У цій книзі зібрані лекції, що читалися автором протягом ряду років по курсу основ квантової електроніки для студентів Московського фізико-технічного інституту. 27 страница

Для нагріву п освіти С0₂ може бути використане спалювання органічних палив. Тоді замість дорогого гелію як буферний газ, зіткнення з атомами (молекулами) якого спустошують рівні деформаційної моди С0₂, доцільно використовувати пари води, що виходить при згоранні.

Газодинамічні лазери працюють як в імпульсному (вибух, ударні труби), так і в безперервному (горіння, електронагрів) режимах.

Газодинамічні лазери, по суті, є тепловими машинами, що безпосередньо перетворюють теплову енергію в енергію когерентного електромагнітного випромінювання.

Хімічний лазер (лекція 17). Інверсія створюється при нерівноважному розподілі енергії між внутрішніми мірами свободи продуктів екзотермічних хімічних реакцій за рахунок енергії, що виділилася в процесі реакції, як правило на переходах між коливальними рівнями молекул в газовій фазі. Генерація реалізована на коливає-обертальних переходах двоатомних молекул галогеноводородных з'єднань, що отримуються, головним чином, в ході реакцій заміщення типу

(17.1)

Для зниження частки енергії, що йде на ініціацію такого хімічного процесу, використовуються ланцюгові реакції, що самопідтримуються. Чим більше довжина ланцюга реакції, тим в більшій мірі енергія випромінювання визначається запасом енергії, накопиченої в початкових реагентах, і тим меншу роль грає енергія дії, що ініціює, грає роль спускового гачка.

Можливі як імпульсний, так і безперервний режим роботи. У імпульсному режимі УФ фото дисоціація або електронний-пучковий радіоліз ініціюють ланцюгову реакцію, що протікає достатньо швидко, з тим щоб процеси релаксацій не встигали скинути інверсію. Безперервний режим можливий при зливанні газів і видаленні продуктів реакції прокачуванням газової суміші. При зливанні взаємно нестабільних реагентів і швидкому видаленні продуктів реакції можливий чисто хімічний лазер без ініціації.

Для хімічних лазерів характерні наступні довжини хвиль: HF —2,7 мкм; НС1 —3,7 мкм; HBr —4,2 мкм; DF —4,3 мкм. Крім того, широко застосовується резонансна передача енергії збудження DF* С0₂ для створення хімічного С0₂-лазера. Гідністю хімічних лазерів є можливість отримання інверсії у великих об'ємах і при великих масових витратах активної речовини, а також, в принципі, відсутність необхідності помітних витрат енергії на створення інверсії в момент і па місці її отримання.

Характерною межею цих лазерів є такий хімічний механізм створення інверсії, при якому енергія випромінювання перевищує енергію ініціації хімічної реакції.

Фотодисоаційний лазер (лекція 17).. Інверсія досягається на переходах між електронними рівнями енергії атомів, що є продуктами імпульсної фото дисоціації стійких молекул. Прикладом служить йодний лазер, збуджені атоми йоду в якому виходять шляхом імпульсного фотолиза, наприклад по схемі

(17.33)

Випромінювання відбувається на переході , обидва стани належать одній і тій же електронній конфігурації йоду 5р⁵. Довжина хвилі випромінювання складає 1,315 мкм. УФ випромінювання немонохроматичного джерела дисоціюючого світла поглинається в широкій молекулярній смузі, збуджені атоми — продукти дисоціації випромінюють у вузькій лінії, характерній для атомних спектрів. Фотодисоціації можуть бути піддані великі об'єми початкового молекулярного газу. Тому фотодисоціаційні лазери перспективні для отримання високої імпульсної енергії.

Характерною межею фотодисоціаційних лазерів, що зближує їх з хімічними лазерами, є одночасність створення робочої речовини і активного середовища лазера.

СО-лазер (лекція 18). Генерація здійснюється па коливає-обертальних переходах в основному електронному стані молекули З. Довжини хвиль випромінювання поміщені в інтервалі 5—6,5 мкм. Коливальне збудження відбувається шляхом безпосереднього заселення вищих коливальних рівнів молекули З при зіткненнях з електронами газового розряду, під час переходу енергії від коливає-збуджених молекул азоту і т.п. В цьому сенсі СО-лазер подібний С02-лазеру.

