1. Существует много материалов, применяемых в качестве активных сред в лазерах. Сюда относятся различные диэлектрические кристаллы, стекла, газы, полупроводникіи и даже плазма. Эта сторона дела подробно изучается в квантовой электронике.
Мы ограничимся описанием устройства и принципа действия только двух лазеров: рубинового и гелий-неонового.
Первый квантовый генератор света был создан в 1961 г. Мейманом (р. 1927) на рубине. Рубин – это твердый кристалл, основой которого является корунд, т. е. кристалл окиси алюминия $\left(\mathrm{Al}_{2} \mathrm{O}_{3}\right)$, в котором небольшая часть атомов алюминия (около $0,05 \%$ ) замещена ионами хрома $\mathrm{Cr}^{+++1}$ ). Ионы хрома играют основную роль в работе квантового генератора. Корунд – это диэлектрик с широкой запрещенной энергетической зоной между валентной зоной и зоной проводимости (см. т. III, § 100). Энергетические уровни хрома в корунде лежат в этой запрещенной зоне. Они были изучены задолго до создания лазеров. Основным (невозбужденным) уровнем является уровень $\mathscr{E}_{1}$ (рис. 346). Он имеет сложную структуру, которая, однако, не играет роли в работе квантового генератора. Выше лежат близкие возбужденные уровни $\mathscr{E}_{2 \text { a }}$ и $\mathscr{E}_{2 \sigma}$. Это – узкие уровни. При
переходе с них на основной уровень $\mathscr{E}_{1}$ излучается красный свет с длинами волн $\lambda=694,3$ и 692,9 нм. Он-то и придает рубину характерную розовую или красную окраску (в зависимости от концентрации ионов хрома). Более интенсивна линия $\lambda=694,3$ нм. По этой причине только она и усиливается при работе лазера. Вторая линия не играет роли. Выше уровней $\mathscr{E}_{2 \text { а }}$ и $\mathscr{E}_{2 \text { б }}$ расположены две сравнительно широкие полосы энергий $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{C}_{4}$. Переходы между уровнями этих полос и основным уровнем $\mathscr{E}_{1}$ сопровождаются излучением зеленого и голубого света соответственно.
2. Инверсная заселенность создается между уровнями $\mathscr{E}_{1}$ и $\mathscr{E}_{2}$. Для этого используется так называемая оптическая накачка, т. е. освещение кристалла рубина мощной вспышкой света. Рубину придают форму цилиндрического стержня с диаметром $0,1-2$ см и длиной от 2 до 20 см и больше. Концы стержня тщательно отполированы. Они могут служить зеркалами. Тогда их серебрят, как показано на рис. $345, a$. Зеркала могут быть и внешними (рис. 345,6 ), тогда серебрение не нужно. Для освещения рубинового стержня
1) Для лазеров монокристаллы рубина выращивают искусственно. Смесь $\mathrm{Al}_{2} \mathrm{O}_{3}$ и $\mathrm{Cr}_{2} \mathrm{O}_{3}$ в виде пудры сыплется сверху на выращиваемый кристалл рубина, верхняя кромка которого находится в кислородно-водородном пламени горелки с температурой $2050^{\circ} \mathrm{C}$, достаточной для плавления рубина. При медленном опускании кристалла расплавленный слой смеси выходит из пламени и кристаллизуется. Таким путем удается получать монокристаллы рубина в виде стержней длиной до 0,5 м и диаметром до $5 \mathrm{~cm}$, применяют импульсные ксеноновые газоразрядные лампы-вспышки, через которые разряжаются батареи высоковольтных конденсаторов (напряжение 2-3 кВ). Длительность вспышки порядка одной миллисекунды. Лампа-вспышка имеет форму спиральной трубки, обвивающейся вокруг рубинового стер жня (рис. 347). Она может быть и прямолинейной. Тогда применяют зеркальные осветители, имеющие форму эллиптических цилиндров с внутренними отражающими поверхностями. Лампа-вспышка располагается вдоль одной из фокальных линий цилиндра; отраженный свет концентрируется на рубиновом стержне, помещаемом вдоль другой фокальной линии.
