Pravo zračenje ne sadrži jednu određenu frekvenciju osciliranja, već određeni skup različitih frekvencija, koji se naziva spektar ili spektralni sastav tog zračenja. Za zračenje se kaže da je monokromatsko ako sadrži vrlo uzak raspon frekvencija (ili valnih duljina). U vidljivom području monokromatsko zračenje uzrokuje svjetlosni osjećaj određene boje; na primjer, zračenje koje pokriva raspon valnih duljina od 0,55 do 0,56 mikrona percipira se kao zeleno. Što je frekvencijski interval određenog zračenja uži, to je ono više monokromatsko. Formula (1.2) odnosi se na idealno monokromatsko zračenje koje sadrži jednu frekvenciju osciliranja.

Vruća čvrsta i tekuća tijela emitiraju kontinuirani (ili kontinuirani) spektar elektromagnetskih valova vrlo širokog frekvencijskog raspona. Svjetleći razrijeđeni plinovi emitiraju linijski spektar, koji se sastoji od zasebnih monokromatskih zračenja, zvanih spektralne linije; svaka spektralna linija karakterizirana je određenom frekvencijom titranja (ili valnom duljinom) koja se nalazi u sredini uskog frekvencijskog područja koje ona pokriva. Ako izvori zračenja nisu pojedinačni (izolirani, slobodni) atomi, već molekule plina, tada se spektar sastoji od vrpci (prugasti spektar), pri čemu svaka vrpca pokriva širi kontinuirani interval valnih duljina od spektralne linije.

Linijski (atomski) spektar svake tvari karakterističan je za nju; to omogućuje spektralnu analizu, tj. određivanje kemijskog sastava tvari iz valnih duljina spektralnih linija zračenja koje ona emitira.

Pretpostavimo da se elektromagnetski val širi duž određene ravne linije koju ćemo nazvati zraka. Nekoga može zanimati promjena vektora u određenoj točki snopa tijekom vremena

vrijeme; moguće je da u U ovom trenutku ne mijenja se samo veličina vektora, kao što slijedi iz formule (1.2), već i orijentacija vektora u prostoru. Zatim možete fiksirati veličinu i smjer vektora na različitim točkama zrake, ali u određenom trenutku u vremenu. Ako se pokaže da u različitim točkama duž snopa svi vektori leže u istoj ravnini, tada se zračenje naziva ravnopolariziranim ili linearno polariziranim; takvo zračenje proizvodi izvor koji čuva oscilacijsku ravninu tijekom procesa zračenja. Ako se ravnina titranja izvora vala mijenja s vremenom, tada vektor u valu ne leži u određenoj ravnini i zračenje neće biti ravninsko polarizirano. Konkretno, moguće je dobiti val u kojem vektor jednoliko rotira oko snopa. Ako vektor potpuno slučajno mijenja svoju orijentaciju oko snopa, tada se zračenje naziva prirodnim. Takvo zračenje se dobiva od svijetlećih čvrstih, tekućih i plinovitih tijela, u kojima su ravnine, vibracije elementarnih izvora iscjeljivanja - atoma i molekula - nasumično orijentirane u prostoru.

Dakle, najjednostavnije zračenje je monokromatski ravnopolarizirani val. Ravnina u kojoj leže vektor i vektor smjera širenja valova naziva se ravnina oscilacija; ravnina okomita na ravninu oscilacija (tj. ravnina u kojoj leži vektor H) naziva se ravnina polarizacije.

Brzina širenja elektromagnetskih valova u vakuumu jedna je od najvažnijih konstanti fizike i jednaka je

U drugim medijima, manje je od k određeno formulom (vidi dio III, § 29)

gdje su permitivnost i permeabilnost medija.

Pri prelasku zračenja iz jednog medija u drugi, frekvencija titranja u valu ostaje sačuvana, ali se mijenja valna duljina K; obično, osim ako nije drugačije navedeno, K označava valnu duljinu u vakuumu.

Gore je spomenuto da vidljivo zračenje (koje nazivamo svjetlo) pokriva valne duljine od 400 do uz poseban trening očiju, može percipirati svjetlost valne duljine od 320 do 900 nm. Širi raspon valnih duljina od 1 cm do , koji također pokriva ultraljubičasto i infracrveno područje, naziva se optičko zračenje.

4. studenog 2013. u 21:33

Ghetto-Style Spektroskopija: Istraživanje spektra i (sigurne) opasnosti od lasera

• DIY ili DIY

Mislim da su se svi koji čitaju ovaj članak igrali s laserskim pokazivačima. Kinezi u posljednje vrijeme sve više podižu snagu zračenja - a za sigurnost ćemo se morati pobrinuti sami.

Osim toga, pokazalo se da se promatra i spektar zračenja lasera na koljenu - generira li na jednoj frekvenciji ili na nekoliko odjednom. Ovo može biti potrebno ako želite pokušati snimiti hologram kod kuće.

Prisjetite se dizajna zelenih DPSS lasera

Infracrvena laserska dioda od 808 nm svijetli na Nd:YVO4 ili Nd:YAG neodimijski laserski čip, koji već emitira svjetlost na valnoj duljini od 1064 nm. Zatim dolazi do udvostručenja frekvencije u nelinearnom KTP kristalu - i dobivamo zeleno svjetlo od 532 nm.

Ovdje je očiti problem što 808nm i 1064nm zračenje može izaći iz lasera (ako nema izlaznog filtra ili je loše kvalitete) pod nepoznatim kutom, te neprimjetno za nas napraviti umjetničko rezanje na mrežnici. Ljudsko oko uopće ne vidi 1064nm, a 808nm zračenje je vrlo slabo, ali se vidi u mraku (nije previše opasno samo s raspršenim zračenjem male snage!).

Međutim, kakvo je zračenje u fokusiranom dijelu laserskog zračenja? Pokušajmo saznati.

Prvi pristup: list papira i CD

Ideja je jednostavna - laserom posvijetlimo kroz rupu na listu A4 papira na površinu otisnutog CD-a. Žljebovi na površini diska - u prvoj aproksimaciji, rade poput difrakcijske rešetke, i rastavljaju svjetlost u spektar.

Svaka valna duljina formira nekoliko slika odjednom - nekoliko pozitivnih i nekoliko negativnih reda.

