Download
1 / 100
1.01k likes | 1.22k Views
Laserová analytická spektroskopie. Lasery úvod ( L ight A mplification by S timulated E mission of R adiation - zesilování světla stimulovanou emisí záření), je založen na zesilování optického, záření. Lasery a jejich vlastnosti prostředí s inverzní populací
E N D
Lasery úvod (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation - zesilování světla stimulovanou emisí záření), je založen na zesilování optického, záření. Lasery a jejich vlastnosti prostředí s inverzní populací cesty k němu – buzení optické výbojem chemické svazkem elektronů 2. princip laseru 3. koherence a monochromatičnost 4. spektrální mody 5. charakteristika laseru Typy laserů: podle materiálu aktivního prostředí časový průběh laserového záření spektroskopické chování
Obr. 1 Energetické přechody v dvouhladinovém systému. kde je energetická rozdíl mezi vyšší energetickou hladinou 2 a nižší 1, neboli energie fotonu , je známá Planckova konstanta a je frekvence fotonu záření
Proces pohlcování fotonu: Obr. a) N1 B12 Kde je spektrální hustota fotonů záření o frekvenci N1 je hustota částic v energetickém stavu 1 B12pravděpodobnost absorpce
Samovolný (spontánní ) návrat: Obr.b) N2A21 N2hustota částic na hladině 2 A21 koeficient spontánní emise
Vynucený (stimulovaný) přechod na hladinu 1: Obr.c) N2 B21 kde je spektrální hustota fotonů záření o frekvenci N2je hustota částic v energetickém stavu 2 B21 koeficient stimulované (vynucené) emise
Důležité: Obr. c) systém opouštějí fotony dva:Jsou nerozlišitelné Mají stejný směr Energii Fázi Polarizacipodívat se nahttp://www.colorado.edu/physics/2000/lasers
Tyto tři procesy tvoří uzavřený systém radiačních procesů při interakci záření s hmotou. Z výpočtů kvantové elektrodynamiky plyne, že koeficienty B21a B12a se v případě energetických hladin bez degenerace rovnají (v případě degenerace energetických hladin je nutno zavést tzv. degenerační faktory, kdy platí, že Vyjdeme li z představy, že záření o hustotě prochází prostředím s vhodným rozdílem energetických hladin, a zanedbáme vliv spontánní emise, pak je možno změnu hustoty záření popsat jako
další úpravou a integrací výrazu získáme výraz, Kde je počáteční hodnota hustoty záření (nebo hustoty fotonů).
Jedná se o modifikaci známého Lambertova-Beerova zákona o absorpci, kde koeficient absorpce je vyjádřen jako jak se bude měnit hustota záření po průchodu prostředím rozhoduje znaménko exponentu. Při termodynamické rovnováze je dolní energetická hladina, na základě Boltzmannova rozdělení, vždy populována (obsazena) mnohem výrazněji (existuje mnohem více částic na dolní energetické hladině než na horní) než výše ležící energetické hladiny. Potom je a tudíž Prostředí záření absorbuje. Pokud se však podaří docílit toho, že vyšší energetická hladina je více obsazena, neboli , potom bude nehovoříme o zeslabování, ale naopak o zesilování záření. Prostředí záření zesiluje.
Tím jsme se vlastně dostali k významnému poznatku, že zesilování záření pomocí kvantové soustavy energetických hladin patřících určitým částicím je možné tehdy, jestliže obsazení vyšší energetické hladiny je větší než obsazení nižší energetické hladiny. To ovšem znamená, že tento jev nemůže nastat v případě termodynamické rovnováhy. Jinak řečeno, jestliže hodláme zesilovat záření v optické části spektra, musíme porušit termodynamickou rovnováhu, neboli zasáhnout do distribuce energetických hladin. Prostředí, které je schopno zesilovat optické záření pak nazýváme aktivním prostředím nebo také prostředím sinverzní populací. Někdy je možno se u aktivního prostředí setkáme s pojmem záporná teplota. Jak je známo, zvyšuje se s rostoucí teplotou obsazení vyšších energetických hladin. Teoreticky při teplotěje vyrovnáno obsazení horní a dolní energetické hladiny. Pokud by horní energetická hladina byla populována více než dolní, systém jakoby přešel do oblasti záporných teplot. Jedná se pouze o relativní vztah mezi dvěma hladinami.
