ЛАЗЕР

ЛАЗЕР источник электромагнитного
излучения видимого, инфракрасного и ультрафиолетового диапазонов, основанный
на вынужденном излучении атомов и молекул. Слово "лазер" составлено из
начальных букв (аббревиатура) слов англ, фразы "Light Amplification by
Stimulated Emission of Radiation", что означает "усиление света в результате
вынужденного излучения". В сов. лит-ре употребляется также термин "оптический
квантовый генератор" (ОКГ). Создание Л. (1960) и несколько ранее мазеров
(1955) послужило основой развития нового направления в физике и технике,
наз. квантовой электроникой. В 1964 сов. физикам Н. Г. Басову, А. М. Прохорову
и амер. физику Ч. Таунсу за работы в области квантовой электроники присуждена
Нобелевская пр. по физике.

Лазер - источник света. По сравнению
с др. источниками света Л. обладает рядом уникальных свойств, связанных
с когерентностью и высокой направленностью его излучения. Излучение "нелазерных"
источников света не имеет этих особенностей. Мощность, излучаемая нагретым
телом, определяется его температурой Т. Наибольшее возможное значение потока
излучения, достигаемое для абсолютно чёрного тела, W = 5,7 • 10^-12
• Т⁴ вт/см². Мощность излучения быстро растёт с увеличением
Т и для высоких Т достигает весьма больших величин. Так, каждый 1 см²
поверхности Солнца (Т=5800 К) излучает мощность W = =6.4Х10³
вт. Однако излучение теплового источника распространяется по всем направлениям
от источника, т. е. заполняет телесный угол 2 я рад. Формирование направленного
пучка от такого источника, осуществляемое с помощью системы диафрагм или
оптич. систем, состоящих из линз и зеркал, всегда сопровождается потерей
энергии. Никакая оптич. система не позволяет получить на поверхности освещаемого
объекта мощность излучения большую, чем в самом источнике света. Излучение
теплового источника, кроме того, немонохроматично, оно заполняет широкий
интервал длин волн (рис. 1).

Рис. 1. 1 - спектр излучения абсолютно
чёрного тела при температуре Т=10⁴К; h - длина волны, v - частота
колебаний. I - мощность излучения; 2 - спектральные линии газоразрядного
источника света низкого давления при температуре возбуждения атомов или
молекул T=10⁴К.

Напр., спектр излучения Солнца захватывает
ультрафиолетовый, видимый и инфракрасный диапазоны длин волн. Для повышения
монохроматичности излучения применяют монохроматоры, позволяющие выделить
из сплошного спектра сравнительно узкую область, или используют газоразрядные
источники света низкого давления, дающие дискретные атомные или молекулярные
узкие спектральные линии. Интенсивность излучения в спектральных линиях,
однако, не может превышать интенсивности излучения абсолютно чёрного тела,
температура которого равна температуре возбуждения атомов и молекул (рис.
1). Т. о., в обоих случаях монохроматизация излучения достигается ценой
громадных потерь энергии. Чем уже спектральная линия, тем меньше излучаемая
энергия.

Иная картина имеет место в радиодиапазоне.
Источники радиоволн способны формировать направленное и моно- хроматич.
излучение большой мощности (см. Излучение и приём радиоволн). Различие
между источниками радиоволн и долазерными источниками света носит принципиальный
характер. Антенны - излучатели радиоволн, питаемые от общего генератора
электрич. колебаний, можно возбудить когерентно. Элементарными излучателями
световых волн являются атомы и молекулы. Излучение любого источника света
представляет собой суммарный эффект излучения громадной совокупности атомов
и молекул, причём все они излучают совершенно независимо друг от друга
- некогерентно. Некогерентность излучения атомов связана с независимостью,
случайностью элементарных актов возбуждения атомов и их хаотич. распределением
в пространстве. Осн. причиной возбуждения атомов в нагретых телах и в газовом
разряде являются столкновения. Моменты столкновений случайным образом распределены
во времени, что и приводит к хаотич. распределению фаз волн, излучаемых
отдельными атомами, т. е. к некогерентности их излучения.

Задача создания источника когерентного
света была решена лишь с появлением Л., в к-ром используется принципиально
иной метод высвечивания возбуждённых атомов, позволяющий, несмотря на некогерентный
характер возбуждения отдельных атомов, получать когерентные пучки света
с очень малой расходимостью. Если интенсивность излучения Л. сравнить с
интенсивностью излучения абсолютно чёрного тела в том же спектральном и
угловом интервалах, то получаются фантастически большие темп-ры, в миллиарды
и более раз превышающие реально достижимые темп-ры тепловых источников
света. Кроме того, малая расходимость излучения позволяет с помощью обычных
оптич. систем концентрировать световую энергию в ничтожно малых объёмах,
создавая громадные плотности энергии. Когерентность и направленность излучения
открывают принципиально новые возможности использования световых пучков
там, где нелазерные источники света неприменимы.

