Определение длины волны излучения гелий-неонового лазера

Задачи.

1.На дифракционную решетку с периодом с = 0, 004 мм падает нормально монохроматический свет. При этом главному максимуму четвертого порядка соответствует отклонение от первоначального направления на угол a = 300. Определите длину волны света.

2.На дифракционную решетку падает нормально свет. При этом максимум второго порядка для линии l₁ = 0, 65 мкм соответствует углу a₁ = 450. Найдите угол, соответствующий максимуму третьего порядка для линии l₂ = 0, 50 мкм.

3.Показать на рисунке, что точечный источник, помещенный в фокусе собирающей линзы, дает плоский волновой фронт.

4.Определите постоянную дифракционную решетки, если при освещении ее светом с
l = 656 нм второй максимум виден под углом 150 к нормам дифракционной решетки.

5.На щель шириной 2× 10^-6 м падает нормально монохроматический пучок света с
l = 5895 нм. Найдите углы, в направлении которых наблюдается минимум света.

Лабораторная работа №17

Определение длины волны излучения гелий-неонового лазера

С помощью дифракционной решетки.

Дифракционная решетка представляет собой прозрачную пластинку, на которой через равные промежутки a нанесены параллельные непрозрачные штрихи шириной b. Величина c=a+b называется периодом дифракционной решетки. При освещении решетки нормально падающим монохроматическим светом происходит дифракция. Вторичные когерентные волны, образующиеся в результате дифракции, распространяясь по всем направлениям, интерферируют, образуя дифракционную картину.

Известно, что главные дифракционные максимумы возникают при условии

(1)

где k = 0, 1, 2... - порядок главных максимумов.

Зная период решетки c и угол a , под которым виден максимум k -го порядка, можно определить длину волны падающего света

. (2)

Схема установки для определения длины волны лазера (рис.9) состоит из лазера ЛГ-50 (1), дифракционной решетки (2) и экрана для наблюдения дифракционной картины (3). Для того, чтобы определить длину волны лазера по формуле (2), необходимо знать период решетки c, порядок максимума k и угол a. Период дифракционной решетки обычно указывается на её оправе. Угол можно найти из формулы:

, (3)

где b - расстояние между решеткой и экраном; a - расстояние между максимумами k -ого и нулевого порядков.

Схема эксперимента:

Приборы и материалы: гелий-неоновый лазер, стандартная дифракционная решетка, экран, препарат высушенного мазка крови, измерительные линейки.

Основные формулы:

1. Длина волны лазерного излучения, определяемая по дифракционной картине с использованием максимума третьего порядка:

2. Диаметр эритроцитов, определяемый по дифракционной картине с использованием максимума второго порядка:

3. Ошибка оценки истинного значения длины волны лазерного излучения:

4. Ошибка оценки истинного значения размеров эритроцитов:

5. Исправленные среднеквадратичные отклонения среднего выборочного для величин а и б:

с- период стандартной дифракционной решетки, l - длина волны, а и б – расстояние между требуемыми максимумами дифракционной картины и расстояние между экраном и дифракционной решеткой соответственно, d – диаметр эритроцитов, S – исправленное среднеквадратичное отклонение, Dl и Dd – ошибки оценки.

Черта над символом означает среднее значение величины.

Ход работы:

1. Установить лазер, дифракционную решетку и экран как показано на рис. 9.

2. Включить лазер и получить на экране четкую дифракционную картину с максимумами не менее четвертого порядка.

3. Измерить расстояние b между решеткой и экраном и расстояние a между максимумами третьего и нулевого порядков пять раз. Результаты измерений занести в таблицу 1.

4. Оценить длину волны газового лазера. Рассчитать погрешность оценки и результаты вычислений занести в таблицу 1:

Таблица 1

Номер опыта	b, м	a, м	l±Dl, м

ДИФРАКЦИЯ НА ЭРИТРОЦИТЕ, НАБЛЮДАЕМАЯ С ПОМОЩЬЮ ГЕЛИЙ-НЕОНОВОГО ЛАЗЕРА.

