procesa. Atomi helijuma pobuđeni do nivoa 2S u sudarima sa atomima neona prenose im akumuliranu energiju, pobuđujući ih do nivoa 5S (dakle, helijuma je više u mešavini gasova nego neona). Sa nivoa 5S, elektroni se mogu kretati na niz nižih energetskih nivoa. Nas zanima samo tranzicija 5S - 3P (oba nivoa su zapravo podijeljena na niz podnivoa zbog kvantne prirode pobudnih i emisionih mehanizama). Talasna dužina emisije fotona tokom ove tranzicije je 633 nm.

Napomenimo još jednu važnu činjenicu, koja je suštinski važna za dobijanje koherentnog zračenja. Uz pravilne proporcije helijuma i neona, pritisak gasne mešavine u cevi i vrednost struje pražnjenja, elektroni se akumuliraju na nivou 5S i njihov broj prelazi broj elektrona koji se nalaze na nižem 3P nivou. Ovaj fenomen se naziva inverzija populacije nivoa. Međutim, ovo još nije lasersko zračenje. Ovo je jedna od spektralnih linija u spektru neonske emisije. Širina spektralne linije zavisi od nekoliko razloga, od kojih su glavni: - konačna širina energetskih nivoa (5S i 3P) uključenih u zračenje i određena principom kvantne nesigurnosti koji je povezan sa vremenom boravka atoma neona u pobuđeno stanje, - proširenje linije povezano sa stalnim kretanjem pobuđenih čestica u pražnjenju pod uticajem električnog polja (tzv. Doplerov efekat). Uzimajući ove faktore u obzir, širina linije (stručnjaci je zovu kontura radnog prelaza) je približno dve desetine hiljada angstroma. Za tako uske linije pogodnije je koristiti njegovu širinu u frekvencijskom domenu u proračunima. Koristimo formulu tranzicije:

dn 1 =dl c/l 2 (1)

gdje je dn 1 širina spektralne linije u frekvencijskom domenu, Hz, dl je širina spektralne linije (0,000002 nm), l je talasna dužina spektralne linije (633 nm), c je brzina svjetlosti. Zamjenom svih vrijednosti (u jednom mjernom sistemu), dobijamo širinu linije od 1,5 GHz. Naravno, takva uska linija može se smatrati potpuno monokromatskom u usporedbi s cijelim spektrom neonskog zračenja, ali to se još ne može nazvati koherentnim zračenjem. Za postizanje koherentnog zračenja, laser koristi optičku šupljinu (interferometar).

1.3. Laserska optička šupljina.

Optički rezonator se sastoji od dva zrcala smještena na optičkoj osi i okrenuta jedno prema drugom svojim reflektirajućim površinama, sl. desno. Ogledala mogu biti ravna ili sferna. Ravna ogledala je veoma teško poravnati i laserski izlaz može biti nestabilan. Rezonator sa sfernim zrcalima (konfokalni rezonator) je mnogo stabilniji, ali laserski snop može biti nehomogen po poprečnom presjeku zbog složenog, multimodnog sastava zračenja. U praksi se najčešće koristi polukonfokalni rezonator sa stražnjim sfernim i prednjim ravnim ogledalom. Takav rezonator je relativno stabilan i proizvodi homogeni (jednomodni) snop.

Glavno svojstvo svakog rezonatora je stvaranje stajaćih elektromagnetnih valova u njemu. U slučaju He-Ne lasera, stajaći talasi se generišu da emituju neonsku spektralnu liniju talasne dužine od 633 nm. Ovo je olakšano maksimalnim koeficijentom refleksije ogledala, odabranim samo za ovu talasnu dužinu. Laserske šupljine koriste dielektrična ogledala sa višeslojnim premazom, omogućavajući koeficijent refleksije od 99% ili više. Kao što je poznato, uslov za formiranje stajaćih talasa je da udaljenost između ogledala mora biti jednaka celom broju polutalasa:

nl =2L (2)

gdje je n cijeli broj ili red interferencije, l je valna dužina zračenja unutar interferometra, L je udaljenost između ogledala.

Iz rezonantnog uvjeta (2) možemo dobiti udaljenost između rezonantnih frekvencija dn 2:

dn 2 =c/2L (3)

Za šupljinu gasnog lasera od jedan i po metar (He-Ne laser LGN-220) ova vrijednost je približno 100 MHz. Samo zračenje s takvim periodom frekvencije može se više puta reflektirati od zrcala rezonatora i pojačati dok prolazi kroz inverzni medij - mješavinu helija i neona pobuđenu električnim pražnjenjem. Štaviše, ono što je izuzetno važno, kada ovo zračenje prolazi duž rezonatora, njegova fazna struktura se ne menja, što dovodi do koherentnih svojstava pojačanog zračenja. Ovo je olakšano inverznom populacijom nivoa 5S, koja je gore pomenuta. Elektron se kreće sa gornjeg nivoa na donji nivo sinhrono sa fotonom koji inicira ovaj prelaz, tako da su fazni parametri talasa koji odgovaraju oba fotona isti. Ova generacija koherentnog zračenja javlja se duž cijele putanje zračenja unutar rezonatora. Osim toga, rezonantne pojave dovode do mnogo većeg sužavanja emisione linije, što rezultira najvećim dobitkom u centru rezonantnog vrha.
Nakon određenog broja prolaza, intenzitet koherentnog zračenja postaje toliki da premašuje prirodne gubitke u rezonatoru (rasipanje u aktivnom mediju, gubici na zrcalima, gubici na difrakciji, itd.) i dio toga nadilazi rezonator. U tu svrhu izrađeno je izlazno ravno ogledalo sa nešto nižim koeficijentom refleksije (99,6-99,7%). Kao rezultat, spektar laserske emisije ima oblik prikazan na trećoj slici. gore. Broj spektralnih komponenti obično ne prelazi deset.