Если бы энергетический спектр состоял только из двух уровней $\mathscr{E}_{1}$ и $\mathscr{E}_{2}$, то с помощью оптической накачки создать инверсную заселенность их было бы невозможно. Действительно, как
Рис. 347. видно из (119.2), индуцированные переходы атомов с нижнего уровня на верхний и обратно̄ идут с одинаковыми скоростями. Поэтому лампавспышка самое большее могла бы лишь уравнять населенности обоих уровней. Наличие же спонтанного излучения приводило бы к обеднению (атомами) верхнего уровня по сравнению с нижним.
Положение меняется благодаря наличию третьего, широкого энергетического уровня, состоящего из полос $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$. Лампавспышка переводит атомы хрома из невозбужденного состояния. в возбужденное, т. е. в энергетические полосы $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$. Значительная ширина этих полос имеет большое практическое значение. Лампа-вспышка излучает свет, близкий к белому. Если бы уровни $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$ были очень узкими, то лишь ничтожная часть энергии лампывспышки могла бы быть использована на их возбуждение. Благодаря же значительной ширине полос $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$ на их возбуждение уходит $10-15 \%$ лучистой энергии лампы-вспышки. На уровнях $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$ возбужденные атомы хрома живут очень короткое время $\left(\sim 10^{-8} \mathrm{c}\right.$ ). За это время они переходят на один из уровней $\mathscr{E}_{2}$. При таком переходе атомы хрома не излучают, а расходуют свою энергию на возбуждение колебаний кристаллической решетки. Возможность обратного возвращения атома из полос $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$ на уровень $\mathscr{E}_{1}$, хотя и существует, но вероятность такого процесса пренебрежимо мала по сравнению с вероятностью перехода на уровни $\mathscr{E}_{2}$. Уровни $\mathscr{E}_{2}$ метастабильны. Время жизни атома на них $\sim 10^{-3} \mathrm{c}$, что по атомным масштабам очень велико. Это позволяет накапливать атомы на уровнях $\mathscr{E}_{2}$. Если переводить атомы с уровня $\mathscr{E}_{1}$ на уровни $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$ достаточно быстро, то на уровни $\mathscr{E}_{2}$ можно перевести больше половины атомов хрома. Тогда на уровнях $\mathscr{E}_{2}$ окажется больше атомов, чем на уровне $\mathscr{E}_{1}$, т. е. возникнет инверсная заселенность этих уровней.
3. Подсчитаем мощность лампы-вспышки, необходимую для создания инверсной заселенности уровней $\mathscr{E}_{1}$ и $\mathscr{E}_{2}$. Средняя длина волны, излучаемая при переходе из полос $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$ на уровень $\mathscr{E}_{1}$, порядка 450 нм. Поэтому для перевода одного атома хрома с уровня $\mathscr{E}_{1}$ на уровни $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$ требуется в среднем энергия $h v=h c / \lambda \approx$ $\approx 4,4 \cdot 10^{-12}$ эрг. В рубине, обычно употребляемом для лазеров, на каждый см $^{3}$ приходится около $10^{19}$ атомов хрома. Не менее половины из них надо перевести в полосы $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$. На это требуется – энергия $\approx 2,2 \cdot 10^{7}$ эрг $=2,2$ Дж. Атомы должны быть переведены на возбужденные уровни $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{E}_{4}$ за время, не превышающее времени жизни атома хрома на уровне $\mathscr{E}_{2}\left(\sim 2 \cdot 10^{-3} \mathrm{c}\right)$. В противном случае инверсная заселенность получиться не может. Таким образом, минимальная мощность, идущая на возбуждение атомов, должна быть порядка $2,2 / 10^{-3}=2200 \mathrm{BT} / \mathrm{cm}^{3}=2,2 \mathrm{kBT} \mathrm{cm}^{3}$. Если коэффициент использования лучистой энергии лампы принять равным $10-15 \%$, то потребляемая мощность лампы должна быть $\sim 20 \mathrm{kBт} / \mathrm{cm}^{3}$. Для рубинового стержня с объемом $10 \mathrm{~cm}^{3}$ получится $\sim 200$ кВт. Это достигается сравнительно легко. Нетрудно подсчитать, что при напряжении 2000 В емкость батареи конденсаторов должна быть не меньше 100 мкФ. Обычно употребляются батареи с емкостью $\sim 1000$ мкФ.