Лабораторная работа 17. Определение длины волны излучения гелий-неонового лазера с помощью дифракционной решетки. Определение размеров эритроцитов с помощью дифракции лазерного излучения на мазке крови.

Электромагнитные волны

Обобщая результаты опытов X. К. Эрстеда по воздействию электрического тока на магнитную стрелку, опытов Фарадея по электромагнитной индукции и других фактов, Максвелл создал в рамках классической физики теорию электромагнитного поля.

В основе теории Максвелла лежат два положения: а) всякое переменное электрическое поле порождает магнитное и б) всякое переменное магнитное поле порождает электрическое (явление электромагнитной индукции).

Взаимное образование электрических и магнитных полей приводит к понятию электромагнитной волны — распространение единого электромагнитного поля в пространстве.

Если распространение плоской механической волны описывалось одним уравнением (5.48), то распространение плоской электромагнитной волны описывается двумя уравнениями — соответственно для электрической и магнитной компонент единого электромагнитного поля:

(14.51)

здесь Е и В соответственно напряженность электрического поля и магнитная индукция, Е_mи В_m— их амплитудные значения.

Векторы и (скорость распространения волны) взаимно перпендикулярны (см. рис. 14.17).

В теории Максвелла было получено выражение для скорости распространения электромагнитной волны

(14.52)

где - скорость света в вакууме, e и m — соответственно диэлектрическая и магнитная проницаемости, e₀ и m₀ — соответственно электрическая и магнитная постоянные.

Таким образом, скорость распространения электромагнитных волн равна скорости света. Это послужило основанием для создания Максвеллом электромагнитной теории света.

Сопоставляя (14.52) и выражение для показателя преломления п = с/u, можно установить связь между п и диэлектрической и магнитной проницаемостями:

(14.53)

Объемная плотность энергии электромагнитного поля складывается из объемных плотностей энергии электрического (12.46) и магнитного(13.8) полей:

(14.54)

Электрическая и магнитная составляющие электромагнитного поля в диэлектрике энергетически равноправны, поэтому

(14.55)

тогда для объемной плотности энергии можно записать несколько выражений:

(14.56)

Подставляя в (14.56) выражение (14.51), получаем

(14.57)

Усредняя по времени (за период) выражение (14.57) и учитывая, что среднее значение получаем выражение для среднего значения объемной плотности энергии электромагнитной волны:

(14.58)

Плотность потока энергии волн (интенсивность волны) получим из общей формулы (5.54), подставляя в нее (14.58) и (14.52):

(14.59)

На основании (14.56) можно получить Если подставить это выражение в (14.59), то получим:

(14.60)

Как видно, интенсивность электромагнитной волны пропорциональна квадрату амплитуды напряженности электрического поля. Заметим, что аналогичная связь между интенсивностью и амплитудой существует и для механических волн [см. (5.56)].

Таблица 25

Низкие (НЧ) Звуковые (34) Ультразвуковые или надтональные (УЗЧ) Высокие (ВЧ) Ультравысокие (УВЧ) Сверхвысокие (СВЧ) Крайневысокие (КВЧ)

до 20 Гц 20 Гц — 20 кГц 20 кГц — 200 кГц 200 кГц — 30 МГц 30 МГц — 300 МГц 300 МГц — 300 ГГц свыше 300 ГГц

Часто физиотерапевтическую электронную аппаратуру низкой и звуковой частот называют низкочастотной. Электронную аппаратуру всех других частот называют обобщающим понятием высокочастотная.

Интерференция света

Принцип Гюйгенса—Френеля

Объяснение и приближенный расчет дифракции света можно осуществить, используя принцип Гюйгенса—Френеля.

Согласно Гюйгенсу, каждая точка волновой поверхности, которой достигла в данный момент волна, является центром элементарных вторичных волн, их внешняя огибающая будет волновой поверхностью в последующий момент времени (рис. 19.9; S₁ и S₂ — волновые поверхности соответственно в моменты t_l и t₂; t₂ > t₁.