Принцип работы лазера. Возбуждённый
атом может самопроизвольно (спонтанно) перейти на один из нижележащих уровней
энергии, излучив при этом квант света (см. Атом). Световые волны, излучаемые
нагретыми телами, формируются именно в результате таких спонтанных переходов
атомов и молекул. Спонтанное излучение различных атомов некогерентно. Однако,
помимо спонтанного испускания, существуют излучатель- ные акты др. рода.
При распространении в среде световой волны с частотой V, соответствующей
разности к.-л. двух энергетич. уровней Е1, Е2 атомов или молекул среды
(hv = Е2-Е1, где Н - Планка постоянная), к спонтанному испусканию частиц
добавляются др. радиационные процессы. Атомы, находящиеся на нижнем энергетич.
уровне Е1, в результате поглощения квантов света с энергией hv переходят
на уровень Е2 (рис. 2, а). Число таких переходов пропорционально р (v)
N1, где р (v) - спектральная плотность излучения в эрг/см³,
Nуровня). Атомы, находящиеся на верхнем энергетич. уровне Е2, под действием
квантов hv вынужденно переходят на уровень Е1 (рис. 2, 6). Число таких
переходов пропорционально Р (v) Nатомов на уровне Е2 - В результате переходов Е1 - Е2 волна теряет энергию,
ослабляется. В результате же переходов Е2 - Е1 световая волна усиливается.
Результирующее изменение энергии световой волны определяется разностью
(N2- N1). В условиях термодинамического равновесия населённость нижнего
уровня Ni всегда больше населённости верхнего Nтеряет больше энергии, чем приобретает, т. е. имеет место поглощение света.
Однако в некоторых специальных случаях оказывается возможным создать такие
условия, когда возникает инверсия населённостей уровней Е1 и Е2, при которой
N2 > N1. При этом вынужденные переходы Е2 - Е1 преобладают и поставляют
в световую волну больше энергии, чем теряется в результате переходов E1
- E2. Световая волна в этом случае не ослабляется, а усиливается.

Рис. 2. а -квантовые переходы, соответствующие
поглощению волны; б-переходы, соответствующие вынужденному излучению.

Излучаемые атомами в результате вынужденных
переходов E2 -E1 волны по частоте v, направлению распространения, поляризации
и фазе тождественны первичной волне и, следовательно, когерентны друг другу
независимо от того, каким образом происходило возбуждение атомов на уровень
E2. Именно когерентность вынужденного излучения приводит к усилению световой
волны в среде с инверсией населённостей, а не просто к дополнительному
излучению новых волн. Среду с инверсией населённостей к.-л. пары уровней
E1, E2, способную усиливать излучение частоты v= (E2 - E1)/h, обычно наз.
активной.

Рис. 3. Усиление световой волны атомами
активной среды.

Спонтанное излучение одного из возбуждённых
атомов активной среды (т.е. атома, находящегося на уровне Е2), прежде чем
оно выйдет из объёма V, может вызвать вынужденные переходы др. возбуждённых
атомов и вследствие этого усилится (рис. 3). Существенно, что усиление
зависит от пути, проходимого волной в среде, т. е. от направления. Если
поместить активную среду в простейший оптич. резонатор, т. е. между двумя
параллельными полупрозрачными зеркалами, находящимися на определённом расстоянии
друг от друга, как в интерферометре Фабри - Перо (рис. 4), то в наиболее
благоприятные условия попадает волна, распространяющаяся вдоль оси интерферометра.
Усиливаясь, она достигнет зеркала, отразится от него и пойдёт в обратном
направлении, продолжая усиливаться, затем отразится от второго зеркала
и т. д. При каждом "проходе" интенсивность волны увеличивается в e^kL
раз, где k - коэфф. усиления в см^-1, L - длина пути волны в
активной среде. Если усиление на длине L больше потерь, испытываемых волной
при отражении, то с каждым проходом волна будет усиливаться всё больше
и больше, пока плотность энергии р (v) в волне не достигнет нек-рого предельного
значения. Рост р (v) прекращается, когда выделяемая в результате вынужденных
переходов энергия, пропорциональная р (v), не может компенсироваться энергией,
затрачиваемой на возбуждение атомов. В результате между зеркалами устанавливается
стоячая волна, а сквозь полупрозрачные зеркала выходит наружу поток когерентного
излучения.

Рис. 4. Активная среда в интерферометре
Фабри - Перо.

Интерферометр Фабри - Перо, заполненный
активной средой с достаточно большим коэфф. усиления, представляет собой
простейший Л. В Л. используются оптич. резонаторы и др. типов - с плоскими
зеркалами, сферическими, комбинациями плоских и сферических и др. (см.
Открытый резонатор). В оптич. резонаторах, обеспечивающих обратную связь
в Л., могут возбуждаться только нек-рые определённые типы колебаний электромагнитного
поля, наз. собственными колебаниями или модами резонатора. Моды характеризуются
частотой и формой, т. е. пространственным распределением колебаний. В резонаторе
с плоскими зеркалами (рис. 4) преим. возбуждаются типы колебаний, соответствующие
плоским волнам, распространяющимся вдоль оси резонатора. Такой резонатор
позволяет получать излучение высокой направленности. Телесный угол



в к-ром сосредоточен поток излучения,
может быть сделан



где D - диаметр зеркал. Длямкл"
и D = 1 см величина



(для тепловых источников

Оптич. резонатор накладывает ограничения
на спектральный состав излучения. При заданной длине резонатора L в нём
возбуждаются волны с частотами где с - скорость света, n - целое



