Текст книги "Большая Советская Энциклопедия (ЛА)"

Автор книги: Большая Советская Энциклопедия

сообщить о нарушении

Текущая страница: 11 (всего у книги 53 страниц)

  Для создания инверсии населённостей уровней E₂,  относительно E₁ необходимо перевести больше половины ионов Cr³⁺ на уровни E₂,  за время, не превышающее 10^-3сек. Это предъявляет большие требования к мощности источника накачки. В качестве таких источников используются импульсные ксеноновые лампы. Длительность импульса накачки обычно ~ 10^-3сек. За это время в каждом см³ кристалла поглощается энергия в несколько дж.

  Метод оптической накачки обладает несколькими преимуществами. Во-первых, он применим для возбуждения сред с большой концентрацией частиц (твёрдые тела, жидкости). Во-вторых, этот метод возбуждения весьма селективен. Так, в рубине в основном поглощается только та часть спектра излучения ламп накачки, которая ответственна за возбуждение ионов Cr³⁺. Всё остальное излучение попадает в область прозрачности и поглощается относительно слабо. Поэтому отношение полной энергии, вложенной в единицу объёма рабочего вещества, к полезной энергии, затраченной на создание инверсной населённостей уровней, в основном определяется особенностями используемой системы уровней. Все остальные потери энергии сведены к минимуму. В рубине теряется лишь та часть энергии, которая идёт на возбуждение собственных колебаний кристаллической решётки в результате безызлучательных переходов (рис. 6, волнистые стрелки). Уменьшение паразитных потерь энергии существенно для уменьшения тепловых нагрузок вещества. Удельная энергия импульса генерации в твердотельных Л. достигает нескольких дж от каждого см³ вещества. Примерно столько же энергии остаётся в рабочем веществе. Для одноатомного газа при атмосферном давлении энергия в 1 дж  соответствует температуре 10000 К. Для твёрдого тела, вследствие его большой теплоёмкости, выделение энергии ~ 1 дж/см³даёт нагрев на десятки градусов. Недостатком метода оптич. накачки является малый кпд. Отношение энергии импульса Л. к электрической энергии питания лампы-накачки в лучшем случае не превышает нескольких % из-за неполного использования спектра ламп накачки (~ 15%) и вследствие потерь на преобразование электрической энергии в световую в самих лампах.

  Большое распространение получил метод создания активной среды непосредственно в электрическом разряде в различных газах. Возможности получения с помощью этого метода импульсов генерации большой энергии ограничиваются в основном малой плотностью рабочей среды; инверсию населённостей легче получить в сравнительно разреженных газах. Однако этот метод позволяет использовать в качестве активной среды Л. самые различные атомные и молекулярные газы и их смеси, а также различные типы электрических разрядов в газах. В результате оказалось возможным создать Л., работающие в инфракрасной, видимой и ультрафиолетовой областях спектра. Кроме того, возбуждение в электрическом разряде позволяет реализовать непрерывный режим работы Л. с большим кпд преобразования электрической энергии в энергию излучения Л. (см. Газовый лазер).

  В наиболее мощном газоразрядном Л. непрерывного действия на смеси молекулярных газов CO₂ и N₂ (с добавлением ряда др. компонентов) механизм образования инверсии населённостей состоит в следующем: электроны газоразрядной плазмы, ускоряемые электрическим полем, при столкновениях возбуждают колебания молекул N₂. Затем в результате столкновений возбуждённых молекул N₂ с молекулами CO₂ происходит заселение одного из колебательных уровней CO₂, что и обеспечивает возникновение инверсии населённостей. Все стадии этого процесса оказываются очень эффективными, и кпд достигает 20—30%.