Френель дополнил это положение Гюйгенса, введя представление о когерентности вторичных волн и их интерференции. В таком обобщенном виде эти идеи получили название принципа Гюйгенса—Френеля.

Для того чтобы определить результат дифракции в некоторой точке пространства, следует рассчитать, согласно принципу Гюйгенса—Френеля, интерференцию вторичных волн, попавших в эту точку от различных элементов волновой поверхности. Для волновой поверхности произвольной формы такой расчет достаточно сложен, но в отдельных случаях (сферическая или плоская волновая поверхность, симметричное расположение точки относительно волновой поверхности и непрозрачной преграды) вычисления сравнительно просты. Волновую поверхность при этом разбивают на отдельные участки (зоны Френеля), расположенные определенным образом, что упрощает математические операции.

Рис. 19.14

Так, можно убедиться, что между центральным и каждым первым главным максимумами имеется N -1 добавочных минимумов, удовлетворяющих условию

с sin a = ± l/N; 2l/N, ..., ±(N - 1)l/N. (19.31)

Между первым и вторым главными максимумами также расположены N - 1 добавочных минимумов, удовлетворяющих условию

с sin a = ± (N + 1)l/N, ±(N + 2)l/N, ..., (2N - 1)l/N, (19.32)

и т. д. Итак, между любыми двумя соседними главными максимумами наблюдается N - 1 добавочных минимумов.

При большом количестве щелей отдельные добавочные минимумы практически не различаются, а все пространство между главными максимумами выглядит темным. Чем больше число щелей дифракционной решетки, тем более резки главные максимумы. На рис. 19.15 представлены фотографии дифракционной картины, полученной от решеток с разным числом N щелей (постоянная дифракционной решетки одинакова), а на рис. 19.16 — график распределения интенсивности.

Особо отметим роль минимумов от одной щели. В направлении, отвечающем условию (19.27), каждая щель дает минимум, поэтому минимум от одной щели сохранится и для всей решетки. Если для некоторого направления одновременно выполняются условия минимума для щели (19.27) и главного максимума решетки (19.29), то соответствующий главный максимум не возникнет. Обычно стараются использовать главные максимумы, которые размещаются между первыми минимумами от одной щели, т. е. в интервале

arcsin (l/a) > a > - arcsin (l/a) (19.33)

При падении на дифракционную решетку белого или иного немонохроматического света каждый главный максимум, кроме центрального, окажется разложенным в спектр [см. (19.29)]. В этом случае k указывает порядок спектра.

Таким образом, решетка является спектральным прибором, поэтому для нее существенны характеристики, которые позволяют оценивать возможность различения (разрешения) спектральных линий.

Одна из таких характеристик — угловая дисперсия — определяет угловую ширину спектра. Она численно равна угловому расстоянию da между двумя линиями спектра, длины волн которых различаются на единицу (dl. = 1):

D = da/ dl.

Дифференцируя (19.29) и используя только положительные значения величин, получаем

с cos a da =..k dl.

Из последних двух равенств имеем

D =..k /(c cos a). (19.34)

Так как обычно используют небольшие углы дифракции, то cos a » 1. Угловая дисперсия D тем выше, чем больше порядок k спектра и чем меньше постоянная с дифракционной решетки.

Возможность различать близкие спектральные линии зависит не только от ширины спектра, или угловой дисперсии, но и от ширины спектральных линий, которые могут накладываться друг на друга.

Принято считать, что если между двумя дифракционными максимумами одинаковой интенсивности находится область, где суммарная интенсивность составляет 80% от максимальной, то спектральные линии, которым соответствуют эти максимумы, уже разрешаются. При этом, согласно Дж. У. Рэлею, максимум одной линии совпадает с ближайшим минимумом другой, что и считается критерием разрешения. На рис. 19.17 изображены зависимости интенсивности I отдельных линий от длины волны (сплошная кривая) и их суммарная интенсивность (штриховая кривая). Из рисунков легко увидеть неразрешенность двух линий (а) и предельную разрешенность (б), когда максимум одной линии совпадает с ближайшим минимумом другой.

