Лазер , джерело електромагнітного випромінювання видимого, інфрачервоного і ультрафіолетового діапазонів, засноване на вимушеному випромінюванні атомів і молекул. Слово «лазер» складене з початкових букв (абревіатура) слів англійської фрази «Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation», що означає «посилення світла в результаті вимушеного випромінювання». У радянській літературі уживається також термін «оптичний квантовий генератор» (ОКГ). Створення Л. (1960) і декілька раніше мазеров (1955) послужило основою розвитку нового напряму у фізиці і техніці, називається квантовою електронікою . В 1964 радянським фізикам Н. Р. Басову, А. М. Прохорову і американському фізикові Ч. Таунсу за роботи в області квантової електроніки присуджена Нобелівська премія по фізиці.
Лазер — джерело світла. В порівнянні з іншими джерелами світла Л. володіє рядом унікальних властивостей, пов'язаних з когерентністю і високою спрямованістю його випромінювання. Випромінювання «нелазерних» джерел світла не має цих особливостей. Потужність, що випромінюється нагрітим тілом визначається його температурою Т . Найбільше можливе значення потоку випромінювання, що досягається для абсолютно чорного тіла, W = 5,7×10 -12 × T 4 вт/см 2 . Потужність випромінювання швидко зростає із збільшенням Т і для високих Т досягає вельми великих величин. Так, кожен 1 см 2 поверхні Сонця ( Т = 5800 До) випромінює потужність W = 6,4×10 3 Вт. Проте випромінювання теплового джерела поширюється по всіх напрямах від джерела, тобто заповнює тілесний кут 2p рад. Формування направленого пучка від такого джерела, здійснюване за допомогою системи діафрагм або оптичних систем, що складаються з лінз і дзеркал, завжди супроводиться втратою енергії. Жодна оптична система не дозволяє отримати на поверхні освітлюваного об'єкту потужність випромінювання більшу, ніж в самому джерелі світла.
Випромінювання теплового джерела, крім того, немонохроматічно, воно заповнює широкий інтервал довжин хвиль ( мал. 1 ). Наприклад, спектр випромінювання Сонця захоплює ультрафіолетовий, видимий і інфрачервоний діапазони довжин хвиль. Для підвищення монохроматичності випромінювання застосовують монохроматори, що дозволяють виділити з суцільного спектру порівняно вузьку область, або використовують газорозрядні джерела світла низького тиску, що дають дискретні атомні або молекулярні вузькі спектральні лінії. Інтенсивність випромінювання в спектральних лініях, проте, не може перевищувати інтенсивності випромінювання абсолютно чорного тіла, температура якого дорівнює температурі збудження атомів і молекул ( мал. 1 ). Т. о., в обох випадках монохроматизація випромінювання досягається ціною величезних втрат енергії. Чим вже спектральна лінія, тим менше випромінювана енергія.
Інша картина має місце в радіодіапазоні. Джерела радіохвиль здатні формувати направлене і монохроматичне випромінювання великої потужності (див. Випромінювання і прийом радіохвиль ) . Відмінність між джерелами радіохвиль і долазернимі джерелами світла носить принциповий характер. Антени — випромінювачі радіохвиль, що живляться від загального генератора електричних коливань, можна збудити когерентно. Елементарними випромінювачами світлових хвиль є атоми і молекули. Випромінюванням будь-якого джерела світла є сумарний ефект випромінювання величезної сукупності атомів і молекул, причому всі вони випромінюють абсолютно незалежно один від одного — некогерентний. Некогерентність випромінювання атомів пов'язана з незалежністю, випадковістю елементарних актів збудження атомів і їх хаотичним розподілом в просторі. Основною причиною збудження атомів в нагрітих тілах і в газовому розряді є зіткнення. Моменти зіткнень випадковим чином розподілені в часі, що і приводить до хаотичного розподілу фаз хвиль, що випромінюються окремими атомами, тобто до некогерентності їх випромінювання.
Завдання створення джерела когерентного світла була вирішена лише з появою Л., у якому використовується принципово інший метод висвічення збуджених атомів, що дозволяє, не дивлячись на некогерентний характер збудження окремих атомів, отримувати когерентні пучки світла з дуже малою расходімостью. Якщо інтенсивність випромінювання Л. порівняти з інтенсивністю випромінювання абсолютно чорного тіла в тому ж спектральному і кутовому інтервалах, то виходять фантастично великі температури, в мільярди і більш що раз перевищують реально досяжні температури теплових джерел світла. Крім того, мала расходімость випромінювання дозволяє за допомогою звичайних оптичних систем концентрувати світлову енергію в нікчемно малих об'ємах, створюючи величезну щільність енергії. Когерентність і спрямованість випромінювання відкривають принципово нові можливості використання світлових пучків там, де нелазерні джерела світла непридатні.