Běžné rozložení populace zachycuje obrázek a) Abychom vytvořili aktivní prostředí, je třeba zvnějšku zasáhnout do systému tak, abychom změnili distribuci obsazení energetických hladin způsobem, znázorněným například na obrázku b. K tomu vede několik cest o nichž se alespoň krátce zmíníme. Proces se obvykle označuje jako buzení laserů nebo také jako excitace. Základní metodou, kterou použil již Maiman, je tzv. optické buzení.
Představme si například soustavu tří energetických hladin podle obrázku b. Pokud máme k dispozici dostatečně intenzivní zdroj záření o vlnové délce , , odpovídající přechodu , bude výrazně populována hladina 3, zatímco obsazení hladin 1 a 2 zůstane prakticky nezměněné. Pak může nastat situace, kdy populace hladiny 3 převýší populaci hladin 1 a 2 a mezi těmito hladinami může dojít k zesilování záření o energii fotonů, odpovídající energetickému rozdílu hladin nebo . ,
Sám Maiman ovšem použil jiného systému tří energetických hladin v rubínu, jak je znázorněno na obrázku a. Lampou je intenzivně buzena hladina 2, která však má velmi krátkou dobu života a nezářivým procesem je populována metastabilní (s dlouhou dobou života) hladina 1. Při dostatečně intenzivním buzení se pak mezi hladinami 1 a 0 vytvoří inverzní populace. Protože do hry vstupuje základní energetická hladina, která je vždy silně obsazena, je jasné, že podobné schéma je nevýhodné. Základní hladina se velmi rychle zaplňuje a inverzní populace rychle mizí.
Princip laseruNyní již máme k dispozici pojem aktivního prostředí, neboli reálný zesilovací prvek v optické spektrální oblasti. Představme si aktivní prostředí ve tvaru válce do kterého z jedné strany vstupuje záření a z druhé strany vychází zesílené právě o počet stimulovaně emitovaných fotonů. Jedná se prakticky o analogii elektronického zesilovače. Co se stane, jestliže část výstupu zesilovače zavedeme zpět na vstup se stejnou fází signálu, neboli vytvoříme kladnou zpětnou vazbu. Elektronický zesilovač se v tomto případě změní na generátor kmitů o frekvenci odpovídající nejmenším ztrátám. Proveďme totéž u kvantového zesilovače - aktivního prostředí? Zesilovač se zpětnou vazbou
Fabryův-Perotův rezonátor a stojaté laserové vlnění (pozor, neplatí měřítko úměry, reálné číslo uzlů je 1012). Elektronický zesilovač se v tomto případě změní na generátor kmitů o frekvenci odpovídající nejmenším ztrátám. Proveďme totéž u kvantového zesilovače - aktivního prostředí
Tímto způsobem, mnohonásobným průchodem aktivním prostředím je záření zesilováno a uvnitř optického systému, který se obecně nazývá otevřený neboli Fabryův-Perotův rezonátor, se vytvoří stojaté vlnění, jak je patrné z obrázku. Pokud jedno ze zrcadel neodráží 100% dopadajícího záření, neboli se jedná o tzv. polopropustné zrcadlo, je část energie vyvázána mimo rezonátor ve formě perfektně kolimovaného svazku záření se zvláštní vlastností, s tzv. vysokou koherencí. Záření totiž vyniká zcela mimořádnou monochromatičností a díky tomu, že stimulovaný foton má navíc stejnou fázi a polarizaci jako foton stimulující.
Pojmy: • koherenční délka - Souvisí s tím, po jak dlouhou dobu je vyzařována spojitá elektromagnetická vlna (kmitánío sinusovém průběhu). • Heissenbergův princip neurčitosti : E t h 2 hE ht h 21 2t koherenční doba – Kde je šířka spektrálního intervalu Víme, že Potom
Proveďme nyní porovnání koherence klasického a laserového zdroje. Vezměme spontánní vyzařování z Ne na vlnové délce 632,8 nm. Spektrální šířka záření na tomto atomárním přechodu je řádově. Odtud plyne, že koherenční doba je a koherenční délka V případě záření He-Ne laseru na stejném atomárním přechodu je možno u precizně frekvenčně stabilizovaného laseru, sloužícího jako frekvenční normál, dosáhnout šířky spektrální čáry . V tomto případě však koherenční doba je rovna a z toho plynoucí koherenční délka je. Obecně je možno chápat koherenci jako schopnost záření interferovat při vzájemných časových posunech emitovaného záření.
