Populární přednášky o fyzice ŠLO Sv. 1,2 Ju. V. Novožilov: Elementární částice Sv. 3 J. Kvasnica: Struktura atomového jádra Sv. 4 B. Grycz: Čtvrté skupenství hmoty Sv. 5 P. Kratochvíl: Krystaly, jejich vznik a použití Sv. 6 J. Kvasnica: Fyzikální pole Sv. 7 N. D. Morgulis: Termoelektronový měnič energie Sv. 8 B. Urgošík: Fyzikální elektronika Sv. 9 J. Beneš : Základy autoradiografie Sv. 10 M. Marvan: Záporné absolutní teploty a nové základy termodynamiky Sv. 11 Z. Vintr: Přeměny atomového jádra Sv. 12 L. Sodomka: Struktura a vlastnosti pevných látek Sv. 13 V. Malíšek, M. Miler: Vibrační spektroskopie Sv. 14 B. Gross: Elektrické výboje v plynech Sv. 15 J. Sládková: Interference světla Sv. 16 V. Šimák: Fyzika vysokých energií Sv. 17 J. Blabla, T. Šimeček, V. Trkal: Kvantové generáto Sv. 18 V. Trkal: Stavba atomů a molekul Sv. 19 J. Dlouhá: Mossbauerův jev a jeho využiti Sv. 20 B. Urgošík: Dynamické hmotové spektrometry Sv. 21 L. Eckertová: Fyzika tenkých vrstev Sv. 22 M. Miler: Holografie Sv. 23 J. Pokorný, F. Jelínek, K. Kieslich: Gunnovy diody a lavinové diody Sv. 24 J. Peřina: Teorie koherence Sv. 25 J. Horský: Úvod do teorie relativity Sv. 26 M. Jedlička: Fotoelektrický jev Sv. 27 P. T. Matthews: Základy kvantové mechaniky Sv. 28 J. Celý: Kvazičástice v pevných látkách Sv. 29 J. Misek, L. Kratěna: Optoelektronika Sv. 30 L. Musílek: Úvod do fyziky ionizujícího záření Sv. 31 B. Heřmanský: Jaderné reaktory Sv. 32 M. I. Kaganov: Elektrony, fonony, magnony Sv. 33 J. Jandl, I. Petr: Ionizující zářeni v životním prostře tory - (0 < U CL < < O X I r- (0 o z Ui I, I Populární přednášky o fyzice 34 04-006-89 03/5 Kčs 22,- PAVEL ENGST—MILAN HORÁK Aplikace laserů ING. PAVEL ENGST, CSc. RNDr. MILAN HORÁK, CSc. APLIKACE LASERU PRAHA 1989 SNTL - NAKLADATELSTVÍ TECHNICKÉ LITERATURY OBSAH Kniha podává stručný přehled o druzích, funkcí, stavbě a vlastnostech laserů. Popisuje jejich využití ve vědě a technice, přičemž v jednotlivých kapitolách jsou sdruženy aplikace založené na charakteristických vlastnostech laserového záření (směrovost, hustota energie, koherence, atd.). Principy aplikačníoh postupů objasňují autoři z fyzikálního hlediska a vlastní aplikace jsou ilustrovány na praktických příkladech. Je určena pro nejširší to-chnickou veřejnost zajímající se o moderní fyziku a přírodní vědy. Lektoři: Ing. Vlastimil Bajgar, CSc, Doc. Ing. Václav Sochor, CSc. Redakce teoretické literatury — Hlavní redaktorka RNDr. Blanka Kutinová, CSc. Odpovědný redaktor RNDr. Martin Kapoun © Ing. Pavel Engst, CSc. — RNDr. Milan Horák, CSc, 1989 Předmluva.......................... 7 Úvod ........................... » 1. PRINCIP LASERU..............• • • ti 1.1 Základní vlastnosti laserového prostředí . ........ 12 1.2 Generace laserového záření a rezonátory......... 22 1.3 Základní vlastnosti laserového záření.......... 32 2. hlavní TYPY LASERŮ.............. 37 2.1 Pevnolátkové lasery.................. 37 2.1.1 Rubínový laser...........•......... 42 2.1.2 Nd : YAG laser.................... 45 2.1.3 Laser Nd: sklo.................... 47 2.2 Plynové lasery...................• 48 2.2.1 Helium-neonový laser................. 52 2.2.2 Argonový iontový laser................ 56 2.2.3 Helium-kadmiový laser................ 59 2.2.4 C02-laser...................... 60 2.2.5 Dusíkový laser.................... 68 2.3 Polovodičové lasery.................. '0 2.4 Barvivové lasery................... '4 2.5 Chemioké lasery................... '8 2.6 Exoimerové lasery.................. 83 2.7 Laser s volnými elektrony............... 84 3. využití směrovosti laserového svazku ... 86 3.1 Vyměřování pomocí laserového svazku......... 89 3.2 Lidar a měření vzdáleností............... 94 3.3 Telekomunikace................... 99 4. využití výkonových laserů.......... 104 4.1 Optický ohřev.................... 104 4.2 Obrábění laserovým svazkem.............. HO 4.3 Laserové plazma................... 114 5. využití Časové koherence laserového zá- ftENÍ..................'...... 119 5. Í Interferometrie.................... H9 5.2 Měření rychlosti proudění — anemometrie........ 124 5.3 Holografie...................... 127 5.4 Optoelektronika a integrovaná optika.......... 130 6. laserová spektroskopie............ 136 6.1 Absorpční spektroskopie................ 136 6.2 Přelaďování absorpčních hladin . ....... 140 6.3 Laserem vzbuzená fluorescence . . *.......... 142 5 6.4 Metody dvojí rezonance................144 6.5 Laserová Ramanova spektroskopie......■.....146 6.6 Spektroskopie v molekulových a atomových svazcích .... 151 6.7 Saturační spektroskopie a frekvenční stabilizace laserů . . . 153 6.8 Dvoufotonová subdopplerovská spektroskopie......158 6.9 Některé další metody laserové spektroskopie.......158 6.10 Analytickýlidar . . . ................159 V. OBOROVĚ ZAMĚŘENÉ LASEROVÉ APLIKACE . . . .168 7.1 Lasery v medicíně a biologii..............168 7.2 Lasery a záznam informace ..............174 7.3 Vojenské aplikace...................178 7.4 Laserová fotochemie .................186 7.5 Laserová separace izotopů...............194 8. ZÁVĚREM .....................199 8.1 Výkon a energie...................199 8.2 Délka impulsu.....................200 8.3 Stabilita frekvence..................201 8.4 Šířka spektrální čáry.................201 8.5 Citlivost laserové spektroskopie a detekce jednotlivých atomů........................202 8.6 Doslov.......................204 Literatura..........................205 Objev laseru je možno bez velkého přehánění zařadit mezi fyzikální události prvořadé důležitosti. Jeho význam může být srovnán se závažností objevů, jako jsou např. parní stroj, elektrický proud, štěpení atomového jádra, raketová technika, polovodiče a několik málo dalších. Je pro ně typické, že dlouhodobě ovlivňují širokou frontu nejrůznějších vědních odvětví technického rozvoje a mnohé vstupují do našeho denního života. Prvé práce týkající se maseru pocházejí z roku 1953 a prvé práce o laserech z roku 1958. Experimentálně byl laserový princip ověřen v roce 1960. Za základní výzkumy v oblasti kvantové elektroniky, které vedly k vytvoření generátorů a zesilovačů nového typu — maserů a laserů, byla již v roce 1964 udělena Nobelova cena za fyziku N. G. Basovovi a A. M. Prochorovovi ze SSSR a C. H. Tow-nesovi z. USA. Od objevu laserů tedy uplynulo čtvrt století. To je dostatečně dlouhá doba pro posouzení jejich významu jak v oblasti základního výzkumu, tak v aplikacích. S použitím laserů se můžeme setkat téměř ve všech oborech lidské činnosti. Přitom dosud nedochází ke stagnaci jejich rozvoje, naopak stále vzrůstají investice vkládané do laserových aplikací i do samotného laseru. Dynamikou rozvoje předčí laserová problematika, snad s výjimkou mikroelektroniky, veškeré ostatní obory. Vedle samotných laserů se velká pozornost věnuje možnostem jejich využití. Autoři by touto knihou rádi přispěli k větší informovanosti o perspektivách, které využití laserového záření přináší do celé řady oborů. Naším přáním je stimulovat zájem o aplikace laserů všude tam, kde je to účelné a ekonomicky výhodné. K pochopení obsahu knihy by měl čtenáři stačit středoškolský kurs fyziky. 6 7 ÚVOD Mnozí z vás již slyšeli nebo četli o vyměřování tunelu metra pomocí svazku laserového záření. Někteří již měli možnost vidět záznam televizního pořadu snímaný pomocí fokusovaného laserového svazku z videodesky. Většina čtenářů denního tisku zaznamenala zvýšenou četnost zpráv o možnostech použití laserových zbraní v kosmu. Podstatně menší však bude informovanost o možnostech separace izotopů nebo měření rychlosti proudění pomocí laserového záření. Pokusili jsme se proto o napsání ucelené publikace, zahrnující co nejširší rozsah existujících aplikací laserů, která by čtenáři pomohla orientovat se mezi množstvím poměrně různorodých oborů využívajících lasery. Tak problémově nehomogenní rozsah naráží na četná úskalí. Nejprve je třeba zkoncentrovat množství materiálu do poměrně útlého svazku edice Populárních přednášek o fyzice a přitom zacho. vat dostatečnou srozumitelnost textu. Dále je nutno omezit profesionální deformaci autorů ovlivňující výběr ze souboru informací, a zajistit tak vyváženost jednotlivých kapitol. A také bychom chtěli podat čtenáři informace co možná nej čerstvější. Zdali se tento záměr alespoň zčásti podařil, nechť posoudí čtenáři; budeme jim vděčni za připomínky. Při zpracování poměrně širokého námětu je třeba zavést jisté třídění materiálu. Jako nejvýhodnější se nám jevilo použití klíče založeného na vlastnostech laserového záření. Přesto bylo třeba pro větší ucelenost výkladu zpracovat některé části spíše oborově a vytvořit samostatnou kapitolu. Nakonec se tak původní záměr změnil na kompromis mezi dělením podle vlastností laserového záření a podle oborů. t První dvě kapitoly jsou věnovány laserům. V prvé je popisován princip laseru a vlastnosti laserového záření, v druhé pak jednotlivé typy laserů. Výklad by měl sloužit pouze k získaní všeobecné informace a nezabíhá do podrobností. Zájemce o hlubší studium odkazujeme na literaturu [1—5] vztahující se ke kapitole 1 a literaturu [1, 6—8] týkající se kapitoly 2. V kapitole 3 se dostáváme k vlastním aplikacím. Soustředění energie záření do kolimovaného svazku se používá k vyměřování, měření vzdálenosti a přenosu informace. Je zde také diskutován problém interakce záření s atmosférou. 