Разрешение спектральных линий количественно оценивается разрешающей способностью, равной отношению длины волны к наименьшему интервалу длин волн, которые еще могут быть разрешены:

R = l./ Dl.. (19.35)

Так, если имеются две близкие линии с длинами волн l₁ ³ l₂, Dl = l₁ - l₂, то(19.35) можно приближенно записать в виде

R = l₁/(l₁ - l₂), или R = l₂(l₁ - l₂) (19.36)

Условие главного максимума для первой волны

с sin a = k l₁.

С ним совпадает ближайший минимум для второй волны, условие которого

с sin a = kl₂+ l₂/N.

Приравнивая правые части последних двух равенств, имеем

kl₁ = kl₂+ l₂/N, k(l₁ - l₂) = l₂/N,

откуда [с учетом (19.36)]

R = k N.

Итак, разрешающая способность дифракционной решетки тем больше, чем больше порядок k спектра и число N штрихов.

Рассмотрим пример. В спектре, полученном от дифракционной решетки с числом щелей N = 10 000, имеются две линии вблизи длины волны l = 600 нм. При какой наименьшей разности длин волн Dl эти линии различаются в спектре третьего порядка (k = 3)?

Для ответа на этот вопрос приравняем (19.35) и (19.37), l/Dl = kN, откуда Dl = l/(kN). Подставляя числовые значения в эту формулу, находим Dl = 600 нм/(3 • 10 000) = 0, 02 нм.

Так, например, различимы в спектре линии с длинами волн 600, 00 и 600, 02 нм и не различимы линии с длинами волн 600, 00 и 600, 01 нм

Выведем формулу дифракционной решетки для наклонного падения когерентных лучей (рис. 19.18, b — угол падения). Условия формирования дифракционной картины (линза, экран в фокальной плоскости) те же, что и при нормальном падении.

Проведем перпендикуляры А'В кпадающим лучам и АВ' ко вторичным волнам, идущим под углом a к перпендикуляру, восставленному к плоскости решетки. Из рис. 19.18 видно, что к положению А¢ В лучи имеют одинаковую фазу, от АВ' и далее разность фаз лучей сохраняется. Следовательно, разность хода есть

d = ВВ'-АА'. (19.38)

Из D АА'В имеем АА¢ = АВ sin b = с sin b. Из DВВ'А находим ВВ' = АВ sin a = с sin a. Подставляя выражения для АА¢ и ВВ' в (19.38) и учитывая условие для главных максимумов, имеем

с (sin a - sin b) = ± kl. (19.39)

Центральный главный максимум соответствует направлению падающих лучей (a= b).

Наряду с прозрачными дифракционными решетками используют отражательные, у которых штрихи нанесены на металлическую поверхность. Наблюдение при этом ведется в отраженном свете. Отражательные дифракционные решетки, изготовленные на вогнутой поверхности, способны образовывать дифракционную картину без линзы.

В современных дифракционных решетках максимальное число штрихов составляет более 2000 на 1 мм, а длина решетки более 300 мм, что дает значение N около миллиона.

Рис. 19.20

П. Дебаем и П. Шеррером был предложен метод рентгено-структурного анализа, основанный на дифракции монохроматических рентгеновских лучей в поликристаллических телах (обычно спрессованные порошки). Среди множества кристаллитов всегда найдутся такие, для которых одинаковы l, q и k, причем эти величины соответствуют формуле Брэгга—Вульфа. Отраженный луч 2 (максимум) составит угол 2q с падающим рентгеновским лучом 1 (рис. 19.20, а). Так как условие (19.42) одинаково для многих кристаллов, по-разному ориентированных, то дифрагированные рентгеновские лучи образуют в пространстве конус, вершина которого лежит в исследуемом образце, а угол раствора равен 4q (рис. 19.20, б). Другой совокупности величии l, q и k, удовлетворяющих условию (19.42), будет соответствовать другой конус. На фотопленке рентгеновские лучи образуют рентгенограмму (дебае-грамму) в виде окружностей или дуг (рис. 19.21 а, б).

