Laser de injeção de semicondutores. Trabalho do curso laser semicondutor Cálculo e projeto de um laser semicondutor

Lasers de injeção de semicondutores, assim como outro tipo de emissores de estado sólido - LEDs, são o elemento mais importante de qualquer sistema optoeletrônico. A operação de ambos os dispositivos é baseada no fenômeno eletroluminescência. Em relação aos emissores semicondutores acima, o mecanismo de eletroluminescência é realizado por recombinação radiativa portadores de carga fora de equilíbrio injetados através junção p-n.

Os primeiros LEDs surgiram na virada das décadas de 50 e 60 do século XX, e já em 1961. N.G. Basov, O. N. Krokhin e Yu.M. Popov propuseram o uso de injeção em junções pn degeneradas para obter um efeito de laser. Em 1962, físicos americanos R. Salão e outros. Foi possível registrar um estreitamento da linha de emissão espectral de um LED semicondutor, o que foi interpretado como uma manifestação do efeito laser (“superradiância”). Em 1970, físicos russos - Zh.I. Alferov e outros. os primeiros foram feitos lasers heteroestruturados. Isso possibilitou tornar os dispositivos adequados para produção em série em massa, que recebeu o Prêmio Nobel de Física em 2000. Atualmente, os lasers semicondutores são mais utilizados principalmente em dispositivos para gravação e leitura de informações de computadores, CDs de áudio e vídeo. As principais vantagens dos lasers semicondutores são:

1. Econômico, assegurado pela alta eficiência de conversão da energia da bomba em energia de radiação coerente;

2. Baixa inércia, devido aos curtos tempos característicos para estabelecer o modo de geração (~10 -10 s);

3. Compacidade, associado à propriedade dos semicondutores de fornecer enorme ganho óptico;

4. Dispositivo simples fonte de alimentação de baixa tensão, compatibilidade com circuitos integrados (“microchips”);

5. Oportunidade sintonia suave do comprimento de onda em uma ampla faixa devido à dependência das propriedades ópticas dos semicondutores da temperatura, pressão, etc.

Característica principal lasers semicondutores são usados ​​neles transições ópticas envolvendo níveis de energia (estados de energia) principais zonas de energia eletrônica cristal. Essa é a diferença entre os lasers semicondutores e, por exemplo, os lasers de rubi, que utilizam transições ópticas entre os níveis de impureza do íon cromo Cr 3+ em Al 2 O 3 . Para uso em lasers semicondutores, os compostos semicondutores A III B V revelaram-se os mais adequados (ver Introdução). É com base nestes compostos e nos seus soluções sólidas A maioria dos lasers semicondutores é fabricada pela indústria. Em muitos materiais semicondutores desta classe, a recombinação de portadores de corrente em excesso é realizada por direto transições ópticas entre estados preenchidos próximos à parte inferior da banda de condução e estados livres próximos ao topo da banda de valência (Fig. 1). Alta probabilidade de transições ópticas em lacuna direta semicondutores e uma alta densidade de estados nas bandas permitem obter alto ganho óptico em um semicondutor.

Figura 1. Emissão de fótons durante recombinação radiativa em um semicondutor de gap direto com população invertida.

Consideremos os princípios básicos de operação de um laser semicondutor. Se o cristal semicondutor estiver em um estado equilíbrio termodinâmico com o meio ambiente, então ele só é capaz de absorver radiação incidente sobre ele. Intensidade da luz percorrendo uma distância em um cristal X, é dado pela relação conhecida Bouguer-Lambert

Aqui R- coeficiente de reflexão da luz;

α - coeficiente de absorção de luz.

Para deixar a luz intensificado passando através do cristal em vez de ser enfraquecido, é necessário que o coeficiente α foi menor que zero, o que é ambiente de equilíbrio termodinamicamente é impossível. Para que qualquer laser (gás, líquido, estado sólido) opere, é necessário que o ambiente de trabalho do laser esteja em um estado população inversa – um estado em que o número de elétrons em níveis de energia elevados seria maior do que em níveis de energia mais baixos (esse estado também é chamado de “estado de temperatura negativa”). Obtenhamos uma relação que descreve o estado com população invertida em semicondutores.