Через специфіку релаксації коливальної енергії одномодового істотно ангармонічного осцилятора, яким є молекула З, повна коливальна інверсія відсутня. У розподілі населеності по коливальних рівнях спостерігається плато. За наявності плато, тобто при рівності коливальних населеностей принаймні для двох рівнів, реалізується часткова обертальна інверсія. Генерація, що носить каскадний характер (див. мал. 18.3), спостерігається тільки в Р-гілці. Величина плато, що визначає спектр частот, що генеруються, залежить від співвідношення швидкостей коливальної релаксації різних коливальних рівнів і визначається температурою і складом газової суміші. При Т 100 К плато може тягнутися від V = 5 до V = 35. Відмінності в частотах випромінювання на переходах з різними V і J задаються величиною коливального ангармонізма і значенням обертальної постійної молекули З. Каскадний характер генерації не дозволяє, на відміну від С0₂-лазера, перетворити всю накопичену енергію у випромінювання на одній частоті.

Сумарний по всіх лініях генерації до. п. д. СО - лазера може досягати вельми великих значень. Можлива робота в імпульсному і безперервному режимах. Застосування як буферний газ Ксенону дозволяє перейти до кімнатної температури і відпаяних систем. Характерною особливістю СО - лазера є відсутність коливальної інверсії і каскадний характер генерації в Р- гілці коливає-обертальних переходів.

Азотний і водневий лазери (лекція 18). Азотний лазер працює в УФ діапазоні. Найбільше значення має довжина хвилі 337,1 нм. Інверсія створюється в імпульсному електричному. розряді на переходах між відносно високо розташованими збудженими електронними термами молекули N2. Електрони розряду відповідно до принципу Франка — Кондона при вертикальних переходах на діаграмі енергія — між ядерної відстань зіштовхувально заселяють розташований вище за шкалою енергій, але відносно не розрихлений терм, що містить верхні лазерні рівні. При цьому більш рихлий і тому розташований на згаданій діаграмі правіше терм меншої енергії, що містить нижні лазерні рівні, не заселяється. Випромінювання, також відповідно до принципу Франка -— Кондона, здійснюється при радіаційних вертикальних переходах з правих поворотних точок верхнього терма на нижній терм. Аналогічний механізм створення інверсії і водневого лазера, що працює в діапазоні вакуумного УФ (довжина хвилі 116—126 нм).

Нижні лазерні рівні молекул N₂ і Н₂ володіють великим часом життя, чим верхні. Тому азотний і водневий лазери відносяться до лазерів, на само обмежених переходах. Час існування інверсії в них мало (3—10 нм для N₂- лазера і менше 1 нс для Н₂-лазера). Тому інверсія створюється хвилею збудження, що біжить, розповсюджується синхронно з імпульсом світлового випромінювання уздовж осі лазера. Через трохи часу існування інверсії азотний і йому подібні лазери є суперлюмінесцентними лазерами.

Характерним для азотного і водневого лазерів є те, що розноситься каналів збудження і випромінювання відповідно до принципу Франка — Кондона для переходів між електронними термами молекул.

Ексимерні лазери (лекція 18).. Генерація здійснюється на переходах із зв'язуючих електронних термів (верхній стан) на електронний терм (нижній стан) так званих ексимерних молекул, тобто молекул, що існують стійко тільки в збудженому електронному стані. Основному електронному стану таких молекул відповідний терм. Прикладами ексимерних молекул є димери атомів благородних газів, галогеніди цих атомів і т.п. Наявність ексимерних молекул еквівалентна наявності інверсії. Тому інверсія досягається шляхом створення ексимерних молекул. Останнє здійснюється під дією пучка швидких електронів або в умовах газового розряду. Спустошення нижнього лазерного рівня відбувається автоматично при розпаді молекул, що повернулися в основний стан, тобто що потрапили на разлетный терм в результаті радіаційних переходів.