Рис. 19.21

Дифракцию рентгеновских лучей наблюдают также при рассеянии их аморфными твердыми телами, жидкостями и газами. В этом случае на рентгенограмме получаются широкие и размытые кольца.

В настоящее время широко применяют рентгеноструктурный анализ биологических молекул и систем: на рис. 19.22 показаны рентгенограммы белков. Этим методом Дж. Уотсон и Ф. Крик установили структуру ДНК и были удостоены Нобелевской премии (1962). Использование дифракции рентгеновских лучей от кристаллов для исследования их спектрального состава относится к области рентгеновской спектроскопии.

Рис. 19.23

Опорная волна II падает нормально, поэтому во всех точках фотопластинки одновременно ее фаза одинакова. Фазы сигнальной волны вследствие ее наклонного падения различны в разных точках светочувствительного слоя. Из этого следует, что разность фаз между лучами опорной и сигнальной волн зависит от места встречи этих лучей на фотопластинке и, согласно условиям максимумов и минимумов интерференции, полученная голограмма будет состоять из темных и светлых полос.

Пусть АВ (рис. 19.23, б) соответствует расстоянию между центрами ближайших темных или светлых интерференционных полос. Это означает, что фазы точек А и В в сигнальной волне отличаются на 2p. Построим нормаль АС к ее лучам (фронт волны). Очевидно, что фазы точек А и С одинаковы. Различие фаз точек В и С на 2p означает, что |ВС| = l. Из прямоугольного D АВС имеем

|АВ| = |BC|/sin a₁= l/sin a₁, (19.43)

Итак, в этом примере голограмма подобна дифракционной решетке, так как на светочувствительной поверхности зарегистрированы области усиленных (максимум) и ос-лабленных (минимум) колебаний, расстояние АВ между которыми определяется по формуле (19.43).

Так как сигнальная волна образуется при отражении части опорной oт предмета, то понятно, что в данном случае предметом является плоское зеркало или призма, т. е. такие устройства, которые преобразуют плоскую опорную волну в плоскую сигнальную (технические подробности на рис. 19.23, а не показаны).

Направив на голограмму опорную волну II (рис. 19.24), осуществим дифракцию (см. § 19.6). Согласно (19.29), первые главные максимумы (k = 1) соответствуют направлениям

sina = ± l/с.(19.44)

Подставив в это выражение АВ из (19.43) вместо с, имеем

sin a = ± lsin a₁/l, = ± sina₁, (19.45)

откуда

a = ± a₁. (19.46)

Из (19.46) видно, что направление волны I¢ (рис. 19.24), дифрагированной под углом a₁, соответствует сигнальной: так восстанавливают волну, отраженную (рассеянную) предметом. Волна I¢ ¢ и волны остальных главных максимумов (на рисунке не показаны) также воспроизводят информацию, зафиксированную в голограмме.

Голограмма точки. Одна часть опорной волны II попадает на точечный объект А (рис. 19.25, а) и рассеивается от него в виде сферической сигнальной волны I, другая часть плоским зеркалом 3 направляется на фотопластинку Ф, где эти волны и интерферируют. Источником излучения является лазер Л. На рис. 19.25, б схематически изображена полученная голограмма.

Рис. 19.25

Хотя в данном примере сигнальная волна является сферической, можно с некоторым приближением применить формулу (19.43) и заметить, что по мере увеличения угла a₁(см. рис. 19.23, а) уменьшается расстояние АВ между соседними полосами. Нижние дуги на голограмме (рис. 19.25, б) расположены более тесно.

Если вырезать из голограммы узкую полоску, показанную штриховыми линиями на рис. 19.25, б, то она будет подобна узкой дифракционной решетке, постоянная которой уменьшается в направлении оси X. На такой решетке отклонение вторичных волн, соответствующих первому главному максимуму, возрастает по мере увеличения координаты X щели [см. (19.29)]: с становится меньше, |sin a| — больше.