Значительная доля лучистой энергии (более 50\%), поглощенной рубиновым стержнем, тратится на его нагревание. Но при температурах, превышающих примерно $1000 \mathrm{~K}$, рубиновый лазер перестает генерировать. Поэтому в некоторых конструкциях лазеров предусмотрено охлаждение рубина проточной водой и даже жидким азотом.
4. Рубин – одноосный кристалл. Обыкновенный и необыкновенный показатели преломления светло-красного рубина, употребляемого в лазерах, равны соответственно $n_{o}=1,7653$ и $n_{e}=1,7573$ (для $\lambda=656 \mathrm{Hm}$ ). Рубиновый лазер может давать поляризованный свет без каких-либо специальных поляризационных приспособлений. Для этого оптическая ось рубинового стержня не должна совпадать с его геометрической осью. Возникновение линейной поляризации нельзя объяснить различием коэффициентов отражения обыкновенного и необыкновенного лучей, так как разность $n_{o}-n_{e}$ слишком мала. Поляризация возникает потому, что в обыкновенной волне направления волновой нормали и луча совпадают между собой, а в необыкновенной не совпадают. Чтобы зеркала лазера действовали эффективно, как резонатор, необходимо, чтобы волновые нормали были к ним перпендикулярны. Но тогда в рубине только обыкновенный луч будет распространяться параллельно геометрической оси стержня, а необыкновенный пойдет под углом к ней, попадая на боковую. поверхность стержня. Поэтому резонатор будет эффективнее усиливать обыкновенные лучи, чем необыкновенные. Из лазера будут преимущественно выходить обыкновенные лучи, в которых электрический вектор перпендикулярен к оптической и геометрической осям кристалла. Если эти оси совпадают, то поляризация не возникает. Если же, как показали наблюдения, угол между ними заключен в пределах от 60 до $90^{\circ}$, то линейная поляризация полная.
5. Наиболее распространенным является импульсный режим работы рубинового лазера. Лампа-вспышка дает импульс света длительностью $\sim 10^{-3}$ с. Длительность когерентного импульса, излучаемого лазером, несколько короче. Это связано, во-первых, с тем, что требуется некоторое время, чтобы заселенность уровня $\mathscr{\ell}_{2}$ достигла порогового значения, после чего лазер начинает генерировать. Во-вторых, с тем, что генерация лазера прекращается, когда интенсивность вспышки лампы понижается настолько, что ее становится уже недостаточно для поддержания заселенности выше пороговой. Сам лазерный импульс имеет сложную структуру и состоит из множества отдельных импульсов длительностью до $10^{-6} \mathrm{c}$, следующих друг за другом с интервалом $\sim 3 \cdot 10^{-6}-10^{-5} \mathrm{c}$. Мощность рубинового лазера в импульсе может достигать десятков кВт при длине стержня в 20-30 см и диаметре 1,5 см.
Эта мощность может быть повышена до нескольких десятков мегаватт за счет уменьшения длительности генерируемого импульса. Для этого на уровень $\mathscr{C}_{2}$ надо перевести не половину, а большую часть атомов хрома, оставив уровень $\mathscr{E}_{1}$ практически незаполненным. Тогда при длине рубинового стержня 10-20 см импульс генерируемого света, как показывает расчет, может развиться за время $\sim 10^{-8}$ с. Лампа-вспышка легко могла бы произвести такой переход, если бы в рубине не возникала генерация, возвращающая атомы хрома снова на́ исходный уровень $\mathscr{E}_{1}$. А генерация начинается сразу же, как только заселенность уровня $\mathscr{E}_{2}$ станет выше пороговой. Задачу можно решить, если на короткое время выключить обратную связь, осуществляемую зеркалами. За это время можно перевести все атомы хрома на возбужденный уровень $\mathscr{E}_{2}$. При выключенных зеркалах среднее время жизни атома хрома на уровне $\mathscr{E}_{2}$ составляет около 0,002 с. Если в течение этого времени на мгновение снова включить зеркала, то происходит почти мгновенный вынужденный переход атомов на невозбужденный уровень $\mathscr{E}_{1}$ и связанная с ним мощная вспышка лазерного излучения.
