Селективні резонатори, так само як і зовнішні дисперсійні елементи, дозволяють виділяти будь-яку з можливих частот генерації.
Найбільшого поширення набули прості системи з|із| подовжнім розрядом, конструктивно подібні С02-лазерам. У сумішах СО |із| з|із| гелієм, азотом, невеликою кількістю кисню при охолоджуванні до 150—200 К у всіх лініях генерації в безперервному режимі досягається загальна|спільний| потужність генерації в десятки ватів. У розряді відбуваються|походити| складні хімічні реакції, що міняють|змінювати,замінювати| парціальний склад змішай і набір релаксаційних партнерів. Перехід до кімнатних температур і відпаяних систем став можливим при переході до сумішей, що містять|утримувати| ксенон.
У TEA СО-лазерах або в СО-лазерах з|із| несамостійним розрядом використовуються суміші типу СО: Хе: Не = 1: 1: 8.
Інтерес до СО-лазера обумовлений не тільки|не лише| наявністю діапазону довжин хвиль, що перекривається його випромінюванням, але і його високими енергетичними параметрами. Схема рівнів енергії активного середовища|середа| СО-лазера (див. мал. 18.3) така, що сумарно у всіх лініях генерації від V ≥ 25 до V = 5 до. і. д. енерговнеску|вклад|, може перевищувати 50—75%.
Відмітимо|помітити| на закінчення, що лінії геперації СО-лазера позначаються|значаться| символом Pv,v-1(J), де P позначає|значити| Р-гілку J — номер обертального підрівня нижнього коливального рівня переходу V→V-1. Спектри молекули СО |із| добре вивчені, а тому така символіка виявляється|опинятися| достатньою.
До цих пір ми вели мову про молекулярні газові лазери, маючи на увазі коливальні спектри молекул. Проте|однак| можлива генерація і на електронних переходах в молекулах.
Електронна енергія молекул складно залежить від їх будови|споруда|. Система рівнів багата і складна. Енергія розподілена між багатьма мірами свободи. Осьова симетрія двоатомних і лінійних багатоатомних молекул дозволяє класифікувати електронні стани молекули по значеннях квантового числа Λ, що визначає абсолютну величину проекції повного|цілковитий| орбітального моменту L на вісь молекули. По аналогії з атомними станами S, P, D, F, G... молекулярні стани з|із| Λ = 0, 1, 2, 3, 4... позначаються|значаться| відповідно|відповідно до| Σ,Π,Δ, Ф, Г... При цьому мультиплетність рівня μ = 2s + 1 указується|вказується| зліва|ліворуч| вгорі|угорі|: наприклад, стан з|із| Λ = 1 і s = 1/2 позначається|значиться| як 2П, з Λ = 0 и s = 1 — як 3Σ і т.п.
Основний стан хімічно стійких молекул — це, як. правило, стан 1Σ.
Для дипольних переходів виконується правило відбору Δ Λ |та| = 0, ±1, тобто в дипольному наближенні дозволені переходи Σ → Σ, П → Σ і т.д.
Розподіл інтенсивностей в системі смуг електронних переходів молекули визначається властивостями кривих потенціальної енергії в основному і збудженому электронних станах Е'(r) і Е"(r) відповідно до принципу Франка — Кондона: під час переходу молекули з|із| одного електронного стану в інше не відбувається|походити| помітної зміни ні відносного положення|становище|, ні швидкостей атомних ядер молекули. Іншими словами, принцип Франка — Кондона вирішує переходи з|із| одного електронного стану в інше тільки|лише| по вертикалі на діаграмі потенційних кривих, що зв'язує так звані точки повороту коливального руху молекули між стінками потенційної ями (мал. 18.4).
Як правило, збуджений електронний стан відповідає більш розпушеній молекулі. Абсциса мінімуму електронного терма, очевидно, відповідає у разі|в разі| двоатомної молекули рівноважній відстані між ядрами r0. Сказане вище означає, що, як правило, r0'>г0" (мал. 18.4). Ця обставина виявилась основною|поважний| для роботи азотного УФ лазера (λ = 337,1 нм).