Димери благородних газів утворюються при збудженні і іонізації атомів пучком швидких електронів в процесі трьох-частинкових зіткнень з не збудженими атомами, що приводить до вимоги високого тиску, що перевищує 10 атм. Монога-логеніди благородних газів утворюються в ході гарпунних реакцій між збудженим атомом благородного газу і галогеном, що реалізовуються в бінарних зіштовхувальних процесах, тобто що йдуть при порівняно меншому тиску. Це дає можливість газорозрядного збудження таких лазерів.

Діапазон довжин хвиль генерації ексимерних лазерів тягнеться від видимого світла до вакуумного УФ. Найбільше значення в застосуваннях знайшли ХeF-, ХеС1-, КrF- і КгС1-лазеры, що працюють на довжинах хвиль 352, 308, 249 і 222 нм відповідно.

Характерною межею ексимерних лазерів є повна незаселена нижнього рівня, що автоматично реалізовується.

Рубіновий лазер (лекції 19 і 20). Генерація здійснюється, головним чином, в імпульсному режимі на переходах між метастабільним збудженим і основним станами іонів Сг³⁺ (основний терм ⁴Рз/г), ізоморфно введених в - корунд А1₂0₃, на хвилі близько 0,69 мкм (R-лінії люмінесценції рубіна). Інверсія досягається по трирівневій схемі оптичного накачування (див. мал. 19.2). Випромінювання немонохроматичного джерела типу газорозрядної лампи-спалаху ефективно поглинається на переходах з основного стану хрому ⁴A₂ в широкі смуги ⁴F₂ і ⁴F₁ (довжини хвиль випромінювання накачування лежать в околицях 410 і 550 нм;).

На резонансних рівнях ⁴F₂ і ⁴F₁ енергія збудження не накопичується і з великою швидкістю без випромінюючи переходить на метастабільний стан (дублет ²E), населеність якого зростає через трохи швидкості його розпаду. У міру накопичення частинок на метастабільних рівнях по відношенню до основного стану досягається стаціонарна інверсія

(19.7)

яка створюється і утримується, якщо верхній рівень переходу накачування заселяється швидше, ніж без випромінюючий спустошується верхній рівень лазерного переходу .

Для отримання інверсії необхідна попередня витрата енергії, що в трирівневій схемі накачування рубіна обумовлено необхідністю переводити з основного стану на метастабільні рівні принаймні половину всіх частинок.

Рубінові лазери володіють високими енергетичними параметрами. У смугах накачування поглинання складає 2—3 см^-1. Порогове значення об'ємної щільності енергії накачування в зеленій смузі рівне приблизно 3 Дж/см³. При сильному перевищенні порогу в імпульсах вільної генерації тривалістю близько 1 мс об'ємна щільність енергії випромінювання складає 0,2— 0,25 Дж/см³. Коефіцієнт лінійного посилення в рубінових стрижнях досягає 0,2—0,25 см^-1. Можливі імпульсно-періодичний і (для високоякісних кристалів) безперервний режими роботи. Реалізовані рубінові лазери з модуляцією добротності і з синхронізацією мод.

Характерною межею рубінових лазерів є трирівнева схема оптичного накачування.

Неодимовий лазер (лекції 19 і 20). Генерація здійснюється в імпульсному і безперервному режимах на переходах між метастабільними збудженими станами іонів Nd³⁺ (основний терм ⁴I_9/2), ізоморфно введених в кристали або скло. Інверсія досягається по чотирьохрівневій схемі оптичного накачування (див. мал. 19.4). Немонохроматичне випромінювання накачування ефективно поглинається на переходах з основного стану в сукупність декілька щодо вузьких смуг, з яких

відбувається швидка передача енергії збудження на метастабільний рівень ⁴F_3/2 Цей рівень служить стартовим рівнем лазерних переходів.

Найбільшою вірогідністю володіє перехід ⁴F_3/2 ⁴I_11/2 Довжина хвилі випромінювання складає 1,06 мкм. Енергетична щілина між станами ⁴I_11/2 і ⁴I_9/2 (див. мал. 20.3) забезпечує чотирьохрівневий характер циклу оптичного накачування в неодимовому лазері. При високій швидкості без випромінювальної передачі енергії із смуг накачування на верхній лазерний рівень досягається стаціонарна інверсія

(19.20)

що принципово відрізняється від випадку рубінового лазера.