Deixar ε 1 E ε 2 – acoplado opticamente níveis de energia entre si, sendo o primeiro na banda de valência e o segundo na banda de condução do semicondutor (Fig. 2). O termo “opticamente acoplado” significa que as transições de elétrons entre eles são permitidas por regras de seleção. Absorvendo um quantum de luz com energia hν 12, o elétron se move do nível ε 1 por nível ε 2. A velocidade de tal transição será proporcional à probabilidade de preencher o primeiro nível f 1, a probabilidade de que o segundo nível esteja vazio: (1- f 2) e densidade de fluxo de fótons P(hν 12)

A transição reversa - do nível superior para o inferior, pode ocorrer de duas maneiras - devido a espontâneo E forçado recombinação. No segundo caso, a interação de um quantum de luz com um elétron localizado no nível ε 2 “força” o elétron a se recombinar com emissão quantum de luz, idêntico aquele que causou o processo de recombinação forçada. Que. A amplificação da luz ocorre no sistema, que é a essência da operação do laser. As taxas de recombinação espontânea e forçada serão escritas como:

(3)

Em um estado de equilíbrio termodinâmico

. (5)

Usando a condição 5, pode-se mostrar que os coeficientes ÀS 12, AOS 21 E Um 21(“coeficientes de Einstein”) estão relacionados entre si, a saber:

, (6)

Onde n-índice de refração de semicondutores; Com- velocidade da luz.

No que se segue, entretanto, não levaremos em conta a recombinação espontânea, uma vez que a taxa de recombinação espontânea não depende da densidade do fluxo de fótons no ambiente de trabalho do laser, e a taxa de recombinação forçada estará em valores grandes Р(hν 12) excedem significativamente a taxa de recombinação espontânea. Para que a amplificação da luz ocorra, a velocidade das transições forçadas de cima para baixo deve exceder a velocidade das transições de baixo para cima:

Tendo anotado as probabilidades de elétrons ocuparem níveis com energia ε 1 E ε 2 como

, (8)

obtemos a condição para população inversa em semicondutores

porque distância mínima entre níveis ε 1 E ε 2 apenas igual ao band gap do semicondutor εg. Essa relação é conhecida como Relação Bernard-Durafour.

A Fórmula 9 inclui os valores dos chamados. níveis quase-Fermi- Níveis de Fermi separadamente para a banda de condução FC e banda de valência F V. Esta situação só é possível para uma situação de desequilíbrio, ou mais precisamente, para quase-equilíbrio sistemas. Para formar níveis de Fermi em ambas as bandas permitidas (níveis que separam os estados cheio de elétrons e vazios (ver Introdução)), é necessário que tempo de relaxamento do pulso havia várias ordens de grandeza de elétrons e buracos menos vida útil transportadores de carga em excesso:

Como resultado desequilíbrio em geral, o gás elétron-buraco pode ser considerado como uma combinação equilíbrio eletrônico gás na zona de condução e buraco de equilíbrio gás na banda de valência (Fig. 2).

Figura 2. Diagrama de energia de um semicondutor com população de nível invertido. Os estados cheios de elétrons estão sombreados.

O procedimento para criar uma população inversa no ambiente de trabalho de um laser (no nosso caso, em um cristal semicondutor) é denominado bombeando. Os lasers semicondutores podem ser bombeados de fora com luz, um feixe de elétrons rápidos, um forte campo de radiofrequência ou ionização por impacto no próprio semicondutor. Mas o mais simples, mais econômico e, por isso, o mais comum maneira de bombear lasers semicondutores é injeção transportadoras de carga em uma junção p-n degenerada(ver manual metodológico “Física de dispositivos semicondutores”; diodo túnel). O princípio de tal bombeamento fica claro na Fig. 3, onde diagrama de energia tal transição em um estado de equilíbrio termodinâmico e em grande viés direto. Pode-se observar que na região d, diretamente adjacente à junção pn, a população inversa é realizada - a distância de energia entre os níveis quase-Fermi é maior que o band gap.

Figura 3. Uma junção pn degenerada em um estado de equilíbrio termodinâmico (esquerda) e com grande tendência direta (direita).

No entanto, a criação de população inversa no ambiente de trabalho é necessário, mas também não é uma condição suficiente para gerar radiação laser. Em qualquer laser, e em particular num laser semicondutor, parte da potência da bomba fornecida ao dispositivo será perdida inutilmente. E somente quando a potência de bombeamento excede um determinado valor - limite de geração, o laser passa a funcionar como um amplificador quântico de luz. Quando o limite de geração é excedido:

· A) aumenta acentuadamente intensidade da radiação emitida pelo aparelho (Fig. 4a);

b) afunila espectral linha radiação (Fig. 4b);

· c) a radiação torna-se coerente e estreitamente focado.