Схема рівнів енергії приведена на мал. 18.5. Розташування потенційних кривих верхнього (С3Пu), нижнього (B3Ug) і основного (X1Σg+) станів таке, що при електронному збудженні
Мал. 18.4. Ілюстрація принципу Мал. 18.5. Схема рівнів енергії
Франка — Кондона. молекулярного азоту.
відповідно до принципу Франка — Кондона відбувається|походити| ефективне заселення рівнів V = 0 і V = 1 полягання С. Стан В при цьому не заселяється. Грубо кажучи, електрони зіткнювально переводять|перекладати,переказувати| молекули N2 вертикально вгору|угору| по діаграмі «потенційна енергія — межъядерное відстань», не зачіпаючи зсунуті направо терми і тим самим не заселяючи нижн лазерні рівні., Разом з тим|в той же час| той же принцип Франка — Кондона вирішує випромінювальні переходи із|із| стану С|із| в стан В, але|та| тільки|лише| вертикально вниз з|із| правих поворотних точок терма С3Пu.
Так принцип Франка — Кондона у разі|в разі| N2-лазера дозволяє здійснити те, що розноситься каналів збудження і генерації. Це розноситься з|із| ще більшою мірою наочності|наглядності| виявляється у випадку|в разі| Н2-лазера (діапазон 116—126 нм, вакуумний УФ), схема рівнів якого представлена|уявлена| на мал. 18.6.
Зважаючи на|внаслідок,унаслідок| малий|крихта,малість| час життя верхніх станів для збудження водневого і азотного лазерів застосовуються імпульсні газорозрядні системи з|із| малою індуктивністю. Підкреслимо, що ці лазери є|з'являтися,являтися| лазерами на самообмежених переходах, оскільки|тому що| їх нижні рівні володіють великим часом життя, чим верхні.
Радіаційний час життя верхнього робочого стану азотного лазера (38 нс) майже в 50 разів більше, ніж водневого лазера (0,8 нс). Тому система збудження азотного лазера конструюється|сконструйовується| простіше. Проте|однак| і в цьому випадку необхідний поперечний розряд. Більше того, короткий час життя верхнього стану, крутий фронт включення|приєднання| інверсії і самообмежений характер|вдача| генерації призводять до того, що (див. лекцію чотирнадцяту) час існування посилення дуже мало. Для азотного лазера воно зазвичай|звично| складає 3— 10 нс. Тривалість імпульсу накачування не повинна перевищувати цей час. Але|та| за 3 нс світло проходить|минати,спливати| відстань близько 1 м. відповідно, для імпульсу, що зародився на одному кінці як завгодно довгого лазера і що прийшов до його іншому кінцю, посилення зникає, якщо поперечний розряд накачування засвічений одночасно па всій довжині лазера. Значить, потрібна хвиля збудження, що біжить, розповсюджується|поширюватися| уздовж|вздовж,уподовж| осі лазерної трубки|люлька| синхронно з|із| імпульсом світлового випромінювання. В цьому випадку досягається високий коефіцієнт однонаправленого|однонапрямлений| посилення і відбувається|походити| випромінювання що посилюється|підсилюватися| у міру розповсюдження|поширення| і тим самим набуває|придбавати| спрямованості і «монохроматичність» імпульсу спонтанного випромінювання.
Мал. 18.6. Схема рівнів енергії молекулярного водню
Азотний, водневий і подібні до них короткохвильові (УФ, вакуумний УФ) лазери внаслідок того, що час існування інверсії в них дуже малі (≤ 1 нс), є|з'являтися,являтися| так званими суперлюмінісцентними лазерами або лазерами на надсвітимості. Це означає, що в них за час існування інверсії не встигає|устигати| реалізуватися зворотний зв'язок, вони не є|з'являтися,являтися| автоколивальними системами з|із| позитивним зворотним зв'язком і випускають посилене шумове випромінювання, через властивості когерентного посилення хвилі, що біжить, в актах індукованого випускання випромінювання спектральне і просторово очищене|обчищений| (див. лекцію п'яту), тобто практично монохроматичне і високонапрямлене.
Тиск|тиснення| газу в N2- і Н2-лазерах складає зазвичай|звично| 10— 100 Topp. При вищому тиску|тиснення| починає|розпочинати,зачинати| позначатися зіткнювальне гасіння збуджених молекулярних станів.