Sumirajmo još jednom sve faktore koji određuju frekvencijske karakteristike laserskog zračenja. Prije svega, radni prijelaz karakterizira prirodna širina konture. U realnim uslovima, usled različitih faktora, kontura se širi. Unutar proširene linije nalaze se rezonantne linije interferometra, čiji je broj određen širinom prijelazne konture i razmakom između susjednih vrhova. Konačno, u centru pikova su izuzetno uske spektralne linije laserske emisije, koje određuju spektar laserskog izlaza.

1.4. Koherencija laserskog zračenja.

Pojasnimo koju dužinu koherencije daje He-Ne lasersko zračenje. Koristimo formulu predloženu u radu:

dok prolazi kroz inverzni medij - mješavinu helijuma i neona pobuđenu električnim pražnjenjem. Štaviše, ono što je izuzetno važno, kada ovo zračenje prolazi duž rezonatora, njegova fazna struktura se ne menja, što dovodi do koherentnih svojstava pojačanog zračenja. Ovo je olakšano inverznom populacijom nivoa 5S, koja je gore pomenuta. Elektron se kreće sa gornjeg nivoa na donji nivo sinhrono sa fotonom koji inicira ovaj prelaz, tako da su fazni parametri talasa koji odgovaraju oba fotona isti. Ova generacija koherentnog zračenja javlja se duž cijele putanje zračenja unutar rezonatora. Osim toga, rezonantne pojave dovode do mnogo većeg sužavanja emisione linije, što rezultira najvećim dobitkom u centru rezonantnog vrha.

dt =dn -1 (4)

gdje je dt vrijeme koherencije, koje predstavlja gornju granicu vremenskog intervala u kojem su amplituda i faza monokromatskog vala konstantne. Pređimo na nama poznatu dužinu koherentnosti l, uz pomoć koje je lako procijeniti dubinu scene snimljene na hologramu:

l=c/dn (5)

Zamjenom podataka u formulu (5), uključujući punu širinu spektra dn 1 = 1,5 GHz, dobijamo dužinu koherencije od 20 cm. Ovo je prilično blizu stvarnoj dužini koherencije He-Ne lasera, koji ima neizbježne gubitke zračenja u šupljini. Mjerenja dužine koherentnosti pomoću Michelsonovog interferometra daju vrijednost od 15-17 cm (na nivou 50% smanjenja amplitude interferentnog uzorka). Zanimljivo je procijeniti dužinu koherencije pojedine spektralne komponente izolirane laserskom šupljinom. Širina rezonantnog vrha interferometra dn 3 (vidi treću sliku odozgo) određena je njegovim faktorom kvaliteta i iznosi približno 0,5 MHz. Ali, kao što je gore spomenuto, rezonantni fenomeni dovode do još većeg sužavanja laserske spektralne linije dn 4, koja se formira u blizini centra rezonantnog vrha interferometra (treći od vrha na slici). Teorijski proračun daje širinu linije od osam hiljaditih delova herca! Međutim, ova vrijednost nema mnogo praktičnog značenja, budući da su za dugotrajno postojanje tako uske spektralne komponente potrebne vrijednosti mehaničke stabilnosti rezonatora, termičkog pomaka i drugih parametara koji su apsolutno nemogući u realnim radnim uvjetima rezonatora. laser. Stoga ćemo se ograničiti na širinu rezonantnog vrha interferometra. Za širinu spektra od 0,5 MHz, dužina koherencije izračunata pomoću formule (5) je 600 m. Ovo je također vrlo dobro. Ostaje samo izolovati jednu spektralnu komponentu, procijeniti njenu snagu i držati je na jednom mjestu. Ako tokom ekspozicije hologram "prođe" duž cijelog radnog kruga (zbog, na primjer, temperaturne nestabilnosti rezonatora), opet ćemo dobiti istih 20 cm koherencije.

1.5. Spektar generisanja jonskog lasera.

Hajde da ukratko govorimo o spektru generisanja drugog gasnog lasera - argona. Ovaj laser, kao i kriptonski laser, pripada jonskim laserima, tj. u procesu stvaranja koherentnog zračenja više ne učestvuju atomi argona, već njihovi ioni, odnosno atomi, od kojih se jedan ili više elektrona vanjske ljuske otkida pod utjecajem snažnog lučnog pražnjenja koje prolazi kroz aktivni supstance. Struja pražnjenja doseže nekoliko desetina ampera, električna snaga napajanja je nekoliko desetina kilovata. Potrebno je intenzivno vodeno hlađenje aktivnog elementa, inače će doći do njegovog termičkog uništenja. Naravno, u ovako teškim uslovima, slika pobuđivanja atoma argona je još složenija. Generisanje nekoliko laserskih spektralnih linija se dešava odjednom, širina radne konture svake od njih je znatno veća od širine konture He-Ne laserske linije i iznosi nekoliko gigaherca. Shodno tome, dužina laserske koherentnosti se smanjuje na nekoliko centimetara. Za snimanje holograma velikog formata potreban je frekvencijski odabir spektra generiranja, o čemu će biti riječi u drugom dijelu ovog članka.