Принцип роботи лазера. Збуджений атом може мимоволі (спонтанно) перейти на один з рівнів енергії, що пролягають нижче, випромінює при цьому квант світла (див. Атом ) . Світлові хвилі, що випромінюються нагрітими тілами, формуються саме в результаті таких спонтанних переходів атомів і молекул. Спонтанне випромінювання різних атомів некогерентне. Проте, окрім спонтанного випускання, існують випромінювальні акти ін. роду. При поширенні в середовищі світлової хвилі з частотою v, відповідній різниці яких-небудь двох енергетичних рівнів E 1 , E 2 атомів або молекул середовища ( hn = E 2 — E 1 , де h —Планка постійна ) , до спонтанного випускання часток додаються ін. радіаційні процеси. Атоми що знаходяться на нижньому енергетичному рівні E 1 , в результаті поглинання квантів світла з енергією hn переходять на рівень E 2 ( мал. 2 , а) . Число таких переходів пропорційне r ( n ) N 1 , де r ( n ) — спектральна щільність випромінювання в ерг/см 3 , N 1 — концентрація атомів, що знаходяться на рівні E 1 (населеність рівня). Атоми, що знаходяться на верхньому енергетичному рівні E 2 , під дією квантов hn вимушено переходять на рівень E 1 ( мал. 2 , би) . Число таких переходів пропорційне r ( n ) N 2 , де N 2 — концентрація атомів на рівні E 2 . В результаті переходів E 1 ® E 2 хвиля втрачає енергію, ослабляється. В результаті ж переходів E 2 ® E 1 світлова хвиля посилюється. Результуюча зміна енергії світлової хвилі визначається різницею ( N 2 — N 1 ). В умовах термодинамічної рівноваги населеність нижнього рівня N 1 завжди більше населеності верхнього N 2 . Тому хвиля втрачає більше енергії, чим набуває, тобто має місце поглинання світла. Проте в деяких спеціальних випадках опиняється можливим створити такі умови, коли виникає інверсія населенностей рівнів E 1 і E 2 , при якій N 2 > N 1 . При цьому вимушені переходи E 2 ® E 1 переважають і поставляють в світлову хвилю більше енергії, чим втрачається в результаті переходів E 1 ® E 2 . Світлова хвиля в цьому випадку не ослабляється, а посилюється.
Випромінювані атомами в результаті вимушених переходів E 2 ® E 1 хвилі по частоті n , напряму поширення, поляризації і фазі тотожні первинній хвилі і, отже, когерентні один одному незалежно від того, яким чином відбувалося збудження атомів на рівень E 2 . Саме когерентність вимушеного випромінювання приводить до посилення світлової хвилі в середовищі з інверсією населенностей, а не просто до додаткового випромінювання нових хвиль. Середовище з інверсією населенностей якої-небудь пари рівнів E 1 , E 2 , здатну підсилювати випромінювання частоти n = ( E 2 — E 1 )/ h , зазвичай називають активною.
Спонтанне випромінювання одне із збуджених атомів активного середовища (тобто атома, що знаходиться на рівні E 2 ), перш ніж воно вийде з об'єму V, може викликати вимушені переходи ін. збуджених атомів і внаслідок цього посилиться ( мал. 3 ). Істотно, що посилення залежить від дороги, прохідної хвилею в середовищі, тобто від напряму. Якщо помістити активне середовище в простий оптичний резонатор, тобто між двома паралельними напівпрозорими дзеркалами, що знаходяться на певній відстані один від одного, як в інтерферометрі Фабрі — Перо ( мал. 4 ), то в найбільш сприятливі умови потрапляє хвиля, що поширюється уздовж осі інтерферометра. Посилюючись, вона досягне дзеркала, відіб'ється від нього і піде у зворотному напрямі продовжуючи посилюватися, потім відіб'ється від другого дзеркала і т.д. При кожному «проході» інтенсивність хвилі збільшується в e kl разів, де до — коефіцієнт посилення в см -1 , L — довжина дороги хвилі в активному середовищі. Якщо посилення на довжині L більше втрат, що випробовуються хвилею при віддзеркаленні, то з кожним проходом хвиля посилюватиметься все більше і більше, поки щільність енергії r ( n ) у хвилі не досягне деякого граничного значення. Зростання r ( n ) припиняється, коли енергія, що виділяється в результаті вимушених переходів, пропорційна r ( n ), не може компенсуватися енергією, що витрачається на збудження атомів. В результаті між дзеркалами встановлюється стояча хвиля, а крізь напівпрозорі дзеркала виходить назовні потік когерентного випромінювання.