При щільності потужності накачування до 5 кВт/см3 для азотного-лазера характерною|вдача| є|з'являтися,являтися| пікова потужність генерації 1 МВт і імпульсі тривалістю 10 нс, для водневого — 10 кВт, 1 нс. До п. д. цих лазерів невисокий і залежно від умові збудження лежить в інтервалі 0,01—1%. Імпульсні джерела живлення|харчування| для цих лазерів, що характеризуються багатокіловольтними струмами|тік| при багатокіловольтній напрузі|напруження| в імпульсах наносекундної тривалості, конструюються|сконструйовуються| на основі генераторів Маркса, ліній Блюмляйна і тому подібних технічних засобів|кошт| сильноточної електроніки і вимагають ретельного відробітку|відробляння|. Підкреслимо, що освоєння квантовою електронікою УФ діапазону має дуже велике значення з погляду розвитку застосувань|вживання|, перш за все|передусім| таких, як фотохімія і фотобіологія.
Відзначимо також, що азотний лазер працює при частоті повторення до 100 Гц. Поперечне прокачування, що приводить|призводити,наводити| до ефективного охолоджування активного середовища|середа| лазера, може створити умови для збільшення частоти проходження|дотримання| до 105Гц — зворотного часу життю нижнього лазерного рівня В3Пg. При частоті проходження|дотримання| в 1 кГц із споживчої точки зору імпульсний лазер стає еквівалентним лазеру безперервної дії. Імпульсний-періодичні азотні лазери знайшли застосування|вживання| для накачування лазерів на фарбниках|барвник|. Розробка импулъсно-періодиних водневих лазерів утруднена вищим рівнем складності їх джерел живлення|харчування|.
Повернемося до питання освоєння УФ діапазону. Труднощі тут очевидні. Вони носять не тільки|не лише| технічний, але і принциповий характер|вдача|. Суть справи полягає саме в укороченні довжини повні|цілковитий|. Як ми знаємо (див. формули (3.13) і (4.25)), коефіцієнт посилення пропорційний|пропорціональний| інверсії Δn, квадрату матричного ілемента <μ>2 і відношенню|ставлення| частоти переходу ν до його ширини Δν:
(18.3)
В свою чергу, інверсія визначається швидкістю накачування Λ, загальним|спільний| числом частинок|частка,часточка| N і часом життя τ:
Δn = NΛτ(18.4)
отже
(18.5)
Частотна залежність произведения|добуток| τν/Δν істотним|суттєвий| чином визначає залежність α(v).
Розглянемо|розгледимо| окремі частинні випадки.
Хай|нехай| зіткнювальне уширення визначає і час життя. її ширину лінії. Тоді N ∞ p, Δν∞ p,τ ∞1/p і α ∞ ν/p, де p — тиск робочого газу. Якщо ж зіткнювальне уширення визначає час життя, а ширина лінії є|з'являтися,являтися| доплерівскою то N ∞ p, Δν ∞ ν, τ ∞1/p, і коефіцієнт посилення не залежить від частоти. Проте|однак| у міру зростання|зріст| частоти роль спонтанного випромінювання через кубічну залежність його вірогідності|ймовірність| від частоти все зростає, і рано чи пізно залежно від значення матричного елементу переходу, тиску|тиснення| і температури газу і т.п. саме спонтанне випромінювання стає визначальним чинником|фактор|.
Відмічені вище окремі випадки відносяться до ІЧ діапазону і, як правило, до довгохвильової частини|частка| видимого діапазону. У більш короткохвильовій області час життя визначається спонтанним розпадом. Якщо ширина лінії залишається доплеровскою, а час життя — це природний час життя, то N ∞ p, Δν ∞ ν, τ ∞1/ν3 і α ∞ p/ν3. У разі, коли і ширина лінії, і час життя визначаються спонтанним випромінюванням, N ∞ p, Δν ∞ ν3, τ ∞1/ν3, α ∞ p/ν5. Підсумовуючи результати цих міркувань у вигляді|вид|
зіткнювального уширення
доплерівское розширення і природний час життя \ природне розширення
ми бачимо, що сильне падіння посилення із|із| зростанням|зріст| частоти може бути хоч в якійсь мірі компенсується збільшенням інтенсивності накачування Λ і тиску|тиснення| газу р, а також вибором переходу з|із| великим значенням <μ >2. Остання обставина практично повністю виключає з|із| розгляду атомні гази, оскільки|тому що| для атомів УФ переходи зазвичай|звично| заборонені. Залишаються молекули.