Kao rezultat toga, oko i konvencionalna kamera vidjet će sljedeće:

No, pogledamo li list papira kamerom bez IC filtera, između prve i druge točke iz središta uočavamo čudnu ljubičastu točku:

Drugi pristup: disperzivne prizme

Prizma također širi svjetlost u spektar, ali je razlika u kutovima loma za različite valne duljine mnogo manja. Zato nisam odmah uspio implementirati ovu opciju - nastavio sam vidjeti jednu točku. Situaciju je otežalo to što su moje prizme bile od običnog stakla, koje razgrađuje svjetlost u dvostruko lošiji spektar od specijaliziranih.

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

Na zelenom laseru od 1W, pomoću “prstnog visokopreciznog mjerača snage” (skraćeno FPIM), uspjeli smo saznati da je u mom slučaju pretežni dio zračenja 532nm, te 808nm i 1064nm, iako su detektabilni kamerom, njihova snaga je 20 ili više puta manja, ispod granice PVIM detekcije.

Vrijeme je da provjerimo naočale

Kinezi obećavaju da je atenuacija 10 tisuća puta (OD4) za opsege 190-540nm i 800-2000nm. Pa da provjerimo, oči nisu državne.

Stavimo naočale na kameru (ako je stavimo na laser, otopit će rupu, plastične su), i dobijemo: 532nm i 808nm su jako oslabljeni, malo je ostalo od 1064nm, ali mislim da nije kritično :

Iz znatiželje sam odlučio provjeriti anaglifna stakla u boji (s crvenim i plavim staklom). Crvena polovica zelene dobro se zadržava, ali za infracrveno svjetlo su prozirne:

Plava polovica praktički nema nikakav učinak:

Generira 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 je prozirno, drugo je obično. Ako valna duljina generiranog zračenja ne stane cijeli broj puta u duljinu rezonatora, valovi će se sami poništiti zbog interferencije. Bez upotrebe posebnih alata, laser će simultano generirati svjetlost na svim dopuštenim frekvencijama odjednom.

Što je veći rezonator, to je više mogućih valnih duljina na kojima laser može generirati. U zelenim laserima najmanje snage, neodimijski laserski kristal je tanka ploča i često su samo 1 ili 2 valne duljine moguće za generiranje.

Kada se promijeni temperatura (= dimenzije rezonatora) ili snaga, frekvencija generiranja može se promijeniti glatko ili naglo.

Zašto je to važno? Laseri koji generiraju svjetlost na jednoj valnoj duljini mogu se koristiti za kućnu holografiju, interferometriju (mjerenja na super velikim udaljenostima) i druge zabavne stvari.

Pa, provjerimo. Uzimamo isti CD, ali ovoga puta točku nećemo promatrati s udaljenosti od 10 cm, već s udaljenosti od 5 metara (budući da moramo vidjeti razliku u valnim duljinama reda veličine 0,1 nm, a ne 300 nm).

1W zeleni laser: Zbog velike veličine rezonatora, frekvencije dolaze s malim intervalom:

Zeleni laser od 10 mW: Dimenzije šupljine su male - samo 2 frekvencije stanu u isti raspon spektra:

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

Pogledajmo druge lasere. Crvena 650nm 0,2W:

UV 405 nm 0,2 W:

1.1. Vrste spektara.

Na prvi pogled, laserska zraka se čini vrlo jednostavnom strukturom. To je praktički jednofrekventno zračenje koje ima spektralno čistu boju: He-Ne laser emitira crvenu boju (633 nm), kadmijev laser emitira plavu boju (440 nm, argonski laser emitira nekoliko linija u plavo-zelenom spektru). područje (488 nm, 514 nm itd.), poluvodički laser - crveno zračenje (650 nm) itd. Zapravo, spektar laserskog zračenja ima prilično složenu strukturu i određen je s dva parametra - spektrom zračenja radnog tvari (za He-Ne laser, na primjer, to je crvena spektralna linija neonskog zračenja pobuđenog električnim pražnjenjem) i rezonantne pojave u optičkom rezonatoru lasera.

Za usporedbu, slike desno prikazuju spektre emisije sunca (A) i obične žarulje sa žarnom niti (B) (gornja slika), spektar živine žarulje (slika desno) i znatno povećani spektar emisije He-Ne laser (slika dolje).

Spektar žarulje sa žarnom niti, kao i sunčev spektar, odnosi se na kontinuirane spektre koji u potpunosti ispunjavaju vidljivo spektralno područje elektromagnetskog zračenja (400-700 nm). Spektar živine žarulje pripada linijskom spektru, koji također ispunjava cijelo vidljivo područje, ali se sastoji od zasebnih spektralnih komponenti različitih intenziteta. Inače, prije pojave lasera monokromatsko zračenje se dobivalo odvajanjem pojedinih spektralnih komponenti zračenja živine lampe.

1.2. Spektar emisije u He-Ne laseru.

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

Proces formiranja laserskog spektra bit će razmatran na temelju dobro proučenog He-Ne lasera. Povijesno gledano, to je bio prvi kontinuirani laser koji je radio u vidljivom području spektra. Stvorio ga je A. Javan 1960. godine.

Na sl. desno su razine energije pobuđene mješavine helija i neona. Pobuđeni atom helija ili neona je atom kod kojeg jedan ili više elektrona vanjske ljuske pri sudaru s elektronima i ionima plinskog izboja prelaze na više energetske razine i kasnije mogu prijeći na nižu energetsku razinu ili se vratiti natrag na neutralnoj razini, uz emisiju svjetlosnog kvanta - fotona.

Pobudu atoma proizvodi električna struja koja prolazi kroz plinsku smjesu. Za He-Ne laser, ovo je slabostrujno, tinjajuće pražnjenje (uobičajene struje pražnjenja su 20-50 mA). Uzorak energetskih razina i mehanizam emisije prilično su složeni čak i za tako "klasičan" laser kao što je He-Ne laser, pa ćemo se ograničiti na razmatranje samo glavnih detalja ovog procesa. Atomi helija ekscitirani na razinu 2S tijekom sudara s atomima neona predaju im akumuliranu energiju, pobuđujući ih na razinu 5S (dakle, u plinskoj smjesi ima više helija nego neona). S razine 5S elektroni se mogu pomaknuti na niz nižih energetskih razina. Zanima nas samo prijelaz 5S - 3P (obje razine su zapravo podijeljene na više podrazina zbog kvantne prirode mehanizama pobude i emisije). Valna duljina emisije fotona tijekom ovog prijelaza je 633 nm.

