Tartalom Elõzõ Kõvetkezõ Tárgymutató

A LASER

A Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation szavak kezdõbetûibõl LASER szó rakható össze. Ez utóbbi tehát egy (acronym) mozaikszó, de ettõl talán fontosabb az eredeti szavak jelentése: Fény Erõsítés Stimulált(*) Sugárzás Kibocsátással. ((*) nem magától végbemenõ, valamilyen külsõ hatással kiváltott, indukált )

A LASER (lézer) mûködésének megértéséhez egyes atomfizikai alapfogalmak, alapfolyamatok ismeretére is szükségünk van. Elsõként ezeket tisztázzuk.

Az atomi elektronburok lehetséges (un. megengedett) állapotait diszkrét energiaértékek jellemzik. Az elektronburok lehetséges E1, E2, E3, ... stb, energiaértékei közül az ábrán pusztán két energianívót (energiaszintet) jelöltünk, itt a legalacsonyabbat az 1-es index jelöli.

Ha egy foton egy alapállapotban (E1) levõ atomnak ütközik, és frekvenciájából adódó energiája megegyezik az atomi elektronburok egy megengedett magasabb energiájú állapotba juttatásához, akkor a foton (bizonyos valószínûséggel) elnyelõdik, és az elektronburok a magasabb energiájú állapotba jut. Ezt egy egyszerûsített, és valójában hibás mese során úgy szoktuk mondani, és ábrázolni, hogy a legkülsõ elektron egy magasabb energiájú energiájú szintre ugrik. Az ábra e folyamat kiinduló, és végállapotát mutatja. A fotont egy hullámcsomaggal szemléltetjük.

Ezt az egyetlen folyamatot két néven is szoktuk emlegetni, attól függõen, hogy a foton, és atom közül, az adott vizsgálat során melyik a fontosabb számunkra. Ha a foton sorsa érdekel minket, akkor azt mondjuk, hogy ez egy fotonabszorbció. Ha olyan közegen eresztünk át fénynyalábot amely (zömmel) alapállapotú atomokat tartalmaz, akkor ebben a közegben a fény $h\nu =E_{2}-E_{1}$ feltételnek megfelelõ összetevõje (-színû komponense-) elnyelõdik. Ez a folyamat vezet egyébként a vonalas spektrumok abszorbciós változatához.

Ha az atom sorsát viseljük szívünkön, akkor ugyanerre a folyamatra a gerjesztés szót használjuk, sõt még azzal is bõvíthetjük a fizikai szótárunkat, hogy ez az optikai gerjesztés. Ugyanezen gerjesztett végállapothoz ugyanis más folyamatok során is eljuthatunk, pl. (atom - atom), (atom - elektron) ütközések folytán is, sõt még egy különösnek tûnõ folyamatot is meg említenünk, nevezetesen a gerjesztett állapot átadását. Ennek során egy gerjesztett állapotban levõ atom visszatér alacsonyabb energiájú állapotába, miközben a vele érintkezésbe lépõ alapállapotú atom gerjesztett állapotba jut. (ezt nevezzük a szilárdtest fizikában excitonnak)

A gerjesztett atom, hosszabb -rövidebb idõ elteltével magától visszatér az alacsonyabb energiájú állapotába, s az energiatöbbletet egy foton viszi el. ( persze itt is több un. bomlási csatorna lehet, de itt csak a fotonemissziót vizsgáljuk ) Az elõbbi ábra itt is érvényes, csupán visszafelé kell olvasnunk. azaz a kezdõ, és a végállapotot kell felcserélnünk. A folyamatot spontán foton emissziónak, vagy a gerjesztett állapot sugárzásos bomlásának nevezhetjük. Ilyenkor az emittált ( kibocsátott ) foton paraméterei megjósolhatatlanok. Ezekre a paraméterekre kissé kopott eleganciával azt szoktuk mondani, hogy valószínûségi változók. Vagyis nem tudjuk megmondani, hogy az atom mikor, milyen irányban, milyen polarizációs állapotú fotont ereget ki magából. Egyébként emiatt nem jelentkezhet interferencia különbözõ fényforrásokból származó fénysugarak között.