Таким образом, при восстановлении изображения плоской опорной волной дифрагированные волны уже не будут плоскими. На рис. 19.26 показаны волна I¢, формирующая мнимое изображение А' точки А, и волна I¢ ¢, создающая действительное изображение А¢ ¢.

Так как рассеянные предметом волны попадают совместно с опорной волной во все точки голограммы, то все ее участки содержат информацию о предмете, и для восстановления изображения не обязательно использовать полностью всю голограмму. Следует, однако, заметить, что качество восстановленного изображения тем хуже, чем меньшую часть голограммы для этого применяют. Из рис. 19.26 видно, что мнимое и действительное изображения образуются и в том случае, если восстановление осуществляют, например, нижней половиной голограммы, однако изображение при этом формируется меньшим количеством лучей.

Любой предмет является совокупностью точек, поэтому рассуждения, приведенные для одной точки, могут быть обобщены и на голографирование любого предмета. Голографические изображения объемны, и их зрительное восприятие ничем не отличается от восприятия соответствующих предметов: ясное видение разных точек изображения осуществляется посредством аккомодации глаза (см. § 21.4); при изменении точки зрения изменяется перспектива, одни детали изображения могут заслонять другие.

При восстановлении изображения можно изменить длину опорной волны. Так, например, голограмму, образованную невидимыми электромагнитными волнами (ультрафиолетовыми, инфракрасными и рентгеновскими), можно восстановить видимым светом. Так как условия отражения и поглощения электромагнитных волн телами зависят, в частности, от длины волны, то эта особенность голографии позволяет использовать ее как метод внутривидения, или интроскопии.

Особо интересные и важные перспективы открываются в связи с ультразвуковой голографией. Получив голограмму в ультразвуковых механических волнах, можно восстановить ее видимым светом. Ультразвуковая голография в перспективе может быть использована в медицине для рассматривания внутренних органов человека с диагностической целью. Учитывая большую информативность этого метода и существенно меньший вред ультразвука по сравнению с рентгеновским излучением, можно ожидать, что в будущем ультразвуковая голографическая интроскопия заменит традиционную рентгенодиагностику.

Еще одно медико-биологическое приложение голографии связано с голографическим микроскопом. Один из первых способов построения голографического микроскопа основан на том, что изображение предмета получается увеличенным, если голограмму, записанную с плоской опорной волной, осветить расходящейся сферической волной.

В развитие голографии внес вклад советский физик Ю. Н. Денисюк, разработавший метод цветной голографии.

Сейчас трудно оценить все возможности применения голографии: кино, телевидение, запоминающие устройства и т. д. Несомненно лишь, что голография является одним из величайших изобретений XX в.

Рис. 24.14

Возбужденные молекулы (атомы) способны излучать фотоны люминесценции. Такое излучение является спонтанным процессом (рис. 24.14, а). Оно случайно и хаотично по времени, частоте (могут быть переходы между разными уровнями), по направлению распространения и поляризации. Другое излучение — вынужденное, или индуцированное (рис. 24.14, б) — возникает при взаимодействии фотона с возбужденной молекулой, если энергия фотона равна разности соответствующих уровней энергии (23.31). При вынужденном (индуцированном) излучении число переходов, совершаемых в секунду, зависит от числа фотонов, попадающих в вещество за это же время, т. е. от интенсивности света, а также от числа возбужденных молекул. Другими словами, число вынужденных переходов будет тем больше, чем выше населенность соответствующих возбужденных энергетических состояний.

Индуцированное излучение тождественно падающему во всех отношениях, в том числе и по фазе, поэтому можно говорить о когерентном усилении электромагнитной волны, что используется в качестве первой основополагающей идеи в принципах лазерной генерации.