Napomenimo još jednu važnu činjenicu, koja je fundamentalno važna za dobivanje koherentnog zračenja. S pravilnim omjerom helija i neona, tlakom mješavine plinova u cijevi i veličinom struje pražnjenja, elektroni se nakupljaju na razini 5S i njihov broj premašuje broj elektrona koji se nalaze na nižoj razini 3P. Taj se fenomen naziva inverzna razina naseljenosti. Međutim, to još nije lasersko zračenje. Ovo je jedna od spektralnih linija u spektru emisije neona. Širina spektralne linije ovisi o nekoliko razloga, od kojih su glavni: - konačna širina energetskih razina (5S i 3P) uključenih u zračenje i određenih principom kvantne nesigurnosti povezanim s vremenom zadržavanja atoma neona u pobuđeno stanje, - širenje linije povezano sa stalnim kretanjem pobuđenih čestica u pražnjenju pod utjecajem električnog polja (tzv. Dopplerov efekt). Uzimajući u obzir ove čimbenike, širina linije (stručnjaci je nazivaju konturom radnog prijelaza) iznosi približno dvije desettisućinke angstroma. Za tako uske vodove prikladnije je u izračunima koristiti njegovu širinu u frekvencijskoj domeni. Upotrijebimo formulu prijelaza:

dn 1 =dl c/l 2 (1)

gdje je dn 1 širina spektralne linije u frekvencijskom području, Hz, dl je širina spektralne linije (0,000002 nm), l je valna duljina spektralne linije (633 nm), c je brzina svjetlosti. Zamjenom svih vrijednosti (u jednom mjernom sustavu) dobivamo širinu linije od 1,5 GHz. Naravno, takva uska linija može se smatrati potpuno monokromatskom u usporedbi s cijelim spektrom emisije neona, ali se ipak ne može nazvati koherentnim zračenjem. Za dobivanje koherentnog zračenja u laseru se koristi optički rezonator (interferometar).

1.3. Optički laserski rezonator.

Optički rezonator sastoji se od dva zrcala smještena na optičkoj osi i njihovih reflektirajućih površina okrenutih jedna prema drugoj, sl. desno. Ogledala mogu biti ravna ili sferna. Ravna zrcala vrlo je teško poravnati i laserski izlaz može biti nestabilan. Rezonator sa sfernim zrcalima (konfokalni rezonator) mnogo je stabilniji, ali laserska zraka može biti nehomogena u presjeku zbog složenog, višemodnog sastava zračenja. U praksi se najčešće koristi polukonfokalni rezonator sa stražnjim sfernim i prednjim ravnim zrcalom. Takav rezonator je relativno stabilan i proizvodi jednolik (jednomodni) snop.

Glavno svojstvo svakog rezonatora je stvaranje stojećih elektromagnetskih valova u njemu. U slučaju He-Ne lasera formiraju se stojni valovi koji emitiraju spektralnu liniju neona valne duljine 633 nm. Ovo je olakšano maksimalnim koeficijentom refleksije zrcala, odabranim samo za ovu valnu duljinu. Laserske šupljine koriste dielektrična zrcala s višeslojnim raspršivanjem, što omogućuje postizanje koeficijenta refleksije od 99% ili više. Kao što je poznato, uvjet za nastanak stojnih valova je da razmak između ogledala mora biti jednak cijelom broju poluvalova:

nl=2L (2)

gdje je n cijeli broj ili redoslijed interferencije, l je valna duljina zračenja unutar interferometra, L je udaljenost između zrcala.

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

dn 2 =c/2L (3)

Za jedan i pol metarski rezonator plinskog lasera (He-Ne laser LGN-220) ta je vrijednost 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. Štoviše, što je izuzetno važno, kada ovo zračenje prolazi duž rezonatora, njegova fazna struktura se ne mijenja, što dovodi do koherentnih svojstava pojačanog zračenja. Ovo je olakšano inverznom populacijom razine 5S, o kojoj je gore bilo riječi. Elektron s gornje razine prelazi na donju sinkrono s fotonom koji inicira ovaj prijelaz, stoga su fazni parametri valova koji odgovaraju oba fotona isti. Takvo stvaranje koherentnog zračenja događa se duž cijelog puta zračenja unutar rezonatora. Osim toga, fenomeni rezonancije dovode do puno većeg sužavanja linije emisije, s rezultatom da se najveće pojačanje postiže u središtu vrha rezonancije.
Nakon određenog broja prolaza, intenzitet koherentnog zračenja postaje toliki da premašuje prirodne gubitke u rezonatoru (raspršenje u aktivnom mediju, gubici na zrcalima, difrakcijski gubici itd.) te dijelom odlazi izvan rezonatora. Za ovaj izlaz izrađuje se ravno zrcalo s nešto nižom refleksijom (99,6-99,7%). Kao rezultat toga, spektar laserske generacije ima oblik prikazan na slici 3. iznad. Broj spektralnih komponenti obično ne prelazi deset.

Sažmimo još jednom sve čimbenike koji određuju frekvencijske karakteristike laserskog zračenja. Prije svega, radni prijelaz karakterizira prirodna širina konture. U stvarnim uvjetima, zbog različitih čimbenika, kontura je proširena. Rezonantne linije interferometra nalaze se unutar proširene linije, čiji je broj određen širinom prijelazne konture i udaljenosti između susjednih vrhova. Konačno, u središtu vrhova nalaze se izrazito uske spektralne linije laserskog zračenja, koje određuju spektar izlaznog zračenja lasera.

1.4. Koherentnost laserskog zračenja.

Navedimo koju duljinu koherencije osigurava zračenje He-Ne lasera. Koristimo formulu predloženu u radu:

dok prolazi kroz inverzni medij – mješavinu helija i neona pobuđenu električnim pražnjenjem. Štoviše, što je izuzetno važno, kada ovo zračenje prolazi duž rezonatora, njegova fazna struktura se ne mijenja, što dovodi do koherentnih svojstava pojačanog zračenja. Ovo je olakšano inverznom populacijom razine 5S, o kojoj je gore bilo riječi. Elektron s gornje razine prelazi na donju sinkrono s fotonom koji inicira ovaj prijelaz, stoga su fazni parametri valova koji odgovaraju oba fotona isti. Takvo stvaranje koherentnog zračenja događa se duž cijelog puta zračenja unutar rezonatora. Osim toga, fenomeni rezonancije dovode do puno većeg sužavanja linije emisije, s rezultatom da se najveće pojačanje postiže u središtu vrha rezonancije.