1.6. Generacijski spektar poluvodičkog lasera.

Idemo dalje na razmatranje spektra emisije poluvodičkog lasera, koji je od velikog interesa za proces podučavanja holografije i za početnike holografa. Istorijski gledano, injekcijski poluvodički laseri na bazi galij arsenida bili su prvi razvijeni, sl. desno.

Budući da je njegov dizajn prilično jednostavan, razmotrimo princip rada poluvodičkog lasera na njegovom primjeru. Aktivna tvar u kojoj se stvara zračenje je monokristal galij arsenida koji ima oblik paralelepipeda sa stranicama dugim nekoliko stotina mikrona. Dvije bočne strane su napravljene paralelno i polirane sa visokim stepenom preciznosti. Zbog velikog indeksa prelamanja (n = 3,6), na granici kristal-vazduh dobija se dovoljno veliki koeficijent refleksije (oko 35%), koji je dovoljan da generiše koherentno zračenje bez dodatnog taloženja reflektujućih ogledala. Druge dvije strane kristala su zakošene pod određenim uglom; indukovano zračenje ne izlazi kroz njih. Generiranje koherentnog zračenja nastaje u p-n spoju, koji nastaje difuzijom akceptorskih nečistoća (Zn, Cd, itd.) u područje kristala dopiranog donorskim nečistoćama (Te, Se, itd.). Debljina aktivnog područja u smjeru okomitom na pn spoj je oko 1 μm. Nažalost, u ovom dizajnu poluvodičkog lasera, gustina struje pumpe praga ispada prilično visoka (oko 100 hiljada ampera po 1 sq. cm.). Stoga se ovaj laser trenutno uništava kada radi u kontinuiranom načinu rada na sobnoj temperaturi i zahtijeva snažno hlađenje. Laser radi stabilno na temperaturama tečnog azota (77 K) ili helijuma (4,2 K).

Moderni poluvodički laseri su napravljeni na bazi dvostrukih heterospojnica, Sl. desno. U takvoj strukturi, granična gustina struje smanjena je za dva reda veličine, na 1000 A/cm. sq. Pri ovoj gustoći struje, stabilan rad poluvodičkog lasera je moguć čak i na sobnoj temperaturi. Prvi laserski uzorci radili su u infracrvenom opsegu (850 nm). Daljnjim unapređenjem tehnologije formiranja poluprovodničkih slojeva, pojavili su se laseri kako sa povećanom talasnom dužinom (1,3 - 1,6 μm) za optičke komunikacione linije, tako i sa generisanjem zračenja u vidljivom području (650 nm). Već postoje laseri koji emituju u plavoj oblasti spektra. Velika prednost poluprovodničkih lasera je njihova visoka efikasnost (odnos energije zračenja prema energiji električne pumpe), koja dostiže 70%. Za gasne lasere, kako atomske tako i jonske, efikasnost ne prelazi 0,1%.

Zbog specifične prirode procesa stvaranja zračenja u poluvodičkom laseru, širina spektra zračenja je mnogo veća od širine spektra He-Ne lasera, sl. desno.

Širina radne konture je oko 4 nm. Broj spektralnih harmonika može doseći nekoliko desetina. Ovo nameće ozbiljno ograničenje na dužinu laserske koherentnosti. Ako koristimo formule (1), (5), teorijska dužina koherentnosti bit će samo 0,1 mm. Međutim, kao što je pokazano direktnim mjerenjem dužine koherencije na Michelsonovom interferometru i snimanjem reflektirajućih holograma, stvarna dužina koherencije poluvodičkih lasera ​​dostiže 4-5 cm. To sugerira da stvarni emisioni spektar poluvodičkog lasera nije toliko bogat harmonika i nema tako veliku širinu konture radnog prelaza, kao što teorija predviđa. Međutim, pošteno radi, vrijedi napomenuti da stupanj koherencije laserskog zračenja poluvodiča uvelike varira i od uzorka do uzorka i od njegovog načina rada (struja pumpe, uvjeti hlađenja itd.

Oscilatorni sistem lasera sadrži aktivni medij, tako da spektar laserskog zračenja mora biti određen i spektralnim svojstvima medija i frekvencijskim svojstvima rezonatora. Razmotrimo formiranje emisionog spektra u slučajevima nehomogenog i ravnomernog širenja spektralne linije medija.

Emisioni spektar sa neujednačenim širenjem spektra; linije. Razmotrimo slučaj kada je oblik spektralne linije medija uglavnom određen Doplerovim efektom, a interakcija čestica medija se može zanemariti. Doplerovo proširenje spektralne linije je nehomogeno (vidi.§ 12.2).