  В дальнейшем оказалось возможным создать газодинамический лазер на смеси CO₂ и N₂, в котором газовая смесь нагревается до температуры Т ~ 2000 К, формируется сверхзвуковой поток, который, выходя из сопла, расширяется и тем самым быстро охлаждается. В результате быстрого охлаждения возникает инверсия населённостей рабочих уровней CO₂ (см. Газодинамический лазер). Кпд преобразования тепловой энергии в излучение газодинамического Л. невелик (~ 1%). Тем не менее газодинамические Л. весьма перспективны, т. к., во-первых, в этом случае облегчается задача создания крупногабаритных Л. большой мощности и, во-вторых, при использовании тепловых источников энергии вопрос о кпд Л. стоит менее остро, чем в случае электроразрядных Л. При сжигании 1 г  топлива (например, керосина) выделяется энергия порядка десятка тыс. дж, в то время как электрическая энергия, запасаемая в конденсаторах, питающих лампы вспышки, – порядка 0,1 дж на 1 см³ объёма конденсатора.

  Т. к. химические связи молекул являются исключительно энергоёмким накопителем энергии, то перспективно непосредственное использование энергии химических связей для возбуждения частиц, т. е. создание активной среды Л. в результате химических реакций. Примером химической накачки является реакция водорода или дейтерия с фтором. Если в смеси H₂ и F₂ к.-л. образом диссоциировать небольшое кол-во молекул F₂, то возникает цепная реакция F + H₂ ® HF + H, H + F₂ ® HF + F и т.д. Молекулы HF, образующиеся в результате этой реакции, находятся в возбуждённом состоянии, причём для ряда квантовых переходов выполняются условия инверсии населённостей. Если к исходной смеси добавить CO₂, то, кроме Л. на переходах HF (l ~ 3 мкм), удаётся также создать Л. на переходах СО₂ (l = 10,6 мкм). Здесь колебательно возбуждённые молекулы HF играют ту же роль, что и молекулы N₂ в газоразрядных лазерах на CO₂. Более эффективной в этом случае оказывается смесь D₂, F₂ и CO₂. В этой смеси коэффициент преобразования химической энергии в энергию когерентного излучения может достигать 15%. Химические Л. могут работать как в импульсном, так и в непрерывном режимах; разработаны различные варианты химических Л., в том числе сходные с газодинамическими Л.

  В полупроводниках активную среду оказалось возможным создавать различными способами: 1) инжекцией носителей тока через электронно-дырочный переход; 2) возбуждением электронным ударом; 3) оптическим возбуждением (см. Полупроводниковый лазер).

  Твердотельные лазеры. Существует большое количество твердотельных Л., как импульсных, так и непрерывных. Наибольшее распространение среди импульсных получили Л. на рубине (см. выше) и неодимовом стекле (стекле с примесью Nd). Неодимовый Л. работает на длине волны l = 1,06 мкм. Оказалось возможным изготовлять сравнительно большие и достаточно оптически однородные стержни длиной до 100 см и диаметром 4—5 см. Один такой стержень способен дать импульс генерации с энергией 1000 дж за время ~ 10^-3сек.

  Л. на рубине, наряду с Л. на неодимовом стекле, являются наиболее мощными импульсными Л. Полная энергия импульса генерации достигает сотен дж при длительности импульса 10^-3сек. Оказалось также возможным реализовать режим генерации импульсов с большой частотой повторения (до нескольких кгц).

  Примером твердотельных Л. непрерывного действия являются Л. на флюорите кальция CaF₂ с примесью диспрозия Dy и Л. на иттриево-алюминиевом гранате Y₃Al₅O₁₂ с примесями различных редкоземельных атомов. Большинство таких Л. работает в области длин волн l от 1 до 3 мкм. Возможность реализации непрерывного режима в этих Л. обычно связана с тем, что нижним уровнем рабочего перехода является не основной уровень E₁, а возбуждённый уровень E₂ (рис. 7). Если уровень E₂ достаточно далеко отстоит по энергии от основного уровня E₁ (по сравнению с кТ, где к – Больцмана постоянная, Т – температура) и характеризуется достаточно малым временем жизни, то инверсия населённостей для уровней E₂, E₃ может быть создана с помощью сравнительно маломощных источников оптической накачки. У некоторых из таких Л. генерация осуществлена при накачке солнечным светом. Типичное значение мощности генерации твердотельных Л. в непрерывном режиме ~ 1 вт или долей вт, для Л. на иттриево-алюминиевом гранате ~ десятков вт. Если не принимать специальных мер, то спектр генерации твердотельных Л. сравнительно широк, т.к. обычно реализуется многомодовой режим генерации. Однако введением в оптический резонатор селектирующих элементов удаётся получать и одномодовую генерацию. Как правило, это связано со значительным уменьшением генерируемой мощности.