9 Ve 4. kapitole je těžiště výkladu soustředěno na aplikace využívající veliké hustoty energie záření některých typů laserů. Jedná se především o technologické aplikace využívající optického ohřevu. V kapitolách 5 a 6 jsou obsaženy principy využívající především monochromatičnosti, nebo obecněji časové koherence laserového záření. Pátá kapitola zahrnuje spíše interferometrické aspekty, zatímco šestá je plně věnována laserové spektroskopii. Vyčlenění samostatné oborové kapitoly si vyžádal význam laseru pro moderní spektroskopii, jakož i šíře a různorodost principů laserové spektroskopie. Kapitola 7 je právě onou kompromisní kapitolou, ve které jsou shromážděny oborově zaměřené aplikace, které nebylo možno jednoznačně zařadit podle původního třídění. Setkáváme se zde s využitím laserů ve vojenství právě tak jako v medicíně, biologii a chemii nebo separaci izotopů. / Závěrečná kapitola by měla znamenat důstojný závěr problematiky, a proto jsme se zde zamysleli nad možnostmi, které lasery poskytují a které mnohdy ve svých důsledcích dosahují limitu poskytovaného fyzikálními podmínkami. Na tomto místě bychom rádi upozornili na možnost čerpání dalších informací z knihy reportáží [9], přinášející novinářský pohled na rozvoj laserové techniky ve světě a především v ČSSR, a na knihy věnované dílčím aplikacím [10, 11]. Závěrem ještě stručné vysvětlení, proč odkazujeme čtenáře pouze na českou literaturu. Vzhledem k šíři výběru problematiky by výčet použité literatury spolu s odkazy mohl snadno přesáhnout objem knihy a jak už bylo řečeno, záměrem autorů je podat pouze základní informaci o možnostech laserů. Vážní zájemci nebo uživatelé metod si jistě najdou cestu k samostatnému studiu z cizojazyčné literatury. Je naší milou povinností poděkovat recenzentům doc. ing. Václavu Sochorovi, CSc, a ing. Vlastimilu Bajgarovi, CSc, za cenné připomínky a náměty k textu knihy a Charlotě Verešové a Štěpánce Maňhalové za technickou pomoc při zhotovení obrázků. 1. PRINCIP LASERU V padesátých letech byl položen základ novému oboru — kvantové elektronice. Byla realizována zařízení generující a zesilující elektromagnetické záření na principu stimulované emise záření. Tehdy se také můžeme poprvé setkat s termínem MASER, což je název přístroje vytvořený z počátečních písmen anglického popisného názvu „Microwave Ampliůcation by Stimulated Emission of Radiation", v českém překladu pak „zesilování mikrovln stimulovanou emisí záření". O několik let později bylo zkonstruováno zařízení zesilující a generující na obdobném principu záření z optické spektrální oblasti. Proto se pro ně nejprve používal název optický maser, ale záhy se ustálil název LASER, kdy v akronymu MASER bylo M zaměněno písmenem L podle anglického Light — světlo. Tento název se pak používá pro všechna zařízení pracující na principu stimulované emise záření, ačkoliv generují záření v širokém spektrálním oboru od daleké infračervené do daleké ultrafialové oblasti spektra, a existují i projekty rentgenových laserů a laserů gama. Zpočátku se zdálo, že metoda zesilování elektromagnetického zářeni stimulovanou emisí je výhradně laboratorní záležitostí nemající analogii v přírodě. Později však maserový efekt posloužil k objasnění některých extrémně intenzivních a úzkých spektrálních čar vyzařovaných z mezihvězdných oblaků. V roce 1980 pak byl objeven efekt zesilování a generace záření o vlnové délce 10 [ira v atmosféře Marsu na molekulárních přechodeÉi oxidu uhličitého. Ačkoliv pravděpodobně dojde k objevu maserového a laserového efektu na dalších kosmických objektech, nemohou co do šíře a rozmanitosti konkurovat laboratorním aparaturám, kde byla získána generace stimulovaného záření v širokém spektrálním oboru na nejrůznějších materiálech. Cílem první kapitoly proto bude seznámit čtenáře se základními fyzikálními principy, na kterých je založena činnost laserů. 10 11 1.1 ZÁKLADNI VLASTNOSTI LASEROVÉHO PROSTŘEDÍ Obor, který se zabýva výzkumem laseru a maseru spolu s aspekty j ej ich''využití, se nazývá kvantová elektronika. Již v samotném názvu'je obsaženTtermín, ukazující, že při výkladu'principu nelze vystačit s představou klasické fyziky, kdy systém může setrvávat ve stavu s libovolnou energií a energie může být předávána v jakémkoliv množství. Ve skutečnosti, jestliže přejdeme do mikrosveta atomů a molekul, zjišťujeme, že takové systémy mohou zaujímat stavy jen s určitou energií. Energii přijímají nebo předávají ve formě energetických kvant, jejichž velikost je rovna rozdílu energie příslušných stavů. To platí například pro elektrony v elektronovém obalu atomu a podobně je kvantována energie v jádře atomů. U molekul je pak kvantována energie vibrace a rotace molekuly. Pouze translační pohyb volné částice není kvantován, což se, jak později uvidíme, promítne do rozšíření spektrálních čar u plynů. Energetické spektrum atomů a molekul tak reprezentuje soustava diskrétních energetických hladin, a hovoříme proto o diskrétním energetickém spektru. Veškeré fyzikální systémy se snaží zaujmout stav s nejmenší možnou energií, který budeme nazývat základní energetický stav. Pokud převedeme atom do vyššího energetického stavu, přijme energii rovnou rozdílu energie vyššího a základního energetického stavu. Naopak, při návratu do základního stavu stejné množství energie vydává. V případě laserů se budeme často setkávat s energetickými přechody, které budou doprovázeny pohlcením nebo vyzářením elektromagnetického záření. Protože budeme operovat s termíny jako je vlnění, foton, elektromagnetické záření, pokusme se je sjednotit. Obor známých druhů elektromagnetického záření sahá od radiových vln až po záření gama. Zatímco v dlouhovlnné části spektra se setkáváme s typickými vlnovými vlastnostmi záření, se zvyšující se frekvencí (zkracující se vlnovou délkou) se u elektromagnetického záření začínají projevovat vlastnosti charakteristické spíše pro proud částic (korpuskulí). Korpuskulárni charakter elektromagnetického záření se pak nejvýrazněji projevuje v krátkovlnné oblasti záření gama. Proto je možno k chápání účinků záření volit dvojí přístup. Někdy je výhodnější preferovat vlnový charakter záření, pak hovoříme o vlnové délce, frekvenci, fázi apod. Takto vysvětlíme jevy jako je ohyb, interference, polarizace apod. Přitom veličiny vlnová délka záření X a frekvence v jsou svázány vztahem A = v/v, (1) kde v — c/n, c je univerzální konstanta udávající rychlost světla ve vakuu, ô = 299 792 458 m . s-1 (přesně), n je index lomu prostředí. Při korpuskulárním přístupu k elektromagnetickému záření chápeme záření jako proud částic s nulovou klidovou hmotností — fotonů. Každý foton nese energii E úměrnou frekvenci záření v, podle vztahu E = h . v, (2) kde h = 6,626 . 10-34 J.s je univerzální Planckova konstanta. Tento přístup je výhodné použít při výkladu jevů spojených s předáváním energie, jako je např. fotoelektrický jev, absorpce, emise nebo tlak záření. Důležité je uvědomit si, že záření má dvojí charakter, který nelze oddělit, a při účincích se může projevit jedna vlastnost silněji než druhá. Využijeme korpuskulárni přístup při výkladu interakce záření s látkou. Nachází-li se atom v proudu fotonů, může dojít k interakci s fotonem pouze tehdy, jestliže je energie fotonu E rovna rozdílu energetických hladin v atomu, jak je vyjádřeno vztahem h . v — E = Ei —■ EQ, (3) kde Ei, resp. Eo je energie horní, resp. dolní hladiny. Hovoříme zde o pohlcení (absorpci) fotonu atomem. Energie fotonu se transformuje na vnitřní energii atomu. Pokud ovšem foton nemá vhodnou energii, nedojde k interakci s atomem a foton může být nejvýše odchýlen ze své dráhy (rozptyl). Na selektivním pohlcování elektromagnetického vlnění určitými atomy je založena absorpční spektroskopie. Úbytek charakteristických vlnových délek ve spektru záření procházejícího vzorkem svědčí o přítomnosti jisté látky ve vzorku. Spektroskopie má s lasery mnoho společného a použití laserů znamenalo vytvoření nové kvality ve spektroskopii. Sledujme proto, k jakým procesům dochází při interakci záření s atomárním prostředím. Pro zjednodušení předpokládejme, že se procesu zúčastní pouze dvě energetické hladiny, tj. mějme tzv. dvouhladinový model. Základní energetickou hladinou bude hladina 0, excitovanou hladinu označme jako 1 (viz obr. 1). V přítomnosti záření o spektrální hustotě energie q (v) (energie v jednotce objemu vztažená na jednotkový interval frekvence záření) je možno vyjádřit pravděpodobnost přechodu atomu za Boi B,o 2hv Obr. 1. Interakce záření s látkou v dvouhladinovém energetickém modelu 12 13 jednotku času ze stavu s energií E0 do stavu s energií El jako Bqi . q(v). Zde B01 je tzv. Einsteinův koeficient absorpce. Atom vzbuzený na hladinu 1 může na této hladině setrvat jistou dobu. Střední hodnota této doby se nazývá dobou života t excitovaného stavu a je možno ji vyjádřit jako převrácenou hodnotu Einsteinova koeficientu spontánní emise r=\jAV)- Energie excitovaného stavu je pak vyzářena ve formě fotonu spontánního záření. Jestliže se však atom během doby, po kterou setrvává v excitovaném stavu, dostane do interakce s fotonem záření o energii rovné energetickému rozdílu horního a dolního stavu, může dojít ke stimulovanému vyzáření fotonu. Pravděpodobnost procesu za jednotku času je vyjádřena výrazem B10 . q(v), kde Bw je tzv. Einsteinův koeficient stimulované emise. Stimulované vyzářený foton má totožnou energii, směr, fázi a polarizaci s fotonem iniciačním, zatímco spontánně vyzářený foton má náhodnou fázi, polarizaci i směr šíření. To je zásadní rozdíl, kterým je možno odlišit spontánní a stimulované záření. Jak známo ze spektroskopie, některé přechody pohlcují záření silněji než jiné. Tuto skutečnost popisuje právě Einsteinův koeficient absorpce. Přechody, na