6. Быстрое включение и выключение обратной связи, а также вообще изменение добротности резонатора можно осуществить, заменив одно из зеркал призмой $P$ полного отражения (рис. 348), вращающейся с угловой скоростью $\sim 500$ об/с. Лазер может генерировать только в положении призмы, изображенном на рис. 348, или очень близком к нему. Во всех остальных положениях обратной связи нет и лазер не генерирует. В это время происходит оптическая накачка рубинового стержня $R$. Когда призма займет положение, указанное на рис. 348 , происходит излучение мощного лазерного импульса. Хотя при этом призма и продолжает быстро вращаться, но за короткое время $\sim 10^{-8}$ с, требующееся для развития лазерного импульса, она не успевает сколько-нибудь заметно сместиться из указанного положения. После высвечивания запасенной энергии при дальнейшем вращении призмы снова начинается оптическая накачка, пока при повороте на $360^{\circ}$ не произойдет излучение нового лазерного импульса. Однако при прохождении через стержень мощного импульса выключение призмы не всегда достаточно для прекращения действия обратной связи, так как она может сохраняться из-за отражения света от концов рубинового стержня (в случае рубина коэффициент отражения $(n-1)^{2} /(n+1)^{2} \approx 7,6 \%$ ). Во избежание этого концы рубинового стержня делают скошенными под углом к его геометрической оси. Обычно угол падения берут равным углу Брюгтера (на границе рубин – воздух $\varphi_{B} \approx 30^{\circ}$ ). Тогда генерируется линейно поляризованный свет, электрический вектор которого лежит в плоскости падения.
7. Более быстрое включение и выключение обратной связи производится с помощью оптического затвора – ячейки Керра
с нитробензолом или ячейки Поккельса с анизотропным кристаллом (рис. 349). Ячейка вместе со своим конденсатором повернута вокруг оси установки на угол $45^{\circ}$ (это на рис. 349 не показано). Поляризатор $P$ (поляроид или поляризационная призма) ориентирован так, чтобы полностью пропускать линейно поляризованное излучение рубинового стержня, когда он генерирует. Перед включением лампы-вспышки на ячейку $K$ подается такое напряжение, чтобы она поворачивала плоскость поляризации излучения лазера на угол $90^{\circ}$. Тогда свет через поляризатор $P$ не пройдет, т. е. обратная связь будет выключена. В то время, когда ламла дает вспышку, происходит оптическая накачка рубинового стержня. Если затем быстро снять напряжение с конденсатора ячейки, то линейно поляризованное излучение рубина начнет свободно распространяться между зеркалами $S_{1}$ и $S_{2}$ и возникнет мощный импульс индуцированного излучения лазера длительностью порядка $10^{-8} \mathrm{c}$.
8. Большое распространение в качестве оптических затворов получили также просветляющиеся фильтры, помещаемые вместо ячейки Керра или Поккельса. (Поляризатор $\mathcal{E}$ в этом случае не нужен.) Их действие основано на увеличении прозрачности вещества, когда интенсивность света становится достаточно большой, как это имеет место в случае излучения лазеров (см. §89, пункт 6). При малой интенсивности света фильтр поглощает свет, почти полностью устраняя обратную связь. С увеличением заселенности верхнего уровня возникает слабая генерация рубинового стержня, несколько уменьшающая поглощение фильтра. Это приводит к усилению обратной связи и вызывает лавину лазерного излучения. Последняя по мере нарастания все более и более просветляет фильтр. Когда интенсивность излучения начнет уменьшаться, поглощение фильтра будет быстро возрастать, а обратная связь ослабляться. Поскольку вся система работает автоматически, лазер с просветляющимися фильтрами во время вспышки лампы накачки может генерировать серию импульсов, следующих друг за другом.