dt=dn -1 (4)

gdje je dt vrijeme koherencije, što je gornja granica vremenskog intervala tijekom kojeg su amplituda i faza monokromatskog vala konstantne. Okrenimo se nama poznatoj duljini koherencije l pomoću 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, dobivamo duljinu koherencije od 20 cm. To je prilično blizu stvarne duljine koherencije He-Ne lasera, koji ima neizbježne gubitke zračenja u rezonatoru. Mjerenja duljine koherencije Michelsonovim interferometrom daju vrijednost od 15-17 cm (na razini 50% smanjenja amplitude interferencijskog uzorka). Zanimljivo je procijeniti duljinu koherencije pojedine spektralne komponente razdvojene laserskim rezonatorom. Širina rezonantnog vrha interferometra dn 3 (vidi treću sliku odozgo) određena je njegovim faktorom kvalitete i iznosi približno 0,5 MHz. Ali, kao što je gore spomenuto, fenomen rezonancije dovodi do još većeg sužavanja laserske spektralne linije dn 4 , koja se formira blizu središta rezonantnog vrha interferometra (treća slika odozgo). Teorijski izračun daje širinu linije od osam tisućinki herca! Međutim, ova vrijednost nema puno praktičnog značenja, budući da dugoročno postojanje tako uske spektralne komponente zahtijeva vrijednosti mehaničke stabilnosti rezonatora, toplinskog drifta i drugih parametara koji su apsolutno nemogući u stvarnim uvjetima rada laser. Stoga se ograničavamo na širinu rezonantnog vrha interferometra. Za širinu spektra od 0,5 MHz, duljina koherencije izračunata formulom (5) iznosi 600 m. To je također vrlo dobro. Ostaje samo odabrati jednu spektralnu komponentu, procijeniti njenu snagu i držati je na jednom mjestu. Ako pak tijekom vremena ekspozicije hologram "prođe" cijelim radnim krugom (zbog npr. temperaturne nestabilnosti rezonatora), opet ćemo dobiti istih 20 cm koherencije.

1.5. Generacijski spektar ionskog lasera.

Razgovarajmo ukratko o spektru generiranja drugog plinskog lasera - argona. Ovaj laser, kao i kriptonski, spada u ionske lasere; u procesu generiranja koherentnog zračenja više ne sudjeluju atomi argona, već njihovi ioni, tj. atomi čiji se jedan ili više elektrona vanjske ljuske otkine pod utjecajem snažnog lučnog izboja koji prolazi kroz aktivni tvar. Struja pražnjenja doseže nekoliko desetaka ampera, električna snaga napajanja je nekoliko desetaka kilovata. Potrebno je obavezno intenzivno hlađenje aktivnog elementa vodom, inače će doći do njegovog toplinskog uništenja. Naravno, pod tako teškim uvjetima, obrazac ekscitacije atoma argona je još složeniji. Postoji generiranje nekoliko laserskih spektralnih linija odjednom, širina radne konture svake od njih mnogo je veća od širine konture He-Ne laserske linije i iznosi nekoliko gigaherca. Sukladno tome, duljina koherencije lasera smanjena je 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.

Prijeđimo na razmatranje spektra generiranja poluvodičkog lasera, koji je od velikog interesa za proces nastave holografije i za holografe početnike. Povijesno gledano, prvi su razvijeni injekcijski poluvodički laseri temeljeni na galijevom arsenidu, 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 galijevog arsenida, koji ima oblik paralelopipeda sa stranicama dugim nekoliko stotina mikrona. Dvije bočne strane izrađene su paralelno i polirane s visokim stupnjem preciznosti. Zbog velikog indeksa loma (n = 3,6), na granici kristal-zrak, dobiva se dovoljno visok koeficijent refleksije (oko 35%), koji je dovoljan da se dobije generiranje koherentnog zračenja bez dodatnog taloženja reflektirajućih zrcala. Druga dva lica kristala su zakošena pod određenim kutom; inducirano zračenje ne izlazi kroz njih. Generiranje koherentnog zračenja događa se 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 p-n spoj je oko 1 µm. Nažalost, u takvoj konstrukciji poluvodičkog lasera, granična gustoća struje pumpe ispada prilično visoka (oko 100 000 ampera po kvadratnom centimetru). Stoga se ovaj laser trenutačno uništava kada radi u kontinuiranom načinu rada na sobnoj temperaturi i zahtijeva snažno hlađenje. Laser radi stabilno na temperaturi tekućeg dušika (77 K) ili helija (4,2 K).

Suvremeni poluvodički laseri izrađeni su na bazi dvostrukih heterospojova, sl. desno. U takvoj strukturi, gustoća struje praga mogla bi se smanjiti za dva reda veličine, na 1000 A/cm. kvadrat S takvom gustoćom struje moguć je stabilan rad poluvodičkog lasera čak i na sobnoj temperaturi. Prvi uzorci lasera radili su u infracrvenom području (850 nm). Daljnjim usavršavanjem tehnologije oblikovanja poluvodičkih slojeva pojavili su se laseri kako s povećanom valnom duljinom (1,3 - 1,6 μm) za svjetlovodne komunikacijske linije, tako i s generiranjem zračenja u vidljivom području (650 nm). Već postoje laseri koji emitiraju u plavom području spektra. Velika prednost poluvodičkih lasera je njihova visoka učinkovitost (omjer energije zračenja i energije električne pumpe), koja doseže 70%. Za plinske lasere, atomske i ionske, učinkovitost ne prelazi 0,1%.

Zbog specifičnosti procesa generiranja zračenja u poluvodičkom laseru, širina spektra zračenja znatno je veća od širine spektra He-Ne lasera, sl. desno.

Širina radne konture je oko 4 nm. Broj spektralnih harmonika može doseći nekoliko desetaka. Ovo nameće ozbiljno ograničenje duljine laserske koherencije. Ako koristimo formule (1), (5), teorijska duljina koherencije bit će samo 0,1 mm. Međutim, kao što pokazuju izravna mjerenja duljine koherencije na Michelsonovom interferometru i snimanje reflektirajućih holograma, stvarna duljina koherencije poluvodičkih lasera doseže 4-5 cm, što ukazuje da stvarni generacijski spektar poluvodičkog lasera nije tako bogat. u harmonicima i ima radni prijelaz ne tako velike širine konture, kao što predviđa teorija. Međutim, pošteno radi, vrijedi napomenuti da stupanj koherencije zračenja poluvodičkog lasera uvelike varira od uzorka do uzorka i od načina rada (struja pumpe, uvjeti hlađenja itd.).