  Трудности выращивания больших монокристаллов или варки больших образцов однородного и прозрачного стекла привели к созданию жидкостных Л., в которых примеси атомов редкоземельных элементов вводятся не в кристаллы, а в жидкость. Однако жидкостные Л. имеют недостатки и поэтому применяются не столь широко, как твердотельные Л. (см. Жидкостный лазер).

  Генерация коротких и сверхкоротких импульсов. Если для накачки твердотельного Л. используется лампа-вспышка с длительностью импульса Dt_n ~ 10^-3сек, то импульс генерации длится примерно такое же время. Небольшое запаздывание начала генерации по сравнению с лампой-вспышкой обусловлено тем, что для развития генерации необходимо превысить некоторое пороговое значение инверсии населённостей, после чего усиление за один проход рабочего объёма начинает превышать суммарные потери энергии за счёт отражения луча от зеркал резонатора, паразитного поглощения и рассеяния света. При достаточно больших мощностях накачки порог генерации достигается за время t << t_н. Такой режим работы Л., когда длительность лазерного импульса Dt_л » Dt_н, наз. режимом свободной генерации. Для ряда применений важно сократить длительность импульса Dt_л, т.к. при заданной энергии импульса пиковая мощность Л. возрастает с уменьшением его длительности. С этой целью разработан метод модулированной добротности (модулируется добротность резонатора), состоящий в следующем: предварительно производят оптическую накачку, искусственно препятствуя возникновению генерации. Это осуществляют, например, помещая внутри резонатора оптический затвор. При закрытом затворе генерация невозможна, и энергия накапливается в резонаторе в виде нарастающего количества возбуждённых атомов. Если затем быстро открыть затвор, то вся запасённая энергия возбуждения, или большая её часть высвечивается в виде короткого светового импульса. Длительность такого лазерного импульса Dt_л определяется или скоростью открывания затвора или, если эта скорость достаточно велика, временем установления электромагнитного поля в резонаторе.

  Применяются различные типы оптических затворов: механически вращающиеся зеркала и призмы, Керра ячейки (см. Керра эффект) и Поккельса (см. Поккельса эффект), управляемые электрическим сигналом, и т.п. С помощью оптических затворов обычно получают импульсы длительностью Dt_л ~ 10^-7 – 10^-8сек. Полная энергия импульса в режиме модулированной добротности оказывается меньшей, нежели в режиме свободной генерации. Тем не менее, выигрыш в мощности за счёт уменьшения Dt_л достигает нескольких порядков.

  Новые возможности сокращения длительности импульса Л. открыло применение в качестве затворов просветляющихся фильтров. Таким фильтром обычно служит слабый раствор красителя, причём концентрация поглощающей компоненты подбирается таким образом, чтобы при достаточно большой интенсивности света достигалось насыщение (см. Насыщения эффект), при этом раствор становится прозрачным (просветляется). Введение в резонатор такого фильтра повышает порог генерации: при включении накачки в рабочем объёме начинают накапливаться возбуждённые частицы; растет также и интенсивность их спонтанного излучения. Пока эта интенсивность (с учётом усиления за один проход рабочего объёма) меньше просветляющей, поглощение в фильтре препятствует развитию генерации. Но как только достигается уровень просветления, затвор автоматически выключается, и уже ничто не препятствует развитию генерации. Применение просветляющихся фильтров позволило получить гигантские импульсы света длительностью до 10^-9 сек, с энергией ~ десятков дж, что соответствует мощности ~ 10¹⁰вт.