Na sl. 15.10, a prikazuje frekvencijski odziv rezonatora, a na Sl. Slika 15.10b prikazuje konturu spektralne linije medija. Obično je širina spektralne linije s Doplerovim proširenjem ∆ ν = ∆ νD mnogo veća od intervala ∆ νq između frekvencija susjednih modova rezonatora. Vrijednost ∆ νq, određena formulom (15.2), na primjer, sa dužinom rezonatora L = 0,5 m iznosiće 300 MHz, dok širina spektralne linije zbog Doplerovog efekta ∆ νD u skladu sa formulom (12.31) može biti oko 1 GHz. U ovom primjeru, unutar širine spektralne linije medija∆ ν≈∆ νD; postavljena su tri longitudinalna moda. Sa većom dužinom rezonatora, broj modova unutar širine linije raste, jer se frekvencijski interval ∆ νq susjednih modova smanjuje.

Doplerovo širenje je nehomogeno, tj. spontanu emisiju u odabranom frekvencijskom opsegu manjem od ∆ νD stvara određena grupa čestica, a ne sve

čestice životne sredine. Pretpostavimo da je prirodna širina spektralne linije čestice znatno manja od razlike u frekvencijama susjednih modova (na primjer, prirodna širina linije

neon je blizu 16 MHz). Tada čestice koje svojom spontanom emisijom pobuđuju određeni modus neće izazvati pobudu drugih modova.

Za određivanje spektra laserskog zračenja koristit ćemo frekvencijsku ovisnost koeficijenta apsorpcije æ u Bouguerovom zakonu (12.50). Ovaj indikator je proporcionalan razlici u populacijama gornjeg i donjeg prelaznog nivoa. U mediju bez inverzije populacije, æ >0 i karakterizira apsorpciju energije elektromagnetnog polja. U prisustvu inverzije<0 и определяет усиление поля. В этом случае модуль показателя называют показателем усиления активной средыæ а (æ а =|æ |).

Frekvencijska zavisnost indeksa pojačanja æ a (ν) u skladu s formulom (12.44) poklapa se sa oblikom spektralne linije medija kada su populacije nivoa konstantne ili se neznatno mijenjaju kao rezultat prisilnih prijelaza. Takva podudarnost će se uočiti ako se stvori inverzija populacije, a uvjeti za samopobuđenje lasera još nisu ispunjeni (na primjer, nema zrcala šupljine). Na sl. 15.10, isprekidana linija pokazuje takvu početnu zavisnost frekvencije. Uz Doplerovo proširenje spektralne linije, ovisnost je izražena Gaussovom funkcijom i ima širinu ∆ νD kao što je prikazano na Sl. 15.10, b.

Pretpostavimo da su ispunjeni uslovi samopobude. Tada će spontana emisija jedne čestice uzrokovati prisilne prijelaze drugih čestica ako je frekvencija spontane emisije potonjih približno unutar prirodne širine spektralne linije uzbudljive čestice. Kao rezultat populacijske inverzije, prevladat će prisilni prijelazi od vrha prema dnu, odnosno smanjit će se populacija gornjeg nivoa, povećati populacija nižeg nivoa, a smanjiti indeks dobitka æ a.

Polje u rezonatoru je maksimalno na rezonantnim frekvencijama modova. Na ovim frekvencijama će se uočiti najveća promjena u populacijama prelaznih nivoa. Stoga će se padovi pojaviti na krivulji æ a (ν) u blizini rezonantnih frekvencija (vidi sliku 15.10, c).

Nakon što se ispuni uslov samopobude, dubina pada na rezonantnim frekvencijama se povećava sve dok se ne pojavi režim; stacionarne oscilacije, pri kojima će indeks dobitka postati jednak indeksu gubitka α u skladu sa uslovom (15.13). Širina svakog urona je približno jednaka prirodnoj širini linije čestica ako je snaga proizvedena na frekvenciji o kojoj je riječ mala. Što je veća snaga, a samim tim i zapreminska gustina energije polja, koja utiče na broj prisilnih prelaza, širi je jaz. Pri maloj snazi, pojačanje unutar jednog zareza je nezavisno od pojačanja unutar drugog zareza, budući da se zarezi ne preklapaju zbog početne pretpostavke da je prirodna širina linije manja od udaljenosti između rezonantnih frekvencija. Oscilacije na ovim frekvencijama se mogu smatrati nezavisnim. Na sl. Slika 15.10d pokazuje da spektar laserskog zračenja sadrži tri emisione linije koje odgovaraju trima longitudinalnim modovima rezonatora. Snaga zračenja svakog moda ovisi o razlici između početne i stacionarne vrijednosti indeksa pojačanja,

kao u formuli (15.21), tj. određena je dubinom odgovarajućih padova na Sl. 15.10 u. Odredićemo širinu svake emisione linije δν na kraju sekcije, a sada ćemo raspravljati o uticaju snage pumpe na broj generisanih modova za date gubitke.

Ako je snaga pumpe toliko niska da maksimalna vrijednost srednjeg pojačanja (kriva 1 na slici 15.11, b) ne dostigne vrijednost praga jednaku α, tada se ne pobuđuje nijedan od modova određenih frekvencijskim odzivom rezonatora. (Sl. 15.11, a). Kriva 2 odgovara većoj snazi ​​pumpe, koja osigurava da centralna frekvencija spektralne linije medija ν0 premašuje graničnu vrijednost. Ovaj slučaj odgovara jednom padu na Sl. 15.11,c i generisanje jednog longitudinalnog moda (Sl. 15.11,d). Daljnjim povećanjem snage pumpe osigurat će se ispunjenje uvjeta samopobude za druge načine rada (kriva 3). Shodno tome, padovi u krivulji indikatora i spektru emisije biće prikazani kao na Sl. 15.10, na Igu.