Oscilirajući sustav lasera sadrži aktivni medij, stoga spektar laserskog zračenja mora biti određen i spektralnim svojstvima medija i frekvencijskim svojstvima rezonatora. Razmotrimo nastanak spektra emisije u slučajevima nehomogenog i jednolikog širenja spektralne linije medija.

Spektar emisije s nehomogenim spektralnim širenjem; linije. Razmotrimo slučaj kada je oblik spektralne linije medija uglavnom određen Dopplerovim efektom, a međudjelovanje čestica medija može se zanemariti. Dopplerovo širenje spektralne linije je nehomogeno (vidi sl.§ 12.2).

Na sl. 15.10, a prikazuje frekvencijski odziv rezonatora, a na sl. 15.10b prikazuje konturu spektralne linije medija. Obično je širina spektralne linije s Dopplerovim proširenjem ∆ ν=∆ νD puno veća od intervala ∆ νq između frekvencija susjednih modova rezonatora. Vrijednost ∆ νq određena formulom (15.2), na primjer, uz duljinu rezonatora L = 0,5 m bit će 300 MHz, dok se širina spektralne linije zbog Dopplerovog efekta ∆ νD u skladu s formulom (12.31) može oko 1 GHz. U ovom primjeru, unutar širine spektralne linije medija ∆ ν≈∆ νD ; postavljena su tri uzdužna modusa. S većom duljinom rezonatora povećava se broj modova unutar širine crte jer se smanjuje frekvencijski interval ∆ νq susjednih modova.

Dopplerovo širenje je nehomogeno, tj. spontanu emisiju u odabranom frekvencijskom području manjem od ∆ νD stvara određena skupina čestica, a ne sve

čestice okoline. Pretpostavimo da je prirodna širina spektralne linije čestice mnogo manja od frekvencijske razlike između susjednih modova (na primjer, prirodna širina linije

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

Za određivanje spektra laserskog zračenja koristimo frekvencijsku ovisnost indeksa apsorpcije æ , u Bouguerovom zakonu (12.50) . Taj je indeks proporcionalan razlici između populacija gornje i donje razine prijelaza. U mediju bez inverzne naseljenosti, æ >0 i karakterizira apsorpciju energije elektromagnetskog polja. U prisutnosti inverzijeæ<0 и определяет усиление поля. В этом случае модуль показателя называют показателем усиления активной средыæ а (æ а =|æ |).

Frekvencijska ovisnost faktora pojačanja æ a (ν) u skladu s formulom (12.44) podudara se s oblikom spektralne linije medija kada su populacije razina konstantne ili se neznatno mijenjaju kao rezultat prisilnih prijelaza. Takva će se podudarnost uočiti ako se stvori inverzija naseljenosti, a uvjeti za samopobudu lasera još nisu zadovoljeni (na primjer, nema zrcala rezonatora). Na sl. 15.10, točkasta linija prikazuje takvu početnu ovisnost o frekvenciji. Uz Dopplerovo širenje spektralne linije, ovisnost je izražena Gaussovom funkcijom i ima širinu ∆ νD kao što je prikazano na slici. 15.10., b.

Pretpostavimo da su uvjeti samopobude zadovoljeni. Tada će spontana emisija jedne čestice uzrokovati prisilne prijelaze drugih čestica, ako je frekvencija spontane emisije potonjih približno unutar granica prirodne širine spektralne linije pobuđujuće čestice. Kao rezultat inverzije naseljenosti, prevladat će prisilni prijelazi s vrha na dno, tj. naseljenost gornje razine trebala bi se smanjiti, populacija niže razine trebala bi se povećati, a faktor dobitka æ a trebao bi se smanjiti.

Polje u rezonatoru je maksimalno na rezonantnim frekvencijama modova. Na tim frekvencijama će se uočiti najveća promjena u populacijama prijelaznih razina. Stoga će se na krivulji æ a (v) pojaviti padovi u blizini rezonantnih frekvencija (vidi sl. 15.10, c).

Nakon što je zadovoljen uvjet samouzbude, dubina pada na rezonantnim frekvencijama raste dok se ne uspostavi režim; stacionarne oscilacije, pri čemu će dobitak postati jednak gubitku α u skladu s uvjetom (15.13) . Širina svakog pada približno je jednaka prirodnoj širini linije čestica ako je snaga generirana na razmatranoj frekvenciji mala. Što je veća snaga i, posljedično, volumna gustoća energije polja, koja utječe na broj prisilnih prijelaza, to je pad širi. Pri maloj snazi, pojačanje unutar jednog pada neovisno je o pojačanju unutar drugog pada, budući da se padovi ne preklapaju zbog početne pretpostavke da je prirodna širina linije manja od udaljenosti između rezonantnih frekvencija. Oscilacije na tim frekvencijama mogu se smatrati neovisnima. Na sl. 15.10d pokazuje da spektar laserske emisije sadrži tri linije emisije koje odgovaraju trima longitudinalnim modovima rezonatora. Snaga zračenja svakog načina ovisi o razlici između početnih i stacionarnih vrijednosti pojačanja,

kao u formuli (15.21), tj. određuje se dubinom odgovarajućih urona na sl. 15.10, u. Odredit ćemo širinu svake linije emisije δν na kraju odjeljka, a sada ćemo raspravljati o učinku snage pumpe na broj generiranih modova za dane gubitke.

Ako je snaga crpke toliko niska da maksimalna vrijednost pojačanja medija (krivulja 1 na sl. 15.11, b) ne doseže vrijednost praga jednaku α, tada niti jedan od načina određenih frekvencijskim odzivom rezonatora (Sl. 15.11, a) je uzbuđen. Krivulja 2 odgovara većoj snazi ​​pumpe, koja osigurava da središnja frekvencija spektralne linije medija ν0 premašuje vrijednost praga. Ovaj slučaj odgovara jednom uronu na Sl. 15.11, c i generiranje jednog uzdužnog moda (Sl. 15.11, d). Daljnjim povećanjem snage crpke osigurat će se ispunjenje uvjeta samouzbude za ostale modove (krivulja 3). Sukladno tome, padovi indikatorske krivulje i emisijski spektar bit će prikazani kao na sl. 15.10, u igri.

Spektar emisije s jednolikim širenjem spektralne linije. Jednoliko širenje spektralne linije opaža se kada je glavni razlog širenja sudar | (ili međudjelovanje) srednjih čestica(§ 12.2) .