Вище були розібрані приклади|зразок| азотного і водневого молекулярних лазерів. На цих прикладах|зразок| була видна|показний| необхідність інтенсивного накачування, що зростає при переході від азотного лазера (337,1 їм) до водневого (116 нм). На жаль, генераційні переходи між електронними станами стійких молекул характеризуються тим, що час життя верхнього лазерного рівня коротший, ніж нижнего. Це істотно|суттєво| обмежує можливості|спроможність| відповідних лазерів.
Вихід був знайдений при переході від стабільних молекул до молекул, що не існують|наявний| в основному стані. Прикладом|зразок| можуть служити благородні гази, не створюючи молекул-димеров типа А2 в основному стані через симетричну заповнену електронних орбіт їх атомів А. Взаємодію атомів А один з|із| одним в процесі газокінетичних зіткнень|сутичка| носить відштовхувалоний характер|вдача|. Проте|однак| в процесі зіткнення|сутичка| два атоми А знаходяться|перебувати| поблизу один одного, утворюючи на час прольоту димер А2. Із|із| збільшенням тиску|тиснення| відносне число атомів, що перебувають в стані таких що тимчасово існують|наявний| і не володіють постійними параметрами димеров, зростає.
Як відомо, час між газокінетичними зіткненнями|сутичка|
τ = 1/nσu(18.7)
де n —плотность частинок|частка,часточка| газу, σ — газокінетичний перетин, u — середня теплова швидкість. Ефективний час прольоту Δν можна оцінити величиною
(18.8)
При σ = 10-16 см2 і u = 105 см/с цей час складає 10-13 c|із|, що відповідає декільком періодам ІЧ коливань. Відносне число атомів, що перебувають в димерном стані, оцінюється відношенням|ставлення|
(18.9)
Видно|показно|, що це число росте|зростати| із|із| зростанням|зріст| тиску|тиснення|, по і при атмосферному тиску|тиснення| складає 10-5—10-4. Якщо ж принаймні один з атомів, що стикаються, знаходиться|перебувати| в збудженому електронному стані, то симетрія електронної оболонки атома порушена і оболонка розпушена. Тоді при зіткненні|сутичка| виникає можливість|спроможність| перескоку електрона на орбіту, що оточує обидва атоми, що приводить|призводити,наводити| до виникнення хімічного зв’язку і стабілізації димера. Оскільки|тому що| час життя електронного збудження замітно перевищує час прольоту Δτ, то відносне число збуджених димеров істотно|суттєво| перевищує оцінку (18.9). Після|потім| загибелі електронного збудження атоми повертаються в основний стан, а димер руйнується.
Генерація на переходах із стійкого верхнього в віштовхувалтний нижній молекулярний стан отримана|одержана| на димерах і галоїдах благородних газів (Хе2, Кг2, Аг2, XeCl, XeF, KrCl, KrF, ArСІ, ArF) при високому тиску|тиснення| газу і збудженні активного середовища|середа| пучком швидких електронів або інтенсивним газовим розрядом. Лазери цього типу отримали|одержали| назву эксимерних, оскільки|тому що| основу їх активного середовища|середа| складають молекули-димеры, що існують|наявний| стійко тільки|лише| в збудженому електронному стані і тому эксимерами, що називаються (excited dimer).
Ексимерні лазери, що є новим класом лазерних систем, відкривають|відчиняти| для квантової електроніки УФ діапазон. Їх відкриття|відчинення| є|з'являтися,являтися| в квантовій електроніці подією того ж значення, що і поява С02-лазеров або лазерів на фарбниках|барвник|. Звернемося|обернемося| тепер до докладнішого їх розгляду.