Na obrázku jsou pak znázorněny jednotlivé rezonance základního podélného módu. Spektrální šířka čáry a laserové módy.
Jejich frekvenční vzdálenost je možno snadno zjistit, jestliže si uvědomíme, že pro záření platí rezonanční podmínka: kde L je vzdálenost zrcadel (délka rezonátoru) a je celé číslo podélného módu. Převedeme li pomocí ( ), pak frekvenční vzdálenost podélných módů rezonátorů pak je rovna , kdy index lomu prostředí považujeme za rovný jedné. V případě prostředí s vyšším indexem lomu (pevnolátkové lasery) je třeba upravit vztah na a zároveň se výraz „krok“ módu změní na .
Samotný reálný optický systém rezonátoru vykazuje jisté optické ztráty. Kromě „užitečných“ ztrát daných vazebním činitelem polopropustného zrcadla na výstupu se jedná ještě o parazitní rozptyly, které snižují účinnost laseru. Například zesílení He-Ne laseru je přibližně 5% na 1 m délky aktivního prostředí, neboli při průchodu aktivním prostředím na vzdálenost jednoho metru se zesílí stimulovaným zářením o 5%. Budeme-li vyvazovat nějakou energii z rezonátoru, je třeba použít polopropustné výstupní zrcadlo. Předpokládejme reflektivitu 97%. Z celkového zesílení nyní zbývají pouze 2% na krytí ostatních optických ztrát. Zajistit tak malé ztráty znamená použít na jedné straně dokonalé optické prvky a vyřešit přechod z výbojového prostoru (He-Ne je čerpán výbojem při nízkém tlaku) do volného prostoru, má li laser vnější zrcadla umístěna mimo výboj. Kvalita ploch optických prvků používaných u laserů musí být mimořádně vysoká a přesnost opracování se zde běžně pohybuje ve zlomcích vlnové délky laserového záření.
kde je velikost Brewsterova úhlu a relativní index lomu mezi prostředím na vstupu a výstupu. Z výkladu plyne: -laserové záření má mnohem menší šířku čáry než emisní linie aktivního prostředí-laser emituje záření odpovídající podélným (nebo i příčným) módům, podle konfigurace rezonátoru-laser emituje jen na těch módech, jejichž zesílení je větší než prahovélaserové záření vyniká vysokou koherencí-je-li součástí optického systému prvek podporující určitou orientaci polarizace, je výstupní záření polarizováno. Výstupní okénka, oddělující prostor s nízkým tlakem od atmosféry jsou skloněny pod Brewsterovým úhlem a tvoří tak bezeztrátovou optickou průchodku, která však jako vedlejší produkt způsobuje, že výstupní záření je lineárně polarizováno, což je vlastnost využitelná pro celou řadu aplikací. Pro velikost Brewsterova úhlu je možno odvodit z Fresnelových rovnic, že platí
Typy laserů • Škála laserů je dnes neobyčejně široká. Obecně lze třídit lasery podle: • materiálu aktivního prostředí • časového průběhu intenzity laserového záření • spektroskopického chování laserů.