Pretpostavimo, kao u slučaju nehomogenog širenja, da nekoliko vlastitih frekvencija rezonatora pada unutar spektralne linije medija. Na sl. 15.12, a prikazuje frekvencijski odziv rezonatora s naznakom frekvencije i širine rezonantnih krivulja svakog moda ∆ νp. Krivulja 1 na sl. 15.12b prikazuje frekvencijsku ovisnost pojačanja medija s inverzijom naseljenosti prije laserske samopobude.

Spektralna linija svake čestice i cijelog medija koincidira s jednoličnim širenjem, tako da spontana emisija bilo koje čestice može izazvati stimulirani

prijelazi drugih čestica. Posljedično, tijekom prisilnih prijelaza u ovom mediju s inverzijom naseljenosti, ovisnost o frekvenciji æ a tijekom generacije (krivulja 2) ostat će istog oblika kao prije generacije (krivulja 1), ali će se nalaziti ispod nje. Padovi uočeni tijekom nehomogenog širenja linije (vidi sl. 15.11, c) ovdje su odsutni, budući da su sada sve čestice medija uključene u stvaranje snage laserskog zračenja.

Na sl. 15.12, b uvjeti samopobude æ a > α su zadovoljeni za tri moda s frekvencijama νq-1 , νq = ν0 i νq+1 . Međutim, na središnjoj frekvenciji spektralne linije ν0, indeks pojačanja po jednom prolazu zračenja kroz aktivni medij je maksimalan. Kao rezultat većeg broja prolaza, mod sa središnjom frekvencijom dat će glavni doprinos snazi ​​zračenja.

Dakle, u laserima s jednolikim širenjem spektralne linije medija moguće je dobiti jednofrekventni režim velike snage (sl. 15.12c), budući da, za razliku od slučaja nehomogenog širenja, ovaj režim ne zahtijeva smanjenje snage pumpe.

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 području širina spektralne linije medija puno je veća od širine rezonancijskih krivulja ∆ νp pasivnog (bez aktivnog medija) rezonatora zbog visokog faktora kvalitete Q potonjeg. Vrijednost ∆ νP = ν0 /Q , gdje je ν0 rezonantna frekvencija. U prisutnosti aktivnog medija u rezonatoru dolazi do kompenzacije gubitaka (regenerativni učinak), što je ekvivalentno povećanju faktora kvalitete i smanjenju širine rezonantne krivulje ∆ νp do δ ν.

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

gdje je P snaga zračenja. Povećanje snage zračenja odgovara većem

kompenzacija gubitaka, povećanje faktora kvalitete i smanjenje širine linije zračenja. Ako je ∆ νp =l MHz, ν0 =5 1014 Hz, P =1 mW, tada je δ νteor ≈ 10-2 Hz, a omjer δ νteor /ν 0 ≈2 10-17 . Stoga se teorijska vrijednost širine linije emisije pokazuje iznimno velikom

mala, mnogo redova veličine manja od širine rezonantnih krivulja ∆ νp . Međutim, u stvarnim uvjetima, zbog akustičkih utjecaja i temperaturnih fluktuacija, uočava se nestabilnost dimenzija rezonatora, što dovodi do nestabilnosti vlastitih frekvencija rezonatora, a posljedično i frekvencija laserskih linija. Stoga stvarna (tehnička) širina linije emisije, uzimajući u obzir ovu nestabilnost, može doseći δ ν=104 –105 Hz.

Stupanj monokromatičnosti laserskog zračenja može se procijeniti iz širine linije laserskog zračenja i iz širine omotnice spektra laserskog zračenja, koji sadrži nekoliko linija zračenja (vidi sl. 15.10, d). Neka je ∆ ν=104 Hz, ν0 =5·1014 Hz, a širina ovojnice spektra δ o.c .=300 MHz. Tada će stupanj monokromatičnosti po jednoj liniji biti δ ν/ν0 ≈ 2·10-11 , a po ovojnici δ ν/ν0 ≈ 6·10-7 . Prednost lasera je visoka monokromatičnost zračenja, osobito duž jedne linije zračenja, odnosno u jednofrekventnom načinu rada.

§ 15.4. Koherencija, monokromatičnost i usmjerenost laserskog zračenja

NA Kada se primijeni na optičke vibracije, koherencija karakterizira vezu (korelaciju) između faza svjetlosnih vibracija. Razlikuju se vremenska i prostorna koherencija, s kojom se kod lasera povezuju monokromatičnost i usmjerenost zračenja.

NA U općem slučaju, kada se proučava korelacija polja zračenja u dvije točke u prostoru, odnosno u vremenskim trenucima pomaknutim za određenu vrijednost τ, koristi se koncept funkcije međusobne koherencije

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

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

Vremenska koherencija i monokromatičnost zračenja. Vremenska koherencija je korelacija između vrijednosti polja u jednoj točki prostora u trenucima koji se razlikuju za određeni iznosτ . U ovom slučaju, radijus vektori r 1 i r 2 u definiciji funkcije međusobne koherencije G 12 (r 1 , r 2 , τ ) i funkcije γ 12 (τ ) pokažu jednake, funkcija međusobne koherencije prelazi u funkciju autokorelacije, a normalizirana funkcija prelazi u funkcijuγ 11 (τ ), koji karakterizira stupanj vremenske koherencije.

Ranije je primijećeno da tijekom spontanih prijelaza atom emitira nizove vibracija koje nisu međusobno povezane (slika 15.13). Korelacija oscilacija u jednoj točki prostora promatrat će se samo u vremenskom intervalu kraćem od trajanja niza. Taj se interval naziva vrijeme koherentnosti, i uzima se jednak životnom vremenu za spontane prijelaze m. Udaljenost koju svjetlost prijeđe tijekom vremena koherencije naziva se duljina koherencije£ . Pri τ ≈ 10-8 s £ = c τ = 300 cm Duljina koherencije također se može izraziti preko širine spektralne linije ∆ ν. Kako je ∆ ν≈ 1/τ, tada je £ ≈ c /∆ ν.

Vremenska koherencija i monokromatičnost su povezani. Kvantitativno, monokromatičnost je određena stupnjem monokromatičnosti ∆ ν/ ν0 (vidi § 15.3). Što je viši stupanj vremenske koherencije, tj. što je duže vrijeme koherencije, manji je frekvencijski spektar ∆ ν koji zauzima zračenje, a monokromatičnost je bolja. U granici s punom vremenskom koherencijom (τ →∞ ), zračenje postaje potpuno monokromatsko (∆ ν→0).