Інтерферометр Фабрі — Перо, заповнений активним середовищем з чималим коефіцієнтом посилення, є простий Л. У Л. використовуються оптичні резонатори і ін. типів — з плоскими дзеркалами, сферичними, комбінаціями плоских і сферичних і ін. (див. Відкритий резонатор ) . В оптичних резонаторах, що забезпечують зворотний зв'язок в Л., можуть збуджуватися лише деякі певні типи коливань електромагнітного поля, називаються власними коливаннями або модами резонатора. Моди характеризуються частотою і формою, тобто просторовим розподілом коливань. У резонаторі з плоскими дзеркалами ( мал. 4 ) переважно збуджуються типи коливань, відповідні плоским хвилям, що поширюються уподовж осі резонатора. Такий резонатор дозволяє отримувати випромінювання високої спрямованості. Тілесний кут DW, в якому зосереджений потік випромінювання, може бути зроблений, де D — діаметр дзеркал. Для l » 1 мкм і D = 1 см величина » 10 -8 (для теплових джерел DW ~ 2p).
Оптичний резонатор накладає обмеження на спектральний склад випромінювання. При заданій довжині резонатора L в нім збуджуються хвилі з частотами, де з — швидкість світла, n — ціле число. В результаті спектр випромінювання Л., як правило, є набір вузьких спектральних ліній, інтервали між якими однакові і рівні c/2l . Число ліній (компонент) при заданій довжині L залежить від властивостей активного середовища, тобто від спектру спонтанного випромінювання на використовуваному квантовому переході і може досягати декількох десятків і сотень ( мал. 5 ). За певних умов виявляється можливим виділити одну спектральну компоненту, тобто здійснити одномодовий режим генерації. Спектральна ширина кожною з компонент dn л визначається втратами енергії в резонаторі і, в першу чергу, пропусканням і поглинанням світла дзеркалами. Оскільки величина dn л може бути зроблена у багато разів менше ширина спектральних ліній спонтанного випромінювання атомів, те випромінювання Л. у одномодовому режимі характеризується високою монохроматичністю.
Існуючі Л. розрізняються: 1) способом створення в середовищі інверсії населенностей, або, як то кажуть, способом накачування (оптичне накачування, збудження електронним ударом, хімічне накачування і т.п.; див.(дивися) нижчі); 2) робочим середовищем (тверді діелектрики, напівпровідники, гази, рідини); 3) конструкцією резонатора; 4) режимом роботи (імпульсний, безперервний). Всі ці відмінності визначаються потребами вживань, що пред'являють часто абсолютно різні вимоги до характеристик Л.
Методи створення інверсії населеності. Для створення активного Середовища необхідне виборче збудження атомів, що забезпечує переважне заселення одного або декількох рівнів енергії. Одним з найбільш простих і ефективних методів є метод оптичного накачування, який був використаний в першому Л. на рубіні. Рубіном є кристал окислу алюмінію Al 2 O 3 з домішкою (~ 0,05%) іонів Cr 3+ , що заміщають атоми Al (див. Рубін ) . Рівні енергії іона Cr 3+ в рубіні показані на мал. 6 . Поглинання світла, відповідного сині і зеленою областям спектру, переводить іони Cr 3+ з основного рівня E 1 на збуджені рівні, створюючі дві широкі смуги 1 і 2. Потім за порівняно малий час (~ 10 -8 сік ) здійснюється безвипромінювальний перехід цих іонів на рівні E 2 і . Надлишок енергії при цьому передається коливанням кристалічної решітки . Час життя іонів Cr 3+ на рівнях E 2 і складає 10 -3 сек. Лише після закінчення цього часу іони знову повертаються на основний рівень E 1 . Переходам E 2 ® E 1 і ® E 1 відповідає випромінювання в червоної області спектру. Якщо освітлювати кристал рубіна світлом джерела, що володіє досить великою інтенсивністю в синьою і зеленою областях спектру (смуги накачування), то відбувається накопичення іонів Cr 3+ на рівнях E 2 і і виникає інверсія населенностей цих рівнів по відношенню до осн. рівню E 1 . Це дозволило створити Л., що працює на переходах E 2 ® E 1 і ® E 1 , що генерує світло з довжиною хвилі l » 0,7 мкм.