9. Быстрое включение обратной связи позволяет сократить длительность импульса лазерного излучения до $10^{-7}-10^{-8}$ с. Так как энергия импульса, снимаемая с рубинового стержня длиной $20 \mathrm{cм}$ и диаметром 1,5 см, составляет 1-2 Дж, то при этом развивается мощность $10-200$ МВт. Дальнейшее повышение мощности лазерного импульса может быть достигнуто путем усиления света в каскаде из нескольких последовательно расположенных лазеров. Первый лазер в таком каскаде должен служить генератором, остальные – усилителями света. Если мощность генерируемого импульса достаточно велика, то уже неболышой его части вблизи передового фронта достаточно, чтобы вызвать вынужденные переходы в невозбужденное состояние всех возбужденных атомов хрома в рубине усилителей. Это сокращает длительность импульса и повышает его мощность. Таким путем удалось получить гигантские импульсы света длительностью в $2 \cdot 10^{-9}$ с при полной энергии импульса $\sim 20$ Дж. Это соответствует мощности $\sim 10^{4}$ МВт. Но и такая мощность еще не предел. Лазер с просветляющимся фильтром дает импульс длительностью $\sim 10^{-8} \mathrm{c}$, состоящий из последовательности импульсов, длительность которых может составлять $10^{-11}-10^{-12} \mathrm{c}$. Выделение одного такого импульса с последующим усилением его позволяет достигнуть мощности $\sim 10^{7} \mathrm{MBT}$.
10. Из других твердых материалов, употребляемых в лазерах, надо упомянуть прежде всего неодимовое стекло и флюорит кальция $\left(\mathrm{CaF}_{2}\right)$ с небольшой примесью атомов редкоземельных элементов: диспрозия (Dy), самария (Sm) и пр. Активность среды создается ионами неодима $\mathrm{Nd}^{+++}$, диспрозия $\mathrm{Dy}^{++}$, самария $\mathrm{Sm}^{++}$и т. д. Неодимовое стекло генерирует инфракрасное излучение с длиной волны $\lambda=1,06$ мкм, а флюорит кальция с диспрозием – еще более длинноволновое излучение с $\lambda=2,36$ мкм. Стержни из неодимового стекла изготовить легче, чем из рубина. Стеклянные стержни могут достигать длины $0,5-1$ м при диаметре до 5 см. Ширина полос у неодимового стекла больше, чем у рубина, что позволяет получить больший кпд. Зато у рубина более высокая прочность. При длительности импульса $10^{-8}-10^{-9}$ с рубин выдерживает мощности $(3-4) \cdot 10^{3} \mathrm{MBT}$ на каждый $\mathrm{cм}^{2}$ поперечного сечения стержня, а неодимовое стекло – только $(1-1,5) \cdot 10^{3} \mathrm{MBr}$.
В отличие от рубннового лазера, работающего по трехуровневой схеме, лазер на флюорите кальция с примесью диспрозия работает по четырехуровневой схеме. Это позволяет создавать достаточно мощные лазеры, работающие не импульсами, а непрерывно, что для некоторых применений очень существенно. Между основным уровнем $\mathscr{E}_{1}$ диспрозия в кристалле и энергетической полосой $\mathscr{E}_{2}$ расположены два промежуточных уровня $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{C}_{4}$ (рис. 350 ). Между ними и создается инверс-
Рис. 350 ,
ная заселенность атомов диспрозия. Лампавспышка переводит атомы диспрозия через широкую энергетическую полосу $\mathscr{E}_{2}$ на уровень $\mathscr{E}_{3}$. Уровень $\mathscr{E}_{4}$ по энергии приподнят над уровнем $\mathscr{E}_{1}$ настолько высоко, что при температуре жидкого азота его заселенность $N_{4}$ практически равна нулю. Поэтому нет необходимости переводить на уровень $\mathscr{E}_{3}$ больше половины атомов диспрозия. Достаточно лишь, чтобы разность заселенностей $N_{3}-N_{4}$ уровней $\mathscr{E}_{3}$ и $\mathscr{C}_{4}$ превысила пороговое значение. Оно составляет лишь небольшую долю атомов диспрозия. Достаточна сравнительно небольшая мощность лампы-накачки ( $\approx 15-20$ Вт), чтобы осуществить непрерывную работу лазера. Кроме того, непрерывная накачка позволяет генерировать гигантские импульсы с большой частотой повторения (до нескольких кГц). Мощности света, получаемые при этом в каждом импульсе, $\approx 1-2$ МВт.
ЗАд А ч и’
1. Мощность рубинового лазера в импульсе равна $W=100$ МВт. Площадь поперечного сечения рубинового стержня $S=1 \mathrm{~cm}^{2}$. Оценить напряженность $E$ электрического поля и давление света в лазерном пучке, считая его строго плоскопараллельным ( $\lambda=694,3$ нм). Как изменятся эти величины, если пучок сфокусировать идеальной линзой с фокусным расстоянием $f=5$ см?