Emisioni spektar sa ujednačenim širenjem spektralne linije. Uočeno je jednolično širenje spektralne linije u slučaju kada je glavni uzrok proširenja kolizija | (ili interakcija) čestica medija(§ 12.2) .

Pretpostavimo, kao iu slučaju nehomogenog širenja, da nekoliko prirodnih frekvencija rezonatora spada u spektralnu liniju medija. Na sl. 15.12a prikazuje frekvencijski odziv rezonatora, pokazujući frekvenciju i širinu rezonantnih krivulja svakog moda ∆ νp. Kriva 1 na Sl. 15.12b prikazuje zavisnost od frekvencije indeksa pojačanja medija sa inverzijom populacije prije samopobude lasera.

Spektralna linija svake čestice i čitavog medija poklapaju se sa ujednačenim širenjem, stoga spontana emisija bilo koje čestice može uzrokovati stimulaciju

prelaze drugih čestica. Shodno tome, tokom prinudnih prelazaka u navedenom okruženju sa inverzijom populacije, zavisnost od frekvencije æ a tokom generisanja (kriva 2) će ostati istog oblika kao i pre generisanja (kriva 1), ali će se nalaziti ispod nje. Padovi uočeni kod nehomogenog proširenja linija (vidi sliku 15.11c) ovdje izostaju, jer sada sve čestice medija učestvuju u stvaranju snage laserskog zračenja.

Na sl. 15.12, b, uslovi samopobude æ a > α su zadovoljeni za tri moda sa frekvencijama νq-1, νq = ν0 i νq+1. Međutim, na centralnoj frekvenciji spektralne linije ν0, pojačanje po jednom prolazu zračenja kroz aktivni medij je maksimalno. Kao rezultat većeg broja prolaza, glavni doprinos snazi ​​zračenja daće mod sa centralnom frekvencijom.

Dakle, kod lasera sa ujednačenim širenjem spektralne linije medija moguće je dobiti jednofrekventni režim velike snage (slika 15.12c), jer, za razliku od slučaja nehomogenog širenja, dolazi do smanjenja snage pumpe. nije potrebno za dobijanje ovog režima.

Monokromatičnost laserskog zračenja. Generiranje oscilacija u bilo kojem kvantnom uređaju počinje spontanom emisijom, čija je frekvencijska ovisnost intenziteta karakterizirana spektralnom linijom medija. Međutim, u optičkom opsegu, širina spektralne linije medija je značajno veća od širine rezonantnih krivulja ∆ νp pasivnog (bez aktivnog medija) rezonatora zbog visokog faktora kvalitete potonjeg. Vrijednost ∆ νP =ν0 /Q, gdje je ν0 rezonantna frekvencija. Ako u rezonatoru postoji aktivan medij, gubici se kompenzuju (regenerativni efekat), što je ekvivalentno povećanju faktora kvaliteta i smanjenju širine rezonantne krivulje ∆ νp na vrijednost δ ν.

U slučaju generiranja jednog moda sa frekvencijom ν0, širina linije laserskog zračenja može se procijeniti pomoću formule

gdje je P snaga zračenja. Povećanje snage zračenja odgovara većem

kompenzacija gubitaka, povećanje faktora kvaliteta i smanjenje širine linije emisije. Ako je ∆ νp =l MHz, ν0 =5·1014 Hz, R =1 mW, tada je δ νteor ≈ 10-2 Hz, a omjer δ νtheor /ν 0 ≈2·10-17. Stoga se teorijska vrijednost širine emisione linije pokazuje izuzetnom

mali, mnogo redova veličine manji od širine rezonantnih krivulja ∆ νp. Međutim, u realnim uslovima, usled akustičkih uticaja i temperaturnih fluktuacija, uočava se nestabilnost dimenzija rezonatora, što dovodi do nestabilnosti prirodnih frekvencija rezonatora, a samim tim i frekvencija linija laserskog zračenja. Stoga, stvarna (tehnička) širina linije zračenja, uzimajući u obzir ovu nestabilnost, može doseći δ ν = 104 –105 Hz.

Stepen monokromatičnosti laserskog zračenja može se proceniti širinom linije laserskog zračenja i širinom omotača spektra laserskog zračenja koji sadrži nekoliko emisionih linija (vidi sliku 15.10, d). Neka je ∆ ν=104 Hz, ν0 =5·1014 Hz, a širina omotača spektra δ o.c .=300 MHz. Tada će stepen monokromatičnosti duž jedne linije biti δ ν/ν0 ≈ 2·10-11, a duž omotača δ ν/ν0 ≈ 6·10-7. Prednost lasera je visoka monokromatnost zračenja, posebno duž jedne linije zračenja, ili u jednofrekventnom režimu rada

§ 15.4. Koherentnost, monohromatičnost i usmjerenost laserskog zračenja

IN Kada se primeni na optičke vibracije, koherentnost karakteriše vezu (korelaciju) između faza svetlosnih vibracija. Postoje vremenska i prostorna koherentnost, koja se kod lasera povezuje sa monokromatičnošću i usmjerenošću zračenja.