Figura 4. Aumento da intensidade (esquerda) e estreitamento da linha espectral de emissão (direita) de um laser semicondutor quando a corrente excede o valor limite.

Para atingir condições limite de laser, o meio de trabalho do laser é geralmente colocado em ressonador óptico. Esse aumenta o comprimento do caminho óptico do feixe de luz no ambiente de trabalho, facilita a obtenção do limiar de laser, promove uma melhor focagem do feixe, etc. Da variedade de tipos de ressonadores ópticos em lasers semicondutores, o mais comum é o mais simples Ressonador Fabry-Perot– dois espelhos planos paralelos perpendiculares à junção pn. Além disso, as bordas polidas do próprio cristal semicondutor são usadas como espelhos.

Consideremos a passagem de uma onda eletromagnética através de tal ressonador. Vamos considerar que a transmitância e o coeficiente de reflexão do espelho esquerdo do ressonador são t 1 E R 1, certo (através do qual a radiação sai) - atrás t 2 E R2; comprimento do ressonador – eu. Deixe uma onda eletromagnética cair do lado esquerdo do cristal, cuja equação será escrita na forma:

. (11)

Depois de passar pelo espelho esquerdo, pelo cristal e pelo espelho direito, parte da radiação sairá pelo lado direito do cristal, e parte será refletida e irá novamente para o lado esquerdo (Fig. 5).

Figura 5. Onda eletromagnética em um ressonador Fabry-Perot.

Quanto mais o caminho do feixe no ressonador, as amplitudes dos feixes emergentes e refletidos ficam claras na figura. Vamos resumir as amplitudes de todas as ondas eletromagnéticas liberadas pelo lado direito do cristal:

= (12).

Exigiremos que a soma das amplitudes de todas as ondas que emergem do lado direito não seja igual a zero, mesmo com uma amplitude cada vez menor da onda no lado esquerdo do cristal. Obviamente, isto só pode acontecer quando o denominador da fração em (12) tende a zero. A partir daqui obtemos:

, (13)

e tendo em conta o facto de a intensidade da luz, ou seja; , Onde R 1 , R 2 - coeficientes de reflexão de espelhos - faces de cristal “por intensidade”, e, além disso, escreveremos finalmente a razão para o limiar de laser como:

. (14)

Segue-se de (11) que o fator 2G incluído no expoente está relacionado ao índice de refração complexo do cristal:

No lado direito de (15), o primeiro termo determina a fase da onda de luz e o segundo, a amplitude. Em um meio comum, termodinamicamente em equilíbrio, ocorre atenuação (absorção) da luz; no meio de trabalho ativo de um laser, a mesma relação deve ser escrita na forma , Onde g - ganho de luz, e o símbolo ai designada todas as perdas bombear energia, não necessariamente apenas de natureza óptica. Então condição limite de amplitude será reescrito como:

ou . (16)

Assim, definimos necessário(9) e suficiente(16) condições para geração de um laser semicondutor. Assim que o valor ganho excederá perdas por uma quantidade determinada pelo primeiro termo (16), num ambiente de trabalho com população inversa de níveis, a luz começará a se intensificar. O ganho em si dependerá da potência da bomba ou, o que é o mesmo para lasers de injeção, da magnitude corrente operacional. Na área de trabalho típica de lasers semicondutores e depende linearmente da corrente operacional

. (17)

De (16) e (17) para corrente limite Nós temos:

, (18)

por onde EU 0 é designado como “limiar de inversão” é o valor da corrente operacional no qual a população inversa no semicondutor é alcançada. Porque normalmente, o primeiro termo em (18) pode ser desprezado.

Fator de proporcionalidade β para um laser usando uma junção pn convencional e feito, por exemplo, de GaAs pode ser calculado usando a fórmula

, (19)

Onde E e Δ E- posição e meia largura da linha espectral da radiação laser.