Умовою позитивної інверсії є вимога , виконання якого означає, що нижній лазерний рівень спустошується за рахунок без випромінюючих переходів в основний стан швидше, ніж заселяється переходами з верхнього лазерного рівня. Поріг виникнення інверсії по накачуванню малий і практично відсутній при виконанні умови застосовності чотирьохрівневого розгляду циклу оптичного накачування, тобто коли нижній рівень лазерного переходу розташований вище за основне перебування на Е > кТ.

Для неодимових лазерних стекол характерні висока концентрація активних центрів, сильне неоднорідне розширення лінії посилення, можливість отримання активного середовища у великих об'ємах. Для лазерів на склі типовий режим роботи в одиночних імпульсах високої енергії. Кристали, головним чином альміній-ітрієвого граната, активуються неодимом до менших концентрацій, лінія посилення в них розширена значно менше, розміри активного середовища істотно обмежені технологічними труднощами вирощування однорідних кристалів великих розмірів. Лазери па гранаті з неодимом легко працюють в безперервному і імпульсний-періодичному режимах.

Характерною межею неодимових лазерів є чотирьохрівнева схема оптичного накачування і високі енергетичні параметри.

Лазери на фарбниках (лекція 22). Генерація здійснюється в імпульсному і безперервному режимах на переходах між рівнями збудженого і основного синглетних станів складних молекул органічних фарбників. Зазвичай використовуються рідкі розчини фарбників при високому ступені розбавлення. Інверсія досягається по чотирьохрівневій схемі оптичного накачування (див. мал. 22.2 і 22.3). Випромінювання накачування в процесі синглет-синглетного поглинання заселяє коливає-обертальні стани порушуваного синглетного терма. При цьому відповідно до принципу Франка — Кондона у випадку зрушених рівноважних конфігурацій збуджуються вищі коливальні рівні.

Усередині порушуваного синглетного терма відбувається швидка без випромінююча релаксація, і енергія збудження переходить на нижні коливальні рівні цього терма. З нижніх рівнів збудженого терма молекула знову-таки відповідно до принципу Франка — Кондона здійснює радіаційний перехід на • верхні коливальні рівні основного синглетного терма. Энергия фотона, що випромінює, менше енергії поглиненого фотона накачування (стоксов зрушення). Надмірна енергія нижніх лазерних рівнів релаксує в процесі всерединотемової термізації. Принцип Франка — Кондона і швидка (0,1—1 пс) всерединотемова релаксація забезпечують чотирьохрівневий характер циклу оптичного накачування в лазерах на фарбниках.

Безперервний спектр електронних термів є результатом накладення багатьох близьколежащих коливальних станів важкої багатоатомної молекули органічного фарбника і відповідає неоднорідному розширенню спектральних ліній переходів між термами. При настроюванні резонатора на якусь певну частоту в межах лінії посилення через позитивний зворотний зв'язок відбувається випромінювальне спустошення збудженого терма саме на цій частоті. При перебудові резонатора перебудовується частота випромінювання. Висока швидкість всерединотемової релаксації призводить до того, що в одно частотне випромінювання перекачується вся енергія, накопичена збудженим термом (за вирахуванням Стоксових втрат).

Лазери на фарбниках працюють в інтервалі довжин хвиль від ближнього ПК до ближнього УФ випромінювань. Плавна перебудова довжини хвилі випромінювання досягається в діапазонах шириною в декілька десятків нанометрів при монохроматичності до декілька мегагерц.

Характерною межею лазерів на фарбниках є плавна перебудова довжини хвилі випромінювання у поєднанні з можливістю безперервного і імпульсного аж до субпікосекундного діапазону тривалості режимів роботи.