число. В результате спектр излучения
Л., как правило, представляет собой набор узких спектральных линий, интервалы
между которыми одинаковы и равны C/2L. Число линий (компонент) при заданной
длине L зависит от свойств активной среды, т. е. от спектра спонтанного
излучения на используемом квантовом переходе и может достигать неск. десятков
и сотен (рис. 5). При определённых условиях оказывается возможным выделить
одну спектральную компоненту, т. е. осуществить одномодовый режим генерации.
Спектральная ширина каждой из компонент
определяется потерями энергии в резонаторе и, в первую очередь, пропусканием
и поглощением света зеркалами. Так как величина
может быть сделана во много раз меньше ширины спектральных линий спонтанного
излучения атомов, то излучение Л. в одномодовом режиме характеризуется
высокой монохроматичностью.

Рис. 5. Моды оптического резонатора.

Существующие Л. различаются: 1) способом
создания в среде инверсии насе- лённостей, или, как говорят, способом накачки
(оптич. накачка, возбуждение электронным ударом, химич. накачка и т. п.;
см. ниже); 2) рабочей средой (твёрдые диэлектрики, полупроводники, газы,
жидкости); 3) конструкцией резонатора; 4) режимом работы (импульсный, непрерывный).
Все эти различия определяются потребностями применений, предъявляющих часто
совершенно различные требования к характеристикам Л.

Методы создания инверсии населённости.
Для создания активной среды необходимо избирательное возбуждение атомов,
обеспечивающее преимущественное заселение одного или неск. уровней энергии.
Одним из наиболее простых и эффективных методов является метод оптич. накачки,
к-рый был использован в первом Л. на рубине. Рубин представляет собой кристалл
окиси алюминия А13+,
замещающих атомы А1 (см. Рубин). Уровни энергии иона Сr³⁺ в
рубине показаны на рис. 6. Поглощение света, соответствующего синей и зелёной
областям спектра, переводит ионы Сг³⁺ с осн. уровня E1 на возбуждённые
уровни, образующие две широкие полосы 1 и 2. Затем за сравнительно малое
время (10⁸ сек) осуществляется безызлучательный переход этих
ионов на уровни E2 и E'2. Избыток энергии при этом передаётся колебаниям
кристаллической решётки. Время жизни ионов Сr³⁺ на уровнях E2
и E'2 составляет 10^-3 сек. Только по истечении этого времени
ионы снова возвращаются на осн. уровень А. Переходам E2 - E1 и E'2 - E1
соответствует излучение в красной области спектра. Если освещать кристалл
рубина светом источника, обладающего достаточно большой интенсивностью
в синей и зелёной областях спектра (полосы накачки), то происходит накопление
ионов Сr³⁺ на уровнях E2 и E'2 и возникает инверсия населённостей
этих уровней по отношению к осн. уровню E1. Это позволило создать Л., работающий
на переходах E2 -E1 и E'2 - E1, генерирующий свет с длиной волны h <
0,7 мкм. Для создания инверсии населённостей уровней E2, E'2 относительно
E1 необходимо перевести больше половины ионов Сг³⁺ на уровни
E2, E'2 за время, не превышающее 10^-3 сек. Это предъявляет большие
требования к мощности источника накачки. В качестве таких источников используются
импульсные ксеноновые лампы. Длительность импульса накачки обычно 10^-3
сек. За это время в каждом см³ кристалла поглощается энергия
в неск. дж.

Рис. 6. Структура уровней энергии
кристалла рубина, Е1, Е2 - уровни иона Сг³⁺.

Метод оптич. накачки обладает неск.
преимуществами. Во-первых, он применим для возбуждения сред с большой концентрацией
частиц (твёрдые тела, жидкости). Во-вторых, этот метод возбуждения весьма
селективен. Так, в рубине в основном поглощается только та часть спектра
излучения ламп накачки, к-рая ответственна за возбуждение ионов Сг³⁺.
Всё остальное излучение попадает в область прозрачности и поглощается относительно
слабо. Поэтому отношение полной энергии, вложенной в единицу объёма рабочего
вещества, к полезной энергии, затраченной на создание инверсной населённостей
уровней, в основном определяется особенностями используемой системы уровней.
Все остальные потери энергии сведены к минимуму. В рубине теряется лишь
та часть энергии, к-рая идёт на возбуждение собственных колебаний кристаллич.
решётки в результате безызлучательных переходов (рис. 6, волнистые стрелки).
Уменьшение паразитных потерь энергии существенно для уменьшения тепловых
нагрузок вещества. Удельная энергия импульса генерации в твердотельных
Л. достигает неск. дж от каждого см³ вещества. Примерно столько
же энергии остаётся в рабочем веществе. Для одноатомного газа при атм.
давлении энергия в 1 дж соответствует темп-ре 10 000 К. Для твёрдого тела,
вследствие его большой теплоёмкости, выделение энергии 1 дж/см³
даёт
нагрев на десятки градусов. Недостатком метода оптич. накачки является
малый кпд. Отношение энергии импульса Л. к электрич. энергии питания лампы-
накачки в лучшем случае не превышает неск. % из-за неполного использования
спектра ламп накачки (15%) и вследствие потерь на преобразование электрич.
энергии в световую в самих лампах.