O cálculo usando a fórmula 18 fornece à temperatura ambiente T = 300 K para tal laser valores muito altos da densidade de corrente limite 5 . 10 4 A/cm 2, ou seja, Esses lasers podem ser operados com bom resfriamento ou em modo de pulso curto. Portanto, conforme observado acima, apenas a criação em 1970 pelo grupo de Zh.I.Alferov lasers de heterojunção permitido reduzir em 2 ordens de grandeza correntes de limite de lasers semicondutores, o que levou ao uso generalizado desses dispositivos na eletrônica.

Para entender como isso foi alcançado, vamos dar uma olhada mais de perto estrutura de perda em lasers semicondutores. Para não específico, comum a todos os lasers, e em princípio perdas irreparáveis as perdas devem ser atribuídas a transições espontâneas e perdas em termalização.

Transições espontâneas do nível superior para o nível inferior estarão sempre presentes, e como os quanta de luz emitidos neste caso terão uma distribuição aleatória em fase e direção de propagação (eles não coerente), então o gasto de energia da bomba na geração de pares elétron-buraco que se recombinam espontaneamente deve ser classificado como perdas.

Com qualquer método de bombeamento, elétrons com energia superior à energia do nível quase-Fermi serão lançados na banda de condução do semicondutor. FC. Esses elétrons, perdendo energia em colisões com defeitos da rede, caem rapidamente para o nível quase-Fermi - um processo denominado termalização. A energia perdida pelos elétrons quando eles são espalhados nos defeitos da rede é a perda de termalização.

PARA parcialmente removível perdas podem incluir perdas em recombinação não radiativa. Em semicondutores de gap direto, níveis profundos de impurezas são geralmente responsáveis ​​pela recombinação não radiativa (ver “Efeito fotoelétrico em semicondutores homogêneos”). A limpeza cuidadosa do cristal semicondutor das impurezas que formam tais níveis reduz a probabilidade de recombinação não radiativa.

E, finalmente, as perdas absorção não ressonante e assim por diante correntes de fuga pode ser significativamente reduzido usando lasers para fabricação heteroestruturas.

Ao contrário das junções pn convencionais, onde semicondutores idênticos estão localizados à direita e à esquerda do ponto de contato, diferindo apenas na composição das impurezas e no tipo de condutividade, nas heteroestruturas, semicondutores de diferentes composições químicas estão localizados em ambos os lados do contato. Esses semicondutores possuem diferentes band gaps, portanto no ponto de contato haverá um “salto” na energia potencial do elétron (do tipo “gancho” ou do tipo “parede” (Fig. 6)).

Figura 6. Um laser de injeção baseado em uma heteroestrutura bilateral em estado de equilíbrio termodinâmico (esquerda) e em modo de operação (direita).

Dependendo do tipo de condutividade dos semicondutores, as heteroestruturas podem ser isotípico(p-P; n-N heteroestruturas) e anisotípico(p-N; n-P heteroestruturas). Em heteroestruturas, letras maiúsculas geralmente denotam um semicondutor com um band gap maior. Nem todos os semicondutores são capazes de formar heteroestruturas de alta qualidade adequadas para a criação de dispositivos eletrônicos baseados neles. Para que a interface contenha o menor número possível de defeitos, os componentes da heteroestrutura devem ter mesma estrutura cristalina e muito valores próximos estrutura constante. Entre os semicondutores do grupo A III B V, apenas dois pares de compostos atendem a este requisito: GaAs-AlAs e GaSb-AlSb e seus soluções sólidas(ver Introdução), ou seja, GaAs-Ga x Al 1- x As; GaSb-Ga x Al 1- x Sb. Ao complicar a composição dos semicondutores, é possível selecionar outros pares adequados para a criação de heteroestruturas, por exemplo InP-In x Ga 1- x As y P 1- y; InP- Al x Ga 1- x As y Sb 1- y. Os lasers de injeção também são feitos de heteroestruturas baseadas em compostos semicondutores A IV B VI, como PbTe-Pb x Sn 1- x Te; PbSe-Pb x Sn 1- x Se - esses lasers emitem na região do infravermelho distante do espectro.