Razmotrimo vremensku koherenciju laserskog zračenja. Pretpostavimo da je neka čestica aktivnog medija emitirala kvant, koji možemo predstaviti kao niz oscilacija (vidi sl. 15.13). Kada vlak međudjeluje s drugom česticom, pojavit će se novi niz čija se faza oscilacije, zbog prirode prisilnih prijelaza, podudara s fazom oscilacije izvornog niza. Ovaj proces se ponavlja mnogo puta, dok je fazna korelacija očuvana. Rezultirajuća oscilacija može se smatrati nizom s trajanjem mnogo većim od trajanja τ izvornog niza. Dakle, dolazi do povećanja vremena koherencije, tj. poboljšava se vremenska koherencija i monokromatičnost zračenja.

U vezi s ovim razmatranjem, postaje očito da optički rezonator povećava vremensku koherenciju laserskog zračenja, budući da osigurava višestruki prolaz vlakova kroz aktivni medij. Potonje 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. na
	formula τ =1/2πδ ν.. Pri δ ν=103 Hz, vrijeme koherencije
	je τ =1,5 10-4 s. Duljina koherencije u ovom slučaju
	L = cτ = 45 km. Dakle, vrijeme i duljina koherentnosti
	koherencija u laserima je mnogo redova veličine veća nego u
	konvencionalni izvori svjetlosti.

Prostorna koherencija i usmjerenost zračenja, Prostorna koherencija je korelacija između vrijednosti polja u dvije točke u prostoru u isto vrijeme. U ovom slučaju formule za funkciju međusobne koherencije G 12 (r 1 , r 2 , τ ) i normaliziranu funkciju koherencijeγ 12 (τ ) treba zamijenitiτ=0. Funkcija γ 12 (0) karakterizira stupanj prostorne koherencije.

Zračenje točkastog izvora uvijek je prostorno koherentno. Stupanj prostorne koherencije proširenog izvora ovisi o njegovoj veličini i udaljenosti između njega i točaka promatranja. Iz optike je poznato da što je izvor veći, to je manji kut unutar kojeg se zračenje može smatrati prostorno koherentnim. Svjetlosni val s najboljom prostornom koherencijom trebao bi imati ravnu frontu.

Kod lasera zračenje ima veliku usmjerenost (ravna fronta), što je određeno svojstvima optičkog rezonatora. Uvjet samopobude zadovoljen je samo za određeni smjer u rezonatoru za optičku os ili njoj bliske smjerove. Kao rezultat vrlo velikog broja refleksija od zrcala, zračenje putuje dugim putem, što je jednako povećanju udaljenosti između izvora i točke promatranja. Taj put odgovara duljini koherencije i može iznositi desetke kilometara za plinske lasere. Visoka usmjerenost laserskog zračenja također određuje visoku prostornu koherenciju. Značajno je da je učinak povećanja udaljenosti u laseru popraćen povećanjem snage zračenja zbog njegovog pojačanja u aktivnom mediju, dok je u konvencionalnim izvorima poboljšanje prostorne koherencije povezano s gubitkom intenziteta svjetlosti.

Visok stupanj vremenske koherencije zračenja uvjetuje upotrebu lasera u sustavima prijenosa informacija, mjerenju udaljenosti i kutnih brzina te u kvantnim frekvencijskim standardima. Visok stupanj prostorne koherencije (usmjerenosti) omogućuje učinkovit prijenos svjetlosne energije i fokusiranje svjetlosnog toka u točku vrlo male veličine, usporedivu s valnom duljinom. To omogućuje dobivanje enormnih vrijednosti gustoće energije, jakosti polja i svjetlosnog tlaka, potrebnih za znanstvena istraživanja i razne tehničke primjene.

OPTIČKI FREKVENCIJSKI STANDARDI - laseri s frekvencijom stabilnom u vremenu (10 -14 - 10 -15), njegovom obnovljivošću (10 -13 - 10 -14). O. s. sati koriste se u tjelesnom. istražiti i pronaći praktične. primjena u mjeriteljstvu, lokaciji, geofizici, komunikacijama, navigaciji i strojarstvu. Frekvencijska podjela O. s. sati do radijskog raspona omogućio je stvaranje vremenske ljestvice koja se temelji na korištenju optičkog perioda. .
O. s. sati imaju prednosti u odnosu na kvantni frekvencijski standardi mikrovalno područje: eksperimenti vezani uz mjerenje frekvencije pomoću lasera zahtijevaju manje vremena, jer abs. frekvencija je 10 4 - 10 5 puta veća od nelaserskih standarda frekvencije. Trbušnjaci intenzitet i širina, koji su frekvencijske reference, u optičkoj. raspon 10 5 - 10 6 puta veći nego u mikrovalnom području, s istim odnosima. širina. Omogućuje stvaranje O. sa. sati s višim kratkim vremenom. stabilnost frekvencije. Pri dijeljenju frekvencije O. s. h. na radijski domet se odnosi. širina linije emisije ostaje praktički nepromijenjena (ako se koristi mikrovalni standard, spektar fluktuacije njegovog signala značajno se širi kada se frekvencija pomnoži s faktorom 105-106). Uloga kvadrata Doppler efekt ograničavanje dugovječnosti. frekvencijska stabilnost i ponovljivost su iste.

Princip stabilizacije. Laserska stabilizacija frekvencije, kao i standardi radiopojasa, temelji se na korištenju spektralnih linija atomskog ili molekularnog plina (optička referenca), na čije je središte frekvencija "vezana". v pomoću elektroničkog automatskog sustava. podešavanje frekvencije. Budući da su linije pojačanja lasera obično mnogo veće od propusnosti optički rezonator, zatim nestabilnost ( v) učestalost v generacija u većini slučajeva određena je promjenom optičkog. duljina rezonatora Glavni. izvori nestabilnosti l su toplinski drift, mehanički. i akustični poremećaji strukturnih elemenata, fluktuacije indeksa loma plazme s izbojem u plinu. Uz pomoć optičkih benchmark, sustav za automatsko ugađanje generira signal proporcionalan. veličina i predznak odstupanja između frekvencije v i učestalost v0 središte spektralne linije, uz pomoć koje se frekvencija lasera podešava prema središtu linije ( = v-v0= 0). Odnosi se točnost podešavanja obrnuto proporcionalna. umnožak spektralne linije (- širina linije) i omjera signal/šum kada je prikazan.
Da bi se dobila uska emisijska linija i visoko kratko vrijeme. frekvencijska stabilnost (stabilnost tijekom vremena s), potrebno je koristiti referentne točke dovoljno visokog intenziteta sa širinom koja značajno prelazi karakteristični raspon frekvencijskih poremećaja. plinski laseri karakteristična širina akustičkog spektra. perturbacije ~ 10 3 - 10 4 Hz, pa je potrebna širina rezonancije Hz (referentna širina 10 -9 - 10 -10). To omogućuje korištenje automatiziranih sustava. podešavanje frekvencije sa širokim pojasom (10 4 Hz) za ef. potiskivanje brzih fluktuacija duljine rezonatora.
Za postizanje visoke trajnosti potrebna je optička stabilnost i ponovljivost frekvencije. liniju visokog faktora kvalitete, budući da se time smanjuje utjecaj raspad. čimbenici frekvencijskih pomaka središta linije.