Egy gerjesztett atomi nívónak (nívó itt energiaszintet jelent) igen fontos jellemzõje az átlagos élettartama. A gerjesztett állapotból hosszabb, rövidebb idõ elteltével az atom magától alacsonyabb állapotba kerül pl. a spontán fotoemisszió folytán. Sok (azonosan) gerjesztett állapotú atom megfigyelése alapján a gerjesztett állapotban eltöltött idõtartamok átlagát értjük a gerjesztett állapot élettartama alatt. A nívók élettartama alpján két típust különböztetünk meg, a normál és az un. metastabil nívókatat. Ezeket átlagos élettartamuk különböztetik meg, a metastabil nívók élettartama nagyságrendekkel hoszabb. A gerjesztett állapot élettartama, és az élettartam bizonytalanságát jellemzõ $\Delta \tau$ közel azonos értékûek, így a továbbiakban e két mennyiséget egyenlõnek fogjuk tekinteni. A határozatlansági reláció alkalmazása e kétfajta atomi nívóra érdekes következtetésekhez vezet. Az energiaszint határozatlanságát jellemzõ $\Delta E$ és a gerjesztett nívó élettartama között a következõ összfüggés áll fönn: $\Delta \tau \, \Delta E\geq \hbar /2$ . Ebbõl az következik, hogy a rövidebb élettartamú ( $\Delta \tau$ kicsi ) normál atomi nívok energia határozatlansága nagyságrendekkel nagyobb kell hogy legyen mint a hoszabb élettartamú metastabil nívóké. Röviden: a metastabil energianívók energiája sokkal élesebben meghatározott, mint a normál atomi nívóké.

A LASER mûködés szempontjából lényeges atomfizikai folyamat a stimulált (indukált) fotonemisszió. Ha a gerjesztett állapotban levõ atomhoz egy olyan foton érkezik, amelynek frekvenciája megfelel a gejesztett és az alacsonyabb nívók energiakülönbségének, (azaz a $h\nu =E_{2}-E_{1}$ frekvenciafeltétel teljesül ) akkor bekövetkezhet az indukált fotonemisszió, amikoris az atom visszatér az alacsonyabb energiaszintû állapotába, s a gerjeszett állapot többletenergiáját egy kibocsátott foton viszi el. Ekkor tehát két foton hagyja el a küzdõteret, az eredeti beérkezõ foton, s az emittált újabb foton. Meg kell szoknunk az elemi részecskék körében általános megkülönböztethetetlenségi elvet, amely következtében nem tudjuk megmondani, hogy melyik foton az eredeti, és melyik a frissen született. A lézersugár egyik fontos tulajdonsága az (idõbeli és térbeli) koherencia. Ennek eredete itt érhetõ tetten, hiszen e két foton egymás másolatainak tekinthetõ, polarizációs állapotuk, fázisuk, stb. megegyezik. Vegyük észre, hogy itt fényerõsítés történt, e folyamatba egy foton ment be kettõ jött ki.

Ha valamely közegben a frekvenciafeltételnek megfelelõ színû fény halad akkor két eset lehetséges. Ha az atomok többsége alapállapotban van, akkor domináns folyamat az abszorbció lesz, a fény elnyelõdik, ha viszont a gerjesztett állapotú atomok vannak többen, akkor fényerõsítési folyamat a nyerõ. Ez utóbbi eset szükséges a lézer müködéséhez.

Klasszikus statisztikus fizikai ismereteink szerint termodinamikai egyensúlyban levõ rendszerben az egyre magasabb energiájú állapotokban egyre kevesebb részecske van. Ha N1 jelenti az E1 állapotban levõ részecskék -atomok, molekulák- számát (úgy is mondhatjuk, hogy az E1 szint populációja - benépesedése - N1) és N2 jelen ... .., akkor $N_{1}>N_{2}$ feltéve, hogy $E_{1}<E_{2}$ . Ebbõl az következik, hogy termikus egyensúlyban levõ közegben csak abszorbciót remélhetünk. Ahhoz, hogy a közegben fényerõsítés következzen be, el kell érnünk, hogy több atom legyen a magasabb energiájú (gejesztett) állapotban, mint az alacsonyabb energiájú állapotban, vagyis meg kell fordítanunk az egyes energiaszintek benépesedését. Ezt a (nemegyensúlyi) állapotot amikoris több atom van a magasabbb energiájú gerjesztett állapotban mint az alacsonyabban nevezzük populáció inverziónak  : $N_{1}<N_{2}$   ( $E_{1}<E_{2}$ )