Лазери на F- центрах (лекція 23). Схема рівнів і метод; отримання інверсії подібні до таких в лазерах на розчинах органічних фарбників. Робочою речовиною служать точкові дефекти структури, фарбування, що є центрами. Їх спектр люмінесценції розташований в області ближнього ГИК випромінювання, де отримана генерація в імпульсному і безперервному режимах, що перебудовується плавно з діапазоном частот перебудови шириною приблизно 1000 см^-1. Ширина ліній посилення обумовлена інтенсивною взаємодією електронів, локалізованих на дефектах, з іонами найближчого оточення грат кристала, що створює коливальні рівні енергії в електронних термах. Різноманітність точкових дефектів типу аніонна вакансія — локалізований електрон і їх агрегацій, що є центрами фарбування в різних прозорих кристалах, велике. У лазерах ефективно використовуються, наприклад, - центри (0,8—1,1 мкм) - центри (1,1 —1,3 мкм) в кристалах LiF.

Характерною межею лазерів на - центрах є використання як домішкові центри, занурені в кристалічну матрицю, власних точкових дефектів матриці, спектр яких дозволяє здійснювати чотирьохрівневий цикл оптичного накачування в широких лініях люмінесценції ближнього ІЧ діапазону.

Напівпровідникові лазери (лекції 24 і 25). Генерація здійснюється в імпульсному і безперервному режимах на між зонних рекомбінаційних переходах прямо зонних напівпровідників. Інверсія досягається шляхом створення нерівноважних носіїв в зоні провідності і у валентній зоні. Для отримання інверсії необхідно, щоб квазірівні Фермі носіїв знаходилися усередині відповідних дозволених зон, тобто щоб виконувалася умова

(24.13)

В інжекційних напівпровідникових лазерах нерівноважні электронно-дірчасті пари створюються постійним струмом, що здійснює інжекцію носіїв в область р, — гс-переходу напівпровідникового діода. Досягнення інверсії істотно полегшується при застосуванні в лазерних діодах сильно легованих напівпровідників, електронний і дірчастий гази в n- і р- областях яких глибоко вироджені. При цьому велика щільність полягань в зонах приводить до високих значень коефіцієнта посилення. Ширина спектральної області, в якій можливе посилення, задається умовою для частоти підсилюваних фотонів

(24.14)

Інжекційні лазери реалізовані в багатьох однодолинових прямо зонних напівпровідниках. Одним з кращих є лазер на арсеніді галія ( = 0,84 мкм). Виготовлення p - n- переходів лазерних діодів у вигляді так званих гетеро структур знижує пороговий струм інжекції і дозволяє здійснювати безперервний режим генерації при кімнатній температурі. Розміри активної області діодних лазерів не перевищують декількох мікрометрів, тому випромінювана одним лазером потужність невелика і в безперервному режимі не перевершує декількох ватів.

Діапазон довжин хвиль визначається шириною забороненої зони використовуваного напівпровідника. Кристали змінного складу дозволяють перекривати широкий діапазон. Залежно від складу система AlGaAs дає випромінювання в області 0,63—0,90 мкм, система AlGaSb — в області 1,2—1,80 мкм, система GaInAs в області 0,9—3,4 мкм. Тверді розчини PbSnTe і CdHgТе дозволяють створювати лазери до довжин хвиль 30—40 мкм.

Плавна перебудова довжини хвилі випромінювання діодного лазера можлива зміною температури кристала, всестороннім стисненням кристала, магнітним полем.

Характерним для інжекційних лазерів є отримання інверсії шляхом створення нерівноважних носіїв в р- і n- областях напівпровідникового діода накачуванням постійним струмом. З цього виходить компактність, великою до. п. д., мала інерційність, широкий діапазон і можливість плавної перебудови довжини хвилі випромінювання напівпровідникових лазерів.

Лазери на вільних електронах (лекція 26). Випромінювання спостерігається при проходженні релятивістського електронного пучка через просторово-періодичне зовнішнє поле. Найчастіше використовується розповсюдження релятивістських електронів уздовж осі так званого ондулятора, тобто уздовж осі магніта, поле якого постійно в часі і періодично-змінно в просторі. Вимушене ондуляторне випромінювання виникає, коли уздовж осі ондулятора паралельно електронному пучку розповсюджується зовнішня електромагнітна хвиля частоти, декілька меншої резонансної частоти взаємодії (див. формулу (26.7)).