kterých dochází k silnějšímu pohlcování záření, mají větší hodnotu koeficientu absorpce. Naopak, některé přechody mezi energetickými hladinami jsou spektroskopicky nezjistitelné; jedná se o tzv. zakázané přechody. V případě zakázaných přechodů nedochází k pohlcení nebo vyzáření fotonu, ale neznamená to, že atom nemůže v důsledku vnějšího působení, například při srážce s jiným atomem, uskutečnit tento energetický přechod a předat energii v jiné než zářivé formě. Přechody, na kterých k absorpci a emisi dochází, se naopak nazývají dovolené. Existují pravidla (tzv. výběrová pravidla), podle kterých je možno zjistit, zdali se jedná o dovolený nebo zakázaný přechod doprovázený přenosem energie záření. Dosud jsme se zabývali interakcí záření s jediným atomem. Přejděme nyní k souboru atomů a předpokládejme, že je možno použít dvouhladinový model se základní energetickou hladinou 0 a excitovanou 1. Počet atomů v jednotce objemu s energií E0 označme jako n0 a nazvěme hustotou počtu atomů na hladině 0, podobně rti budiž hustota počtu atomů na hladině 1. Dále předpokládejme, že soubor atomů je v interakci s elektromagnetickým zářením o spektrální hustotě energie q(v), přičemž platí, že v je rezonanční frekvence přechodu 0->l, tudíž vyhovuje rovnici (3). Protože se jedná o dvouhladinový model, je možno popsat proces interakce se zářením za podmínek termodynamické rovnováhy noQ(v) B01 = niQ{v) B10 + %4M, (4) kde Aw, Bio. ^Boi jsou již známé Einsteinovy koeficienty. Rovnice 14 noč adřuje skutečnost, že ve stavu termodynamické rovnováhy je počet atomů přecházejících za jednotku času z hladiny 0 na hladinu 1 roven počtu atomů přecházejících z hladiny 1 na hladinu 0. Z rovnice (4) vyjádříme q(v): q(v) == niAj n0B0l — rai-Bio «o/«i • B01 — Bh (5) Využijme nyní Boltzmanova rozdělení, platícího za podmínek termodynamické rovnováhy, ze kterého vyplývá, že obsazení energetických hladin exponenciálně klesá s rostoucí energií podle rovnice no (Ei — EoX ( hv \ (6) kde k = 1,38054 . 10-23 J . K^1 je univerzální Boltzmanova konstanta, T termodynamická teplota soustavy a Ei, E0 energie excitované a základní hladiny. Dosazením (6) do (5) dostáváme výraz e(") 1 B, B01IB10 . exp (l^r) (7) Jestliže nyní použijeme obecný Planckův vztah pro spektrální hustotu zářivé energie za termodynamické rovnováhy, q{v) 4Jiv3 exp (8) 1 můžeme srovnáním rovnic (7) a (8) nalézt vztah mezi Einsteinovými koeficienty. Především platí, že -Bio = B0i = B. (9) Je nutno si uvědomit, že rovnost platí za předpokladu, že energetické stavy nejsou degenerované.* Konečně lze odvodit vztah mezi koeficientem spontánní a stimulované emise: * V případě degenerovaných hladin, kdy jedné energii odpovídá více energetických stavů, je třeba zavést degeneráciu faktory gt, vyjadřující, že i-tý energetický stav je gt násobně degenerován. Pak vyplývá z Boltzmanova rozdělení "i 9o^ 9i exp tedy Boi = Bv 9i 9o 15 . áhv3 „ -#10---- . -Bio ■ (l0) Dosud jsme chápali energetický přechod mezí dvěma hladinami jako přenos absolutně přesného energetického kvanta. V reálných systémech však je třeba brát v úvahu, že přenos je výsledkem interakcí majících náhodný charakter. Z Heisenbergovy relace neurčitosti plyne, že energii není možno změřit v reálném čase s absolutní přesností. Navíc je velikost energetického kvanta ovlivňována dalšími reálnými podmínkami, jako je rychlost a srážková frekvence v plynech nebo interakce s okolními atomy v pevných látkách. Hovoříme proto o rozšíření spektrální čáry, jak bude diskutováno v dalším textu u plynových laserů. Zde se omezíme na obecnou definici spektrální šířky čáry označené g(v), která popisuje tvar spektrální čáry. Spektrální šířka čáry bývá zaváděna jako normalizovaná veličina, pro kterou platí $g(v)dv=l. (11) Pokud za uvedených předpokladů vyjádříme celkový počet stimulované vyzářených fotonů z jednotky objemu za jednotku času označený jako Ww, dostaneme výraz J^io = »i J Bwq(v) g(v) dv = nľ 4ÄT ■^9(v)dV, (12) kde je respektován tvar a šířka spektrální čáry přechodu l->0. Zaveďme aproximaci q{v)Jv3 = konst v dimenzích spektrální šířky čáry, neboli předpoklad, že šířka čáry je natolik malá, že se v jejím rozmezí q(v) podstatně nemění. Pak lze použít normalizační výraz (11) a rovnice (12) se zjednoduší na W10 = n1B10Q(v) = n1.^Vl 4hrv3 (13a) Podobně je možno postupovat v případě absorpce, kdy získáme obdobný výraz pro Woí. 7oi = noB0iQ(v) = Wo . c3q(v) 4Jirv3 (13b) Pokusme se nyní odvodit výraz pro absorpci záření. Uvažujme rovnoběžné roviny Pí a P2 o velikosti ploehy 8, vzdálené o dz. Předpokládejme, že záření se šíří kolmo k rovinám, mezi nimiž může dojít k zeslabení intenzity záření absorpcí. Množství energie z frekvenčního intervalu (v; v + dv) absorbované v elementárním objemu 8 . dz za jednotku času je rovno W0i . hvS . dz a podobně je energie vyzářená stimulovaným procesem za jednotku času rovna W10 . hvS . dz. 16 Zanedbáváme zde spontánní záření, neboť jeho fotony mají náhodný směr a nepřispívají významně k celkovému toku svazku záření. Množství energie pohlcené v elementárním objemu S . dz a frekvenčním intervalu (v; v + dv) za jednotku času je tedy rovno (TFoi— Wl0) .hv.S.dz. (14) Nechť I, (z) reprezentuje intenzitu svazku záření prošlého plochou Pi. Pak celková energie záření vstupujícího do elementárního objemu S . dz za jednotku času je I,{z) . 8. Energie záření vystupujícího plochou P2 z objemu 8 . dz za jednotku času je rovna Iv(z + dz) . S = I,{z) .8 + ~S .dz. (15) Clen s derivací reprezentuje změnu energie záření po průchodu objemem 8 . dz za jednotku času, což je možno vzhledem k (14) vyjádřit jako S . dz = — {Woi — W10) ■ hvS . dz. (16) dz Zaveďme pro zjednodušení aproximaci kvazimonochromatického přiblížení* Potom je možno výraz z rovnice (16) s pomocí (12) upravit na dlr -c3 ■ g{v) Qp ■ {no — «0- (17) dz 4tj>2 Hustota energie záření gv a intenzita záření Iy jsou vázány vztahem /„ = vp, = — Qv, (18) c n * Pri kvazimonochromatickém přiblížení předpokládáme, že spektrální hustotu energie záření g (v) je možno aproximovat á-funkcí jako g(v) tu tv g,'. ô(v — v'). Funkce ô(x) je definována integrálním vztahem f f(x). ô(x) dx = /(O) pro každou „rozumnou" funkci /, neboli lze si představit, že ô(x) = 0 na celém definičním oboru, s výjimkou bodu x = 0, kde á-funkce roste nade všeohny meze tak, aby přitom platilo / ô(x) = 1. Důsledkem takového přiblížení je, že integrál v rovnici (12) bude možno zjednodušit jako /(.gWl^.gWdv&Jigťlv3). ô{v— v'). g{v) dv = (gy>/v'3). g{v'). Zjednodušeně je možno celý zápis vysvětlit takto: protože uvažované záření je prakticky monochromatické, má spektrální hustota energie záření g(v) nenulovou hodnotu pouze v úzkém intervalu frekvencí a součin g(v) .g(v) bude mít nenulovou hodnotu v temže intervalu. Jestliže nyní g(v) aproximujeme jako jedinou hodnotu na frekvenci v symbolem g„, bude relativně pomalu proměnná funkce g(v), v oboru, v němž bude nenulová hodnota integrandu z (12), prakticky konstantní. Potom je možno provést popisovanou aproximaci. Pozor, @(v) a g, nejsou totožné: g(v) je energie v jednotkovém objemu na jednotkový frekvenční interval, zatímco gv je pouze energie v jednotkovém objemu. 17 kde v je rychlost šíření světla v prostředí s indexem lomu n a c je rychlost světla ve vakuu. S pomocí (17) a (18) pak můžeme sestavit diferenciální rovnici 1 d/v -a„, /„ áz kde tzv. součinitel absorpce av je roven c2n a. 4tv2 . (m0 — %) . g(v). (19) (20) Po integraci rovnice (19) získáme známý výraz pro intenzitu záření Ir v závislosti na tloušťce z absorbujícího prostředí: Iv(z) = /„(O) . exp (—oc,. z). (21) Podíváme-li se na výraz (20), vidíme, že součinitel absorpce je kladný pro případ, kdy n0 > %\, neboli za vyšší četnosti atomů na dolní energetické hladině, tj. ve stavu termodynamické rovnováhy, jak ostatně vyplývá z Boltzmannova rozdělení. Pokud by se však podařilo realizovat případ, kdy je silněji obsazená horní hladina, neboli riy > n0, je z rovnice patrno, že záření by nebylo absorpcí zeslabováno, ale naopak pomocí převažující stimulované emise záření zesilováno. Tím se vlastně po obecném úvodu dostáváme k první a nejdůležitější vlastnosti laserů, k zesilování světla. K tomu, aby došlo ke zvětšení počtu atomů na některé z vyšších energetických hladin, je třeba vnějšího působení — buzení. O optickém buzení hovoříme, jestliže je k excitaci vyšší energetické hladiny využito vnějšího záření. Jiným případem, používaným u plynových laserů, je buzení výbojem, pomocí chemické reakce, nebo adiabatickou expanzí po výtoku molekulárního plynu ze supersonické trysky. U polovodičových laserů se používá buzení proudem injektovaným přes přechod PN. Podrobněji se jednotlivými typy buzení budeme zabývat při popisu konkrétních laserů. Důsledkem buzení je porušení termodynamické rovnováhy z obr. 2a a vytvoření stavu, kdy alespoň mezi dvěma hladinami nastane situace znázorněná na obr. 26 — inverzní populace. Prostředí, schopné zesilovat elektromagnetické záření s energií fotonů rovnou energetickému rozdílu hladin, mezi nimiž došlo k vytvoření inverzní populace, se nazývá laserové aktivní prostředí. Máme-li odhadnout parametry aktivního prostředí jako je zesílení, minimální budicí výkon apod., je třeba sestavit řadu rovnic popisujících vzájemné relace mezi energetickými hladinami a zářením. Každé energetické spektrum atomu nebo molekuly sestává z obrovského počtu energetických hladin. Pouze část z těchto hladin však bývá bezprostředně ovlivňována buzením 18 a relaxacemi. Proto se při informativních výpočtech používá aproximace zjednodušených modelů. Do