Для створення інверсії населенностей рівнів E 2 , відносно E 1 необхідно перевести більше половини іонів Cr 3+ на рівні E 2 , за час, 10 -3 сек. Це пред'являє великі вимоги до потужності джерела накачування. Як такі джерела використовуються імпульсні ксенонові лампи. Тривалість імпульсу накачування зазвичай ~ 10 -3 сек. За цей час в кожному см 3 кристала поглинається енергія в декілька дж.
Метод оптичного накачування володіє декількома перевагами. По-перше, він застосовний для збудження середовищ з великою концентрацією часток (тверді тіла, рідини). По-друге, цей метод збудження вельми селективний. Так, в рубіні в основному поглинається лише та частина спектру випромінювання ламп накачування, яке відповідальне за збудження іонів Cr 3+ . Все останнє випромінювання потрапляє в область прозорості і поглинається відносно слабо. Тому відношення повної енергії, вкладеної в одиницю об'єму робочої речовини, до корисної енергії, витраченої на створення інверсної населенностей рівнів, в основному визначається особливостями використовуваної системи рівнів. Всі останні втрати енергії зведені до мінімуму. У рубіні втрачається лише та частина енергії, яка йде на збудження власних коливань кристалічної решітки в результаті безвипромінювальних переходів ( мал. 6, хвилясті стрілки). Зменшення паразитних втрат енергії істотне для зменшення теплових навантажень речовини. Питома енергія імпульсу генерації в твердотілих Л. досягає декілька дж від кожного см 3 речовини. Приблизно стільки ж енергії залишається в робочій речовині. Для одноатомного газу при атмосферному тиску енергія в 1 дж відповідає температурі 10000 К. Для твердого тіла, унаслідок його великої теплоємності, виділення енергії ~ 1 дж/см 3 дає нагрів на десятки градусів. Недоліком методу оптіч. накачування є малий ккд(коефіцієнт корисної дії). Відношення енергії імпульсу Л. до електричної енергії живлення лампи-накачування в кращому разі не перевищує декілька % із-за неповного використання спектру ламп накачування (~ 15%) і унаслідок втрат на перетворення електричної енергії в світлову в самих лампах.
Великого поширення набув метод створення активного середовища безпосередньо в електричному розряді в різних газах. Можливості здобуття за допомогою цього методу імпульсів генерації великої енергії обмежуються в основному малою щільністю робочого середовища; інверсію населенностей легко отримати в порівняно розріджених газах. Проте цей метод дозволяє використовувати як активне середовище Л. самі різні атомні і молекулярні гази і їх суміші, а також різні типи електричних розрядів в газах. В результаті виявилося можливим створити Л., що працюють в інфрачервоній, видимій і ультрафіолетовій областях спектру. Крім того, збудження в електричному розряді дозволяє реалізувати безперервний режим роботи Л. з великим ккд(коефіцієнт корисної дії) перетворення електричної енергії в енергію випромінювання Л. (див. Газовий лазер ) .
В найбільш потужному газорозрядному Л. безперервної дії на суміші молекулярних газів Co 2 і N 2 (з додаванням ряду ін. компонентів) механізм утворення інверсії населенностей полягає в наступному: електрони газорозрядної плазми прискорювані електричним полем, при зіткненнях збуджують коливання молекул N 2 . Потім в результаті зіткнень збуджених молекул N 2 з молекулами Co 2 відбувається заселення одне з коливальних рівнів Co 2 , що і забезпечує виникнення інверсії населенностей. Всі стадії цього процесу виявляються дуже ефективними, і ккд(коефіцієнт корисної дії) досягає 20—30%.