Р е шение. Напряженность электрического поля $E_{0}$ в несфокусированном пучке оценим по формуле
\[
W=\frac{c}{4 \pi} \overline{E H} S=\frac{c}{4 \pi} \overline{E^{2}} S,
\]
\[
\begin{aligned}
E_{0} \approx \sqrt{\overline{E^{2}}} & =\sqrt{\frac{\overline{4 \pi W}}{c S}}=647 \mathrm{CГСЭ}=1,94 \cdot 105 \mathrm{~B} / \mathrm{cm}_{2} \\
\mathscr{\rho}_{0} & \approx 3,3 \cdot 10^{4} \text { дин } / \mathrm{cm}^{2} \approx 0,033 \mathrm{aтм} .
\end{aligned}
\]
Для расчета соответствующих величин в фокусе можно пользоваться теми же формулами, вычислив предварительно ширину пучка, Для оценки будем считать, что весь свет концентрируется в пределах центрального светлого кружка с радиусом $R=0,61 \mathrm{f \lambda /r}$ и площадью
\[
\pi R^{2}=\pi(0,61 f \lambda / r)^{2}=(0,61 \pi j \lambda)^{2} / S,
\]
где $r$ – радиус поперечного сечения падающего пучка, Эту площадь и надо подставить в предыдущие формулы вместо $S$, В результате получим
\[
\begin{array}{l}
E \approx \sqrt{\overline{E^{2}}} \approx \frac{S}{0,61 \pi f \lambda} E_{0}=1,5 \cdot 10^{3} E_{0}=2,9 \cdot 10^{8} \mathrm{~B} / \mathrm{cm}, \\
\mathscr{P}=\left(\frac{S}{0,61 \pi \lambda}\right)^{2} \mathscr{P}_{0}=2,25 \cdot 10^{6} \mathscr{P}_{0} \approx 7,4 \cdot 10^{4} \text { aTM. }
\end{array}
\]
Такое давление было бы, если бы пучок лазерного света фокусировался в вакууме, Если же он падает на вещество, то из-за большой концентрации энергии вблизи фокуса происходит практически мгновенное испарение вещества (с превращєнием его в плазму). С этим связано еще большее повышение давления.
2. Эффективной температурой $T_{\text {эф }}$ лазерного излучения называется такая температура абсолютно черного тела, при которой оно дает излучение той же удельной интенсивности $I_{v}$ частоты $v$, что и лазер. Оценить эффективную температуру гелий-неонового лазера, генерирующего в непрерывном режиме свет с длиной волны $\lambda=632,8$ нм ( $v \approx 5 \cdot 10^{4}$ Гц.) Ширина спектральной линии генерируемого света $\delta v \approx 10^{4} \Gamma ц$, расходимость светового пучка $\delta \vartheta \approx 1^{\prime} \approx 3 \cdot 10^{-4}$ рад, мощность излучения $W=10 \mathrm{mBT}$.
Р е ше и и е. Удельная интенсивность лазерного излучения $I_{v}=W /(\delta v \cdot \delta \Omega)$, где $\delta \Omega=(\delta \vartheta)^{2} \approx 10^{-} \mathrm{cp}$ – телесный угол, определяющий расходимость светового пучка, По формуле Рэлея – Джинса
\[
I_{v}=\frac{2 k v^{2}}{c^{2}} T_{9 \phi} .
\]
Приравнивая это предыдущему выражению, получим
\[
T_{э \Phi} \approx \frac{c^{2} W}{2 k v^{2} \delta v \cdot \delta \Omega} \approx 10^{15} \mathrm{~K},
\]
что примерно в $10^{11}$ раз превосходит температуру Солнца,
§ 122. Гелий-неоновый лазер
1. Энергетический спектр газов, во всяком случае при тех давлениях, которые применяются в рекламных трубках и лазерах, весьма точно совпадает с энергетическим спектром изолированных атомов и молекул, из которых состоит газ. Поэтому спектральные линии газов более узкие, чем линии примесей в твердых телах. Газы отличаются высокой оптической однородностью и малой плотностью, а поэтому слабо рассеивают и искажают волны, распространяющиеся в них. Все это позволяет использовать в газовых лазерах большие расстояния между зеркалами и получать острую направленность, высокую монохроматичность и стабильность частоты излуения. Так, в гелий-неоновом лазере реально получаемая расходнмость пучка лучей обычно составляет 1-2′, а в лучших случаях достигает теоретического предела $\delta \vartheta \sim \lambda / D \sim 20^{\prime \prime}$. Относительная ширина спектральной линии в излучении такого лазера $\delta \omega / \omega \sim 10^{-11}-10^{-12}$, а сама частота $\omega$ в оптимальных условиях поддерживается с относительной точностью $\sim 10^{-14}$ (хотя в обычных условиях относительная точность не выше $10^{-10}$ ).
