2. Властивості лазерного випромінювання

Властивості лазерного випромінювання визначаються тим, що вторинний (вимушений) фотон має ту ж частоту, фазу, напрям розповсюдження, поляризацію, що і первинний. Для лазерного випромінювання характерно (рис. 5):

Когерентність. Вимушене випромінювання строго когерентне з випромінюванням, що вимушує. Воно синхронізує випромінювання різних атомів, і збуджені атоми починають випромінювати погоджено (когерентно). Світлове поле більше не складається неузгоджено з окремих по фазі цугів хвиль, а перетворюється на одну "нескінченно" довгу синусоїду з однією частотою і однією фазою (мал. 6б). Довжина когерентності L, ширина спектрального інтервалу  і час життя атома у збудженому стані t зв'язані співвідношенням:

L = c  t = c  1/, (4)

з якого видно, що при L = 300000км, t = 1c, що в 10⁸ разів перевищує час життя ізольованого атома. Таким чином, когерентна взаємодія істотно збільшує час життя системи як тимчасової структури.

Спрямованість (рис.6в). Багатократні віддзеркалення випромінювання від дзеркал резонатора можливі тільки для проміння, паралельного осі резонатора. Проміння, що йде під кутом до осі, виходить назовні через бічні стінки трубки. Таким чином, резонатор коллимирует випромінювання. Спочатку паралельний пучок кінцевого діаметра "а" у міру розповсюдження розширяється за рахунок дифракції. Дифракційна (мінімальна) расходимость визначається кутом дифракції:

sin = / а. (5)

Висока потужність випромінювання. Результуюча потужність W для n випромінюючих фотонів рівна у разі некогерентного випромінювання W=nW1, а у разі когерентного випромінювання - W=n² W1: з 100 фотонів 10 когерентних замінюють по потужності 90 некогерентних, що говорить про високу ефективність колективної організації.

Я кщо на шляху лазерного пучка інтенсивністю I (мал. 7) помістити лінзу з фокусною відстанню f, вона сфокусує когерентне випромінювання на площі S, розміри якої порівнянні з довжиною хвилі. Густина потоку енергії W = I / S може стати фантастично великий. Як видно з мал. 7, діаметр плями d = 2f, тоді W = 4 I /d² = I /2² f², а для пучків з дифракційною розбіжністю (формула (5)) W = I /f²². Пучки світла з високою густиною потужності можна використовувати для механічної обробки і зварки, для дії на хід хімічної реакції, для створення термоядерного синтезу . Оцінка температури лазерного випромінювання по формулі Планка, що використовуэться до рівноважних випромінювачів, приводить до величезних температур (порядка 10²⁰ К), а співвідношення спонтанного випромінювання до вимушеного складає I_спонт./ I_вим. = h / kT = 10^-16.

Лазери дозволяють одержувати світлові хвилі, в яких електричне поле досягає внутріатомних полів (10⁹ В/см). В таких величезних полях спостерігаються нові нелінійні ефекти взаємодії світла з речовиною: збільшення прозорості середовища, подвоєння гармонік, фокусування випромінювання, багатофотонне поглинання і т.д.

II. Прилади , обладнання і методика виконання роботи.

Дифракція Фраунгофера на дифракційних структурах

Схема спостереження дифракції Фраунгофера приведена на рис. 8. Установка збирається на оптичній лаві (5) завдовжки 1 м. Пучок світла від лазера (1) падає на дифракційну структуру (2) (дифракційні грати, щілина з регульованою шириною). Структура закріплюється на юстировочній підставці (4). Дифракційна картина спостерігається на екрані (3), розташованому на відстані L >> (2г)²/, де r - розмір перешкоди. Дана умова забезпечує паралельність пучка і звільняє від використовування лінзи.

Д ифракція Фраунгофера на щілині

Згідно принципу Гюйгенса кожна точка площини щілини розміром x, до якої дійшле світлове обурення, стає джерелом вторинних хвиль,

що розповсюджуються у всі сторони під різними кутами дифракції. Дифракційні пучки когерентні і можуть інтерферувати при накладенні. Результат інтерференції у вигляді періодичного розподілу інтенсивності спостерігається на екрані (мал. 9). Аналітичний розрахунок розподілу інтенсивності світла при дифракції на щілині приводить до наступних умов спостереження максимумів і мінімумів:

перший максимум - x sin_1max = 1.43 ;

другий максимум - x sin_1max = 2.46  (6)

третій максимум - x sin_1max = 3.47 

Метод зон Френеля приводить до слідуючих умов:

для максимумів

-x sin_max = (2m+1) /2 , (7)

и для мінімумів -

-x sin_max = m , (8)

де m = 1, 2, 3 і т. д.

Інтенсивності дифракційних максимумів по відношенню до нульового складають наступний ряд чисел: I₀:I₁:I₂ :I₃ = 1: 0.045 : 0.016 : 0.008.. З цього видно, що основна енергія світлової хвилі при дифракції на щілині зосереджена в межах нульового максимуму.