  Если обеспечивается одномодовой режим генерации, то наблюдается единый, не имеющий структуры гигантский импульс. В остальных случаях гигантские импульсы имеют сложную структуру. Например, для неодимового Л. они представляют собой последовательность значительно более коротких импульсов длительностями ~ 10^-11—10^-12сек. Происхождение этой структуры объясняется следующим образом: спонтанное излучение атомов Nd в стекле характеризуется довольно широким спектром Dn ~ 10¹²гц (Dl ~ 100), т. е. представляет собой сумму большого числа монохроматических колебаний с частотами в интервале Dn и произвольными фазами. Поэтому интенсивность излучения изменяется во времени случайным образом (рис. 8), причём характерный временной масштаб всей этой картины, т. е. длительность типичных всплесков интенсивности, имеет порядок величины . Оказалось, что с помощью введения в резонатор нелинейного элемента, каким является просветляющийся фильтр, можно сфазировать моды лазера. В идеальном случае, когда сфазированы все моды, излучение лазера приобретает вид регулярной последовательности импульсов с длительностью . Интервалы между импульсами определяются длиной резонатора, т. е. равны периоду 2L/c. Подобный метод получения сверхкоротких и исключительно мощных импульсов получил название метода самосинхронизации мод. Практически сфазировать все моды лазера довольно трудно. Чаще всего удаётся сфазировать лишь часть из них. При этом картина формирования сверхкоротких импульсов усложняется. Реальный процесс формирования сверхкоротких импульсов с помощью просветляющегося фильтра протекает примерно следующим образом: на начальной стадии развития генерации излучение представляет собой случайный процесс. Если просветляющая интенсивность соответствует горизонтальной прямой (рис. 8), то фильтр будет выключаться теми пучками, интенсивность которых больше просветляющей. После прохождения каждого из таких пучков фильтр снова начинает поглощать. Естественно, что генерация может развиваться таким образом лишь в случае достаточно малой инерционности фильтра. Иначе после каждого сильного пика фильтр пропустит ещё несколько последующих более слабых пиков.

  Просветляющийся фильтр можно подобрать так, что он будет выключаться только самыми сильными всплесками интенсивности. Это позволяет, используя некоторые дополнительные устройства, выделять отдельные сверхкороткие импульсы генерации (рис. 9). Энергия каждого из таких импульсов, как правило, невелика, однако её можно значительно увеличить, если усилить первоначальный импульс с помощью второго Л. или нескольких Л., работающих в режиме усиления и отличающихся от Л. в режиме генерации отсутствием зеркал или каких-либо др. отражающих элементов, образующих резонатор. Все возможные причины отражений устраняются выбором соответствующей конструкции. Техника формирования сверхкоротких импульсов и их последующее усиление позволяют получить импульсы генерации длительностью ~ 10^-11 – 10^-12сек и пиковой мощностью ~ 10¹² – 10¹³вт.

  Можно ожидать от Л. на неодимовом стекле дальнейшего сокращения импульсов, по крайней мере в несколько раз. Однако измерение длительности столь малых временных интервалов затруднительно. Мощность ограничивается прочностью самих лазерных материалов и достигает 10¹²—10¹³вт. Это значительно превышает мощности крупнейших современных электростанций. Развитие методов формирования коротких и сверхкоротких импульсов открыло новый класс оптических явлений, таких, как самофокусировка света, вынужденное рассеяние света, параметрическое преобразование частоты света, смешение частот и т.п. Все эти явления и их применения составляют содержание нелинейной оптики.

  Газовые лазеры. Основным достоинством газов как активной среды Л. является высокая оптическая однородность. Поэтому для тех научных и технических применений, для которых прежде всего необходимы максимально высокая направленность и монохроматичность излучения, газовые Л. представляют наибольший интерес. Вслед за первым газовым Л. на смеси гелия и неона (1960) было создано большое количество разнообразных газовых Л., в которых используются квантовые переходы нейтральных атомов, молекул и ионов, имеющих частоты в диапазоне от ультрафиолетовой до далёкой инфракрасной частей спектра. Так, Л. на водороде работает на длине волны l = 0,17 мкм, Л. на ионах Ne³⁺ и Ne²⁺ работают на длине волны l = 0,2358 мкм и l = 0,3324 мкм, а Л. на молекулах воды H₂O – на длинах волн l = 27,9 мкм и l = 118,6 мкм.