rovnic zahrnujeme pouze ty hladiny, které se přímo podílejí na přenosu energie. Jako příklad uveďme přibližné řešení podle nejjednoduššího tříhladinového a) Obr. 2. Obsazení energetických hladin a) rovnovážné Boltzmannovo; b) s inverzní populací. E čísluje energetické hladiny, N označuje jejich populaci • .RE SE Obr. 3. Energetické schéma tříhladinového systému: B — buzení, RE — relaxace, SE — stimulovaná emise; hladina 2 je metastabilní modelu, znázorněného na obr. 3. Protože pracujeme s uzavřeným systémem hladin, bude pro celkový počet atomů v jednotce objemu n platit rovnice n — n0 + Mi + n2. (22) Vyšší hladiny mají vždy mnohem menší obsazení než hladina základní, a proto se jejich obsazení v rovnici prakticky neuplatní. Pro popis obsazení hladin se používají takzvané rychlostní rovnice vyjadřující rychlost změny obsazení jednotlivých hladin. Pro hladinu 2 můžeme psát dí = Wb(n0 — n2) — n2T21, (23) kde TTb«o Je rychlost buzení indukovanou absorpcí při optickém 19 buzení ze základní hladiny O*, a obdobně Wtftii je rychlost depopu-lace hladiny 2 stimulovanou emisí. Poslední ölen pak vyjadřuje depopulaci nezářivými přechody (*S2i) a spontánní emisí (A2\): T2i = S21 + -^21. Podobně je možno psát rovnici pro hladinu 1: drti ~dT = Wi(n0 — »x) + n2T21 — mTt (24) Zde Wino je rychlost populace hladiny 1 absorpcí laserového záření** a IFiWi rychlost depopulace hladiny 1 laserovým zářením. T21 a í^o reprezentují rychlost spontánní a bezkolizní relaxace hladin 1 & 2. Konečně pro hladinu 0 můžeme psát dw0 ~~ďT = W b(«2 — no) + — w0) + wií7!. Vzhledem k (22) musí navíc platit dno dt + dŕ + dí = 0. (25) (26) Systém rovnic je obvykle řešen v takzvaném stacionárním režimu, to znamená ve stavu, kdy se již obsazení hladin nemění, a tudíž derivace jsou nulové. Po řadě úprav dostaneme výraz pro rozdíl populací: Wi — Wo Wt,(T21 — T10) — Tdki w 3JFDJFi + 2WbT10 + 2T21Wi + T21Wh + T21T10^ (27) Aby mezi hladinami 1 a 0 mohlo dojít k inverzní populaci, je třeba vybrat takové prostředí, kde platí T21 > T10. (28) To znamená, že hladina 2 musí mít kratší dobu života než hladina 1, neboli hladina 1 musí být metastabilní. Z rovnice (27) pak vyplývá pro minimální potřebný budicí výkon Wb min = T2\T\ T2 (29) * Veličina Wb je úměrná hustotě energie budicího záření a Einsteinovu koeficientu Boi- Vyjadřuje vlastně působení optického buzení na populaci hladin 0 a, 2. ** W\ je obdobná veličina jako TPb, ale vztahuje se k hladinám 0, 1. členy s PPt> se proto týkají buzení a výrazy s W\ procesu emise a absorpoe laserového záření. Pro dosažení inverzní populace musí být ovšem budicí výkon větší než minimální. Pro případ malé intenzity stimulované laserové emise je možno zanedbat členy s W\ (platí pro případ slabého zesílení), s použitím (28) dostaneme Wl Wo W b — Tv (30) Pro inverzní populaci je třeba, aby Wt, > Ti0 a inverzní populace je nezávislá na intenzitě zesilovaného záření. Dochází k exponenciálnímu zesilování po dráze. V opačném případě, kdy je intenzita zesilovaného záření velká, můžeme výraz (27) psát jako In W! —wo T21(Wb — T10) (31) IFi(3TFb + 22*21) _iverzní populace je nepřímo úměrná W\. V tomto případě již neplatí exponenciální závislost zesilování záření podle rovnice (21) a zesílení je se vzdáleností lineární. Intenzita zesilovaného záření zde působí analogicky jako záporná zpětná vazba u elektronických zesilovačů, neboť s rostoucí intenzitou laserového záření roste B SE /« Obr. 4. Energetické schéma čtyřhladinového systému: B — buzení, RE — relaxace, SE — stimulovaná emise; hladina 2 je metastabilní Obr. 5. Energetické schéma tříhladinového systému s přímým buzením horní laserové hladiny: Ti — buzení, RE — relaxace, SE — stimulovaná emise rychlost relaxace hladiny 1. Tříhladinový model, jak uvidíme dále, je možno reálně aplikovat při výpočtu parametrů rubínového laseru. Pro jiné typy aktivního prostředí je možno použít čtyř-hladinový systém, znázorněný na obr. 4, nebo modifikovaný tříhladinový systém, kde dochází k přímému buzení na metastabilní hladinu, jak je patrné z obr. 5. Posledně jmenované systémy jsou výhodnější, neboť k vytvoření inverzní populace využívají málo obsazených hladin nad hladinou základní, a proto se u nich obecně dosahuje většího zesílení. 20 21 1.2 GENERACE LASEROVÉHO ZÁŘENNÍ A REZONÁTORY V předcházející kapitole jsme se věnovali podmínkám, za kterých dochází k zesilováni optického záření na kvantovaném energetickém přechodu v souboru atomů nebo molekul. Tím byla vlastně naplněna podstata akronymu laser, jakožto zesilovače světla. Ve skutečnosti je však tento pojem spojen nikoliv se zesilováním, ale s generací záření. Obraťme pozornost k analogii elektronických obvodů. Generace elektronických kmitů zde probíhá analogicky přes zesílení napěťového nebo proudového signálu zesilovačem s kladnou zpětnou vazbou. Kladná zpětná vazba je realizována obvodem, který zavádí část zesíleného výstupního signálu zpět na vstup zesilovače ve fázi se vstupním signálem. Tím dojde k opakovanému zesílení, kdy zisk zesilovače teoreticky roste nade všechny meze. Výsledkem je rozkmitání obvodu na frekvenci rezonančního kmitočtu elektronického obvodu. Názornou realizací takového kmitavého obvodu může být například mikrofon se zesilovačem a reproduktorem. Jestliže přiložíme mikrofon k reproduktoru, je využita akustická vazba k zesílení šumu zesilovače a taková soustava se rozkmitá na akustickém kmitočtu, pro který obvod vykazuje nejmenší ztráty. Vraťme se nyní od analogie ke skutečnému optickému zesilovači. Z aktivního prostředí jsou vyzařovány fotony spontánního záření bez vzájemné korelace směru a fáze. Vrátíme-li nyní část fotonů šířících se v podélné ose z aktivního prostředí (které má obvykle válcový tvar) zpět do aktivního prostředí k dalšímu zesílení, budou spontánně vyzářené fotony zesilovány stimulovanou emisí a po průchodu již bude část fotonů směrově i fázově vázána. K navázání fotonů je možno použít například zrcadlo s velkou odrazivostí. Podobné zrcadlo nyní umístíme na opačnou stranu aktivního prostředí. Část fotonů bude opět vrácena do aktivního prostředí k dalšímu zesílení. Pokud nebudou zrcadla na jedné i druhé straně aktivního prostředí dobře nastavena (jejich optické osy nebudou totožné), nedojde k dostatečnému zesílení, kdy počet stimulované vyzářených fotonů mnohonásobně převýší počet spontánně vyzářených. Přesné nastavení zrcadel na společnou optickou osu spolu s dostatečným zesílením vede k vytvoření stojatého optického vlnění uvnitř prostoru mezi zrcadly, kdy stojaté záření je prakticky výhradně tvořeno stimulované vyzářenými fotony. Takové zařízení je známo z klasické optiky jako Fa-bryův—Perotův interferometr, při použití v laserech se nazývá rezonátor a zkráceně jej nazýváme F—P rezonátor na rozdíl od jiných typů, s nimiž se u laserů také setkáváme, jako je např. kruhový rezonátor. 22 Věnujme nyní pozornost tomuto prvku, který pomáhá formovat vyzařované elektromagnetické pole laserového záření. Jak uz bylo řečeno, skládá se F—P rezonátor ze dvou zrcadel, obvykle kruhového tvaru, se společnou optickou osou a reflexními povrchy obracenými proti sobě, viz obr. 6. Často bývá jedno ze zrcadel totálne Obr. 6. Planparalelní rezonátor: L ■— délka rezonátoru, 2a — rozměr apertury 2a odrazné (odrazivost se blíží ke 100 %). Druhé zrcadlo, polopro-pustné, pak slouží jako optická vazba; jeho odrazivost je menší než 100 % a část záření vystupuje ve formě kolimovaného optického svazku s minimální rozbíhavostí (divergencí). Odrazivost zrcadla musí být volena s ohledem na zesílení aktivního prostředí mezi rezonátory tak, aby celkové ztráty nepřevýšily zesílení aktivního prostředí, tj. aby byla splněna podmínka generace Ä!Ä2exp [—2<ž(a„ + ac)] ^ 1, (32) kde Ru R2 jsou odrazivosti zrcadel (poměr intenzity odráženého a dopadajícího záření), d je délka aktivního prostředí, a.v součinitel absorpce (ar < 0), součinitel ac postihuje difrakční ztráty rezonátoru (ac > 0). Na ztrátách v rezonátoru se podílí odrazivost zrcadel (v případě vazebního polopropustného zrcadla užitečné ztráty na vyvázání energie), jejich kvalita a rozptyl na nehomoge-nitách optického prostředí. Na tomto místě je třeba zdůraznit, že požadavky na kvalitu zrcadel rezonátoru jsou velmi přísné. Obvykle se vyžaduje, aby přesnost opracování zrcadel byla alespoň A/20, což znamená, že rozměry nepřesností při leštění nemají překročit dvacetinu vlnové délky generovaného záření a u špičkových laserů se vyžaduje kvalita až A/40. Ostatní ztráty na parazitních rozptylech by měly být co nejmenší. Vlastní zrcadlo musí mít z technologických důvodů nenulovou tloušťku materiálu. Jedna strana zrcadla je pokrytá, jak už bylo řečeno, odraznou vrstvou. U totálně odrazného zrcadla je možno použít opticky leštěný kovový povlak zrcadla (je však třeba dát pozor na odrazivost kovu v závislosti na vlnové délce záření). Mnohem výhodnější a častější je použití dielektrických odrazných vrstev. Tyto vrstvy se na opticky vyleštěný povrch nanášejí naparováním ve vakuu. Střídavě se naparuje vrstva s větším a menším indexem lomu, přičemž tloušťka vrstvy je přibližně rovna polovině vlnové délky záření (pro něž je zrcadlo určeno) v naparovaném materiálu. Pomocí dielektrických vrstev je možno měnit nejen odrazivost na dané 23 vlnové délce záření, ale i spektrální šířku pásma odrazivosti (zrcadla mohou být širokopásmová nebo úzkopásmová). Podobně je nutno upravit také druhou stranu zrcadla. Zde naopak požadujeme, aby se změna indexu lomu na rozhraní materiál zrcadla — vzduch projevovala co nejméně. Proto bývají vnější