В подальшому виявилося можливим створити газодинамічний лазер на суміші Co 2 і N 2 , в якому газова суміш нагрівається до температури Т ~ 2000 До, формується надзвуковий потік, який, виходячи з сопла, розширюється і тим самим швидко охолоджується. В результаті швидкого охолоджування виникає інверсія населенностей робочих рівнів Co 2 (див. Газодинамічний лазер ) . Ккд перетворення теплової енергії у випромінювання газодинамічного Л. невеликий (~ 1%). Проте газодинамічні Л. вельми перспективні, т. до., по-перше, в цьому випадку полегшується завдання створення великогабаритних Л. великій потужності і, по-друге, при використанні теплових джерел енергії питання про ккд(коефіцієнт корисної дії) Л. стоїть менш гостро, чим в разі електророзрядних Л. Прі спалюванні 1 г палива (наприклад, гасу) виділяється енергія порядка десяток тис. дж, тоді як електрична енергія, що запасається в конденсаторах, що живлять лампи спалаху, — порядка 0,1 дж на 1 см 3 об'єму конденсатора.
Т. до. хімічні зв'язки молекул є виключно енергоємним накопичувачем енергії, то перспективне безпосереднє використання енергії хімічних зв'язків для збудження часток, тобто створення активного середовища Л. в результаті хімічних реакцій. Прикладом хімічного накачування є реакція водню або дейтерію з фтором. Якщо в суміші H 2 і F 2 до.-л.(який-небудь) образом диссоціювати невелику к-ть(кількість) молекул F 2 , то виникає ланцюгова реакція F + H 2 ® HF + H, H + F 2 ® HF + F і т.д. Молекули HF, що утворюються в результаті цієї реакції, знаходяться у збудженому стані, причому для ряду квантових переходів виконуються умови інверсії населенностей. Якщо до вихідної суміші додати Co 2 , то, окрім Л. на переходах HF (l ~ 3 мкм ) , удається також створити Л. на переходах СО 2 (l = 10,6 мкм ) . Тут коливає збуджені молекули HF грають ту ж роль, що і молекули N 2 в газорозрядних лазерах на Co 2 . Ефективнішою в цьому випадку виявляється суміш D 2 , F 2 і Co 2 . У цій суміші коефіцієнт перетворення хімічної енергії в енергію когерентного випромінювання може досягати 15%. Хімічні Л. можуть працювати як в імпульсному, так і в безперервному режимах; розроблені різні варіанти хімічних Л., у тому числі схожі з газодинамічними Л.
Твердотілі лазери. Існує велика кількість твердотілих Л., як імпульсних, так і безперервних. Найбільшого поширення серед імпульсних набули Л. на рубіні (див. вищий) і неодимовому склі (склі з домішкою Nd). Неодимовий Л. працює на довжині хвилі l = 1,06 мкм. Виявилося можливим виготовляти порівняно великі і досить оптично однорідні стрижні завдовжки до 100 см і діаметром 4—5 див. Одін такий стрижень здатний дати імпульс генерації з енергією 1000 дж за час ~ 10 -3 сек.
Л. на рубіні, наряду с Л. на неодимовому склі, є найбільш потужними імпульсними Л. Полная енергія імпульсу генерації досягає сотень дж при тривалості імпульсу 10 -3 сек. Виявилося також можливим реалізувати режим генерації імпульсів з великою частотою повторення (до декількох кгц ) .
Прикладом твердотілих Л. безперервної дії є Л. на флюориті кальцію Caf 2 з домішкою діспрозія Dy і Л. на ітрієво-алюмінієвому гранаті Y 3 Al 5 O 12 з домішками різних рідкоземельних атомів. Більшість таких Л. працює в області довжин хвиль l від 1 до 3 мкм. Можливість реалізації безперервного режиму в цих Л. зазвичай пов'язана з тим, що нижнім рівнем робочого переходу є не основний рівень E 1 , а збуджений рівень E 2 ( мал. 7 ). Якщо рівень E 2 досить далекий отстоїт по енергії від основного рівня E 1 (в порівнянні з кТ , де до — Больцмана постійна, Т — температура) і характеризується досить малим часом життя, то інверсія населенностей для рівнів E 2 , E 3 може бути створена за допомогою порівняльний малопотужних джерел оптичного накачування. В деяких з таких Л. генерація здійснена при накачуванні сонячним світлом. Типове значення потужності генерації твердотілих Л. у безперервному режимі ~ 1 Вт або долий Вт, для Л. на ітрієво-алюмінієвому гранаті ~ десятків Вт. Якщо не приймати спеціальних заходів, то спектр генерації твердотілих Л. порівняно широкий, оскільки зазвичай реалізується багатомодовою режим генерації. Проте введенням в оптичний резонатор селектірующих елементів удається отримувати і одномодову генерацію. Як правило, це пов'язано із значним зменшенням потужності, що генерується.