Большое распространение получил метод
создания активной среды непосредственно в электрич. разряде в различных
газах. Возможности получения с помощью этого метода импульсов генерации
большой энергии ограничиваются в основном малой плотностью рабочей среды;
инверсию населённостей легче получить в сравнительно разреженных газах.
Однако этот метод позволяет использовать в качестве активной среды Л. самые
различные атомные и молекулярные газы и их смеси, а также различные типы
электрич. разрядов в газах. В результате оказалось возможным создать Л.,
работающие в инфракрасной, видимой и ультрафиолетовой областях спектра.
Кроме того, возбуждение в электрич. разряде позволяет реализовать непрерывный
режим работы Л. с большим кпд преобразования электрич. энергии в энергию
излучения Л. (см. Газовый лазер).

В наиболее мощном газоразрядном Л.
непрерывного действия на смеси молекулярных газов СО(с добавлением ряда др. компонент) механизм образования инверсии населённостей
состоит в следующем: электроны газоразрядной плазмы, ускоряемые электрич.
полем, при столкновениях возбуждают колебания молекул Nв результате столкновений возбуждённых молекул NСОчто и обеспечивает возникновение инверсии населённостей. Все стадии этого
процесса оказываются очень эффективными, и кпд достигает 20-30% .

В дальнейшем оказалось возможным
создать газодинамический лазер на смеси СОв к-ром газовая смесь нагревается до темп-ры Т 2000 К, формируется сверхзвуковой
поток, к-рый, выходя из сопла, расширяется и тем самым быстро охлаждается.
В результате быстрого охлаждения возникает инверсия населённостей рабочих
уровней СОтепловой энергии в излучение газодинамич. Л. невелик (1%). Тем не менее
газодинамич. Л. весьма перспективны, т. к., во-первых, в этом случае облегчается
задача создания крупногабаритных Л. большой мощности и, во-вторых, при
использовании тепловых источников энергии вопрос о кпд Л. стоит менее остро,
чем в случае электроразрядных Л. При сжигании 1 г топлива (напр., керосина)
выделяется энергия порядка десятка тыс. дж, в то время как электрич. энергия,
запасавмая в конденсаторах, питающих лампы вспышки,-порядка 0,1 дж на 1
см³ объёма конденсатора.

Т. к. химич. связи молекул являются
исключительно энергоёмким накопителем энергии, то перспективно непосредственное
использование энергии химич. связей для возбуждения частиц, т. е. создание
активной среды Л. в результате химич. реакций. Примером химич. накачки
является реакция водорода или дейтерия с фтором. Если в смеси Ни Fто возникает цепная реакция F+HHF + H, H + FHF+F
и т. д. Молекулы HF, образующиеся в результате этой реакции, находятся
в возбуждённом состоянии, причём для ряда квантовых переходов выполняются
условия инверсии населённостей. Если к исходной смеси добавить СОто, кроме Л. на переходах HF (X 3 мкм), удаётся также создать Л. на переходах
СОHF играют ту же роль, что и молекулы Nна СОFэнергии в энергию когерентного излучения может достигать 15%. Химич. Л.
могут работать как в импульсном, так и в непрерывном режимах; разработаны
различные варианты химич. Л., в т. ч. сходные с газодинамическими Л.

В полупроводниках активную среду
оказалось возможным создавать различными способами: 1) инжекцией носителей
тока через электронно-дырочный переход', 2) возбуждением электронным ударом;
3) оптическим возбуждением (см. Полупроводниковый лазер).

Твердотельные лазеры.< Существует
большое кол-во твердотельных Л., как импульсных, так и непрерывных. Наибольшее
распространение среди импульсных получили Л. на рубине (см. выше) и неодимовом
стекле (стекле с примесью Nd). Неодимовый Л. работает на длине волны X,
= 1,06 мкм. Оказалось возможным изготовлять сравнительно большие и достаточно
оптически однородные стержни длиной до 100 см и диаметром 4- 5 см. Один
такой стержень способен дать импульс генерации с энергией 1000дж за время
10³ сек.

Л. на рубине, наряду с Л. на неодимовом
стекле, являются наиболее мощными импульсными Л. Полная энергия импульса
генерации достигает сотен дж при длительности импульса 10³
сек. Оказалось также возможным реализовать режим генерации импульсов с
большой частотой повторения (до неск. кгц).

Рис. 7. Типичная схема уровней активной
среды твердотельного лазера непрерывного действия.