Perdas em correntes de fuga em heterolasers é possível eliminá-lo quase completamente devido à diferença nos band gaps dos semicondutores que formam a heteroestrutura. Na verdade (Fig. 3), a largura da região d perto de uma junção pn convencional, onde a condição de população inversa é satisfeita, é de apenas 1 μm, enquanto os portadores de carga injetados através da junção se recombinam em uma região muito maior L n + L p com largura de 10 μm . A recombinação de portadores nesta região não contribui para uma emissão coerente. EM bilateral Região de heteroestrutura NPP (Fig. 6) com população invertida coincide com a espessura da camada semicondutora de lacuna estreita no centro do heterolaser. Quase tudo elétrons e buracos injetados nesta região a partir de semicondutores de gap largo lá eles se recombinam. Barreiras potenciais na interface entre semicondutores de intervalo largo e de intervalo estreito evitam que os portadores de carga se “espalhem”, o que aumenta drasticamente a eficiência de tal estrutura em comparação com uma junção pn convencional (Fig. 3).

Não apenas elétrons e buracos fora do equilíbrio estarão concentrados na camada de um semicondutor de gap estreito, mas também a maior parte da radiação. A razão para este fenômeno é que os semicondutores que compõem a heteroestrutura diferem no valor do seu índice de refração. Normalmente, o índice de refração é maior para um semicondutor de vão estreito. Portanto, todos os raios que têm um ângulo de incidência na fronteira de dois semicondutores

, (20)

vai passar reflexão interna total. Consequentemente, a radiação ficará “travada” na camada ativa (Fig. 7), o que reduzirá significativamente as perdas em absorção não ressonante(geralmente esta é a chamada “absorção pelas operadoras de cobrança gratuita”).

Figura 7. Limitação óptica durante a propagação da luz em uma heteroestrutura. Em um ângulo de incidência maior que θ ocorre reflexão interna total a partir da interface entre os semicondutores que compõem a heteroestrutura.

Todos os itens acima permitem obter em heterolasers ganho óptico gigante com dimensões microscópicas da região ativa: espessura da camada ativa, comprimento do ressonador . Os heterolasers operam à temperatura ambiente em modo contínuo e característica densidade de corrente operacional não exceda 500 A/cm2. Espectro de emissão a maioria dos lasers produzidos comercialmente nos quais o meio de trabalho é arseneto de gálio, representa uma linha estreita com um máximo na região do infravermelho próximo do espectro , embora tenham sido desenvolvidos lasers semicondutores que produzem radiação visível e lasers que emitem na região do infravermelho distante com .

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Introdução

Uma das conquistas mais notáveis ​​da física na segunda metade do século XX foi a descoberta de fenômenos físicos que serviram de base para a criação do incrível dispositivo de um gerador quântico óptico, ou laser.

O laser é uma fonte de luz monocromática coerente com um feixe de luz altamente diretivo.

Os geradores quânticos são uma classe especial de dispositivos eletrônicos que incorporam as mais modernas conquistas em diversos campos da ciência e tecnologia.

Lasers a gás são aqueles em que o meio ativo é um gás, uma mistura de vários gases ou uma mistura de gases com vapor metálico.

Os lasers a gás são o tipo de laser mais utilizado atualmente. Entre os diferentes tipos de lasers a gás, é sempre possível encontrar um laser que satisfaça quase todos os requisitos do laser, com exceção de potência muito elevada na região visível do espectro em modo pulsado.

Altas potências são necessárias para muitos experimentos ao estudar as propriedades ópticas não lineares dos materiais. Atualmente, altas potências não foram obtidas em lasers de gás devido ao fato de que a densidade dos átomos neles não é alta o suficiente. No entanto, para quase todos os outros fins, pode ser encontrado um tipo específico de laser a gás que será superior tanto aos lasers de estado sólido bombeados opticamente quanto aos lasers semicondutores.

Um grande grupo de lasers de gás consiste em lasers de descarga de gás, nos quais o meio ativo é um gás rarefeito (pressão 1–10 mm Hg), e o bombeamento é realizado por uma descarga elétrica, que pode ser brilho ou arco e é criada por corrente contínua ou corrente alternada de alta frequência (10 –50 MHz).

Existem vários tipos de lasers de descarga de gás. Nos lasers de íons, a radiação é produzida por transições de elétrons entre os níveis de energia dos íons. Um exemplo é o laser de argônio, que utiliza descarga de arco de corrente contínua.

Lasers de transição atômica são gerados por transições de elétrons entre níveis de energia atômica. Esses lasers produzem radiação com comprimento de onda de 0,4–100 μm. Um exemplo é um laser de hélio-néon operando com uma mistura de hélio e néon sob uma pressão de cerca de 1 mm Hg. Arte. Para o bombeamento, é utilizada uma descarga incandescente, criada por uma tensão constante de aproximadamente 1000 V.