Труднощі вирощування великих монокристалів або варива великих зразків однорідного і прозорого скла привели до створення рідинних Л., у яких домішки атомів рідкоземельних елементів вводяться не в кристали, а в рідину. Проте рідинні Л. мають недоліки і тому застосовуються не настільки широко, як твердотілі Л. (див. Рідинний лазер ) .
Генерація коротких і надкоротких імпульсів . Якщо для накачування твердотілого Л. використовується лампа-спалах з тривалістю імпульсу Dt n ~ 10 -3 сік, те імпульс генерації триває приблизно такий же час. Невелике запізнювання початку генерації в порівнянні з лампою-спалахом обумовлене тим, що для розвитку генерації необхідно перевищити деяке порогове значення інверсії населенностей, після чого посилення за один прохід робочого об'єму починає перевищувати сумарні втрати енергії за рахунок віддзеркалення світивши від дзеркал резонатора, паразитного поглинання і розсіяння світла. При чималих потужностях накачування поріг генерації досягається за час t << t н . Такий режим роботи Л., коли тривалість лазерного імпульсу Dt л » Dt н , наз.(назив) режимом вільної генерації. Для ряду вживань поважно скоротити тривалість імпульсу Dt л , т.к. прі заданої енергії імпульсу пікова потужність Л. зростає із зменшенням його тривалості. З цією метою розроблений метод модульованої добротності (модулюється добротність резонатора), що полягає в наступному: заздалегідь виробляють оптичне накачування, штучно перешкоджаючи виникненню генерації. Це здійснюють, наприклад, поміщаючи усередині резонатора оптичний затвор. При закритому затворі генерація неможлива, і енергія накопичується в резонаторі у вигляді наростаючої кількості збуджених атомів. Якщо потім швидко відкрити затвор, то вся запасена енергія збудження, або велика її частина висвічується у вигляді короткого світлового імпульсу. Тривалість такого лазерного імпульсу Dt л визначається або швидкістю відкриття затвора або, якщо ця швидкість досить велика, часом встановлення електромагнітного поля в резонаторі.
Застосовуються різні типи оптичних затворів: дзеркала, що механічно обертаються, і призми, Керр вічка (див. Керр ефект ) і Поккельса (див. Поккельса ефект ) , керовані електричним сигналом, і тому подібне За допомогою оптичних затворів зазвичай отримують імпульси тривалістю Dt л ~ 10 -7 — 10 -8 сек. Повна енергія імпульсу в режимі модульованої добротності опиняється меншою, ніж в режимі вільної генерації. Проте, виграш в потужності за рахунок зменшення Dt л досягає декількох порядків.
Нові можливості скорочення тривалості імпульсу Л. відкрило вживання як затвори фільтрів, що прояснюються. Таким фільтром зазвичай служить слабкий розчин фарбника, причому концентрація поглинаючої компоненти підбирається так, щоб при чималій інтенсивності світла досягалося насичення (див. Насичення ефект ), при цьому розчин стає прозорим (прояснюється). Введення в резонатор такого фільтру підвищує поріг генерації: при включенні накачування в робочому об'ємі починають накопичуватися збуджені частки; зростає також і інтенсивність їх спонтанного випромінювання. Поки ця інтенсивність (з врахуванням посилення за один прохід робочого об'єму) тієї, що менше прояснює, поглинання у фільтрі перешкоджає розвитку генерації. Але як тільки досягається рівень прояснення, затвор автоматично вимикається, і вже ніщо не перешкоджає розвитку генерації. Вживання фільтрів, що прояснюються, дозволило отримати гігантські імпульси світла тривалістю до 10 -9 сік, з енергією ~ десятків дж, що відповідає потужності ~ 10 10 Вт.