IN U opštem slučaju, kada se proučava korelacija polja zračenja u dve tačke u prostoru, odnosno u trenucima vremena pomerenih za određenu vrednost τ, koristi se koncept funkcije međusobne koherentnosti.

gdje su r 1 i r 2 radijus-vektor prve i druge tačke E 1 (r 1,t+ τ) i E* 2 (r 2, t) su kompleksne i kompleksne konjugirane vrijednosti jačine polja; ove tačke. Normalizirana funkcija međusobne koherencije karakterizira stupanj koherencije:

gdje su I (r 1) i I (r 2) intenzitet zračenja u odabranim tačkama. Modul γ 12 (τ) varira od nule do jedan. Kada je γ 12 τ =0 nema koherencije, u slučaju |γ 12 (τ )|=l postoji potpuna koherencija

Vremenska koherentnost i monohromatičnost zračenja. Vremenska koherentnost je korelacija između vrijednosti polja u jednoj tački u prostoru u trenucima vremena koji se razlikuju za određenu količinuτ. U ovom slučaju, radijus vektori r 1 i r 2 u određivanju funkcije međusobne koherentnosti G 12 (r 1, r 2, τ) i funkcije γ 12 (τ ) pokažu jednake, funkcija međusobne koherentnosti se pretvara u autokorelaciju, a normalizirana funkcija se pretvara u funkcijuγ 11 (τ ), koji karakteriše stepen vremenske koherentnosti.

Prethodno je primećeno da tokom spontanih prelaza atom emituje nizove vibracija koje nisu međusobno povezane (slika 15.13). Korelacija oscilacija u jednoj tački prostora će se uočiti samo u vremenskom intervalu kraćem od trajanja voza. Ovaj interval se zove vrijeme koherentnosti, i uzima se jednakim vijeku trajanja spontanih prijelaza m. Razdaljina koju svjetlost prijeđe za vrijeme koherencije naziva se dužina koherentnosti£. Kod τ ≈ 10-8 s £ =c τ =300 cm, dužina koherencije može se izraziti i kroz širinu spektralne linije ∆ ν. Kako je ∆ ν≈ 1/τ, onda je £ ≈ c /∆ ν.

Vremenska koherentnost i monokromatizam su povezani. Monokromatičnost je kvantitativno određena stepenom monohromatnosti ∆ ν/ ν0 (vidi § 15.3). Što je veći stepen vremenske koherentnosti, tj. što je duže vreme koherencije, to je manji spektar frekvencije ∆ ν koji zauzima zračenje, a monohromatičnost je bolja. U granici, sa potpunom vremenskom koherencijom (τ →∞), zračenje je postalo potpuno monohromatsko (∆ ν→0).

Razmotrimo vremensku koherentnost laserskog zračenja. Pretpostavimo da je određena čestica aktivnog medija emitovala kvant, koji ćemo predstaviti u obliku niza oscilacija (vidi sliku 15.13). Kada vlak dođe u interakciju s drugom česticom, pojavit će se novi vlak čija se faza oscilacija, zbog prirode prisilnih prijelaza, poklapa s fazom oscilacija prvobitnog vlaka. Ovaj proces se ponavlja mnogo puta, dok se korelacija faza održava. Rezultirajuća oscilacija se može smatrati vlakom čije je trajanje znatno duže od trajanja početnog vlaka. Time se povećava vrijeme koherencije, odnosno poboljšava se vremenska koherentnost i monokromatnost zračenja.

U vezi s ovim razmatranjem postaje očito da optički rezonator povećava vremensku koherentnost laserskog zračenja, jer osigurava ponovljeni prolazak vlakova kroz aktivni medij. Ovo posljednje je ekvivalentno povećanju životnog vijeka emitera, povećanju vremenske koherencije i smanjenju širine linije

	lasersko zračenje razmatrano u § 15.3.
	Može se odrediti vrijeme koherencije laserskog zračenja
	kroz tehničku širinu linije laserskog zračenja δ ν. By
	formula τ =1/2πδ ν.. Pri δ ν=103 Hz vrijeme koherencije
	je τ =1,5·10-4 s. Dužina koherentnosti u ovom slučaju
	L =cτ =45 km. Dakle, vrijeme i dužina koherentnosti
	koherencija u laserima je mnogo redova veličine veća nego u
	konvencionalnih izvora svjetlosti.

Prostorna koherentnost i usmjerenost zračenja, Prostorna koherentnost je korelacija između vrijednosti polja u dvije tačke u prostoru u istom trenutku. U ovom slučaju, formule za međusobnu koherentnu funkciju G 12 (r 1 ,r 2 , τ ) i normaliziranu funkciju koherencijeγ 12 (τ ) treba zamijenitiτ =0. Funkcija γ 12 (0) karakteriše stepen prostorne koherentnosti.

Zračenje iz tačkastog izvora je uvijek prostorno koherentno. Stepen prostorne koherentnosti proširenog izvora zavisi od njegove veličine i udaljenosti između njega i posmatračkih tačaka. Iz optike je poznato da što je veći izvor, to je manji ugao unutar kojeg se zračenje može smatrati prostorno koherentnim. Svetlosni talas sa najboljom prostornom koherentnošću treba da ima ravan front.