Ezen állapot megvalósítása speciális energianívórendszert feltételez. Egy, a lézermüködéshez szükséges egyszerû energiszintrendszer a következõ:

A lézer müködésének atomfizikai oldala három részfolyamatból áll. E részfolyamatok egyes lézertípusoknál idõben is elkülönülve játszódnak le, -ezek az impulzusüzemû lézerek-, más, az un. folyamatos üzemû lézereknél, e részfolyamatok egymással párhuzamosan, folyamatosan zajlanak.

Az elsõ folyamat során történik a gerjesztés. Ennek során az E1 energiájú alapállapotban levõ atomok (molekulák) egy részét E3 energájú állapotba visszük. Ezen folyamat során történik a lézer mûködését fedezõ energiabetáplálás. Igen lényeges jellemzõje a lézereknek a hatásfok, amely azt jellemzi, hogy a betáplált energia (teljesítmény) hányad részét kapjuk vissza a lézermûködés során keletkezõ koherens sugárzás energiájának formájában. Az energiabevitelnek számos formáját alkalmazzák pl: optikai, ütközéses, kémiai energiabevitel.

A gerjesztés optikai változatánál alkalmazzuk a fényképezõgépeknél is használt vaku nagyobbra nõtt testvérét. Ritkított gázt tartalmazó üvegcsõben nagyfeszültségû kisülést hozunk létre. E villanás fotonjai azok, amelyek az E1 -> E3 gerjesztést okozzák. Itt tehát optikai módon pumpálunk energiát a lézerbe, ezért is nevezik e szakaszt optikai pumpálásnak.

Más lézereknél folyamatosan fönntartott elektromos kisülés szolgáltatja a lézer energiáját. Fénycsövekben, reklámfeliratoknál alkalmazott ''neon'' -csövekben elektromos térrel gyorsított elektronok ütközéses ionizációval termelik az áram fönnmaradásához szükséges töltéshordozókat (elektron- ion+ párokat). A széles körben alkalmazott folytonos üzemmódú He-Ne (Hélium, Neon) vörösfényû lézerben az ütközések egy része a lézermûködés energiáját szolgáltatja. Fontos megemlítenünk, hogy a He-Ne lézernél az atomi energiaszintrendszer sokkal bonyolultabb az ábra sémájánál. E lézertípusnál elektronütközés gerjeszti a Hélium atomot. A gerjesztett He atom alapállapotú Ne atommal ütközve átadja gerjesztett állapotát ez utóbbinak. Ez egy rezonanciaszerû jelenség, ui. a Neonnak van a He-mal közel azonos eneriájú gerjesztett állapota. A gerjesztett Ne indukált emissziója vezet a lézerfény emissziójához.

Az E3-as normál atomi szintrõl az atomok rövid idõ alatt -spontán emisszióval- az alacsonyabb energiájú metastabil E2 energiaszintre jutnak. Ezen átmenet során keletkezõ sugárzást -mint nem kívánatos szemetet- kiszûrik a kilépõ lézersugárzásból.

Az E2 metastabil energianívó hosszú élettartamú, így ezen állapotú atomok száma megnövekszik.

Figure: Gázlézer csõ elvi rajza.

A LÉZER mûködésének egy egyszerûsített mgyarázatát a () ábra segítségével adjuk meg.