Примером твердотельных Л. непрерывного
действия являются Л. на флюорите кальция CaFDy и Л. на иттриево-алюминиевом гранате Yс примесями различных редкоземельных атомов. Большинство таких Л. работает
в области длин волн X от 1 до 3 мкм. Возможность реализации непрерывного
режима в этих Л. обычно связана с тем, что нижним уровнем рабочего перехода
является не осн. уровень Е1, а возбуждённый уровень Е2 (рис. 7). Если уровень
Е2 достаточно далеко отстоит по энергии от осн. уровня Е1 (по сравнению
с к Т, где к - Больцмана постоянная, Т - темп-pa) и характеризуется достаточно
малым временем жизни, то инверсия населённостей для уровней Е2, Е3 может
быть создана с помощью сравнительно маломощных источников оптич. накачки.
У нек-рых из таких Л. генерация осуществлена при накачке солнечным светом.
Типичное значение мощности генерации твердотельных Л. в непрерывном режиме
1 вт или долей вт, для Л. на иттриево-алюминиевом гранате десятков вт.
Если не принимать спец. мер, то спектр генерации твердотельных Л. сравнительно
широк, т. к. обычно реализуется многомодовой режим генерации. Однако введением
в оптич. резонатор селектирующих элементов удаётся получать и одномодовую
генерацию. Как правило, это связано со значительным уменьшением генерируемой
мощности.

Трудности выращивания больших монокристаллов
или варки больших образцов однородного и прозрачного стекла привели к созданию
жидкостных Л., в к-рых примеси атомов редкоземельных элементов вводятся
не в кристаллы, а в жидкость. Однако жидкостные Л. имеют недостатки и поэтому
применяются не столь широко, как твердотельные Л. (см. Жидкостный лазер).

Генерация коротких и сверхкоротких
импульсов. Если для накачки твердотельного Л. используется лампа-вспышка
с длительностью импульса Тн 10^-3сек, то импульс генерации длится
примерно такое же время. Небольшое запаздывание начала генерации по сравнению
с лампой- вспышкой обусловлено тем, что для развития генерации необходимо
превысить нек-рое пороговое значение инверсии населённостей, после чего
усиление за один проход рабочего объёма начинает превышать суммарные потери
энергии за счёт отражения луча от зеркал резонатора, паразитного поглощения
и рассеяния света. При достаточно больших мощностях накачки порог генерации
достигается за время Т<Тн Такой режим работы Л., когда длительность
лазерного импульса наз. режимом свободной генерации. Для ряда применений
важно сократить длительность импульса Тл<, т. к. при заданной энергии
импульса пиковая мощность Л. возрастает с уменьшением его длительности.
С этой целью разработан метод модулированной добротности (модулируется
добротность резонатора), состоящий в следующем: предварительно производят
оптич. накачку, искусственно препятствуя возникновению генерации. Это осуществляют,
напр., помещая внутри резонатора оптич. затвор. При закрытом затворе генерация
невозможна, и энергия накапливается в резонаторе в виде нарастающего количества
возбуждённых атомов. Если затем быстро открыть затвор, то вся запасённая
энергия возбуждения, или большая её часть высвечивается в виде короткого
светового импульса. Длительность такого лазерного импульса Тл определяется
или скоростью открывания затвора или, если эта скорость достаточно велика,
временем установления электромагнитного поля в резонаторе.

Применяются различные типы оптич.
затворов: механически вращающиеся зеркала и призмы, Керра ячейки (см. Керра
эффект) и Поккельса (см. Поккельса эффект), управляемые электрич. сигналом,
и т. п. С помощью оптич. затворов обычно получают импульсы длительностью
Тл 10^-7 - 10^-8 сек. Полная энергия импульса в режиме
модулированной добротности оказывается меньшей, нежели в режиме свободной
генерации. Тем не менее, выигрыш в мощности за счёт уменьшения Тл достигает
неск. порядков.

Новые возможности сокращения длительности
импульса Л. открыло применение в качестве затворов просветляющихся фильтров.
Таким фильтром обычно служит слабый раствор красителя, причём концентрация
поглощающей компоненты подбирается таким образом, чтобы при достаточно
большой интенсивности света достигалось насыщение (см. Насыщения эффект),
при этом раствор становится прозрачным (просветляется). Введение в резонатор
такого фильтра повышает порог генерации: при включении накачки в рабочем
объёме начинают накапливаться возбуждённые частицы; растёт также и интенсивность
их спонтанного излучения. Пока эта интенсивность (с учётом усиления за
один проход рабочего объёма) меньше просветляющей, поглощение в фильтре
препятствует развитию генерации. Но как только достигается уровень просветления,
затвор автоматически выключается, и уже ничто не препятствует развитию
генерации. Применение просветляющихся фильтров позволило получить гигантские
импульсы света длительностью до 10^-9 сек, с энергией десятков
дж, что соответствует мощности 10¹⁰ вт.