Pevnolátkové lasery Aktivní prostředí ve formě pevné látky má několik výrazných výhod: vysoká hustota částic v jednotce objemu, které se mohou podílet na zesilování záření. Vlastní prostředí je opticky transparentní materiál krystalické nebo sklovité povahy, které slouží jako nosná mřížka. Do této mřížky pak bývají zabudovány opticky aktivní ionty příměsí, které na nichž vlastně dojde k vytvoření aktivního prostředí. Množství příměsí může být rozdílné, ale obecně je nižší než 1%. V případě rubínu, což je krystal Al2O3 s příměsí Cr3+, je koncentrace chromových trojmocných iontů pouze 0,05%. Zatímco volné ionty mají ostré čárové spektrum, ionty umístěné v krystalové mřížce jsou podrobeny silovému působení a původně čárové spektrum přechází na pásové. Níže ležící hladiny jsou přitom rozšiřovány méně než hladiny ležící výše. Rozšiřování je důsledkem nehomogenit v krystalové mřížce. Při použití skel jako nosných prvků aktivního prostředí dochází k ještě většímu rozšíření, neboť v tomto případě jsou umístění iontů a směr a intenzita působení zcela náhodná. Do jisté míry je toto rozšíření výhodné, zvláště pro optické čerpání laserů. Existuje celá řada kombinací nosných skeletů a příměsových iontů. Jedná se o Al2O3, ale také například CaWO4, SrWO4, CaMoO4, SrMoO4, PbMoO4, CaF2, SrF2, BaF2, LaF3, CeF3, Y2O3, YAG (ytrium aluminium granát, Y3Al5O12) a řadu jiných. Ze skel je možno připomenout například poprve použité bariové sklo (SiO2 - 59%, BaO - 25 %, K2O - 15%, Sb2O3 - 1 %) nebo silikátové sklo (LiMgAlSiO3). Do těchto nosičů pak bývají zabudovány aktivní příměsové ionty jako například: Cr3+, Sm2+, Tu2+, Dy2+, Tu3+, Pr3+, U3+, Ho3+, Eu3+, Yb3+, Er3+, Ho3+, Gd3+, Nd3+, Ti3+.
Pevnolátkové lasery, mají šanci být čerpány pouze pomocí optického záření. Je výhodné, pokud jsou laserové materiály schopny pohltit co nejvíce energie z excitačního zdroje a co nejméně parazitního infračerveného záření. Obecně platí, že při nižších teplotách se lasery chovají „příjemněji“, to znamená, že mají poměrně nízký práh buzení (pro vybuzení stačí menší energie budícího zdroje) a vyšší účinnost transformace budící energie na energii výstupního laserového svazku. Parazitní ohřev aktivního prostředí snižuje dobu života vybuzených energetických hladin. Ideální materiál by plně pohlcoval jen budící záření, ale propouštěl či odrážel parazitní tepelné složky
Tomuto ideálu je možno se pouze blížit a proto bývají často laserové materiály dodatečně chlazeny. Zvláště z kontinuálně pracujících laserů je třeba odvést značné množství tepelné energie. Pochopitelně, při chlazení je výhodnější dobrá tepelná vodivost materiálu a proto jsou skla, přes nesporné výhody (jednoduchost výroby, optická izotropie, lepší optické vlastnosti, možnost získání libovolných tvarů aktivního materiálu včetně optických vláken, nižší cena) méně výhodná. • Jak však probíhá buzení pevnolátkového laseru prakticky? Představme si „klasický“ tvar laserového materiálu ve formě válečku. Zakončení válce může být rovinné, opatřené antireflefními vrstvami, nebo je broušeno pod Brewsterovým úhlem. Jako budícího zdroje je nejčastěji využívána výbojová lampa plněná plynem, například xenonem. Jak vypadá obvyklé technické uspořádání je vidět na obrázku. Pro zvýšení účinnosti je využíváno odražečů, jejichž úkolem je nasměrovat co největší množství energie budící lampy do laserového materiálu tak, aby se vytvořilo aktivní prostředí. Často se používalo se eliptických odrazných ploch, jak je patrné z obrázku, protože záření vycházející z jednoho ohniska je fokusováno do ohniska druhého. S ohledem na vyšší výrobní náklady takového odražeče, v porovnání s prostým dutým válcem, se využívá především tam, kde chceme docílit vyšší homogenitu čerpání. Povrchy laserových krystalů pak bývají mnohdy opticky upraveny tak, aby se zvýšila pravděpodobnost průchodu budícího záření do krystalu a snížila pravděpodobnost reflexe mimo krystal. • Je jasné, že čím přesnější je koincidence mezi emisním spektrem lampy a absorpčním spektrem buzeného materiálu, tím bude větší účinnost buzení. Při hledání cest, jak zvýšit tuto veličinu se vycházelo ze skutečnosti, že nejefektivnější buzení je monochromatické (tudíž nejlépe laserové). Tento způsob se dnes u mnoha speciálních aplikací využívá. Bohužel, sám budící laser musí být také vybuzen a účinnost nepřevyšující mnohdy 1% způsobuje, že při dosti značné budící energii získáme jen malou výstupní energii laserového záření. • Nejpoužívanějšími pevnolátkovými lasery současnosti jsou Nd:YAG a Ti:sapphire lasery o nichž pojednáme samostatně.