Посилення випромінювання відбувається в області локалізації електронного пакету при його проходженні через ондулятор. Дзеркала резонатора, в який поміщений ондулятор, утримують, цуг посиленого випромінювання усередині лазера до приходу в ондулятор наступного електронного пакету, після чого посилення повторюється. Багатократне повторення цього процесу приводить до імпульсної генерації. Довжина хвилі випромінювання визначається періодом ондулятора і релятивістським чинником у:

(26.2)

У реальних конструкціях енергії електронів 25—50 МеВ відповідає випромінювання в середній частині ІЧ діапазону.

Характерним для лазерів на вільних електронах є використання в них як активне середовище системи частинок, що не є принципово квантовою, а допускає класичний розгляд. Наслідком цього є, зокрема, безперервність спектру можливих частот генерації, а значить, і легкість перебудови довжини хвилі випромінювання, визначуваної для цих лазерів значенням енергії електронів в релятивістському пучку.

Основний зміст наших лекцій був присвячений викладу фізичних основ квантової електроніки і розповіді про способи використання ефекту індукованого випускання в

системах з дискретними рівнями енергії для посилення і генерації електромагнітних хвиль. Як вже мовилося, квантова електроніка майже виключно є електронікою зв'язаних станів, електронікою, в якій монохроматичні випромінювання генеруються переважно па фіксованих частотах.

Можливість перебудови частоти лазерного випромінювання, відповідного переходам між зв'язаними станами, виникає у міру збільшення схильності стану зовнішнім діям, що розширюють лінію переходу. Прикладами можуть служити молекулярні лазери високого тиску, лазери на фарбниках або центрах забарвлення і т.п. Коли ж ступінь зв'язаності електрона різко падає і замість розширених зовнішньою дією дискретних рівнів енергії виникають широкі енергетичні зони дозволених станів, перебудова довжини хвилі випромінювання істотно полегшується, як це видно на прикладі діодних напівпровідникових лазерів. Наступний крок — це перехід до вільних електронів, безперервним спектром, що володіє, і тому що дозволяє проводити просту перебудову довжини хвилі випромінювання шляхом зміни енергії прискорених електронів.

Висновок. ТЕНДЕНЦІЇ РОЗВИТКУ

Нові довжини хвиль лазерного випромінювання. ГИК діапазон. Видима область. Методи нелінійної оптики, генерація гармонік, різницевих частот. ВКР-лазери. Дальня УФ область, рентгенівська область. Гамма-лазери. Області застосування лазерів.

Одне з основних завдань квантової електроніки полягає в розширенні діапазону довжин хвиль випромінювання лазерів, перш за все для ще не освоєних лазерними методами областей спектру. На закінчення наших лекцій зупинимося стисло на перспективах рішення цієї задачі, що є в даний час.

Найбільш загальним методом освоєння квантовою електронікою всього оптичного діапазону — від далекого ГИК до далекого УФ випромінювання — є розробка відповідних лазерів на вільних електронах (див. лекцію двадцять шосту). Але ці лазери ще не вийшли із стадії попередніх, головним чином теоретичних, досліджень. Вони складні технічно і різко відрізняються від уявлення, що склалося в квантовій електроніці, про лазери. Тому велике значення мають розробки нових лазерів, засновані на традиційних методах квантової електроніки.

У ІЧ, зокрема в далекій ІЧ (субміліметровій), області спектру перспективним виявився метод оптичного накачування молекулярних газів. Із-за вузькості ліній поглинання, у відмінність від твердих тіл, накачування в газах повинне бути резонансним, тобто лазерною. Зважаючи на багатство коливає-обертальних спектрів молекул отримання інверсії можливе в багатьох схемах оптичного накачування їх коливальних рівнів. В принципі, інверсія досяжна на переходах між збудженими рівнями, що належать різним коливальним модам молекули (тобто на складених коливаннях при накачуванні одного з них); між збудженими рівнями однієї і тієї ж коливальної моди при накачуванні на обертоні цієї моди; між обертальними рівнями основного і (або) збудженого коливального стану при накачуванні на основному коливає-обертальному переході. У останньому випадку генерація спостерігається, як правило, в субміліметровому діапазоні.