vrstvy zrcadel napařeny antireflexními vrstvami, jejichž tloušťka bývá rovna čtvrtině vlnové délky záření v naparovaném materiálu vrstvy. Výroba laserové optiky je technologicky poměrně náročná, a proto je její cena nezanedbatelnou položkou v celkové ceně laseru. V praxi je používán termín vnitřní, resp. vnější rezonátor. Jedná se o dvě modifikace vzájemného umístění rezonátoru a aktivního prostředí. Jestliže aktivní prostředí dosahuje od jedné odrazné vrstvy zrcadla k druhé odrazné vrstvě bez přerušení jiným optickým prostředím, hovoříme o vnitřním rezonátoru. Jestliže naopak tvoří aktivní prostředí kompaktní celek, k němuž je zvnějšku přiložen F—P rezonátor, takže mezi odrazným vrstvami a aktivním prostředím je vrstva materiálu s jiným indexem lomu (většinou se jedná o vzduchovou vrstvu), hovoříme o vnějším rezonátoru. U laserů s vnějším rezonátorem, kde délka aktivního prostředí je menší než vzdálenost zrcadel F—P rezonátoru, je třeba omezit na minimum ztráty vznikající při odrazu na optických rozhraních. Dopadá-li záření, polarizované v rovině dopadu, na rozhraní dvou prostředí s odlišnými indexy lomu pod vhodným úhlem, nedojde k odrazu od rozhraní a veškeré záření prochází beze ztrát. Pro přechod ze vzduchu do opticky hustšího prostředí je hodnota tohoto tzv. Brewsterova úhlu (měřeného mezi kolmicí k rozhraní a směrem vlnového vektoru záření) dána výrazem as = arctg n, (33) kde n je index lomu opticky hustšího prostředí. Pod Brewsterovým úhlem jsou proto skloněny transparentní optické prvky, například koncová okénka plynových laserů nebo konce zábrusů u laserových krystalů. Dosud jsme se pouze povrchně zabývali optickými vlastnostmi F—P rezonátoru. Podívejme se nyní na význam F—P rezonátoru v laseru podrobněji. Jak už bylo řečeno, je možno F—P rezonátor charakterizovat jako optickou kladnou zpětnou vazbu. Podle obr. 6 se jedná o dvojici zrcadel se společnou optickou osou, která zajišťuje několikanásobný průchod fotonů šířících se ve směru optické osy aktivním prostředím. Rezonátor je plně určen tvarem apertury obrysové křivky zrcadel, tvarem jejich plochy a vzájemnou vzdáleností. Matematicky je možno řešit F—P rezonátor pomocí poměrně složitého matematického aparátu, který nebudeme v knize tohoto zaměření uvádět, viz např. [1, 4, 15]. Podstatné Jef Pr. dol pri dél •o nás budou pouze některé závěry plynoucí z teorie. V před-shozím textu jsme se zmínili o stojatém elektromagnetickém lnění v rezonátoru. Z jeho popisu vyplynou některé základní lastnosti laserového záření. Předpokládejme, že prostor mezi zrcadly je vyplněn zářením . jediné frekvenci (monochromatickým). Záření, jehož směr šíření není rovnoběžný s optickou osou rezonátoru, po několika odrazech na zrcadlech rezonátor opouští. Naopak záření, šířící se ve směru optické osy, je po odrazu na ploše zrcadel znovu vraceno do rezonátoru a může v něm teoreticky setrvávat libovolně dlouho. Jestliže projde rezonátorem tam a zpět, vrací se do výchozího bodu. >ro další osud záření je rozhodující, zdali se po průchodu „kolem lokola" vrátí ve stejné fázi, neboli jestli dráha, kterou záření při průchodu rezonátorem urazí, bude celistvým násobkem vlnové délky záření. Je-li proto splněna tzv. rezonanční podmínka rezonátoru, 2L = l.L (34) kde L je délka rezonátoru, X vlnová délka záření a l celé kladné číslo, dojde k interferenci záření a vytvoření stojatého elektromagnetického vlnění s uzly na odrazných plochách zrcadel. Stojaté vlnění se proto bude periodicky vytvářet při změně vzdálenosti zrcadel o X/2. Je třeba zdůraznit, že výraz platí pro prostředí s indexem lomu rovným 1. V případě, že v rezonátoru je z konstrukčních důvodů struktura optických prvků složená z materiálů o různých indexech lomu, jak se Často stává, je třeba dráhový rozdíl počítat se zahrnutím vlivu struktury. Pak platí 2£ZJ = £ři.Ať = X.^hlni, (35) i i i kde Li je délka i-tého úseku s indexem lomu n%, A vlnová délka záření ve vakuu a Ai vlnová délka záření v i-tém úseku, konečně li je číslo udávající, kolikrát se vejde vlnová délka Xt do úseku 2Li. Dále musí být splněna fázová podmínka, neboli £ li = k, kde k je i celé kladné číslo, zatímco dílčí příspěvky li mohou být čísla reálná. Ve skutečnosti však není třeba v oblasti optických vlnových délek záření délku rezonátoru přesně počítat, protože posun zrcadla o polovinu vlnové délky záření znamená změnu délky rezonátoru o rozměr řádově v mikrometrech, což je v porovnání s celkovým rozměrem L tak malá veličina, že ji lze realizovat při mechanickém nastavování rovnobežnosti zrcadel. Z teoretického rozboru dále vyplývá, že kromě osové modifikace záření mohou být v rezonátoru vzbuzeny ještě další konfigurace stojatého záření — mody, které reprezentují jiné možné struktury záření v rezonátoru. Obecně je 24 25 možno takové konfigurace rozdělit na podélný mod pro který nlatí rezonancm podmínka (34), a pň6né Ldy, které fflÄ potľuzľ/stoľt^ Y1 ^3ld ČÍSCl W a n- Tat° čísIa znamenají počet uzlu stojatého vlnení na optické ose, resp. na osách k ní RF z-' v - \ OF -> 00 10 20 01 • M Ml S 11 e* Obr. 7. Princip mnohonásobného průchodu fotonu rezonátorem s vyznačením základních rezonátorových modů: RF — rozptýlený foton, OF —. osový foton kolmých. Protože elektrická i magnetická složka pole je kolmá k optické ose, je možno mody označit jako TEMjmn. Hodnota l je však veliká a výrazně se mění s délkou L, a proto se index l neuvádí. Mody F—P rezonátoru jsou tedy uváděny jako TEMmn, viz obr. 7. Základním modem rezonátoru je mod TEMoo- Intenzita záření měřená kolmo k optické ose vykazuje jedno maximum a z teorie rezonátoru plyne, že průběh intenzity záření vyhovuje Gaussově funkci f(x) = exp (—a^/tof), (36) kde x je pricna souřadnice a ws taková vzdálenost od osy rezonáto ru na nzz mtenzita záření poklesne na hodnotu 1/e osové inteS Vehcma Ws je různá pro různé vlnové délky, LiteJH^ Z-|(R='1) Základ/i! mod Z2 (R<1) Obr. 8. Průběh intenzity záření na úrovni 1/e maximální intenzity uvnitř rezonátoru: Zi — totálně odrazné zrcadlo, Z2 — polopropustné zrcadlo, © — rozbíhávost laserového záření; R značí odrazivost a tvar odrazných ploch. Průběh intenzity záření základního modu je znázorněn na obr. 8 pro obecný tvar zrcadel. Vyšší rezonátorové mody pak vykazují několik maxim intenzity. Dosud jsme se věnovali především planparalelnímu rezonátoru s rovinnou plochou zrcadel. S ohledem na ztráty a stabilitu rezonátoru (jak bude diskutováno dále) je výhodné používat zrcadla, jejichž reflexní plocha je výřezem kulové plochy, přičemž plocha zrcadla je konkávni (dutá). Takové zrcadlo soustřeďuje záření rovnoběžné s optickou osou a při použití v rezonátoru má tendenci soustřeďovat stojaté vlnění k optické ose. S průběhem elektromagnetického pole v rezonátoru úzce souvisí parametry záření vystupujícího z rezonátoru polopropustným zrcadlem. Jak je patrné z obr. 8, bude záření vystupovat ve svazku s mírnou roz-bíhavostí ve formě protáhlého kužele s vrcholovým úhlem 0, což je úhel, který svírají tečny přiložené k průběhu konstantní intenzity na úrovni 1/e osové intenzity v místě výstupního zrcadla, neboli na poloměru ws. Protože tvar zrcadel (poloměr křivosti kulových odrazných ploch a jejich vzdálenost) formuje rozložení pole v rezonátoru, ovlivňují zároveň rozbíhavost laserového svazku. Minimální rozbíhavost je proto možno očekávat u základního modu TEMoo laseru s planparalelním rezonátorem. Vzájemná konfigurace optických parametrů F—P rezonátoru zároveň charakterizuje další vlastnost rezonátoru — jeho stabilitu. Mějme rezonátor s kulovými konkávními zrcadly o poloměrech křivosti Ri a R2 s příčnými rozměry apertur 2ai a 2a2 vzdálenými od sebe L. Z teorie plyne, že rezonátor je možno popsat trojicí parametrů: Fresnelovým číslem N = ai . a2 (37) kde X je vlnová délka záření, a dvěma faktory G\ = gi(aila2), G2 = g^a2\ax), (38) kde gi = 1 — L\Ri, Ri > 0 pro konkávni plochu a iži < 0 pro konvexní plochu, i = 1, 2. Fresnelovo číslo reprezentuje ztráty způsobené vyzařováním přes okraj apertur nebo omezením příčného rozměru clonou vloženou do rezonátoru. S rostoucím Fresnelovým číslem při | g | < 1 prudce klesají ztráty v rezonátoru. Z teorie dále vyplývá, že jako parametr stability můžeme brát výraz G2 = Gi,G2. Jestliže N > 1, pak je rezonátor stabilní za podmínky 0 < G* < 1. (39) V souřadnicích gi a g2, za podmínky rovností Ri = R2, a,\ = a2, je možno oblast stability znázornit graficky, jak je patrné na obr. 9. V plochách mezi osami souřadnic a hyperbolami je rezonátor stabilní (utváří stabilní stojaté vlnění). V zakroužkovaných plochách je pak nestabilní, což znamená, že záření v důsledku konfigurace odrazných ploch a vzdáleností zrcadel je rozptylováno přezářením přes aperturu zrcadel. V grafu 9: i \(1.1) V J Rl f 2 ^—^ ^/ — (0,0) 9i ' Mm (-1.