Plynové lasery • Druhou důležitou skupinou laserů jsou systémy, které jako aktivní prostředí využívají plyn. Pod pojmem plyn většinou chápeme vhodnou směs několika plynných komponent, přičemž jako aktivní slouží vždy pouze jedna složka. • Třída plynových laserů je neobyčejně rozsáhlá. Tvoří ji skupina vzácných plynů (Ne, Kr, Xe), molekulární plyny CO2, N2, N2O, HCl, HF a řada dalších, ale také například páry kovů a neutrálních atomů. Podmínky, za kterých plynové lasery pracují jsou rozmanité. Plynné aktivní prostředí může mít velmi nízký tlak, potřebný pro zapálení stabilního doutnavéhovýboje, ale může také pracovat při atmosférickém a vyšším tlaku. Nejčastěji jsou sice buzené výbojem, ale je možno je budit i opticky, elektronovým svazkem, chemickou reakcí anebo ochlazením supersonickou expanzí. • Plynové lasery generují záření jak kontinuálně, tak také ve formě pulsů. Zahrnují spektrální oblast od milimetrových vln až po vakuovou ultrafialovou oblast. Jsou výrazně monochromatické, ale některé typy jsou také laditelné. • Vlastnosti|: • Především je patrné, že plynové prostředí je poměrně homogenní a „dobře tvarovatelné“. Tím je míněna skutečnost, že plyn vždy zaplní prostor vymezený nádobou do níž je umístěn. Podobně jako v případě pevnolátkových laserů je i zde na místě snaha, aby plyn zaujal pokud možno ideální válcový tvar. Nejčastější „nádobou“ takového plynového laseru proto bývá válcová trubice, opatřená elektrodami a výstupními okénky, pokud jako výstup neslouží přímo zrcadla. Výstupní okénka, jak již bylo zmíněnu dříve jsou skloněna pod Brewsterovým úhlem. Dnes jsou konce trubic běžně konstruovány tak, že konec trubice je šikmo vybroušen pod Brewsterovým úhlem a výstupní okénko z vhodného materiálu je přitmeleno pomocí vakuového tmelu nebo je přivařeno například zářením vhodného výkonového laseru. • Proces buzení v laserové trubici probíhá v důsledku srážek částic aktivního prostředí s elektrony výboje. Některé hladiny mají větší srážkový průřez s elektronem pro svoje vybuzení než jiné hladiny. Navíc se plyny často užívají ve směsích, kdy je přítomen plyn-přenašeč, který je snadno excitovatelný na určitou hladinu a z ní pak při srážce, přenosem energie, budí vlastní aktivní částici. Tak pracuje například i He-Ne laser, nebo laser CO2 (směs CO2-N2-He).
Hustota elektronového proudu může být rozdílná. U kontinuálních laserů od několika mA/cm2 až po desítky A/cm2. Samozřejmě u pulsních laserů jsou špičkové hodnoty budícího proudu mnohem větší a běžně se pohybují v kA/cm2. Pulsy jsou však obvykle velmi krátké, řádově nano až mikrosekundové a tomu pak odpovídá celková energie deponovaná k vybuzení laserové směsi.