Найбільш перспективними виявилися методи отримання інверсії між збудженими коливальними рівнями при накачуванні складеного коливання (СF₄-лазер, 600 см^-1) і між збудженими коливальними рівнями топ же смуги, в якій відбувається накачування, з дефектом обертальних квантів (NH³- лазер, 800 см^-1).

Субміліметрові обертально - обертальні лазери, а також NH³- і CF⁴- і подібні до них коливально - коливальні лазери працюють при накачуванні випромінюванням С0₂-лазеров (див. лекції п'ятнадцяту і шістнадцяту). Інтерес до накачування молекулярних газів випромінюванням С0₂-лазеров обумовлений можливістю значно розширити освоєний квантовою електронікою діапазон довжин хвиль в область 10—50 мкм п отримати в цій області джерела випромінювання перебудовуваної частоти. При цьому істотною є можливість ефективного перенесення в більш довгохвильову частину спектру унікального набору властивостей. С0₂-лазеров.

У видимій і близьких до неї областях спектру перспективними методами отримання нових ліній генерації є створення нових, складніших ексімерних молекул, таких як ексіплекси (збуджені комплекси) ArF₂^* ХеС1₂^*, ХеВг₂^*, а також ексімерів— оксидів благородних газів. Перспективна фотодисоціація пари складних молекул, що приводить до появи збуджених димерів (наприклад, дисоціація дігалогенів кадмію, цинку і ртуті, що дає димери CdI*, ZnI*, HgI*, HgBr*, НgС1*), або дисоціація складних галогенових з'єднань, що дає збуджені інтергалогени типу IF*. Цікаве використання рекомбінаційного свічення молекул N₂, 0₂, С1₂ і т.п. Очевидно, газові лазери згаданих зараз типів вельми перспективні для достатньо щільного освоєння лініями випромінювання всієї видимої області спектру. Вже зараз відомі довжини хвиль випромінювання нових ексимерних і фотодисоціаційних лазерів на 310, 440, 475, 490, 503, 520, 555, 656 нм і т.д.

У видимій і ІЧ областях спектру ще далеко не вичерпані можливості твердо тільних лазерів, як на кристалах з домішкою іонів перехідних елементів, так і на кристалах з центрами фарбування. Так, недавно була продемонстрована генерація на електронний-коливальних переходах полоси іона Сг³⁺ в гадолиний-скандий-галієвому гранаті. Подальший пошук перспективних матриць і домішкових іонів, а також управління процесами міграції енергії і сенсибілізації повинні привести до істотного розширення області спектру, освоєної лазерами подібного типу.

Аналогічно, слід чекати появи все нових і нових лазерів на центрах фарбування, що дозволяють просуватися в ті діапазони, де відсутні перебудовуванні лазери скільки-небудь високій потужності. Прикладом можуть служити лазери для області 2—3 мкм на F- центрах у кристалах КСl або RbCl з літієм.

Особливе місце в квантовій електроніці займають методи нелінійної оптики, що широко розвиваються, зокрема, для перетворення частоти лазерних випромінювань. Ці методи носять достатньо загальний характер і повинні бути предметом спеціального курсу лекцій. Проте, кажучи про можливості розширення спектру частот лазерного випромінювання, не можна не зупинитися на.методах нелінійної оптики. У лекції третьої ми, слідуючи З. І. Вавілову, ввели поняття нелінійної оптики, обговорюючи зменшення поглинання світла середовищем при збільшенні інтенсивності опромінювання (ефект насичення). Розповсюдження хвилі в середовищі описується лінійними рівняннями тільки тоді, коли оптичні константи середовища не залежать від поля хвилі. Відповідна цій ситуації оптика - являється лінійною. Коли ж оптичні константи середовища починають залежати від інтенсивності світлової хвилі, що розповсюджується в ній, рівняння стають нелінійними, і ми приходимо до нелінійної оптики.

Дата добавления: 2015-11-04