Os lasers de descarga de gás também incluem lasers moleculares, nos quais a radiação surge das transições de elétrons entre os níveis de energia das moléculas. Esses lasers possuem uma ampla faixa de frequência correspondente a comprimentos de onda de 0,2 a 50 µm.

O laser molecular mais comum é o de dióxido de carbono (laser de CO 2). Pode produzir potência de até 10 kW e tem uma eficiência bastante alta de cerca de 40%. Impurezas de nitrogênio, hélio e outros gases são geralmente adicionadas ao dióxido de carbono principal. Para bombeamento, é usada uma descarga incandescente de corrente contínua ou de alta frequência. Um laser de dióxido de carbono produz radiação com comprimento de onda de cerca de 10 mícrons.

O projeto de geradores quânticos é muito trabalhoso devido à grande variedade de processos que determinam suas características de desempenho, mas, apesar disso, os lasers de gás dióxido de carbono são usados ​​em muitos campos.

Com base em lasers de CO 2, sistemas de orientação a laser, sistemas de monitoramento ambiental baseados em localização (lidars), instalações tecnológicas para soldagem a laser, corte de metais e materiais dielétricos, instalações para riscar superfícies de vidro e endurecimento superficial de produtos de aço foram desenvolvidos e são desenvolvidos com sucesso operado. Os lasers de CO2 também são amplamente utilizados em sistemas de comunicações espaciais.

O objetivo principal da disciplina “dispositivos e dispositivos quânticos optoeletrônicos” é estudar os fundamentos físicos, projeto, princípios de funcionamento, características e parâmetros dos mais importantes instrumentos e dispositivos utilizados em sistemas de comunicação óptica. Estes incluem geradores e amplificadores quânticos, moduladores ópticos, fotodetectores, elementos e dispositivos ópticos não lineares, componentes ópticos holográficos e integrados. Isto implica a relevância do tema deste projeto de curso.

O objetivo deste projeto de curso é descrever lasers de gás e calcular um laser de hélio-néon.

De acordo com o objetivo, são resolvidas as seguintes tarefas:

Estudar o princípio de funcionamento de um gerador quântico;

Estudo do projeto e princípio de funcionamento de um laser de CO 2;

Estudar documentação de segurança ao trabalhar com lasers;

Cálculo do laser de CO 2.

1 Princípio de funcionamento de um gerador quântico

O princípio de funcionamento dos geradores quânticos é baseado na amplificação de ondas eletromagnéticas por meio do efeito de radiação forçada (induzida). A amplificação é garantida pela liberação de energia interna durante as transições de átomos, moléculas e íons estimulados pela radiação externa de um determinado nível de energia superior excitado para um inferior (localizado abaixo). Essas transições forçadas são causadas por fótons. A energia do fóton pode ser calculada usando a fórmula:

hν = E 2 - E 1,

onde E2 e E1 são as energias dos níveis superior e inferior;

h = 6,626∙10-34 J∙s – constante de Planck;

ν = c/λ – frequência de radiação, c – velocidade da luz, λ – comprimento de onda.

A excitação, ou, como é comumente chamada, o bombeamento, é realizada diretamente de uma fonte de energia elétrica ou devido ao fluxo de radiação óptica, uma reação química ou uma série de outras fontes de energia.

Em condições de equilíbrio termodinâmico, a distribuição de energia das partículas é determinada exclusivamente pela temperatura do corpo e é descrita pela lei de Boltzmann, segundo a qual quanto maior o nível de energia, menor a concentração de partículas em um determinado estado, ou seja, , menor será sua população.

Sob a influência do bombeamento, que perturba o equilíbrio termodinâmico, pode surgir a situação oposta quando a população do nível superior excede a população do nível inferior. Ocorre uma condição chamada inversão populacional. Neste caso, o número de transições forçadas do nível de energia superior para o inferior, durante as quais ocorre a radiação estimulada, excederá o número de transições reversas acompanhadas pela absorção da radiação original. Como a direção de propagação, fase e polarização da radiação induzida coincidem com a direção, fase e polarização da radiação atuante, ocorre o efeito de sua amplificação.