Если обеспечивается одномодовой режим
генерации, то наблюдается единый, не имеющий структуры гигантский импульс.
В остальных случаях гигантские импульсы имеют сложную структуру. Напр.,
для неодимового Л. они представляют собой последовательность значительно
более коротких импульсов длительностями 10^-11 -10^-12
сек. Происхождение этой структуры объясняется след, образом: спонтанное
излучение атомов Nd в стекле характеризуется довольно широким спектром
Ду 10¹² гц (ДА. 100 А), т. е. представляет собой сумму большого
числа монохроматич. колебаний с частотами в интервале Av и произвольными
фазами. Поэтому интенсивность излучения изменяется во времени случайным
образом (рис. 8), причём характерный временной масштаб всей этой картины,
т. е. длительность типичных всплесков интенсивности, имеет порядок величины
1/2ПV. Оказалось, что с помощью введения в резонатор нелинейного элемента,
каким является просветляющийся фильтр, можно сфа- зировать моды лазера.
В идеальном случае, когда сфазированы все моды, излучение лазера приобретает
вид регулярной последовательности импульсов с длительностью 1/2ПV. Интервалы
между импульсами определяются длиной резонатора, т. е. равны периоду 2L/C.
Подобный метод получения сверхкоротких и исключительно мощных импульсов
получил название метода самосинхронизации мод. Практически сфазировать
все моды лазера довольно трудно. Чаще всего удаётся сфазировать лишь часть
из них. При этом картина формирования сверхкоротких импульсов усложняется.
Реальный процесс формирования сверхкоротких импульсов с помощью просветляющегося
фильтра протекает примерно следующим образом: на начальной стадии развития
генерации излучение представляет собой случайный процесс. Если просветляющая
интенсивность соответствует горизонтальной прямой (рис. 8), то фильтр будет
выключаться теми пучками, интенсивность к-рых больше просветляющей. После
прохождения каждого из таких пучков фильтр снова начинает поглощать. Естественно,
что генерация может развиваться таким образом лишь в случае достаточно
малой инерционности фильтра. Иначе после каждого сильного пика фильтр пропустит
ещё неск. последующих более слабых пиков.

Рис. 8. Интенсивность спонтанного
излучения активной среды неодимового лазера как функция времени. Горизонтальная
прямая задаёт интенсивность, просветляющую фильтр.

Просветляющийся фильтр можно подобрать
так, что он будет выключаться только самыми сильными всплесками интенсивности.
Это позволяет, используя нек-рые дополнит, устройства, выделять отдельные
сверхкороткие импульсы генерации (рис. 9). Энергия каждого из таких импульсов,
как правило, невелика, однако её можно значительно увеличить, если усилить
первоначальный импульс с помощью второго Л. или нескольких Л., работающих
в режиме усиления и отличающихся от Л. в режиме генерации отсутствием зеркал
или к.-л. др. отражающих элементов, образующих резонатор. Все возможные
причины отражений устраняются выбором соответствующей конструкции. Техника
формирования сверхкоротких импульсов и их последующее усиление позволяют
получить импульсы генерации длительностью 10"¹¹-10¹²
сек и пиковой мощностью 10¹²-10¹³ вт.

Рис. 9.

Можно ожидать от Л. на неодимовом
стекле дальнейшего сокращения импульсов, по крайней мере в неск. раз. Однако
измерение длительности столь малых временных интервалов затруднительно.
Мощность ограничивается прочностью самих лазерных материалов и достигает
10¹²- 10¹³ вт. Это значительно превышает мощности
крупнейших совр. электростанций. Развитие методов формирования коротких
и сверхкоротких импульсов открыло новый класс оптич. явлений, таких, как
самофокусировка света, вынужденное рассеяние света, параметрическое преобразование
частоты света, смешение частот и т. п. Все эти явления и их применения
составляют содержание нелинейной оптики.

Газовые лазеры. Основным достоинством
газов как активной среды Л. является высокая оптич. однородность. Поэтому
для тех науч. и технич. применений, для к-рых прежде всего необходимы максимально
высокая направленность и монохроматичность излучения, газовые Л. представляют
наибольший интерес. Вслед за первым газовым Л. на смеси гелия и неона (1960)
было создано большое количество разнообразных газовых Л., в к-рых используются
квантовые переходы нейтральных атомов, молекул и ионов, имеющих частоты
в диапазоне от ультрафиолетовой до далёкой инфракрасной частей спектра.
Так, Л. на водороде работает на длине волны \ =0,17 мкм, Л. на ионах Ne³⁺
и Ne²⁺ работают на длине волны X = 0,2358 мкм и h = 0,3324 мкм,
а Л. на молекулах воды Нh = 118,6 мкм.

Среди Л. непрерывного действия видимой
и ближней инфракрасной областей спектра наибольшее распространение получил
гелий-неоновый Л. Этот Л. представляет собой заключённую в оптич. резонатор
газоразрядную трубку, заполненную смесью Не и Ne. Он генерирует излучение
с X = 0,6328 мкм, т. е. в красной области спектра. Типичные размеры трубки:
длина неск. десятков см или 1- 2 м; диаметр неск. мм. Мощность генерации
обычно составляет десятки мет. Гелий-неоновый Л. может работать также на
целом ряде переходов в ближней инфракрасной области, напр, на длинах волн
X = 1,152 мкм и X = 3,39 мкм. В Л. сравнительно просто реализуется предельно
малая, т. е. дифракционная расходимость светового пучка.

Наиболее мощным Л. непрерывного действия
в видимой области спектра является аргоновый Л. В нём используется электрич.
разряд в Аг с большой плотностью тока (до неск. тысяч а/см²).
Он работает на квантовых переходах иона Аг в синей и зелёной областях спектра:
\ = 0,4880 мкм и X = 0,5145 мкм. Мощность генерации составляет десятки
вт. Конструктивно аргоновый Л. значительно сложнее гелий-неонового (необходимы
охлаждение и циркуляция газа). Наиболее мощным газовым Л. является Л. на
СОдостигается мощность в десятки кет.