Однако при малой плотности газов в них нельзя получить столь же большие концентрации возбужденных атомов, а потому и столь же большие импульсные мощности излучения, как в твердых телах. Так, выходная мощность гелий-неонового лазера в непрерывном режиме обычно составляет от десяти до нескольких сот милливат. Однако, ввиду высокой монохроматичности и направленности излучения, эта величина все же громадна по сравнению с тем, что могут дать тепловые источники света. Она соответствует эффективной температуре излучения, превышающей температуру Солнца примерно в $10^{11}-10^{12}$ раз (см. задачу 2 к предыдущему параграфу). Впрочем, в непрерывном режиме инфракрасный лазер на $\mathrm{CO}_{2}$ может генерировать до $10 \mathrm{kBт}$, а ионный аргоновый лазер в видимой области- до $\sim 1$ кВт. В импульсном режиме мощность этих лазеров может составлять несколько сот киловатт.
2. Первым газовым лазером был гелий-неоновый лазер, созданный в конце 1960 г. Джаваном (р. 1926), Беннетом (р.\”1903) и Эрриотом. Принципиальная схема гелий-неонового лазера в ее современном виде приведена на рис. 351. Лазер состоит из газоразрядной
Рис. 351 .
трубки $T$ длиной от нескольких десятков см до $1,5-2$ м и внутренним диаметром 7-10 мм. Трубка наполнена смесью гелия (давление $\sim 1$ мм рт. ст.) и неона (давление $\sim 0,1$ мм рт. ст.). Концы трубки закрыты плоскопараллельными стеклянными или кварцевыми пластинками $P_{1}$ и $P_{2}$, установленными под углом Брюстера к ее оси. Это создает линейную поляризацию лазерного излучения с электрическим вектором, параллельным плоскости падения. Зеркала $\mathcal{S}_{1}$ и $\mathcal{S}_{2}$, между которыми помещается трубка, делаются обычно сферическими с многослойными диэлектрическими покрытиями. Они имеют высокие коэффициенты отражения и практически не поглощают свет. Пропускаемость зеркала, через которое преимущественно выходит излучение лазера, составляет обычно $2 \%$, другого – менее $1 \%$. Между электродами трубки прикладывается постоянное напряжение $1-2$ кВ. Катод $K$ трубки может быть холодным, но для увеличения разрядного тока применяют также трубки с пустотелым цилиндрическим анодом, катод которых нагревается низковольтным источником тока. Разрядный ток в трубке составляет несколько десятков миллиампер. В первом варианте гелий-неонового лазера, построенном Мейманом, применялась безэлектродная трубка, в которой возбуждался высокочастотный разряд. Лазер может работать и в непрерывном, и в импульсном режиме. Он генерирует красный свет с длиной волны 632,8 нм и может генерировать также инфракрасное излучение с длинами волн 1,150 и 3,390 мкм. Но тогда необходимо иметь торцевые окна, прозрачные для инфракрасного света, и зеркала с высокими коэффициентами отражения в инфракрасной области спектра.