O meio no qual a radiação pode ser amplificada devido a transições induzidas é denominado meio ativo. O principal parâmetro que caracteriza suas propriedades amplificadoras é o coeficiente, ou índice de amplificação kν - parâmetro que determina a mudança no fluxo de radiação na frequência ν por unidade de comprimento do espaço de interação.

As propriedades amplificadoras do meio ativo podem ser significativamente aumentadas aplicando o princípio do feedback positivo, conhecido em radiofísica, quando parte do sinal amplificado retorna ao meio ativo e é reamplificado. Se neste caso o ganho ultrapassar todas as perdas, inclusive aquelas que são utilizadas como sinal útil (perdas úteis), ocorre um modo de autogeração.

A autogeração começa com o aparecimento de transições espontâneas e se desenvolve até um determinado nível estacionário, determinado pelo equilíbrio entre ganho e perda.

Na eletrônica quântica, para criar feedback positivo em um determinado comprimento de onda, são usados ​​​​ressonadores predominantemente abertos - um sistema de dois espelhos, um dos quais (surdo) pode ser completamente opaco, o segundo (saída) pode ser translúcido.

A região de geração do laser corresponde à faixa óptica das ondas eletromagnéticas, razão pela qual os ressonadores a laser também são chamados de ressonadores ópticos.

Um diagrama funcional típico de um laser com os elementos acima é mostrado na Figura 1.

Um elemento obrigatório do projeto de um laser a gás deve ser um invólucro (tubo de descarga de gás), em cujo volume existe um gás de determinada composição a uma determinada pressão. As extremidades da carcaça são cobertas por janelas feitas de material transparente à radiação laser. Esta parte funcional do dispositivo é chamada de elemento ativo. Para reduzir perdas devido à reflexão em sua superfície, as janelas são instaladas no ângulo de Brewster. A radiação laser em tais dispositivos é sempre polarizada.

O elemento ativo, juntamente com os espelhos ressonadores instalados fora do elemento ativo, é denominado emissor. Uma opção é possível quando os espelhos ressonadores são fixados diretamente nas extremidades do invólucro do elemento ativo, desempenhando simultaneamente a função de janelas para vedação do volume de gás (laser com espelhos internos).

A dependência do ganho do meio ativo na frequência (circuito de ganho) é determinada pela forma da linha espectral da transição quântica de trabalho. A geração do laser ocorre apenas em frequências dentro deste circuito nas quais um número inteiro de meias ondas cabe no espaço entre os espelhos. Neste caso, como resultado da interferência de ondas diretas e reversas no ressonador, formam-se as chamadas ondas estacionárias com nós de energia nos espelhos.

A estrutura do campo eletromagnético das ondas estacionárias em um ressonador pode ser muito diversa. Suas configurações específicas são geralmente chamadas de modos. Oscilações com frequências diferentes, mas com a mesma distribuição de campo na direção transversal são chamadas de modos longitudinais (ou axiais). Eles estão associados a ondas que se propagam estritamente ao longo do eixo do ressonador. Oscilações que diferem entre si na distribuição do campo na direção transversal, respectivamente, nos modos transversais (ou não axiais). Eles estão associados a ondas que se propagam em vários ângulos pequenos em relação ao eixo e, correspondentemente, possuem um componente transversal do vetor de onda. A seguinte abreviatura é usada para denotar os vários modos: TEMmn. Nesta notação, m e n são índices que mostram a periodicidade da mudança de campo nos espelhos ao longo de diferentes coordenadas na direção transversal. Se apenas o modo fundamental (mais baixo) for gerado durante a operação do laser, falamos de um modo operacional de modo único. Quando existem vários modos transversais, o modo é denominado multimodo. Ao operar em modo monomodo, a geração é possível em diversas frequências com diferentes números de modos longitudinais. Se o laser ocorrer em apenas um modo longitudinal, falamos de um modo de frequência única.

Figura 1 – Diagrama do laser a gás.

As seguintes designações são usadas na figura:

1. Espelhos ressonadores ópticos;
2. Janelas ressonadoras ópticas;
3. Eletrodos;
4. Tubo de descarga de gás.

2 Projeto e princípio de operação de um laser CO 2

O dispositivo laser CO 2 é mostrado esquematicamente na Figura 2.

Figura 2 – Princípio de funcionamento de um laser de CO2.