-1 )\ (-4-4) Obr. 9. Graf stabilní a nestabilní konfigurace rezonátorů; zakroužkované oblasti označují nestabilní konfigurace jsou vyznačeny body charakterizující tři typy symetrických rezonátorů (leží na přímce se směrnicí 1): planparalelní (Rx = = R2 = oo, bod (1, 1)), koncentrický = R2 = L, bod (0, 0)) a konfokální (R1 = Rz = L/2, bod (—1, —1)). Jak je patrné, leží tyto typy rezonátorů na hranici stability a sebemenší změny parametrů je mohou posunout do nestabilní oblasti. Proto je výhodnější používat jiné varianty rezonátorů (například konfigurace Ri =oo, R2 > L, případ hemisférického rezonátorů, ležícího bezpečně v oblasti stability). Náš rozbor byl ovšem činěn za předpokladu rezonátorů bez aktivního prostředí. Analýza rezonátorů s aktivním prostředím je mnohem složitější, neboť je třeba brát v úvahu zesílení, které může ovlivnit použitelnost rezonátorů. V poslední době se například u výkonových laserů s velkým součinitelem zesílení aktivního prostředí s úspěchem užívá rezonátorů ležících v oblasti nestability. Výkonové lasery byly dříve často konstruovány s rezonátory -L Obr. 10. Konfigurace nestabilního rezonátorů: Ri ■— poloměr křivosti velkého zrcadla, i?2 — poloměr křivosti malého zrcadla sestávajícími z kovových zrcadel s vazbou realizovanou nikoliv polopropustnými vrstvami, ale vazebním otvorem v ose výstupního zrcadla. Protože, jak víme, je základní mod lokalizován právě v optické ose, docházelo k potlačení základního podélného modu na úkor příčných modů. Jestliže se použije konfigurace zrcadel na obr. 10, bude zachován základní mod a naopak potlačeny vyšší příčné mody. Protože rezonanční podmínka laseru zní v = v0^ + Y(l+m + »)j, (40) kde v0 = c/2L a čísla l, n, m udávají počty uzlů stojatého vlnění ve směru os z, x, y (z je osová souřadnice, srovnej se zápisem modu TEMímn), znamená potlačení vyšších modů zisk spektrálně čistého výstupního záření. Další významnou vlastností rezonátorů je parametr zvaný jakost rezonátorů. Obvykle se charakterizuje veličinou zvanou činitel jakosti rezonátorů, se kterou se již setkáváme u rezonančních obvodů v elektrotechnice a mikrovlnné technice. Činitel jakosti Q je definován vztahem Q (41) kde coo = 2tzvq je kruhová frekvence modu v rezonátorů (frekvence záření na jednom modu), Em je energie daného modu obsažená v rezonátorů a P2 energie ztracená za jednotku času, neboli ztrátový výkon, obecně definovaný jako át Odtud dEn dť (Oo ~Q (42) (43) takže, lze-li předpokládat, že ztrátový výkon je přímo úměrný energii Em modu v rezonátorů, můžeme (43) integrovat na Em(t) = Eo exp (ňpt \ (44) Energie obsažená v rezonátorů klesne na hodnotu 1/e původní energie za dobu t, které se říká relaxační doba, (Oo Q 2nvo (45) 28 Je patrné, že činitel jakosti rezonátoru je úměrný relaxační době záření v rezonátoru, někdy též nazývané doba života fotonu v rezonátoru. Přirozená souvislost relaxační doby t s velikostí šířky spektrální čáry A v nabízí jinou interpretaci významu veličiny Q, jak vidno z následujícího vztahu: Av = vo (46) šířka Av se měří v polovině maxima průběhu spektrální čáry. Zatímco běžné radiotechnické rezonanční obvody složené z indukč-ností a kapacit mají činitel jakosti rovný 101 až 102 a vlnová délka mnohonásobně převyšuje rozměr rezonančního prvku, zvětšuje se u mikrovlnných kmitočtů činitel jakosti definovaného rezonátoru na 104 až 105, rozměr rezonátoru je srovnatelný s vlnovou délkou záření, a u optických F—P rezonátoru dosahuje hodnota činitele jakosti již velikost 108 až 109 a rozměr rezonátoru o mnoho řádů převyšuje vlnovou délku záření. činitel jakosti je ovlivněn mnoha parametry (kvalitou, rozměrem, tvarem a vzdáleností zrcadel, kvalitou optického prostředí uvnitř rezonátoru a činitelem vazby výstupního zrcadla). Celkový činitel jakosti se pak skládá z příspěvků jednotlivých dílčích činitelů jakosti podle vztahu ~Q v-L. r Qt (47) Například činitel jakosti charakterizující ztráty odklonem od planparalelity je možno vyjádřit jako Qt> = 2- (48) kde L je vzdálenost zrcadel, /3 je úhel odklonu, a poloměr zrcadla a Á vlnová délka záření. Vazební činitel jakosti je dán vztahem Qr 2tzL (49) A(l-r) kde r je odrazivost vazebního zrcadla. Činitel jakosti reprezentující difrakční ztráty pak vztahem L X Qa 16~ ■ N, (50) kde N je Fresnelovo číslo charakterizující rezonátor. Nyní nám zbývá pouze posouzení vzájemné vazby F—P rezonátoru a aktivního prostředí. Jak bylo popsáno v kap. 1.1, je zesílení aktivního prostředí realizováno na některém kvantovém přechodu charakterizovaném spektrální čarou o průběhu g(v). Spektrální šířka čáry F—P rezonátoru bývá mnohem užší než šířka čáry zesílení aktivního prostředí. Vzdálenost podélných modů Av v rezonátoru o délce L je rovna AV : 2L (51) kde c je rychlost světla v prostředí rezonátoru. To znamená, že laser může současně generovat záření na několika podélných modech, jak je patrno z obr. 11. Pro generaci záření je nutno splnit podmínku (32), vyjadřující, že laser bude vyzařovat tehdy, laser • \ -Ar \_ t J P £sfD 1 fo Af Obr. 11. Porovnáni křivky zesílení se šířkou vlastního laserového modu: P —■ práh generace, křížkem jsou označeny generující mody, A/—• vzdálenost podélných modů, A/d —• Dopplerova šířka čáry, A/l — přirozená šířka čáry, A/ias — šířka čáry laserového záření jestliže zesílení převýší ztráty v rezonátoru. Symbol P zde označuje prahové zesílení, tj. zesílení právě rovné ztrátám v rezonátoru. Na obrázku je navíc znázorněna relace mezi šířkou spektrální čáry aktivního prostředí v případě Dopolerova rozšíření (viz kapitola o plynových laserech) a přirozenou šířkou čáry kvantového přechodu bez přídavného rozšíření. Laserová šířka čáry je díky velkému činiteli jakosti F—P rezonátoru v oblasti optických kmitočtů mnohem menší než přirozená šířka čáry. Laser proto generuje prakticky monochromatické záření (po eliminaci jiných podélných modů) ve formě nepatrně rozbíhavého svazku záření. 30 31 1.3 ZÁKLADNÍ VLASTNOSTI LASEROVÉHO ZÁŘENÍ V předchozích kapitolách jsme se věnovali základním principům optického zesilování a generace záření. Seznámili jsme se s pojmy jako aktivní prostředí a Fabryův—Perotův rezonátor a rozebrali podmínky, za kterých dochází ke generaci laserového záření. V této kapitole se věnujeme popisu základních vlastností záření generovaného lasery a zdůrazníme rozdíly mezi klasickými a laserovými zdroji. Pro srovnání vybereme dva klasické zdroje záření: tepelný • zdroj a výboj v plynech. Tepelný zdroj záření je například běžně známá žárovka, u které je záření emitováno z rozžhaveného vlákna. Přibližný popis spektrálního složení záření takového vlákna je možno provést pomocí Planckova vyzařovacího zákona podle rovnice (8). Rozsah vyzařovaných frekvencí je dán především teplotou vlákna. Fotony vystupující z jeho povrchu mají statisticky náhodnou frekvenci a fázi, vlákno má jistý konečný rozměr a vyzařování je prakticky všesměrové. Vnějšími optickými prvky lze upravit záření do kužele (světlomet) a pomocí filtrů vymezit požadovanou spektrální oblast, takže je možno v hrubém přiblížení získat monochromatické záření. Zužováním spektrálního pásma filtrací se však prudce zmenšuje vyzařovaný výkon. Kromě toho, takto monochromatizované záření se sice skládá z fotonů o přibližně stejné energii, ale fáze jednotlivých fotonů je náhodná. Přenos takového záření na větší vzdálenost vyžaduje kvalitní optický korekční systém a směrově korigovat je možno jen o málo více než polovinu vyzařovaných fotonů. Potřebné příkony intenzivních světelných zdrojů se tak pohybují od jednotek do desítek kilowattů. Pokud požadujeme monochromatické záření, je výhodnější použít nízkotlakých výbojek s tlakem plynů do přibližně 10 Pa, kde dochází k vyzařování na kvantových energetických přechodech molekul plynů nebo par. Dodatečnou filtrací je možno zvýšit monochromatičnost vyzařovaných fotonů. Proces vyzařování však probíhá spontánně, a proto i zde mají fotony náhodný směr a fázi. Přechodem ke středotlakým a vysokotlakým výbojkám se snižuje monochromatičnost a přechází se k podobným, i když energeticky výhodnějším zdrojům záření jako jsou zdroje tepelné energie. Kolimování (soustředěnost) vystupujícího záření do svazku je možno opět provádět pomocí vnější optické soustavy. U výbojek, zvláště nízkotlakých, tak dochází k vyzařování na kvantových energetických přechodech, jako v případě laserů. Zásadní rozdíl ovšem spočívá v tom, že u laserů dochází ke generaci pouze na přechodu, na němž je realizována inverzní populace. Ta v kombinaci s optickou kladnou zpětnou vazbou způsobuje prudký vzrůst počtu stimulované emitovaných fotonů, takže spontánně vyzařující fotony zde způsobují jen zbytkový šum. Vlivem F—P rezonátoru navíc získáváme další významnou vlastnost laserového záření — směrovost. Zastavme se nejdříve právě u této vlastnosti. Záření stimulované vyzařované je formováno F—P rezonátorem do svazku, jehož rozbíhavost je dána vztahem 0 = arctgf-2M • \ . V4V« (52) kde opět X je vlnová délka záření, L vzdálenost zrcadel rezonátoru, gt = 1 — L/JRí pro i = 1,2. Teoreticky by bylo možno realizovat laser s nulovou rozbíhavostí za podmínky gx + g2 — 2gig2 = 0, což je splněno pro g± = g2 = 1, neboli pro případ planparalelního rezonátoru. To je však pouze idealizovaný případ, protože z teorie difrakce plyne pro mezní dosažitelnou rozbíhavost Sau = X/R, (53) kde R je poloměr zrcadla. Z (52) a (53) je patrné, že pro krátkovlnné záření je rozbíhavost menší než pro dlouhovlnné, a také delší rezonátor bude vykazovat menší rozbíhavost než rezonátor krátký. Z mechanického hlediska je však realizace dlouhého stabilního rezonátoru obtížnější, takže při konstrukci je třeba volit kompromis. Zajímavé je, že nestabilní rezonátor vykazuje při dobré konstrukci menší rozbíhavost svazku než stabilní rezonátor. Jako příklad uveďme He-Ne laser (blíže o něm v kapitole 2), emitující záření s vlnovou délkou 633 nm z rezonátoru o délce 1 m se zrcadly o poloměrech křivosti 20 m a oo. Výpočtem podle (52) zjistíme, že svazek laseru se bude rozbíhat v kuželi s vrcholovým úhlem 0 = 1'50" neboli 0 = 5,3 . 