Tento druh pulsního výboje se často využívá v kombinaci s příčným uspořádáním elektrod. Při příčném uspořádání je možno používat zvýšený tlak (atmosférický tlak nebo i tlak několika atmosfér). Geometrie uspořádání je výrazně odlišná od „trubicového“ řešení. Pro formování aktivního prostředí se nevyužívá výbojové trubice, ale spíše konfigurace, schematicky zobrazené na obrázku. Výboj se vytvoří mezi dvěma hlavními podélnými elektrodami. Pro snažší zapálení výboje bývá často využívám vedlejší pomocný, předionizační výboj (není na obrázku znázorněn), jehož účelem je vytvoření primárních elektronů o dostatečné hustotě. Primární elektrony jsou potom urychleny pomocí hlavního napětí na energii potřebnou pro generování dalších elektronů a vybuzení plynu. Výboj bývá vytvořen v prostoru, připomínajícím podlouhlý úzký hranol. Na jeho koncích jsou umístěna zrcadla, nebo optické prvky oddělující pracovní prostor od atmosférického tlaku, transparentní pro laserové záření. Pracovní směs plynů bývá pomocí ventilační soustavy, zvláště při vyšších opakovacích frekvencích, proháněna napříč výbojovým prostorem kolmo k optické ose a ochlazována. Výhodou příčně buzených laserů je získání vysokých hodnot zesílení a tím i výstupní energie. • Další z používaných metod buzení plynových laserů je přímá interakce plynu s proudem urychlených elektronů. Do prostředí, obvykle s vyšším tlakem, je v různých geometrických uspořádáních injektován proud urychlených elektronů z komerčního urychlovače, nebo ze speciální urychlovací komory. Pro vytvoření vhodné hustoty elektronů a rozložení energie v aktivním prostředí pak bývá ještě využíváno formující pulsní elektrické pole. Je výhodné, pokud tvar vybuzeného objemu alespoň přibližně odpovídá optimalizovanému tvaru aktivního prostředí s ohledem na nejvýhodnější „plnění“ dutiny optického F-P rezonátoru. • Kromě buzení srážkou s elektrony, ať už získanými jakýmkoliv způsobem, je možno pro buzení plynových laserů používat také záření jiného laseru. Jedná se o tzv. opticky čerpané lasery. K excitaci musí být jako zdroj využit jiný laser, protože úzké absorpční linie plynu by ze širokopásmového spektra výbojky dokázaly pohltit jen zanedbatelně malou část energie. Naopak, v případě dobré koincidence laserové a absorpční linie je plyn velmi účinně a selektivně excitován, neboť dochází ke zvýšování obsazení pouze jedné energetické hladiny relativně k ostatním. Tandemové čerpání laserlaser bývá stále častěji používáno u pevnolátkových nebo barvivových laserů.
Poněkud neobvyklým způsobem mohou být buzeny některé molekulární lasery. Excitace se týká vibračních energetických hladin. Jestliže (například ohřevem) vybudíme molekulární prostředí a relativně tak zvýšíme obsazení vyšších energetických hladin, můžeme využít skutečnosti, že rozdílné energetické hladiny mají odlišnou dobu života, neboli odlišnou rychlost relaxace. Při prudkém ochlazení (například expanzí do vakua přes supersonickou trysku) mohou některé hladiny „zamrznout“ ve vybuzeném stavu, zatímco jiné rychle relaxují a vrací se do Boltzmannova rozložení, odpovídajícímu teplotě na výstupu z trysky. Použitím popsaného buzení byly získány kvazikontinuální výkony řádově stovek kilowatů a tyto lasery se tak staly předurčeny k vojenskému využití • Totéž je možno uvést o laserech buzených pomocí chemické reakce. Jsou známy pod názvem „chemické lasery“ a tvoří malou, ale zajímavou a důležitou skupinu. Jak je patrné z názvu, je zde základním budícím mechanismem chemická reakce. Protože důležitým požadavkem je vybuzení na vyšší energetické hladiny, bude se zřejmě jednat o reakce exotermní. Reakce musí proběhnout velmi rychle, to znamená dříve, než se reakční produkt, či částice na kterou má být takto získaná energie přenesena vrátí relaxačními pochody do termodynamické rovnováhy. Musí se proto zřejmě jednat o reakce rychlého hoření, nebo dokonce reakce explozívní. Technologických uspořádání je celá řada. Může to být klasickým laserům podobná konfigurace, kdy směs reaktantů naplněná do trubice je iniciována například výbojkou nebo výbojem v plynu. Dojde k rychlé explozivní reakci, laserovému vyzáření a je nutno znovu naplnit trubici čerstvou směsí. • Kontinuální chemické lasery mají uspořádání, podobné příčně buzeným nebo výše popsaným expanzním laserům, neboť aktivní prostředí je nuceno procházet napříč rezonátorem. Reaktanty jsou zde plynule přiváděny do soustavy trysek, kde dochází k reakcím a proud reaktantů je veden kolmo na osu F-P rezonátoru, kde dojde k „vyzáření“ a vyvázání optické energie. Chemické lasery dnes patří k nejvýkonnějším laserům. Jak je patrné, zahrnují plynové lasery velkou, relativně pestrou skupinu zdrojů koherentního záření. Navíc je sem možno zahrnout jak chemické lasery (obvykle uváděné zvlášť), ale také například lasery generující záření na přechodech v parách kovů.