Создано также большое число импульсных
газовых Л., работающих, как правило, в переходном режиме формирования разряда.
Нек-рые из них в режиме коротких импульсов (длительностью 10⁹
сек) дают сравнительно высокие пиковые мощности 10 кет. СОтакже может работать в импульсном режиме, обеспечивая мощность 10'° вт.

Газовые Л. способны обеспечить значительно
более высокую монохроматичность излучения, нежели Л. всех др. типов. Однако
на пути повышения монохроматичности и стабильности частоты излучения Л.
возникает целый ряд трудностей как технического, так и принципиального
характера. Различные помехи, приводящие к "качанию" частоты Л., можно разделить
на два класса: технические, влияющие на собственные частоты резонатора,
и физические, сказывающиеся на частоте рабочего перехода. К первым можно
отнести дрожание зеркал резонатора, изменение его длины вследствие теплового
расширения и т. п. Ко вторым относятся влияние внешних электрических и
магнитных полей, флуктуации свойств активной среды и мощности накачки.
Для уменьшения роли большинства из этих факторов имеются соответствующие
методы защиты. Напр., разрабатываются спец. методы автоматической подстройки
резонаторов, использующие магнитострик- ционные явления (см. Магнитострик-
ция), пьезоэффект (см. Пьезоэлектричество) и т. п. В основе этих методов
лежит следящая система, к-рая фиксирует изменение параметров резонаторов
и обеспечивает соответствующую компенсацию. Наиболее важным фактором, лимитирующим
стабильность частоты Л., являются флуктуации давления в рабочем объёме.
Форма спектральной линии в газе зависит от давления, т. к. столкновения
атомов и молекул в газе приводят к уширению и сдвигу спектральных линий,
пропорциональным давлению. Флуктуации давления приводят к флук- туациям
частоты рабочего квантового перехода. Поэтому активный газ должен находиться
при возможно более низком давлении. С другой стороны, понижение давления
приводит к уменьшению коэфф. усиления среды. Это противоречие частично
удаётся разрешить методом стабилизации частоты излучения Л. с помощью поглощающей
ячей- к и, помещаемой в резонатор. В поглощающей ячейке находится газ,
имеющий спектральную линию поглощения, перекрывающую линию, соответствующую
рабочему переходу активной среды. Напр., у гелий-неонового Л. для линии
\ = 3,39 мкм таким газом является метан СНстабилизировать частоту излучения Л. по частоте линии поглощения метана,
причём в условиях, когда давление поглощающего газа значительно меньше
активного. С помощью поглощающей ячейки достигнута относительная стабильность
частоты излучения (см. также Газовый лазер).

Полупроводниковые лазеры. Среди Л.
видимого и инфракрасного диапазонов полупроводниковые Л. занимают особое
положение по ряду своих характеристик. В полупроводниках удаётся получить
очень большие коэфф. усиления 10²- 10³ см ', поэтому
размеры полупроводникового Л. могут быть сделаны очень малыми - порядка
долей мм. Л. на полупроводниках GaAs, CdS, InAs, InSb, ZnS и др. позволяют
почти полностью перекрыть видимый и ближний инфракрасный диапазоны. Полупроводниковые
инжекционные лазеры характеризуются очень высоким кпд преобразования электрич.
энергии в когерентное излучение (близким к 100% ) и могут работать в непрерывном
режиме. При темп-ре жидкого гелия достигается мощность 10 вт, при темп-ре
жидкого азота 4-5 вт. Особенно перспективные инжекционные Л. на гетеропереходах,
к-рые работают в непрерывном режиме при комнатной темп-ре, создавая мощность
5-10² вт при кпд до 25%.

В полупроводниковых Л. с возбуждением
электронным пучком можно возбуждать большие объёмы полупроводников, чем
в случае инжекции через р - n-переходы. Пиковая мощность при этом доходит
до 1 Мет при средней мощности 1 вт. Кпд при электронном возбуждении не
может превышать 30%.

Общим недостатком всех полупроводниковых
Л. является сравнительно невысокая направленность излучения, связанная
с их малыми размерами, и трудность получения высокой монохроматичности.
Последнее связано с большой шириной спектра спонтанного излучения на рабочих
рекомбинационных переходах.

Полупроводниковые Л. используются
с наибольшей эффективностью в тех случаях, когда требования к когерентности
и направленности не очень велики, но необходимы малые габариты и высокий
кпд. Полупроводниковые Л. превосходят Л. всех остальных типов плотностью
энергии излучения и величиной кпд. Важным качеством полупроводниковых Л.
является возможность перестройки частоты излучения и управления световым
пучком, т. е. модуляция интенсивности света с постоянной времени 10"
сек (см. Полупроводниковый лазер).