10~4 rad. To znamená, že svazek o průměru 5 mm na výstupu z laseru se po průchodu opticky kvalitním prostředím na vzdálenost 100 m rozšíří na svazek o průměru kolem 58 mm. Výrazná směrovost laserového záření je vlastnost, kterou si uvědomí na první pohled každý, kdo se s laserem setká poprvé. Jiná jeho výrazná vlastnost již není tak zřejmá. Pouhým okem je vidět, že laserové záření má poněkud odlišný charakter od záření klasických zdrojů. Dopad záření klasického zdroje ve formě kolimova-ného svazku na stínítko vnímáme jako skvrnu s plynulým přechodem intenzity od maxima do minima. Jestliže se však podíváme na stopu laserového svazku na stínítku, jeví se nám složená z drobných svítivých bodů, které se přelévají při pohybu hlavy pozorovatele. Záření vykazuje jakousi zrnitost. To je způsobeno druhou základní vlastností, kterou je výrazná monochromatičnost a vysoký stupeň koherence. Zastavme se nyní u těchto dvou 32 33 . "i pojmů. O mônochromatičnosti jsme se zmiňovali již u klasických zdrojů a je možno ji zvýšit dodatečnou frekvenční filtrací — monochromatizací na disperzním prvku (optický prvek, jehož vlastnosti jsou závislé na vlnové délce záření; zde míníme hranol, difrakční mřížku nebo interferenční filtr). I po silné monochro-matizaci nezískáme onu zrnitost laserového záření. Ta je způsobena charakterem záření laserových zdrojů. Jak jsme se zmínili v předchozím textu, vyzařuje laser na principu stimulované emise, což znamená, že stimulující i emitovaný foton mají stejnou energii, fázi a polarizaci. Právě fázová shoda fotonů vyzařovaných laserem způsobuje, že snadno dochází k interferenci a ono zrnění je vlastně důsledkem interference záření rozptylovaného stínítkem na sítnici našeho oka. Jev je podrobně popsán v knize [5] této edice, zde si dovolíme pouze zavedení zjednodušujících pojmů. Elektromagnetické vlnění o jisté frekvenci se šíří rychlostí světla a má v případě dobré stabilizace budicího oscilátoru sinusově proměnný průběh. Při posunutí takové ideální vlny o celistvý násobek periody a porovnání s původním průběhem nezaznamenáme žádnou změnu. Takový posuv a porovnání v optické oblasti můžeme realizovat, jestliže rozdělhne svazek záření na dva a necháme je spolu interagovat po průchodu různě dlouhých optických drah. Použijeme například Michelsonova interferometru, schematicky znázorněného na obr. 12. Jedno rameno interferometru je pevné a druhé má možnost se prodlužovat posouváním koncového zrcadla. Tím můžeme měnit rozdíl v délce dráhy, kterou urazí záření v jednom a druhém rameni. Na výstupu z interferometru dostáváme při stejném nastavení ramen interferenční obraz ve formě interferenčních proužků s větší a menší intenzitou záření. Jestliže nyní zvětšujeme dráhový rozdíl posouváním jednoho Obr. 12. Demonstrace časové koherence, Michelsonův interferometr: Zlt Z2 ■— zrcadla, — řídicí prvek, B — vlnový balík Účinnost pevnolátkových laserů není příliš velká a nejčastěji nedosahuje ani jednoho procenta. Čím je šířka absorpční čáry užší a budicího záření širší, tím je menší účinnost buzení a větší prahová energie buzení. Účinnost samozřejmě souvisí i s rovnoměrností rozložení iontových příměsí v krystalu, s kvalitou krystalu a jeho opracováním. Všechny tyto faktory mohou ovlivnit funkci laseru i kvalitu vystupujícího záření. TJ některých typů pevnolátkových laserů může v krystalu dojít ke generaci na různých přechodech podle zvolené pracovní teploty. Tak např. laser s aktivním prostředím CaF2 : Dy2+ pracuje při teplotě 77 K jako tříhladinový, zatímco při teplotě 30 K jako čtyřhladinový. Je patrné, že režim generace záření je možno ovlivňovat souborem vnějších i vnitřních parametrů, koncentrací iontů, teplotou, spektrálním oborem budicího záření, režimem modulace apod. 2.1.1 Rubínový laser Základním reprezentantem pevnolátkových laserů je laser rubínový. Je to současně i prvý fungující laser vůbec; byl realizován T. H. Maimanem v roce 1960. K jeho stavbě přispěla značná zkušenost s optickými vlastnostmi materiálu nosného prostředí, korundu (oxidu hlinitého, A1203), a poznatky o technologii přípravy jeho monokrystalu, vypracované k jiným účelům. Rubín se od korundu liší jen příměsí asi 0,05 % iontů chrómu (obvyklá koncentrace iontů chrómu Cr3+ činí 1,6 . 1025 m~3). Monokrystaly rubínu se získávají z taveniny A1203 s příměsí sloučenin trojmocné-ho chrómu pozvolným ochlazováním. Surový monokrystal má tvar protáhlého roubíku (nazývaného hruška). Z roubíku se vybrousí tyčinka, její konce se podle potřeby zabrousí buď kolmo k podélné ose, nebo pod Brewsterovým úhlem. Po nanesení odrazných vrstev (nebo umístění do vnějšího rezonátoru) a vložení do budicího záření výbojky je laser schopen funkce. Je třeba zdůraznit, že každá z popsaných operací vyžaduje technologickou zkušenost, a jak tomu u optických přístrojů bývá, i velikou přesnost. Na kvalitě monokrystalu a jeho finálním opracování závisí do značné míry podmínky generace laseru, velikost ztrát v rezonátoru apod. K optickému zesilování v rubínu dochází mezi energetickými hladinami trojmocného chrómu v A1203, jejichž schéma je zachyceno v energetickém diagramu na obr. 18. Označení hladin vychází E 0 1 30.103 25.103 20.103 15.103 10.103 5.103 - Cr3* Obr. 18. Zjednodušené energetické schéma rubínového krystalu ze symboliky přijaté v kvantové fyzice, jeho výklad není nutno zahrnout do knihy tohoto rozsahu a zaměření. Totéž platí u symboliky energetických hladin uváděných v této knize na jiných místech. Energie jednotlivých přechodů je v obr. charakterizována vlnočtem a odpovídajícího záření, který s energií E fotonu souvisí vztahem a = l/A = E/hc, kde h je Planckova konstanta, c rychlost světla ve vakuu. Základní hladina, značená jako 4A2, je v důsledku interakce s krystalovým polem štěpena (spin-orbitální interakcí) a absorpce (buzení) nastává na přechodech 4A2 -> 4F2 (X = 500 až 600 nm), 4A2 -* 4Fj (X = 350 až 450 nm), 4A2-»2F2 (A = 470nm). 42 43 600 —»A(nm) Obr. 19. Absorpční spektrum krystalu rubínu: || — měřené rovnoběžně s krystalovou osou C, ± — měřené kolmo k ose C Absorpční spektrum rubínu je na obr. 19. Pro buzení je výhodné, že absorpční pásy jsou široké a pohlcují široký spektrální obor emise budicí výbojky. Z buzených hladin typu F se rychlou nezářivou relaxací excitují horní laserové hladiny A a E, z nichž nastává vyzařování přechodem na spodní hladiny, které je základem stimulované emise (přechody Rla,R2, vlnová délka 692,9 nm a 694,3 nm). Rubínový laser je typickým představitelem tříhla-dinových laserů. Přestože dolní laserová hladina je hladinou základního stavu, může zesílení v rubínu dosáhnout velkých hodnot. V některých případech je dokonce zapotřebí zabránit generaci parazitních modů (odrazem od stěn) pomocí vrypů ve válcových stěnách krystalu nebo matovou úpravou povrchu těchto stěn. Také kvantová účinnost (poměr energie emitovaného a budicího kvanta záření) je velká. Emisní spektrum rubínového laseru je poměrně složité. Jednak jde o generaci na energetickém přechodu končícím na rozštěpené hladině, jednak je generováno i mnoho vyšších modů. Navíc je samotná emisní šířka laserových čar značná (při teplotě 300 K dosahuje hodnoty 30 až 100 GHz, snížení teploty na 77 K vede k zúžení na úroveň 1 až 3 GHz). Protože při obvyklé délce rezoná-toru 5 až 15 cm je vzdálenost mezi podélnými mody zhruba 1 až 3 GHz, je při laboratorní teplotě generováno kolem jednoho sta vlastních rezonančních frekvencí. Při chlazení na teplotu 77 K již jen jediný podélný mod. Rubínový laser pracuje především v impulsním režimu při buzení impulsní xenónovou výbojkou. Délka impulsu je přibližně milisekunda. Impuls není jednoduchý a sestává z řady krátkých impulsů statisticky náhodné intenzity. Příčinou této složitosti impulsu je rychlá relaxace horní laserové hladiny při současném optickém buzení a konkurenci řady vyšších modů. Výkon ve špičkách impulsů je velmi rozdílný a zhoršuje směrové a spektrální vlastnosti svazku. Záření neřízeného rubínového laseru je nazýváno „relaxační vyzařování". Pro zlepšení činnosti rubínového laseru se používá modulace činitele jakosti rezonátoru. Při takové úpravě lze zároveň získat impuls o maximálním impulsním výkonu přes 1012 W při délce impulsu pod 10~9 s. Přes velkou kvantovou účinnost je celková účinnost rubínového laseru malá. K buzení je zapotřebí značné energie. Přesto se podařilo zkonstruovat systémy laser-zesilovaě poskytující poměrně velké výstupní energie kolem stovky joulů. Při kontinuálním buzení lze dosáhnout jen malého kontinuálního výkonu v řádu jednotek miliwattů. U rubínového laseru se nepříznivě projevuje zvýšení teploty aktivního prostředí, zvyšující neužitečnou relaxaci excitovaných stavů. Teplota krystalu se zvětšuje absorpcí infračerveného záření výbojky i energie z nezářivých relaxačních (termalizačních) procesů. Proto se někdy doporučuje použít při konstrukci rubínového laseru účinné chladicí zařízení a filtrace záření z výbojky. Při nechlazeném provozu je zapotřebí počkat delší dobu (někdy i několik sekund), než sé krystal a výbojka dostatečně ochladí. 