Якщо забезпечується одномодовою режим генерації, то спостерігається єдиний, такий, що не має структури гігантський імпульс. У останніх випадках гігантські імпульси мають складну структуру. Наприклад, для неодимового Л. вони є послідовністю значно коротших імпульсів тривалістю ~ 10 -11 —10 -12 сек. Походження цієї структури пояснюється таким чином: спонтанне випромінювання атомів Nd в склі характеризується досить широким спектром Dn ~ 10 12 гц (Dl ~ 100), тобто є сумою великого числа монохроматичних коливань з частотами в інтервалі Dn і довільними фазами. Тому інтенсивність випромінювання змінюється в часі випадковим чином ( мал. 8 ), причому характерний часовий масштаб всієї цієї картини, тобто тривалість типових сплесків інтенсивності, має порядок величини . Виявилось, що за допомогою введення в резонатор нелінійного елементу, яким є той, що прояснюється фільтр, можна сфазіровать моди лазера. У ідеальному випадку, коли сфазіровани всі моди, випромінювання лазера набуває вигляд регулярної послідовності імпульсів з тривалістю . Інтервали між імпульсами визначаються довжиною резонатора, тобто дорівнюють періоду 2l/c . Подібний метод здобуття надкоротких і виключно потужних імпульсів отримав назву методу самосинхронізації мод. Практично сфазіровать всі моди лазера досить важко. Найчастіше удається сфазіровать лише частина з них. При цьому картина формування надкоротких імпульсів ускладнюється. Реальний процес формування надкоротких імпульсів за допомогою фільтру, що прояснюється, протікає приблизно таким чином: на початковій стадії розвитку генерації випромінюванням є випадковий процес. Якщо прояснююча інтенсивність відповідає горизонтальній прямій ( мал. 8 ), то фільтр вимикатиметься тими пучками, інтенсивність яких що більше прояснює. Після проходження кожного з таких пучків фільтр знову починає поглинати. Природно, що генерація може розвиватися таким чином лише в разі достатній малій інерційності фільтру. Інакше після кожного сильного піку фільтр пропустить ще декілька подальших слабкіших піків.
фільтр, що Прояснюється, можна підібрати так, що він вимикатиметься лише найсильнішими сплесками інтенсивності. Це дозволяє використовуючи деякі додаткові пристрої, виділяти окремі надкороткі імпульси генерації ( мал. 9 ). Енергія кожного з таких імпульсів, як правило, невелика, проте її можна значно збільшити, якщо підсилити первинний імпульс за допомогою другого Л. або декількох Л., що працюють в режимі посилення і відрізняються від Л. у режимі генерації відсутністю дзеркал або яких-небудь ін. елементів, що відображають, створюючих резонатор. Всі можливі причини віддзеркалень усуваються вибором відповідної конструкції. Техніка формування надкоротких імпульсів і їх подальше посилення дозволяють отримати імпульси генерації тривалістю ~ 10 -11 — 10 -12 сік і піковою потужністю ~ 10 12 — 10 13 Вт.
Можна чекати від Л. на неодимовому склі подальшого скорочення імпульсів, принаймні у декілька разів. Проте вимір тривалості настільки малих тимчасових інтервалів скрутний. Потужність обмежується міцністю самих лазерних матеріалів і досягає 10 12 —10 13 Вт. Це значно перевищує потужності найбільших сучасних електростанцій. Розвиток методів формування коротких і надкоротких імпульсів відкрив новий клас оптичних явищ, таких, як самофокусировка світла, вимушене розсіяння світла, параметричне перетворення частоти світла, змішення частот і т.п. Всі ці явища і їх вживання складають вміст нелінійної оптики .
Газові лазери. Основною гідністю газів як активного середовища Л. є висока оптична однорідність. Тому для тих наукових і технічних вживань, для яких перш за все необхідні максимально висока спрямованість і монохроматичність випромінювання, газові Л. представляють найбільший інтерес. Услід за першим газовим Л. на суміші гелію і неону (1960) було створено велику кількість всіляких газових Л., у яких використовуються квантові переходи нейтральних атомів, молекул і іонів, що мають частоти в діапазоні від ультрафіолетової до далекої інфрачервоної частин спектру. Так, Л. на водні працює на довжині хвилі l = 0,17 мкм, Л. на іонах Ne 3+ і Ne 2+ працюють на довжині хвилі l = 0,2358 мкм і l = 0,3324 мкм, а Л. на молекулах води H 2 O — на довжинах хвиль l = 27,9 мкм і l = 118,6 мкм.
Серед Л. безперервної дії видимою і ближньою інфрачервоною областей спектру найбільшого поширення набув неоновий для гелію Л Л. Етот. є увязненою в оптичний резонатор газорозрядну трубку, заповнену сумішшю Не і Ne. Він генерує випромінювання з l = 0,6328 мкм, тобто в червоної області спектру. Типові розміри трубки: довжина декілька десятків см або 1—2 м-код; діаметр декілька мм.