Kod lasera, zračenje ima visoku usmjerenost (ravni front), determiniranu svojstvima optičke šupljine. Uvjet samopobude je zadovoljen samo za određeni smjer u rezonatoru za optičku os ili smjerove koji su joj bliski. Kao rezultat veoma velikog broja refleksija od ogledala, zračenje putuje dug put, što je ekvivalentno povećanju udaljenosti između izvora i tačke posmatranja. Ova putanja odgovara dužini koherencije i može biti desetine kilometara za gasne lasere. Visoka usmjerenost laserskog zračenja također određuje visoku prostornu koherentnost. Značajno je da je efekat povećanja udaljenosti kod lasera praćen povećanjem snage zračenja zbog njegovog pojačanja u aktivnom mediju, dok je kod konvencionalnih izvora poboljšanje prostorne koherentnosti povezano sa gubitkom intenziteta svetlosti.

Visok stepen vremenske koherentnosti zračenja uslovljava upotrebu lasera u sistemima za prenos informacija, merenje udaljenosti i ugaonih brzina, kao i u kvantnim frekvencijskim standardima. Visok stepen prostorne koherencije (usmerenosti) omogućava efikasan prenos svetlosne energije i fokusiranje svetlosnog toka u tačku veoma male veličine, uporedive sa talasnom dužinom. Ovo omogućava dobijanje ogromnih vrednosti gustine energije, jačine polja i svetlosnog pritiska neophodnih za naučna istraživanja i različite tehničke primene.

STANDARDI OPTIČKE FREKVENCIJE - laseri sa frekvencijom stabilnom tokom vremena (10 -14 - 10 -15), njenom reproduktivnošću (10 -13 - 10 -14). O. s. sati se koriste u fizičkim naukama. istražite i pronađite praktične primjena u mjeriteljstvu, lokaciji, geofizici, komunikacijama, navigaciji i mašinstvu. Frekvencijska podjela O.s. sati prije nego što je radio domet omogućio stvaranje vremenske skale zasnovane na korištenju optičkog perioda. .
O.S. h imaju prednosti u odnosu na kvantne frekvencijske standarde Mikrovalni opseg: eksperimenti vezani za mjerenje frekvencije pri korištenju lasera zahtijevaju manje vremena, jer aps. frekvencija je 10 4 - 10 5 puta veća od standarda frekvencije koji nisu laserski. Abs. intenzitet i širinu, koji su frekvencijske reference, u optičkom. opsegu 10 5 - 10 6 puta više nego u mikrotalasnom opsegu, pri istoj relativnoj. širina. Ovo vam omogućava da kreirate O. s. sati sa dužim kratkoročnim trajanjem. stabilnost frekvencije. Prilikom dijeljenja frekvencije O. s. h se odnosi na domet radija. širina emisione linije se praktički ne mijenja (ako se koristi mikrovalni standard, spektar fluktuacije njegovog signala značajno se širi kada se frekvencija pomnoži sa 10 5 - 10 6 puta). Uloga kvadrata Doplerov efekat, ograničavajući dugovječnost. stabilnost frekvencije i reproduktivnost su iste.

Princip stabilizacije. Stabilizacija frekvencije lasera, kao i radio standarda, zasniva se na korišćenju spektralnih linija atomskog ili molekularnog gasa (optičke referentne tačke), sa čijim središtem je frekvencija "vezana" v korišćenjem elektronskog automatskog sistema. podešavanja frekvencije. Zato što linije pojačanja lasera obično značajno premašuju propusni opseg optički rezonator, zatim nestabilnost ( v) frekvencije v Generacija je u većini slučajeva određena promjenom optičkog. dužina rezonatora Glavna. izvori nestabilnosti l su termički drift, mehanički. i akustični poremećaji strukturnih elemenata, fluktuacije indeksa prelamanja plazme gasnog pražnjenja. Korišćenje optičkog referentnu tačku, sistem za automatsko podešavanje proizvodi signal proporcionalan. veličina i znak odstupanja između frekvencije v i frekvencija v 0 centar spektralne linije, uz pomoć kojeg se frekvencija lasera podešava na centar linije ( = v - v 0= 0). Relates. tačnost podešavanja obrnuto proporcionalna proizvod spektralne linije ( - širina linije) i omjera signal-šum tokom njenog prikaza.
Za postizanje uske linije emisije i kratkog trajanja. stabilnost frekvencije (stabilnost tokom vremena s), potrebno je koristiti mjerila dovoljno visokog intenziteta sa širinom koja znatno prelazi karakteristični raspon frekvencijskih smetnji. gasni laseri karakteristična širina akustičkog spektra. smetnje ~ 10 3 - 10 4 Hz, stoga je potrebna širina rezonancije Hz (relativna širina 10 -9 - 10 -10). Ovo omogućava upotrebu automatskih sistema. podešavanja frekvencije sa širokim opsegom (10 4 Hz) za eff. suzbijanje brzih fluktuacija u dužini rezonatora.
Za postizanje visoke izdržljivosti. stabilnost i ponovljivost frekvencije su potrebni optički. linije visokog faktora kvaliteta, jer se time smanjuje uticaj razgradnje. faktori na pomake frekvencije centra linije.