Рис. 24.15

В обычных условиях вынужденное излучение маловероятно. На рис. 24.15 показано «заселение» молекулами энергетических уровней, описываемое распределением Больцмана (24.24). На рисунке «длина» каждого уровня пропорциональна числу частиц, имеющих соответствующую энергию (Е₀ — основное состояние, Е₁, Е₂, ..., — возбужденные состояния, N — общее число частиц, N_i — число частиц на i-ом уровне энергии). Видно, что при «низких» температурах количество возбужденных молекул чрезвычайно мало, при повышении температуры оно увеличивается, при «высокой» температуре практически все энергетические уровни будут заселены одинаково. В любом случае, когда система находится в тепловом равновесии с окружающей средой (наиболее часто встречающаяся ситуация), большая часть молекул находится в основном состоянии. Поэтому фотоны будут сталкиваться, главным образом, с невозбужденными молекулами и будет происходить поглощение света. Для отдельной частицы равновероятны вынужденное поглощение, если частица находится в основном состоянии (рис. 24.14, в), и вынужденное излучение, если частица возбуждена (рис. 24.14, б). Поэтому даже если число возбужденных частиц в веществе равно числу невозбужденных («высокая» температура на рис. 24.15), усиления падающей электромагнитной волны не будет. На самом деле в обычном состоянии вещества («низкая» температура на рис. 24.15) условия для усиления волны не выполняются, т. е. волна при прохождении среды поглощается.

Вторая идея, реализуемая при создании лазеров, заключается в создании термодинамически неравновесных систем, в которых, вопреки закону Больцмана, на более высоком уровне находится больше частиц, чем на более низком. Состояние среды, в котором хотя бы для двух энергетических уровней оказывается, что число частиц с большей энергией превосходит число частиц с меньшей энергией, называется состоянием с инверсной населенностью уровней, а среда — активной. Именно активная среда, в которой фотоны взаимодействуют с возбужденными атомами, вызывая вынужденные переходы на более низкий уровень с испусканием квантов индуцированного (вынужденного) излучения, является рабочим веществом лазера. Состояние с инверсной населенностью уровней формально получается из распределения Больцмана для Т < 0 К, поэтому иногда называется состоянием с «отрицательной» температурой. По мере распространения света в активной среде интенсивность его возрастает, имеет место явление, обратное поглощению, т. е. усиление света. Это означает, что в законе Бугера (24.3) kl < 0, поэтому инверсная населенность соответствует среде с отрицательным показателем поглощения.

Состояние с инверсной населенностью можно создать, отбирая частицы с меньшей энергией или специально возбуждая частицы, например, светом или электрическим разрядом. Само по себе состояние с отрицательной температурой долго не существует.

Третья идея, используемая в принципах лазерной генерации, возникла в радиофизике и заключается в использовании положительной обратной связи. При ее осуществлении часть генерируемого вынужденного излучения остается внутри рабочего вещества и вызывает вынужденное излучение все новыми и новыми возбужденными атомами. Для реализации такого процесса активную среду помещают в оптический резонатор, состоящий обычно из двух зеркал, подобранных так, чтобы возникающее в нем излучение многократно проходило через активную среду, превращая ее в генератор когерентного вынужденного излучения.

Первый такой генератор в диапазоне СВЧ (мазер) был сконструирован в 1955 г. независимо советскими учеными Н. Г. Басовым и А. М. Прохоровым и американскими — Ч. Таунсом и др.. Так как работа этого прибора была основана на вынужденном излучении молекул аммиака, то генератор был назван молекулярным.

В 1960 г. был создан первый квантовый генератор видимого диапазона излучения — лазер с кристаллом рубина в качестве рабочего вещества (активной среды). В том же году был создан газовый гелий-неоновый лазер. Все огромное многообразие созданных в настоящее время лазеров можно классифицировать по видам рабочего вещества: различают газовые, жидкостные, полупроводниковые и твердотельные лазеры. В зависимости от типа лазера энергия для создания инверсной населенности сообщается разными способами: возбуждение очень интенсивным светом — «оптическая накачка», электрическим газовым разрядом, в полупроводниковых лазерах — электрическим током. По характеру свечения лазеры подразделяют на импульсные и непрерывные.