  Среди Л. непрерывного действия видимой и ближней инфракрасной областей спектра наибольшее распространение получил гелий-неоновый Л. Этот Л. представляет собой заключённую в оптический резонатор газоразрядную трубку, заполненную смесью Не и Ne. Он генерирует излучение с l = 0,6328 мкм, т. е. в красной области спектра. Типичные размеры трубки: длина несколько десятков см или 1—2 м; диаметр несколько мм. Мощность генерации обычно составляет десятки мвт. Гелий-неоновый Л. может работать также на целом ряде переходов в ближней инфракрасной области, например на длинах волн l = 1,152 мкм и l = 3,39 мкм. В Л. сравнительно просто реализуется предельно малая, т. е. дифракционная расходимость светового пучка.

  Наиболее мощным Л. непрерывного действия в видимой области спектра является аргоновый Л. В нём используется электрический разряд в Ar с большой плотностью тока (до нескольких тысяч а/см²). Он работает на квантовых переходах иона Ar в синей и зелёной областях спектра: l = 0,4880 мкм и l = 0,5145 мкм. Мощность генерации составляет десятки вт. Конструктивно аргоновый Л. значительно сложнее гелий-неонового (необходимы охлаждение и циркуляция газа). Наиболее мощным газовым Л. является Л. на CO₂ (l = 1,06 мкм). При непрерывном режиме работы СО₂-Л. достигается мощность в десятки квт.

  Создано также большое число импульсных газовых Л., работающих, как правило, в переходном режиме формирования разряда. Некоторые из них в режиме коротких импульсов (длительностью ~ 10^-9сек) дают сравнительно высокие пиковые мощности ~ 10 квт. СО₃-Л. также может работать в импульсном режиме, обеспечивая мощность 10¹⁰вт.

  Газовые Л. способны обеспечить значительно более высокую монохроматичность излучения, нежели Л. всех др. типов. Однако на пути повышения монохроматичности и стабильности частоты излучения Л. возникает целый ряд трудностей как технического, так и принципиального характера. Различные помехи, приводящие к «качанию» частоты Л., можно разделить на два класса: технические, влияющие на собственные частоты резонатора, и физические, сказывающиеся на частоте рабочего перехода. К первым можно отнести дрожание зеркал резонатора, изменение его длины вследствие теплового расширения и т.п. Ко вторым относятся влияние внешних электрических и магнитных полей, флуктуации свойств активной среды и мощности накачки. Для уменьшения роли большинства из этих факторов имеются соответствующие методы защиты. Например, разрабатываются специальные методы автоматической подстройки резонаторов, использующие магнитострикционные явления (см. Магнитострикция), пьезоэффект (см. Пьезоэлектричество) и т.п. В основе этих методов лежит следящая система, которая фиксирует изменение параметров резонаторови обеспечивает соответствующую компенсацию. Наиболее важным фактором, лимитирующим стабильность частоты Л., являются флуктуации давления в рабочем объёме. Форма спектральной линии в газе зависит от давления, т.к. столкновения атомов и молекул в газе приводят к уширению и сдвигу спектральных линий, пропорциональным давлению. Флуктуации давления приводят к флуктуациям частоты рабочего квантового перехода. Поэтому активный газ должен находиться при возможно более низком давлении. С другой стороны, понижение давления приводит к уменьшению коэффициента усиления среды. Это противоречие частично удаётся разрешить методом стабилизации частоты излучения Л. с помощью поглощающей ячейки, помещаемой в резонатор. В поглощающей ячейке находится газ, имеющий спектральную линию поглощения, перекрывающую линию, соответствующую рабочему переходу активной среды. Например, у гелий-неонового Л. для линии l = 3,39 мкм таким газом является метан CH₄. Оказалось возможным стабилизировать частоту излучения Л. по частоте линии поглощения метана, причём в условиях, когда давление поглощающего газа значительно меньше активного. С помощью поглощающей ячейки достигнута относительная стабильность частоты излучения  ~ 10^-13 – 10^-14 (см. также Газовый лазер).