Optičke referentne točke. Metode korištene u mikrovalnom području za dobivanje uskih spektralnih linija pokazale su se neprimjenjivima u optici. spektralno područje (Dopplerovo širenje je malo u mikrovalnom području). Za O. sa. Osobito su važne metode koje omogućuju dobivanje rezonancija u središtu spektralne linije. To omogućuje izravno povezivanje frekvencije zračenja s frekvencijom kvantnog prijelaza. Tri su metode obećavajuće: metoda zasićene apsorpcije, dvofotonske rezonancije i metoda razmaknute optičke metode. polja. Glavni Rezultati laserske stabilizacije frekvencije dobiveni su metodom zasićene apsorpcije koja se temelji na nelinearnoj interakciji protupropagirajućih svjetlosnih valova s ​​plinom. Nelinearna apsorbirajuća ćelija s niskotlačnim plinom može se nalaziti unutar laserskog rezonatora (aktivna referenca) i izvan njega (pasivna referenca). Zbog efekta zasićenja (izjednačavanje razina naseljenosti čestica plina u jakom polju), u središtu Doppler-proširene apsorpcijske linije pojavljuje se uron jednolike širine, rub može biti 10 5 - 10 6 puta manji od Doppler širina. U slučaju unutarnje apsorbirajuće ćelije, smanjenje apsorpcije u središtu linije dovodi do pojave uskog vrha u konturi ovisnosti snage o frekvenciji generiranja. Širina nelinearne rezonancije u molekularnom plinu niskog tlaka određena je prvenstveno sudarima i efektima zbog konačnog vremena leta čestice kroz svjetlosnu zraku. Smanjenje širine rezonancije prati nagli pad njezinog intenziteta (proporcionalno kubu tlaka).
Naib. uske rezonancije zasićene apsorpcije s relativnom širinom 10 -11 dobivene su u CH 4 na komponentama E oscilirajući-rotirati. linije R(7) pruge v 3 (vidi Molekularni spektri), koji su blizu središta linije pojačanja helij-neonskog lasera na = 3,39 μm. Za točno usklađivanje pojačanja i apsorpcijskih linija koristi se 22 Ne i povećava se tlak He u aktivnom mediju lasera ili se aktivni medij stavlja u magnetsko polje. polje (za E-Komponente).
O.-ova shema sa. sati, koristeći ultra usku rezonanciju (s relativnom širinom od 10 -11 - 10 - 12 ) kao referenca, sastoji se od pomoćnog frekvencijski stabilnog lasera 2 s uskom emisijskom linijom, podesivog lasera 2 i sustava za postizanje uske rezonancije (slika 1). Uska linija emisije podesivog lasera, koja se koristi za dobivanje superuske rezonancije, osigurava se faznim zaključavanjem ovog lasera sa stabilnim.

Riža. 1. Shema optičkog frekvencijskog standarda: CHFAP - frekvencijsko-fazno autotuning; SUR - sustav za dobivanje ultrauske rezonancije; AFC - sustav automatske kontrole frekvencije; ZG - generator zvuka; RG - radio generator; D - foto detektor.

Dugoročno Stabilnost podesivog lasera postiže se glatkim podešavanjem njegove frekvencije na maksimalnu ultrausku rezonanciju pomoću ekstremnog sustava automatskog ugađanja. U tom slučaju moguće je istovremeno dobiti visoke kratkoročne vrijednosti. i dugovječnost. stabilnost i ponovljivost frekvencije.
stabilnost frekvencije. Naib. visoka frekvencijska stabilnost postignuta je u IR području s He - Ne laserom ( = 3,39 μm) s unutarnjim. apsorpcijska ćelija. Jer trbušnjaci. njegova frekvencija je poznata s velikom točnošću (10 -11), tada se ovaj laser može koristiti kao samostalan. sekundarni standard frekvencije za mjerenje abs. frekvencije u optičkoj. i IC opsega. Širina linije emisije takvog lasera je 0,07 Hz (slika 2). Stabilnost frekvencije za vremena usrednjavanja = 1 - 100 s jednaka je 4 x 10 -15 (slika 3).
Dugoročno stabilnosti i ponovljivosti frekvencije He - Ne-lasera s teleskopskim. ekspanzija snopa stabilizirana rezonancijama u CH 4 na apsorpcijskim linijama F 2 2 i E(vidi gore) s faktorom kvalitete od ~10 11 doseći ~10 -14 . Glavni čimbenik koji ograničava ponovljivost i točnost frekvencije je kvadratni.

Lit.: Basov N. G., Letokhov V. S., Optički frekvencijski standardi, "UFN", 1968., v. 96, str. 585; Jennings D. A., Petersen F. R., Evenson K. M., Izravno mjerenje frekvencije 260 THz (1,15 mm) 20 Ne lasera i šire, u: Laserska spektroskopija. IV. Proc. 4. intern. Conf., Rottach-Egern, Fed. Rep. Njemačke, 11. - 15. lipnja 1979., ur. od H. Walthera, K. W. Kothea, B. - , 1979., str. 39; Proceedings of Third Symposium on Freq. Standardi i mjeriteljstvo, Aussois, Francuska, 12. - 15. listopada. 1981, "J. Phys.", 1981, v. 42, Collog. S 8, br. 12; Bagaev S. N., Chebotaev V. P., Laserski frekvencijski standardi, UFN, 1986, v. 148, str. 143; Knight D. J. E., Tablica mjerenja apsolutne laserske frekvencije, "Metrologia", 1986., v 22, str. 251.

V. P. Čebotaev.