Optički benchmarks. Pokazalo se da su metode koje se koriste u mikrotalasnom opsegu za dobijanje uskih spektralnih linija neprimjenjive u optičkim aplikacijama. spektralna oblast (doplerovo proširenje je malo u mikrotalasnom opsegu). Za O. s. Posebno su važne metode koje omogućavaju dobijanje rezonancija u centru spektralne linije. Ovo omogućava da se frekvencija zračenja direktno poveže sa frekvencijom kvantnog prelaza. Tri metode su obećavajuće: metoda zasićene apsorpcije, dvofotonska rezonancija i metoda razmaknutih optičkih zraka. polja. Basic Rezultati stabilizacije frekvencije lasera dobiveni su metodom zasićene apsorpcije koja se temelji na nelinearnoj interakciji protuprostranih svjetlosnih valova s ​​plinom. Nelinearna apsorpciona ćelija sa gasom niskog pritiska može se nalaziti unutar laserske šupljine (aktivna referenca) i izvan nje (pasivna referenca). Zbog efekta zasićenja (izjednačavanja nivoa naseljenosti čestica gasa u jakom polju), u centru Doplerove proširene apsorpcione linije pojavljuje se pad ujednačene širine, ivice mogu biti 10 5 - 10 6 puta manje od Doplerova širina. U slučaju unutrašnje apsorpcione ćelije, smanjenje apsorpcije u centru linije dovodi do pojave uskog vrha u konturi zavisnosti snage od frekvencije proizvodnje. Širina nelinearne rezonancije u molekularnom plinu niskog tlaka određena je prvenstveno sudarima i efektima uzrokovanim konačnim vremenom leta čestice kroz svjetlosni snop. Smanjenje širine rezonancije je praćeno oštrim padom njenog intenziteta (proporcionalno kocki pritiska).
Naib. uske zasićene apsorpcione rezonancije širine 10 -11 dobijene su u CH 4 na komponentama E oscilatorno-rotirati. linije R(7) pruge v 3 (vidi Molekularni spektri), koji su blizu centra linije pojačanja helijum-neonskog lasera na = 3,39 mikrona. Da biste precizno poravnali linije pojačanja i apsorpcije, koristite 22 Ne i povećajte He pritisak u aktivnom mediju lasera ili stavite aktivni medij u magnetno polje. polje (za E-Komponente).
Shema O. s. h., koristeći ultra usku rezonancu (sa relativnom širinom od 10 -11 - 10 - 12 ) kao referentni, sastoji se od pomoćnog lasera stabilnog frekvencije 2 sa uskom linijom zračenja, podesivog lasera 2 i sistema za dobijanje uske rezonancije (slika 1). Uska emisiona linija podesivog lasera, koja se koristi za dobijanje ultra uske rezonancije, osigurana je faznom sinhronizacijom ovog lasera sa stabilnim.

Rice. 1. Šema optičkog standarda frekvencije: FFA - frekvencijsko-fazno autopodešavanje; SUR - sistem za dobijanje ultra uske rezonancije; AFC - sistem automatske kontrole frekvencije; ZG - generator zvuka; RG - radio generator; D - foto detektor.

Imaćemo dugo vremena. Stabilnost podesivog lasera postiže se glatkim podešavanjem njegove frekvencije na maksimalnu ultra usku rezonanciju pomoću ekstremnog sistema automatskog podešavanja. U ovom slučaju moguće je istovremeno dobiti visoke vrijednosti za kratko vrijeme. i dugotrajan. stabilnost i ponovljivost frekvencije.
Stabilnost frekvencije. Naib. visoka frekvencijska stabilnost je postignuta u IR opsegu He - Ne laserom (= 3,39 μm) sa internim. apsorpciona ćelija. Jer trbušnjaci. njegova frekvencija je poznata sa velikom preciznošću (10 -11), onda se ovaj laser može koristiti samostalno. sekundarni standard frekvencije za mjerenje abs. frekvencije u optičkim i IR domete. Širina linije emisije takvog lasera je 0,07 Hz (slika 2). Stabilnost frekvencije za vrijeme usrednjavanja = 1 - 100 s jednaka je 4 x 10 -15 (slika 3).
Imaćemo dugo vremena. stabilnost i ponovljivost frekvencije He - Ne lasera sa teleskopskim. ekspanzija snopa, stabilizovana rezonancijama u CH 4 na apsorpcionim linijama F 2 2 i E(vidi gore) sa faktorom kvaliteta od ~10 11, dostići ~10 -14. Glavni faktor koji ograničava ponovljivost frekvencije i tačnost je kvadratni.

Lit.: Basov N. G., Letokhov V. S., Optički standardi frekvencije, "UFN", 1968, v. 96, str. 585; Jennings D. A., Petersen F. R., Evenson K. M., Direktno mjerenje frekvencije 260 THz (1,15 mm) 20 Ne lasera i dalje, u: Laserska spektroskopija. IV. Proc. 4th-Intern. Konf., Rottach-Egern, Fed. Rep. Njemačke, 11. - 15. jun 1979, ed. od H. Walther, K. W. Kothe, V. -, 1979, str. 39; Zbornik radova Trećeg simpozijuma o Freq. Standardi i mjeriteljstvo, Aussois, Francuska, 12. - 15. okt. 1981, "J. Phys.", 1981, v. 42, Colloq. S 8, br. 12; Bagaev S.N., Chebotaev V.P., Standardi frekvencije lasera, "UFN", 1986, v. 148, str. 143; Knight D. J. E., Tabela apsolutnih laserskih mjerenja frekvencije, "Metrologia", 1986, v 22, str. 251.

V. P. Čebotajev.