  Полупроводниковые лазеры. Среди Л. видимого и инфракрасного диапазонов полупроводниковые Л. занимают особое положение по ряду своих характеристик. В полупроводниках удаётся получить очень большие коэффициенты усиления ~ 10² – 10³см^-1, поэтому размеры полупроводникового Л. могут быть сделаны очень малыми – порядка долей мм. Л. на полупроводниках GaAs, CdS, InAs, InSb, ZnS и др. позволяют почти полностью перекрыть видимый и ближний инфракрасный диапазоны. Полупроводниковые инжекционные лазеры характеризуются очень высоким кпд преобразования электрической энергии в когерентное излучение (близким к 100%) и могут работать в непрерывном режиме. При температуре жидкого гелия достигается мощность ~ 10 вт, при температуре жидкого азота 4—5 вт. Особенно перспективные инжекционные Л. на гетеропереходах, которые работают в непрерывном режиме при комнатной температуре, создавая мощность ~5×10^-2вт при кпд до 25%.

  В полупроводниковых Л. с возбуждением электронным пучком можно возбуждать большие объёмы полупроводников, чем в случае инжекции через р – n-переходы. Пиковая мощность при этом доходит до 1 Мвт при средней мощности ~ 1 вт. Кпд при электронном возбуждении не может превышать 30%.

  Общим недостатком всех полупроводниковых Л. является сравнительно невысокая направленность излучения, связанная с их малыми размерами, и трудность получения высокой монохроматичности. Последнее связано с большой шириной спектра спонтанного излучения на рабочих рекомбинационных переходах.

  Полупроводниковые Л. используются с наибольшей эффективностью в тех случаях, когда требования к когерентности и направленности не очень велики, но необходимы малые габариты и высокий кпд. Полупроводниковые Л. превосходят Л. всех остальных типов плотностью энергии излучения и величиной кпд. Важным качеством полупроводниковых Л. является возможность перестройки частоты излучения и управления световым пучком, т. е. модуляция интенсивности света с постоянной времени ~ 10^-11сек (см. Полупроводниковый лазер).

  Применение лазеров. Одновременно с созданием первых Л. начали развиваться различные направления их применений. Создание Л. ликвидировало качественное отличие оптики от радиоэлектроники. Т. о., все радиотехнические методы принципиально могут быть осуществлены и в оптическом диапазоне, причём малость длины волны лазерного излучения открывает ряд дополнительных перспектив. Л. большой мощности позволяют изучать разнообразные явления при взаимодействии света большой интенсивности со средой, ранее совершенно недоступные для эксперимента. В исследованиях молекулярного рассеяния света лазерные источники значительно расширили возможности экспериментальной техники, в частности позволили исследовать свойства жидкого и твёрдого гелия (затухания второго звука, связанные состояния двух ротонов в жидком гелии и т.п.), провести первые исследования кинетики движения некоторых биологических объектов, например простейших бактерий. С помощью коротких и сверхкоротких импульсов можно изучать чрезвычайно быстрые релаксационные процессы в конденсированных средах с временем релаксации ~ 10^-13 сек. Возможность формировать сверхкороткие импульсы света 10^-11 – 10^-12сек имеет также очень важное значение для скоростной фотографии и ряда др. методов исследования быстропротекающих процессов. С помощью гелий-неонового Л., обладающего высокой стабильностью частоты, возможно создание единого оптического стандарта длины (длина волны) и времени (частота). Для измерения абсолютного значения частоты гелий-неонового Л. (3,32 мкм) эта частота после преобразования измеряется в ед. частоты клистрона (0,074230 10¹²гц). Это позволяет получить наиболее точное значение скорости света с = 2,99792456,2 + 1,1 м/сек (см. Оптические стандарты частоты).

  Исключительно высокая эффективная температура излучения Л. и возможность концентрировать энергию в ничтожно малом объёме открыли уникальные возможности испарения и нагрева вещества. Важнейшей задачей является нагрев плазмы до температур, достаточных для осуществления термоядерных реакций, т. е. получения термоядерной плазмы. Достигнуты температуры 20×10⁶ К. В тех же условиях эксперимента, при соответствующем подборе химического состава испаряемой мишени, удаётся получить точечный источник рентгеновского излучения высокой интенсивности (мощностью ~10⁹вт при длительности импульса в несколько нсек). Существует возможность создания интенсивных точечных источников нейтронов. Нагрев плазмы лазерным лучом оказался эффективным методом получения многозарядных ионов различных элементов. Впервые в лабораторных условиях получены и исследованы спектры ряда многозарядных ионов, представляющих интерес для астрофизики (см. Лазерное излучение).