Принцип дії эксимерных лазерів зручно пояснити на прикладі|зразок| лазера на Ксеноні (λ = 172,5 нм). Основний стан молекули Хе2 нестійкий (мал. 18.7). Незбуджений газ полягає|перебувати,складатися|, в основному, з|із| атомів. Заселення верхнього лазерного стану, тобто створення|створіння| збудженої стійкої молекули Хе2*,відбувається|походити| під дією пучка швидких електронів в складній послідовності зіткнювальних процесів. Серед цих процесів істотну|суттєвий| роль грають іонізація і збудження атомів Ксенону електронами. Збуджені молекули утворюються при потрійних|потроєний| зіткненнях|сутичка| збуджених атомів Ксенону з|із| незбудженими:
Xe* + 2Xe → Xe2* + Xe(18.10)
У загальному|спільний| балансі істотну|суттєвий| роль грає конверсія атомарних іонів|іон| Ксенону в молекулярний іон:
Xe+ + 2Xe → Xe2+ + Xe(18.11)
за якою слідує|прямувати| диссоціативна рекомбінація:
Xe2+ + e → 2Xe* + e(18.12)
що поставляє збуджені атоми для подальшого|дальший| об'єднання їх в збуджені молекули.
Істотним|суттєвий| є|з'являтися,являтися| трьохчастковий характер|вдача| зіткнень|сутичка|, ведучих до утворення эксимерної молекули, що приводить до вимоги високого тиску|тиснення|. Ксєноновий лазер працює при тиску|тиснення|, що перевищує 10 атм.
|призводити,наводити|
Мал. 18.7. Криві потенційної енергії ексимера Хе2*. Терм 3∑u+, олішко що примикає до 1∑u+, не показаний.
Збуджена молекула (мал. 18.7) втрачає|розгублювати| енергію збудження в радіаційних процесах
(18.13)
і
(18.14)
з|із| часом розпаду 5 і 40 нс відповідно. Як тільки в результаті|унаслідок,внаслідок| цих генераційних переходів молекула опиняється в основному стані, вона розпадається. Це приводить|призводити,наводити| до автоматичного спустошення нижнього лазерного рівня. Характерною|вдача| межею эксимерних лазерів є|з'являтися,являтися| незаселеність нижнього рівня.
Зважаючи на|внаслідок,унаслідок| відштовхувальний характер|вдача| нижнього терма в нім існує скільки-небудь чітко виражених|виказаних,висловлених| обертово-коливних станів, і генераційний перехід є|з'являтися,являтися| широкосмуговим, що дозволяє отримати|одержати| перебудоване по частоті лазерне випромінювання. Для лазера Ксенону ширина лінії посилення складає близько 5 нм при центральній довжині хвилі 172,5 нм.
Високий тиск|тиснення|, широка лінія посилення, короткий час життя верхніх станів приводять|призводити,наводити| до вимоги високої інтенсивності накачування з|із| енерговнеском|вклад| 0,2 Дж/см3 за 0,1—1 нс. Ксеноновий лазер характеризується високим (до 20%) коефіцієнтом перетворення енергії електронного пучка в лазерне випромінювання. Досягнуті потужності генерації обчислюються сотнями мегават.
Отже, можливість|спроможність| створення|створіння| эксимерних лазерів обумовлена своєрідністю кривих потенційної енергії основного і збудженого станів квазімолекули, що утворюється при зближенні атомів. Для димеров, складених з|із| двох однакових атомів інертних газів, глибина потенційної ями основного стану істотно|суттєво| менше kТ при кімнатній температурі, тому такі димери в звичайних|звичний| умовах не утворюються.
Великий інтерес представляють|уявляти| эксимери галоїдів інертних газів (моногалогенідів благородних газів), головним чином тому, що на відміну від випадку димеров благородних газів відповідні лазери працюють не тільки|не лише,не те що| при електронно-пучковому, но і при газорозрядному збудженні.
Надійні дані по структурі відштовхувального терма галогенідів інертних газів відсутні. Оскільки|тому що| стабільних димеров такого типу при кімнатній температурі не спостерігалося, то відповідні потенційні ями, якщо вони і існують, вельми|дуже| неглибокі. Механізм утворення верхніх термів лазерних переходів в цих эксимерах багато в чому неясний. Якісні міркування|тяма| свідчать про більшу легкість їх освіти|утворення| але|та| порівнянню з|із| випадком димеров благородних газів.