Um dos tipos mais comuns de lasers de CO 2 são os lasers dinâmicos de gás. Neles, a população inversa necessária para a radiação laser é alcançada devido ao fato do gás ser pré-aquecido a 1.500 K a uma pressão de 20–30 atm. , entra na câmara de trabalho, onde se expande e sua temperatura e pressão caem drasticamente. Esses lasers podem produzir radiação contínua com potência de até 100 kW.

Para criar o meio ativo (como se costuma dizer, “bombeamento”) dos lasers de CO 2, uma descarga luminosa de corrente contínua é mais frequentemente usada. Recentemente, a descarga de alta frequência tem sido cada vez mais utilizada. Mas este é um tópico separado. A descarga de alta frequência e as aplicações mais importantes que encontrou em nosso tempo (não apenas na tecnologia laser) são o tema de um artigo separado. Sobre os princípios gerais de funcionamento dos lasers de CO 2 de descarga elétrica, os problemas que surgem neste caso e alguns projetos baseados na utilização de descarga de corrente contínua.

No início da década de 70, durante o desenvolvimento dos lasers de CO 2 de alta potência, ficou claro que a descarga era caracterizada por características e instabilidades até então desconhecidas que eram destrutivas para os lasers. Eles representam obstáculos quase intransponíveis às tentativas de preencher um grande volume com plasma a pressão elevada, que é precisamente o que é necessário para obter altas potências de laser. Talvez nenhum dos problemas de natureza aplicada tenha servido tanto para o progresso da ciência das descargas elétricas em gases nas últimas décadas quanto o problema da criação de lasers de CO 2 de ondas contínuas de alta potência.

Consideremos o princípio de funcionamento de um laser de CO 2.

O meio ativo de quase qualquer laser é uma substância na qual uma população invertida pode ser criada em certas moléculas ou átomos em um determinado par de níveis. Isso significa que o número de moléculas no estado quântico superior, correspondente à transição da radiação laser, excede o número de moléculas no estado quântico inferior. Ao contrário da situação habitual, um feixe de luz que passa por tal meio não é absorvido, mas amplificado, o que abre a possibilidade de geração de radiação.

Você sabia, O que é um experimento mental, experimento gedanken?
Esta é uma prática inexistente, uma experiência de outro mundo, uma imaginação de algo que realmente não existe. Os experimentos mentais são como sonhos acordados. Eles dão à luz monstros. Ao contrário de um experimento físico, que é um teste experimental de hipóteses, um “experimento mental” substitui magicamente os testes experimentais por conclusões desejadas que não foram testadas na prática, manipulando construções lógicas que na verdade violam a própria lógica, usando premissas não comprovadas como provadas, que é, por substituição. Assim, a principal tarefa dos requerentes de “experimentos mentais” é enganar o ouvinte ou leitor, substituindo um experimento físico real por sua “boneca” - raciocínio fictício em liberdade condicional sem a própria verificação física.
Preencher a física com “experimentos mentais” imaginários levou ao surgimento de uma imagem absurda, surreal e confusa do mundo. Um verdadeiro pesquisador deve distinguir tais “embalagens de doces” dos valores reais.

Relativistas e positivistas argumentam que “experimentos mentais” são uma ferramenta muito útil para testar teorias (que também surgem em nossas mentes) quanto à consistência. Nisto enganam as pessoas, pois qualquer verificação só pode ser realizada por uma fonte independente do objeto da verificação. O próprio requerente da hipótese não pode ser um teste da sua própria afirmação, uma vez que a própria razão desta afirmação é a ausência de contradições na afirmação visíveis ao requerente.

Vemos isso no exemplo da SRT e da GTR, que se transformaram numa espécie de religião que controla a ciência e a opinião pública. Nenhuma quantidade de fatos que os contradizem pode superar a fórmula de Einstein: “Se um fato não corresponde à teoria, mude o fato” (Em outra versão, “O fato não corresponde à teoria? - Tanto pior para o fato ”).

O máximo que um “experimento mental” pode reivindicar é apenas a consistência interna da hipótese dentro da estrutura da lógica do próprio requerente, muitas vezes de forma alguma verdadeira. Isto não verifica a conformidade com a prática. A verificação real só pode ocorrer num experimento físico real.

Um experimento é um experimento porque não é um refinamento de pensamento, mas um teste de pensamento. Um pensamento autoconsistente não pode verificar-se. Isto foi comprovado por Kurt Gödel.