КЛАССИФИКАЦИЯ ЛАЗЕРОВ.

Лазеры можно классифицировать по особенностям активной среды (твердотельные лазеры, газовые лазеры, лазеры на красителях) и по способу накачки (лазеры с оптической накачкой, газоразрядные лазеры, химические лазеры). Но любая из классификаций не выглядит убедительной, так как в рамки одного и того же класса попадают системы, совершенно не похожие по другим признакам. По совокупности признаков (среда, способ накачки, генерируемая мощность и др.) удобно выделить следующие виды лазеров.

1. Твердотельные лазеры на люминесцирующих средах (лазеры на стеклах, рубиновые лазеры и т. п.); накачка оптическая. Мощные лазеры. Применение: лазерная технология (сварка, закалка, в установках лазерного термоядерного синтеза), лазерная спектроскопия и т. п.

2. Электроразрядные лазеры низкого давления на благорадных газах (He-Ne, He-Xe). Маломощные лазеры, излучение высокой монохроматичности и направленности. Применение: спектроскопия, настройка оптических систем.

3. N₂-, CO₂- и CO-лазеры высокого давления; накачка - электроионизационный разряд в газах. Практически достижимая мощность более 10 кВт. Применение: спектроскопия, лазерная химия, медицина, технология.

4. Ионный аргоновый лазер; накачка - газовый разряд. Мощность несколько десятков Вт. Применение: спектроскопия, нелинейная оптика, медицина.

5. Полуповодниковые лазеры; накачка инжекцией через гетеропереход или электронным пучком. Лазеры миниатюрны, имеют большой кпд. Применение: оптические линии связи, звуко- и видиосистемы. Перспективны для лазерного телевидения.

6. Лазеры на красителях (рабочая среда - жидкость); оптическая накачка. Основное достоинство - большой диапазон плавной перестройки частоты генерируемого излучения.

7. Химические лазеры. Основной источник энергии - химические реакции между компонентами рабочей среды. Мощные лазеры. ИК- область излучения. Применение: спектроскопия, лазерная химия.

8. Лазеры на свободных электронах. С ними связываются дальнейшие перспективы развития лазеров. Однако систем, работающих в видимом диапазоне и имеющих практическое значение пока нет.

9. Гамма-лазеры и лазеры рентгеновского диапазона. Широко обсуждаются в литературе. Есть экспериментальные образцы.

ГЕЛИЙ-НЕОНОВЫЙ ЛАЗЕР.

Принципиальная схема гелий-неонового лазера изображена на рис.5:

Рис. 5

1 - газоразрядная стеклянная трубка, Æ = несколькo мм. Торцы трубки замкнуты плоскопараллельными стеклянными или кварцевыми пластинками, ориентированными под углом Брюстера к оси трубки. Давление гелия в трубке примерно 1мм рт.ст., давление неона - 0, 1 мм рт.ст. Трубка имеет катод 2, накаливаемый низковольтным источником питания, и цилиндрический пустотелый анод 3. Между катодом и анодом на трубку накладывается напряжение 1 - 2, 5 кВ. Разрядный ток в ней равен нескольким десяткам мА. Разрядная трубка гелий-неонового лазера помещается между зеркалами 4, 5. Зеркала, обычно сферические делаются с многослойными диэлектрическими покрытиями, имеющими высокие значения коэффициента отражения и почти не обладающие поглощением света. Пропускание одного зеркала составляет обычно около 2%, другого- менее 1%.

При нагретом катоде трубки и включенном анодном напряжении трубка светится, и в ней отчетливо виден газоразрядный столб розового цвета. При правильной ориентации через оба зеркала (но в особенности через зеркала с большим значением коэффициента пропускания) распространяются хорошо коллимированные интенсивные пучки монохроматического (красного) света ( l= 632, 8 нм). Эти пучки возникают в результате генерации излучения гелий-неонового лазера.

12 3 4 5 6 7 8 9 10 Следующая ⇒