Річ у тому, що|справа в тому, що,дело в том | існує глибока аналогія між збудженими молекулами, складеними з|із| атомів інертного газу і г галогену, і молекулами, складеними з|із| атомів лужного металу і галогену. Атом інертного газу в збудженому електронному стані схожий на атом лужного металу, наступний|слідуючий|:а ним в таблиці Менделєєва. Цей атом легко ионизуется, оскільки|тому що| енергія зв'язку збудженого електрона мала. Через високу спорідненість до електрона галогену цей електрон легко відривається і при зіткненні|сутичка| відповідних атомів охоче перестрибує на нову орбіту, об'єднуючу атоми, здійснюючи тим самим так звану гарпунну реакцію.
Гарпунний процес виявляється|опинятися| таким|настільки| ефективним, що він реалізується не в тринарних, як (18.10), а в бінарних зіткненнях|сутичка|, притому навіть не з|із| атомом, а з|із| молекулою галогену:
R* + X2 → RX* + X(18.15)
де R — атом інертного газу, X — галоген. Константа швидкості цього процесу досягає К ≈ 10-10—10-11 см3/с, тобто достатньо|досить| велика. Істотну|суттєвий| роль в загальному|спільний| балансі процесів, ведучих до утворення ексимерних молекул RX*, грає також реакція
R+ + X2 + e → RX* + X(18.16)
Оскільки|тому що| галогени, і перш за все|передусім| фтор, хімічно чрезвычайно-активны, важливим|поважний| опинилося питання про галогеноносій. На щастя, реакції типу (18.15) протікають з|із| високою швидкістю і в тих випадках, коли в якості галоідутримуюча молекула використовується не тільки|не лише| молекула галогену Х2, але і будь-яка інша молекула, наприклад NF2, SF6, BF3, фреони і т.п.
Бінарний характер|вдача| процесів (18.1.5) і (18.16) призводить до того, що эксимерні лазери на молекулах RX* працюють при помітно меншому тиску|тиснення|, чим лазери на молекулах R2*. Проте|однак| ці лазери вимагає наявність в робочій суміші буферного газу, зазвичай|звично| аргону або гелію, при високому парціальному тиску|тиснення|. Буферний газ служить при електронний-пучковому збудженні для розмноження електронів пучка і перетворення їх високої енергії в енергію, відповідну ефективному збудженню молекул, а при газорозрядному збудженні — для забезпечення швидкого розвитку об'ємної іонізації і досягнення щільності електронів nе = 1014—1015 см-3.
Різниця в тиску|тиснення| і сумішах для лазерів типа R2* і RX* значительна. Типовий тиск|тиснення| для Хе2-, Кг2-, Аг2- лазеров відповідають 104 Topp, і в них відсутні домішки|нечистота|. Лазерні суміші для RX*-лазерів містять|утримувати| декілька сотень торр — 1,5 атм аргону або гелію, декілька десятків торр інертного газу R і одиниці торр галогену або галогепоносителя.
На закінчення приведемо для довідок довжини хвиль найбільш поширених эксимерных лазерів:
Підкреслимо велике значення, яке придбали|набути| КrF-, XeCl- i XeF-лазери.
Підкреслимо також, що формування однорідного наносекундного розряду в газі атмосферного тиску|тиснення| з|із| електронною щільністю 1014—1015 см-3 є складним технічним завданням|задача|. При розробці ексимерних лазерів на моногалогенідах благородних газів істотну|суттєвий| роль зіграв досвід|дослід|, накопичений при створенні|створіння| імпульсних лазерів високого тиску|тиснення| на С02, СО|із|, N2 і Н2. У багатьох випадках виявилося можливим використовувати вже апробовані розробки з|із| відповідною заміною газів.
Лекція дев'ятнадцята. ДОПОМІЖНЕ ВИПРОМІНЮВАННЯ НАКАЧУВАННЯ В СИСТЕМАХ З|із| БАГАТЬМА РІВНЯМИ ЕНЕРГІЇ
Лазери на середовищах|середа|, що конденсують, з|із| багатьма рівнями енергії. Метод допоміжного випромінювання накачування. Трьох- і чотирьохрівневі схеми. Безвипромінювальна релаксація в твердому тілі. Матриця лазера на твердому тілі. Рубін. Електронні конфігурації атомів і іонів|іон| перехідних груп. Основні стани тривалентних іонів|іон| хрому і неодима.