Применение лазеров. Одновременно
с созданием первых Л. начали развиваться различные направления их применений.
Создание Л. ликвидировало качественное отличие оптики от радиоэлектроники.
Т. о., все радиотехнич. методы принципиально могут быть осуществлены и
в оптич. диапазоне, причём малость длины волны лазерного излучения открывает
ряд дополнит, перспектив. Л. большой мощности позволяют изучать разнообразные
явления при взаимодействии света большой интенсивности со средой, ранее
совершенно недоступные для эксперимента. В исследованиях молекулярного
рассеяния света лазерные источники значительно расширили возможности экспериментальной
техники, в частности позволили исследовать свойства жидкого и твёрдого
гелия (затухания второго звука, связанные состояния двух ротонов в жидком
гелии и т. п.), провести первые исследования кинетики движения нек-рых
биологич. объектов, напр, простейших бактерий. С помощью коротких и сверхкоротких
импульсов можно изучать чрезвычайно быстрые релаксационные процессы в конденсированных
средах с временем релаксации 10'^э сек. Возможность формировать
сверхкороткие импульсы света 10"-10¹² сек имеет также очень
важное значение для скоростной фотографии и ряда др. методов исследования
быстропротекаю- щих процессов. С помощью гелий-неонового Л., обладающего
высокой стабильностью частоты, возможно создание единого оптич. стандарта
длины (длина волны) и времени (частота). Для измерения абс. значения частоты
гелий-неонового Л. (3,32 мкм) эта частота после преобразования измеряется
в ед. частоты клистрона (0,074230 10¹² гг<). Это позволяет
получить наиболее точное значение скорости света с = 2,99792456,2 + + 1,1
м/сек (см. Оптические стандарты частоты).

Исключительно высокая эффективная
темп-pa излучения Л. и возможность концентрировать энергию в ничтожно малом
объёме открыли уникальные возможности испарения и нагрева вещества. Важнейшей
задачей является нагрев илазмы до темп-р, достаточных для осуществления
термоядерных реакций, т. е. получения термоядерной плазмы. Достигнуты темп-ры
20-10⁶ К. В тех же условиях эксперимента, при соответствующем
подборе химич. состава испаряемой мишени, удаётся получить точечный источник
рентгеновского излучения высокой интенсивности (мощностью 10" em при
длительности импульса в неск. нсек). Существует возможность создания интенсивных
точечных источников нейтронов. Нагрев плазмы лазерным лучом оказался эффективным
методом получения многозарядных ионов различных элементов. Впервые в лабораторных
условиях получены и исследованы спектры ряда многозарядных ионов, представляющих
интерес для астрофизики (см. Лазерное излучение).

Мощные Л. начали применяться и в
технологии. С их помощью возможны сварка, закалка, резка и сверление различных
материалов без возникновения в них механич. напряжений, неизбежных при
обычной обработке, и с очень большой точностью, вплоть до неск. длин волн.
Обрабатываются материалы любой твёрдости, металлы, алмазы, рубины и т.
п. Л. начинают применяться при резке газовых труб и т. п. (см. Лазерная
технология).

Большие возможности открываются перед
лазерной техникой в биологии и медицине. Лазерный луч применяется не только
в хирургии (напр., при операциях на сетчатке глаза) как скальпель, но и
в терапии.

Интенсивно развиваются методы лазерной
локации и связи. Локация Луны с помощью рубиновых Л. и спец. уголковых
отражателей, доставленных на Луну, позволила увеличить точность измерения
расстояний Земля - Луна до неск. см. Полная затрата энергии при этом порядка
энергии, выделяющейся при сгорании десятка спичек. С помощью полупроводникового
Л. осуществлена связь со спутником. Разрабатываются лазерные методы геодезич.
измерений и регистрации сейсмич. явлений. Созданы и используются лазерные
гироскопы (см. Квантовый гироскоп) и дальномеры.

Большое внимание уделяется созданию
Л. с перестраиваемой частотой. Существуют различные типы параметрических
генераторов света: Л. на вынужденном рассеянии света и полупроводниковые
Л., работающие в одномодовом режиме. В результате перекрыт практически
весь диапазон от X = 1 мм до видимой области, причём обеспечивается разрешение
10²-10³ см'. Широкое применение подобных Л. в
спектроскопии позволит во многих случаях исключить необходимость в монохроматорах,
спектрографах и т. п. Особенно большое значение лазерная спектроскопия
должна иметь для исследования короткоживущих продуктов, исследования химич.
реакций, биологич. превращений и т. п.

Получены обнадёживающие результаты
в направленном стимулировании химич. реакций. С помощью Л. можно селективно
возбуждать одно из собственных колебаний молекулы. Оказалось, что при этом
молекулы способны вступать в реакции, к-рые нельзя или затруднительно стимулировать
обычным нагревом. Для реализации всех имеющихся здесь возможностей необходимы
мощные Л. с перестраиваемой частотой в ближней инфракрасной области спектра.

Новые методы получения инверсии населённости
(разряд с принудит, ионизацией) позволили поднять давление в активной среде
молекулярных газовых Л. до 10-20 am. При таких давлениях колебательно-вращательные
уровни молекул перекрываются вследствие столкновений, что открывает новые
возможности перестройки частоты Л.

С помощью лазерной техники интенсивно
разрабатываются оптич. методы обработки передачи и хранения информации
(см. Полупроводниковый лазер); методы голографич. записи информации (см.
Голография), цветное проекционное телевидение.

Лит.: Квантовая электроника. Маленькая
энциклопедия, М., 1969. И. И. Собелъман.