  Мощные Л. начали применяться и в технологии. С их помощью возможны сварка, закалка, резка и сверление различных материалов без возникновения в них механических напряжений, неизбежных при обычной обработке, и с очень большой точностью, вплоть до нескольких длин волн. Обрабатываются материалы любой твёрдости, металлы, алмазы, рубины и т.п. Л. начинают применяться при резке газовых труб и т.п. (см. Лазерная технология).

  Большие возможности открываются перед лазерной техникой в биологии и медицине. Лазерный луч применяется не только в хирургии (например, при операциях на сетчатке глаза) как скальпель, но и в терапии.

  Интенсивно развиваются методы лазерной локации и связи. Локация Луны с помощью рубиновых Л. и спец. уголковых отражателей, доставленных на Луну, позволила увеличить точность измерения расстояний Земля – Луна до нескольких см. Полная затрата энергии при этом порядка энергии, выделяющейся при сгорании десятка спичек. С помощью полупроводникового Л. осуществлена связь со спутником. Разрабатываются лазерные методы геодезических измерений и регистрации сейсмических явлений. Созданы и используются лазерные гироскопы (см. Квантовый гироскоп) и дальномеры.

  Большое внимание уделяется созданию Л. с перестраиваемой частотой. Существуют различные типы параметрических генераторов света: Л. на вынужденном рассеянии света и полупроводниковые Л., работающие в одномодовом режиме. В результате перекрыт практически весь диапазон от l = 1 мм до видимой области, причём обеспечивается разрешение 10^-2—10^-3 см^-1. Широкое применение подобных Л. в спектроскопии позволит во многих случаях исключить необходимость в монохроматорах, спектрографах и т.п. Особенно большое значение лазерная спектроскопия должна иметь для исследования короткоживущих продуктов, исследования химических реакций, биологических превращений и т.п.

  Получены обнадёживающие результаты в направленном стимулировании химических реакций. С помощью Л. можно селективно возбуждать одно из собственных колебаний молекулы. Оказалось, что при этом молекулы способны вступать в реакции, которые нельзя или затруднительно стимулировать обычным нагревом. Для реализации всех имеющихся здесь возможностей необходимы мощные Л. с перестраиваемой частотой в ближней инфракрасной области спектра.

  Новые методы получения инверсии населённости (разряд с принудительной ионизацией) позволили поднять давление в активной среде молекулярных газовых Л. до 10—20 am. При таких давлениях колебательно-вращательные уровни молекул перекрываются вследствие столкновений, что открывает новые возможности перестройки частоты Л.

  С помощью лазерной техники интенсивно разрабатываются оптические методы обработки передачи и хранения информации (см. Полупроводниковый лазер) методы голографической записи информации (см. Голография), цветное проекционное телевидение.

  Лит.: Квантовая электроника. Маленькая энциклопедия, М., 1969.

  И. И. Собельман.

Рис. 3. Усиление световой волны атомами активной среды.

Рис. 1. 1 – спектр излучения абсолютно чёрного тела при температуре Т=10⁴К; l – длина волны, n– частота колебаний, I – мощность излучения; 2 – спектральные линии газоразрядного источника света низкого давления при температуре возбуждения атомов или молекул T=10⁴ К.

Рис. 7. Типичная схема уровней активной cреды твердотельного лазера непрерывного действия.

Рис. 2. а – квантовые переходы, соответствующие поглощению волны; б – переходы, соответствующие вынужденному излучению.

Рис. 6. Структура уровней энергии кристалла рубина. E₁, E₂, E'₂ – уровни иона Cr³⁺.

Рис. 9. К ст. Лазер.

Рис. 8. Интенсивность спонтанного излучения активной среды неодимового лазера как функция времени. Горизонтальная прямая задает интенсивность, просветляющую фильтр.

Рис. 5. Моды оптического резонатора.

Рис. 4. Активная среда в интерферометре Фабри – Перо.