Polovodičové lasery • Polovodičové lasery by bylo možno zařadit mezi lasery pevnolátkové. • Energetické spektrum polovodičů, využívané k vytvoření aktivního prostředí, je poněkud odlišné od spekter ostatních laserů. U pevnolátkových laserů je aktivní prostředí ve formě izolovaných atomů rozprostřeno po nosné síti krystalu nebo skla. V případě polovodičových laserů se nejedná o spektrum jednotlivých atomů, ale o pásovou strukturu. Polovodiče mají tzv. vodivostní pás položený těsně nad energetickou hladinou valenčních elektronů. Ocitne li se elektron ve vodivostním pásu, je schopen nést elektrický proud. Ohřátím polovodiče se více elektronů dostane do vodivostního pásu a zvýší se vodivost. Naopak ochlazením se elektrické vlastnosti materiálu blíží nevodiči. Zavedením určitých poruch do mřížky polovodiče můžeme vytvořit tzv. elektronovou n nebo děrovou p vodivost (díra je místo, kde chybí elektron). Spojením p a n materiálů vzniká na rozhraní tzv. p-n přechod. Na fungování p-n přechodu je vlastně založena celá současná polovodičová elektronika. Některé typy polovodičů vykazují schopnosti emitovat fotony při proudovém působení na p-n přechod. V případě opticky kvalitních polovodičových krystalů a dostatečné emisivity na p-n přechodu se prostředí bude chovat jako zesilující aktivní prostředí. Protože polovodiče vynikají vysokým indexem lomu, bude vysoká také reflektivita na přechodu polovodič - vzduch. Stěny krystalu tak poslouží jako F-P rezonátor. Tím dostaneme polovodičový laser s některými mimořádnými vlastnostmi. • Polovodičový materiál především vyniká vysokou hustotou aktivního prostředí. Uvědomme si, že u pevnolátkových laserů mohou emitovat pouze příměsové ionty, rozprostřené v malé koncentraci. Plynové lasery pracují s plynem, což je samo osobě prostředí nevynikající zvláštní hustotou. U polovodičových laserů však do akce vstupuje celý materiál a hustota aktivních částic se tím o několik řádů zvětšuje. • Díky mimořádné hustotě aktivního prostředí polovodičů stačí malý objem pro generaci záření. Rozměry polovodičových laserů proto mohou být skutečně miniaturní a běžné rozměry laseru jsou menší než mm. Protože polovodičové materiály mají poměrně vysoký index lomu a odrazivost rozhraní polovodiče se vzduchem odráží zhruba 50% záření, bává jejich optický F-P rezonátor je tvořen planparalelními stěnami krystalu. Vzdálenost zrcadel (stěn) je velmi malá a proto je optická kvalita svazku horší než u jiných laserů. Především divergence (rozbíhavost) svazku je velká a běžně činí až několik úhlových stupňů, zatímco ostatní lasery mají úhlovou divergenci kolem jedné desetiny úhlového stupně. • Podélné módy jsou poměrně vzdálené, což je naopak výhodné při použití ve spektroskopii, kde je navíc možné využívat laditelnosti laserových diod, jak jsou polovodičové lasery nazývány.
Další mimořádnou výhodou je, že systém energetických hladin je zde vlastně dvouhladinový, lépe řečeno dvoupásový a jedná se o přímou emisi vyvolanou injektováním proudu do p-n přechodu. Jsou tak minimalizovány ztráty na vrub excitace postranních hladin a relaxace systému. Teoreticky by tak mohl polovodičový laser dosáhnout ideální účinnosti 100%. V současné době účinnost těchto laserů dosahuje až 70% a toto číslo jistě není konečné. • Jedna z možných konstrukcí laseru je znázorněn na obr. 11. Polovodičový materiál bývá pěstován na vodivé podložce tvořící jednu elektrodu a zároveň chladič a postupně jsou do něj přidávány donorové a akceptorové příměsi pro vytvoření n a p dotovaného materiálu. Na vrchní stranu polovodiče je pak napařena kovová elektroda opatřená přívodním kontaktem jako druhá elektroda. Při dobrém odštípnutí krystalu podél krystalových os, získáme planparalelní rezonátor. • Nejběžnější jsou dva typy laserů. ten neznámější a dnes masově vyráběný je vytvořený na kombinaci materiálů třídy III a V. Je to galium arsenidový, galium aluminium arsenidový a indium galium arsenid fosfidový. Lasery generují záření v oblasti 0,8 - 1,3 mm, to znamená v červené a blízké infračervené oblasti a pracují při pokojové teplotě. Můžeme se s nimi setkat v každém CD přehrávači a je jasné, že se zde jedná o masovou výrobu.