Mindkét végén sima, tükrözõ felülettel lezárt üvegcsõben megfelelõ atomfizikai tulajdonságú gáztöltet van. Valamilyen módon már létrehoztuk -illetve folyamatosan fönntartjuk- a populáció-inverziót, vagyis azt az állapotot, amelyben több atom van gerjesztett, metastabil állapotban, mint az alacsonyabb energiájú alapállapotban. Ezt pl. elektromos gázkisülés ütközési folyamataival, vagy egy külsõ villanófény okozta optikai gerjesztéssel hozhatjuk létre. Ezt itt és most nem tárgyaljuk, az ezzel kapcsolatos szerkezeti elemeket a rajzon nem jelöljük. Tudjuk, hogy ha gerjesztett atommal megfelelõ frekvenciájú foton lép kölcsönhatásba, akkor az indukált emisszió során fényerõsítés történik. Ennek a valószínüsége elég csekély, vagy más megfogalmazással élve, a fény által megtett egységnyi úthosszon bekövetkezõ fényerõsítés nagyon kevés ahhoz, hogy a lézer csõvének egyszeri befutásával megfelelõ lézerintenzitást kapjunk. Ezért a lézercsõ végeit tükrözõ felülettel zárjuk le, s a végekrõl visszavert fény többször oda, vissza befutva az optikailag aktív közeget már kellõ fényerõsítést, illetve lézerintenzitást érhetünk el. Az oda és visszafutó fénysugarak akkor fogják erõsíteni egymást, ha megfelelõ fázisban találkoznak, ezért szükséges, hogy a tükrözõ felületek közötti távolság a hullámhossz egész számú többszöröse legyen. A lézersugár egyik megkülönböztetõ sajátsága az élesen meghatározott hullámhossza. Ez azt jelenti, hogy amíg a normál atomi nívók átmeneteinél kibocsátott vonalak intenzitás eloszlás szélességét jellemzõ $\Delta \lambda$ .. nagyságrendbe esik, addig ugyanez lézerek esetében ... Fontos megjegyeznünk, hogy ehhez a metastabil nívók eleve élesebb energiameghatározottságán túl, a csõ mechanikai hosszából adódó feltételek vezetnek.

Ha a csõ hossza pl. hõmérsékletnövekedés miatt megváltozik, akkor a lézercsõ mûködése bizonytalanná válhat. A tükrözõ felületet rendszerint a csövön kívülre teszik, gyakran elektrostrikciós anyagra (kristályra). Az elektrostrikció jelenségét - amelynek során a kristálytani tengelyekhez viszonyítva meghatározott irányban alkalmazott elektromos mezõ hatására megváltozik a kristály mérete- gyakran a piezoelektromos jelenség (a kristályon alkalmazott deformáció, nyomás, elektromos feszültség megjelenéséhez vezet) inverzeként emlegetik. Ez azonban nem teljesen igaz. Ezen alkalmazásban azonban csupán az a lényeg, hogy a tükrözõ bevonat pozicióját elektromos feszültséggel módosítani, stabilizálni tudjuk.

Ha az egyik tükröt elhagyjuk, és egy (a rajzon T-vel jelölt) külsõ forgó, vagy csupán elfodítható tükörrel helyettesítjük, akkor egyszeri , vagy periódikusan mûködõ impulzuslézert kapunk. Eforduló tükör esetén a fényerõsítéshez szükséges oda - visszaverõdés feltételei csak (tervezhetõen) rövid ideig állnak fönn. Ilyenkor rövid ideig tartó, de nagy teljesítményû lézerimpulzust, vagy impulzussorozatot kapunk.

A lézernyaláb az egyik végablak tükrének kicsiny nyílásán hagyja el a csövet. Belátható, hogy a többszöri visszaverõdésben, így a jelentõs fényerõsítésben csak a csõ tengelyével párhuzamosan haladó fénysugarak részesülhettek, vagyis a lézerkészüléket elhagyó nyaláb nagymértékben párhuzamos. A párhuzamosságot két (egymással összefüggõ) adattal jellemezhetjük. Egyik adat a divergencia (azaz a nyaláb széttartásának) szöge. A másik, amely az elõbbit helyettesítheti, egy képzeletbeli pontszerû fényforrásnak az a távolsága, amely távolságból, az adott nyalábátmérõ mellett a lézerünknél mérhetõ széttartási szöget kapnánk.

-folyt köv-

Tartalom Elõzõ Kõvetkezõ Tárgymutató