При переході від газів до середовищ|середа|, що конденсують, взагалі і до твердого тіла, зокрема перш за все|передусім| звертає на себе увагу різке (у 103 раз) збільшення щільності інверсії. Отже, у разі|в разі| створення|створіння| активного середовища|середа| у фазі, що конденсує, можлива істотно|суттєво| велика щільність інверсії і тим самим велика енергія випромінювання. Але|та| для твердого тіла не представляється можлива реалізація всіх тих методів створення|створіння| активного середовища|середа|, які характерні|вдача| для газів (див. лекцію тринадцяту) і які засновані, по суті, на явищах перенесення|перенос| зарядів і частинок|частка,часточка| в середовищі|середа| або організації нерівноважних потоків середовища|середа|.
У разі|в разі| діелектрика практично єдиним способом дії на тверде тіло, пе що приводить|призводити,наводити| до його руйнування, по тих, що можуть порушити термодинамічну рівновагу в нім, причому у великому об'ємі|обсяг|, є|з'являтися,являтися| опромінювання|опромінення| тіла світлом. За наявності провідності можливе пропускання електричного струму|тік|, по про це — пізніше, при розгляді напівпровідникових лазерів. Наявність в твердому тілі широких смуг поглинання приводить|призводити,наводити| до можливості|спроможність| поглинання опромінюваним зразком|взірець| великої енергії при використанні інтенсивних джерел немонохроматичного світла. Отже, якщо, взагалі кажучи, прозорий діелектрик містить|утримувати| деякі домішкові центри, що створюють в нім відповідну|придатний| систему рівнів енергії, то інверсія населеності в цій системі рівнів може бути створена тільки|лише| шляхом поглинання енергії світла в ній. При цьому принциповим тут є|з'являтися,являтися| наявність принаймні трьох рівнів енергії. Суть справи тут полягає в наступному|слідуючий|.
Як ми знаємо, достатньо|досить| інтенсивне резонансне випромінювання може істотно|суттєво|, аж до насичення, змінювати|зраджувати| розподіл населеності між рівнями, зв'язаними випромінюванням. Населеність верхнього рівня збільшується, нижнього — зменшується. Якщо па шкалі енергій між цими двома рівнями лежить який-небуть третій нерезонансний рівень, то можливе виникнення інверсії па переході, для якого цей рівень є|з'являтися,являтися| або верхнім, або нижнім. Мал. 19.1 ілюструє сказане, пояснюючи в спрощеній формі ідею методу допоміжного випромінювання накачування для створення|створіння| активного середовища|середа| в багаторівневих системах. Метод цей був запропонований в 1955 р. Н. Г. Басовим і А. М. Прохоровим.
Розглянемо|розгледимо| детальніше схему рівнів, представлену|уявлену| на мал. 19.2. Вважатимемо|лічити|, що кратності звироднілості|звиродніння,виродження| рівнів 1, 2 і 3 рівні: g1 = g2 = g3. Крім того, хай|нехай| все hνik > >kТ (оптичний діапазон). Рівні 1 і 2 зв'язані випромінюванням, що індукує переходи з|із| вірогідністю|ймовірність| W12 = W21 = W. Розпад рівня 2 проходить|минати,спливати| по двох каналах (2 → 1 і 2 → 3) з|із| вірогідністю|ймовірність| ω21
Мал. 19.1. До ідеї методу допоміжного випромінювання накачування в багаторівневих системах. Населеності рівнів Е3 і Е1 зрівняні|урівняні| при насиченні випромінюванням переходу 1→3, на переході 3→2 виникла інверсія.
Мал. 19.2. До визначення умов досягнення інверсії в трирівневій системі оптичного діапазону. Прийнято традиційне позначення номерів рівнів.
і ω23 відповідно. Рівень 3 розпадається з|із| вірогідністю|ймовірність| ω31. Зважаючи на|внаслідок,унаслідок| умову hνik > >kТ термічним заселенням уровпей 2 і 3 можна нехтувати, поклавши вірогідність|ймовірність| релаксацій ω12, ω13, ω32 рівними нулю. Тоді швидкісні рівняння для населеності рівнів 1, 2 і 3 відповідно записуються|занотовуються| у вигляді|вид|
(19.1)
Дата добавления: 2015-11-04; просмотров: 20 | Нарушение авторских прав
| <== предыдущая лекция | | | следующая лекция ==> |