Zato druhý typ laseru je velmi významný a to právě ze spektroskopického hlediska. Jedná se o tzv. „lead salt“ diody. Jsou odvozeny z nestechiometrické binární slitiny složek Pb, Sn, Cd s Te, Se a S. • Vhodnou kombinací lze vypěstovat diody, které emitují v oblasti 2,8 - 30 mm. Jediná dioda je pak laditelná v oblasti kolem 100 cm -1. Při vzdálenosti módů 1 - 2 cm-1 a jejich šířce menší než 10-3 cm-1 se tak polovodičový laser stává ideálním spektroskopickým nástrojem. Má však své technologické nároky. Především musí být chlazen na velmi nízkou teplotu, 15-90 K, neboť při vyšších teplotách přechází dostatečné množství elektronů do vodivostního pásu a z materiálu se stává vodič. • Na druhé straně, změna teploty dovoluje ladit výstupní záření laseru změnou velikosti krystalu. Přesto, že podélné módy (=c/2L) jsou velmi daleko od sebe, emituje obvykle laser záření na více módech současně a pro spektroskopická měření je nutno zařadit ještě disperzní prvek, který vyčlení jediný laserový mód. • Přelaďování laseru je velmi rychlé a dovoluje například sledovat průběh poměrně rychlých chemických procesů in situ.
Ostatní lasery • Především se jedná o lasery, jejichž aktivním prostředím je kapalina. V tomto případě se může jednat jak o roztok, což je vlastně obdoba pevnolátkových laserů, kdy je v nosném médiu rozptýleno malé množství aktivních „laserových“ částic. Na rozdíl od pevnolátkových laserů však toto prostředí může zaujímat vhodný objem podle nádoby nebo jej získávat v kinetickém uspořádání, například v podobě „paprsku“ kapaliny po výstupu z trysky. • Nejčastějším zástupcem kapalinových laserů jsou lasery barvivové, využívající roztoku organických barviv. • Zvláštní nepočetnou skupinu tvoří lasery využívající plynů kondenzovaných za nízkých teplot. Takovým způsobem bylo docíleno generace záření v kapalných vzácných plynech při buzení pomocí elektronového svazku. Je patrno, že se nejedná o lasery, které by měly šanci stát se komerčně dostupnými. • Zcela neobvyklým je tzv. laser s volnými elektrony. Jeho vznik je datován rokem 1976 a dodnes je veden spor, jedná li se o laser, ačkoliv jím generované záření má všechny laserové vlastnosti (koherence, monochromatičnost, minimální divergence). • Pojem „stimulovaná emise“, který je součástí akronymu laser zde poněkud ztrácí význam, neboť v prostředí jakoby chyběly energetické hladiny. Jak vlastně princip takového laseru ve schematickém znázornění vypadá je zřejmé z obrázku. Svazek urychlených elektronů s energií kolem 107-108 MeV prochází mezi sadou magnetů se střídavě převráceným směrem magnetického pole. Díky magnetickému poli je trajektorie elektronů zakřivená a ty se pohybují po přibližně sinusové dráze. Na oba konce dráhy jsou umístěna zrcadla F-P rezonátoru. Elektrony na své dráze vyzařují, neboť jejich pohyb není rovnoměrný a přímočarý a toto záření je formováno rezonátorem a výstupním zrcadlem. Z výstupního zrcadla vychází koherentní elektromagnetické záření. Elektronový svazek je ještě nutné zavést do magnetické soustavy a na druhé straně jej opět odvést mimo prostor optického rezonátoru. To se zpravidla provádí formujícími magnety na vstupu a výstupu. Ačkoliv je možno záření plynule frekvenčně přelaďovat a jako jedna z možností by se tak nabízelo spektroskopické využití, posouvá potřeba urychlovače a vysokovakuové komory spolu s výkonnými supravodivými magnety magnety laser s volnými elektrony mezi nákladné speciální přístroje využitelné jen pro špičkové experimenty. • Dráha elektronového svazku v poli magnetů u laseru s volnými elektrony.