3. Рассмотрим теперь, как возникает инверсная заселенность атомов неона. Упрощенная схема уровней неона приведена справа на рис. 352 . Выше уровня $\mathscr{E}_{4}$ у неона имеется еще 28 уровней с энергией, меньшей $\mathscr{E}_{3}$, но они для нас не имеют значения и на рисунке не изображены. Возбуждение атомов неона происходит в результате столкновений их с электронами газоразрядной плазмы. При опреРис. 352. деленном режиме разряда этот процесс может привести к инверсной заселенности уровней $\mathscr{E}_{1}$ и $\mathscr{E}_{2}$. Однако заселенность уровней $\mathscr{E}_{1}$ и $\mathscr{E}_{3}$, а также уровней $\mathscr{E}_{4}$ и $\mathscr{E}_{3}$ остается неинверсной. Инверсной заселенности препятствует долгоживущий метастабильный уровень $\mathscr{E}_{5}$, лежащий немного ниже короткоживущего уровня $\mathscr{E}_{1}$. Заселенность уровня $\mathscr{E}_{5}$ велика, за счет этого происходит пополнение быстро опустошающегося уровня $\mathscr{E}_{1}$, и инверсии заселенности между уровнями $\mathscr{E}_{1}$ и $\mathscr{E}_{3}$ не возникает.
Добавление гелия меняет дело. Из всех уровней гелия, помимо нормального $\mathscr{E}_{0}^{\prime}$, для работы лазера имеют значение метастабильные уровни $\mathscr{E}_{2}^{\prime}$ и $\mathscr{E}_{3}^{\prime}$ с энергиями 19,82 и 20,61 эВ соответственно. Спонтанный радиационный переход с этих уровней на основной уровень $\mathscr{E}_{0}^{\prime}$ «запрещен», т. е. происходит с очень малой вероятностью. Поэтому время жизни атома на уровнях $\mathscr{E}_{2}^{\prime}$ и $\mathscr{E}_{3}^{\prime}$ очень велико.
В результате электронных ударов на этих метастабильных уровнях накапливается очень много атомов гелия. Но уровни гелия $\mathscr{E}_{\mathbf{q}}^{\prime}$ и $\mathscr{E}_{3}^{\prime}$ почти совпадают с уровнями $\mathscr{C}_{2}$ и $\mathscr{C}_{3}$ неона. Благодаря этому при столкновениях возбужденных атомов гелия с невозбужденными атомами неона интенсивно происходят безызлучательные переходы атомов гелия в невозбужденное состояние с резонансной передачей энергии атомам неона. Этот процесс возбуждения атомов неона на рис. 352 символически изображен горизонтальными пунктирными стрелками. В результате концентрации атомов неона на уровнях $\mathscr{E}_{2}$ и $\mathscr{E}_{3}$ сильно возрастают, и возникает инверсная заселенность по отношению к уровням $\mathscr{E}_{1}$ и $\mathscr{E}_{3}$, а разность заселенностей уровней $\mathscr{E}_{2}$ и $\mathscr{E}_{1}$ увеличивается в несколько раз.
Выясним в заключение влияние столкновений атомов неона со стенками трубки. Такие столкновения практически не влияют на заселенность уровней $\mathscr{E}_{2}$ и $\mathscr{E}_{3}$ и непосредственно уровня $\mathscr{E}_{\mathbf{1}}$, так как все эти уровни короткоживущие. За время жизни в возбужденных состояниях на этих уровнях атомы неона практически не успевают доходить до стенок трубки. Указанные уровни разрушаются значительно раньше. Напротив, на уровне $\mathscr{E}_{5}$ возбужденные атомы живут долго, претерпевая в этих состояниях многочисленные столкновения со стенками трубки. Столкновения разгружают уровень $\mathscr{C}_{5}$, в результате чего атомы неона переходят с уровня $\mathscr{E}_{1}$ на уровень $\mathscr{E}_{5}$. Опустошение уровня $\mathscr{E}_{1}$ происходит быстрее, чем при заселенном уровне $\mathscr{E}_{5}$. Разница заселенностей уровней $\mathscr{C}_{3}$ и $\mathscr{E}_{1}$ увеличивается, что повышает эффективность работы лазера. Процесс опустошения уровня $\mathscr{E}_{1}$ происходит наиболее эффективно при некотором оптимальном диаметре трубки. Опыты показали, что максимальная мощность гелий-неонового лазера достигается при диаметре трубки $\sim 7$ мм. При болльших диаметрах мощность лазера падает, несмотря на сильное увеличение объема рабочего газа (объем трубки пропорционален квадрату ее диаметра). Это связано с тем, что эффективное опустошение уровня $\mathscr{E}_{1}$ происходит у атомов, находящихся вблизи стенок трубки, а атомы, находящиеся вблизи ее центра, практически выключаются из процесса гетерации.