2.1.2 Nd : YAG laser Za tímto názvem se skrývá laser s nosným prostředím z mono-rystalu yttrito-hlinitého granátu s aktivními ionty Nd3+, zabudovanými do krystalové mřížky. Do výběru laserů jej zařazujeme pro jeho malou prahovou budicí energii a schopnost pracovat efektivně v kontinuálním režimu. Poprvé byl tento laser popsán v roce 1964. Yttrito-hlinitý granát tvoří nosné prostředí pro neodymové ionty Nd3+. Rozložení hladin, mezi nimiž dochází k optickému zesílení, je pro Nd: YAG laser uvedeno v energetickém diagramu na obr. 20. Čáry Nd3+ jsou poměrně úzké, což znamená, že záměna neodymu za yttrium příliš neporušuje silové pole krystalu. Z obr. 20 plyne, že Nd : YAG laser pracuje jako čtyřhladinový systém, protože spodní laserová hladina není totožná s hladinou základního stavu. Čtyřhladinové lasery jsou vhodné spíše pro provoz kontinuální. Proto hlavní význam Nd : YAG laseru spočívá v možnosti generace intenzivního kontinuálního záření. Nejintenzívnější emisní přechod v neodymu vyzařuje na vlnové iélce 1,0648 \xm, tedy v blízké infračervené oblasti. Šířka přechodu je při laboratorní teplotě zhruba 20 GHz a při teplotě kapalného dusíku (77 K) se zmenší na 3 GHz. Doba života horní laserové hladiny je málo teplotně závislá a dosahuje hodnoty zhruba 200 [xs 44 45 při koncentraci Nd3+ kolem 3 %. Při větším zastoupeni se doba života zkracuje v důsledku vzájemného působení mezi ionty Nd3+. Krystal Nd : YAG má relativně nízký práh buzení, tj. budicí výkon, při němž laser již začíná generovat. K dosažení prahu generace postačí při impulsním buzení v krystalu s 3 % Nd3+ o Cd 15.103 10.10- 5.10-1 Nd3 V SI Obr. 20. Energetické schéma neodymového iontu s vyznačenými laserovými přechody: silná šipka značí nejběžnější přechod (délka krystalu 30 mm, průměr 2,5 mm) impuls s energií 2 J, v kontinuálním režimu za laboratorní teploty postačí budicí výkon 360 W, tedy výkon tří výbojek používaných u běžného typu horského slunce. Laser Nd : YAG může poskytnout kontinuální výkony záření převyšující 1 kW. K získání takových výstupních výkonů je ovšem zapotřebí budit výbojkou celkovým výkonem kolem 30 kW. Převážná část energie výbojky se však transformuje na teplo, které je nutno efektivně odvádět, nemá-li dojít k přehřátí krystalu i výbojky. Na kvalitu výbojek se klade velký důraz. Vnitřní části laseru v prostoru systému pro optické buzení jsou obvykle vyplněny chladicí kapalinou, která musí být propustná pro budicí záření a měla by mít velkou měrnou tepelnou kapacitu. Pro své vlastnosti vyhovuje například voda. Nd : YAG laser se často provozuje s vnitřní modulací rezonátoru. Pro řízení tvaru a velikosti impulsu se nejčastěji používá elektro-optického modulátoru. Přestože technologie výroby krystalu Nd : YAG je poměrně obtížná, jsou dnes komerčně dostupné YAG-lasery s velkými Vstupními výkony až několik stovek wattů. .1.3 Laser Nd : sklo Aktivní prostředí v tomto laseru tvoří amorfní materiál — sklo, v němž jsou rozptýleny ionty Nd3+. Při výrobě se neodym do skla pravuje nejčastěji v podobě oxidu Nd203, a to v koncentraci iba 2 %. Předností tohoto materiálu při porovnání s krystaly i mnohem snazší výroba oproti technologii výroby monokrystalů, ijavíc lze skelný materiál zpracovávat v téměř neomezené zmanitosti tvarů a velikostí, od vláken až po roubíky o průměru esítek centimetrů. S ohledem na dobrou optickou homogenitu skel bývá účinnost laserů s aktivním prostředím ze skelných materiálů větší než účinnost laserů s krystaly. Jejich nevýhodou je však malá epelná vodivost skel. Lasery z dopovaných skel se proto nehodí pro generaci impulsů s vysokou opakovací frekvencí nebo pro kontinuální režim. K absorpci a emisi prostředí z neodymového skla dochází prakticky stejném spektráhiím oboru jako u Nd : YAG laseru. Přechod od krystalového k amorfnímu prostředí se projeví jen větším rozšířením absorpčních a emisních čar. Nejintenzívnější spontánní emise má právě tak jako u Nd : YAG laseru střed 1,06 fxm, ale větší šířku (kolem 5 . 103 GHz). Doba života ocitovaných hladin závisí především na materiálu skelného prostředí a koncentraci aktivních iontů a pohybuje se v hodnotách íilisekund. Prvý laser z neodymového skla byl sestrojen C. G. Youngem roce 1963. Nosný materiál tvořilo barytové sklo (59 % SÍO2, 25 % BaO, 15 % K20 a 1 % Sb203), dopované Nd203 v koncentracích mezi 0,1 až 2 %. Aktivní materiál měl tvar vláken o průmě-10,032 mm a 0,3 mm, délce 76 mm a vlákna byla zalita do obyčejného skla. K buzení byla použita spirální xenónová výbojka s prahovou budicí energií 150 J. Do dnešní doby bylo vyvinuto velké množství druhů skel vhodných pro dopování neodymem, případně jinými příměsemi. Materiály se nejčastěji zpracovávají do tvaru tyčinek dlouhých asi 100 mm, s průměrem okolo 10 mm, k jejichž buzení postačí malá energie 30 až 50 J. Při buzení způsobuje ultrafialová složka spektra výbojek redukci oxidu železnatého, obsaženého ve sklech ve stopovém množství, na atomární kov. Ten se projeví absorpcí v oblasti vlnových délek 1,06 až 1,11 (jim. Zvýšení fotochemické stálosti skel se docílí přídavkem malého množství ceru. V neodymovém skle je možno dosáhnout generace záření 46 47 ještě jiných vlnových délek než 1,06 [i.m. Tak se např. podařilo při teplotě 80 K a určitém složení skla generovat záření s vlnovou délkou X = 0,918 fim (prahová energie buzení je kolem 700 J). V borátovém skle je možno při laboratorní teplotě a prahové budicí energii 460 J generovat záření o vlnové délce X = 1,37 jj.m. V obou případech je nutno použít rezonátoru se zrcadly opatřenými selektivně odraznými vrstvami. Jak již bylo uvedeno, vykazují dopované skelné materiály větší spektrální šířku spontánní emise než materiály krystalické. Důsledkem toho je větší množství rezonátorových modů v laserovém záření emitovaném lasery se skelným aktivním prostředím. Tak při generaci těsně nad prahem buzení emitované záření sestává z několika čar v oblasti široké asi 1 nm (tj. asi 270 GHz), zvětšení budicí energie způsobí zvětšení počtu emisních čar a zvětšení šířky spektra na 5 až 10 nm (1,3 až 2,7 THz). 2.2 PLYNOVÉ LASERY S velikou rozmanitostí se setkáváme u laserů, jejichž aktivní prostředí je tvořeno plynem anebo směsí plynů. Laserová akce je zde určována vlastnostmi plynných soustav, a proto je zapotřebí se o těchto vlastnostech stručně zmínit. Plynný stav je možno charakterizovat jako soubor částic s kvantovanými energetickými hladinami s malou vzájemnou interakcí*. Částice jsou v neustálém (translačním) pohybu, a to se projevuje na povaze emisních a absorpčních čar. SledujemeJi emisi a absorpci izolovaných částic (např. v molekulárním svazku), zjistíme, že šířka emisních nebo absorpčních čar je velmi malá. Šířku čáry převážně určují vnitřní síly v částici. Označujeme ji jako přirozenou šířku čáry a její tvar popisujeme Lorentzovou funkcí (viz rovnice (58a)). Proto se někdy taková šířka čáry označuje jako lorentzovská. Teoreticky by šířka čáry, odpovídající přechodu mezi dvěma energetickými hladinami, měla být nekonečně malá. K jejímu základnímu rozšíření dochází v důsledku toho, že vyzařování je přetržitý děj. Pokud by vyzařování trvalo nekonečně dlouho (bylo nepřetržité), měla by čára „nulovou" šířku. Doba vyzařování fotonu je však velmi krátká, tím vzniká (byť i malá) neurčitost ve frekvenci záření a čára se rozšíří. Budeme-li měřit šířku spektrální čáry v plynu, zjistíme, že o několik řádů převyšuje šířku přirozenou. Rozšíření v tomto případě souvisí s translačním pohybem částic v plynu. U pohybu- * částice v plynném stavu při tlaku 100 Pa absolvuje zhruba 107 srážek za sekundu a doba vzájemné interakce dvou částic je obvykle menší než 10-" s. jících se částic dochází ke změně emisní (absorpční) frekvence v důsledku Dopplerova jevu. Zdroj vysílající vlnění o frekvenci ro a přibližující se konstantní rychlostí se jeví jako zdroj s vyšší frekvencí, vzdalující se od pozorovatele jako zdroj s nižší frekvencí. Rozhodující je vzájemná rychlost zdroje a pozorovatele. Pro změnu frekvence elektromagnetického vlnění způsobenou Dopple-rovým jevem platí Av (57) kde v je frekvence zářeni, v0 rozdíl rychlostí zdroje a pozorovatele a c rychlost šíření vlnění. V akustické oblasti je Dopplerův jev běžný a setkáváme se s ním při přibližování a vzdalování zdroje zvuku. Tak se např. přibližující automobil anebo vlak projevuje vyššími akustickými frekvencemi, než vzdalující se. Totéž platí pro emitující a absorbující částice. Spektrální čára je rozšířena o frekvence odpovídající podle vztahu (57) rychlostem částic chaoticky se pohybujících prostorem. S Dopplerovým rozšířením spektrálních čar v plynech se setkáme především u spekter zředěných plynů. V hustých plynech se výrazněji uplatní vliv vzájemného působení mezi částicemi při srážkách (ten je již zcela rozhodující u spekter kapalin a pevných látek). S rostoucím tlakem roste četnost srážek a zkracuje se střední volná dráha částice. To znamená, že roste doba, po kterou částice setrvává v interakci s druhou částicí a podléhá jejímu vlivu. Rozšířeni tohoto typu se označuje jako srážkové, je různé pro různé přechody (souvisí s mírou vzájemného ovlivněni dipólového momentu), a proto jsou některé čáry na vzájemnou interakci citlivější. Tvary spektrálních čar, odpovídajících emisním, resp. absorpčním procesům v plynech, možno popsat rovnicemi ř/l(co) = tv)>l {oío — co)2 + yl přirozená, g0(m) = (mc2 V/2 ľ mc2 /co— ^oVl 2nkTco20 ) eXP[ W \ co0 )\ ľ2 7T ľ (Wo—O))2 + ľ2 srážková, (58a) Dopplerova, (58b) (58c) kde je místo frekvence v použita kruhová frekvence záření co, pro niž platí co = 2-kv. Indexy L, D, s označují lorentzovský, dopple-rovský a srážkový mechanismus rozšíření čar, index 0 u kruhové frekvence co se vztahuje ke středu čáry, rm je hmotnost částice, 48 49 h Boltzmannova konstanta, T termodynamická teplota, c rychlost světla ve vakuu, y-^ a ľ tlumicí faktory. Protože srážkové rozšíření musí zahrnovat také přirozené rozšíření čar, je možno zapsat tlumicí faktory jako r = J_ + _L (59) a t je doba života na příslušné hladině. Šířka čáry Aco v polovině maximální intenzity se pak rovná Acol = Aojd = Acws = 1 2o)0 [21n 2 (fcT/mc2)]i/2, - r. (60a) (60b) (60c) neboť obvykle Tl > ra. Nejmenší je přirozená šířka, rovnající se reciproké hodnotě doby života částice bez vnějších vlivů tl- Dopplerovská šířka, která může být až o několik řádů větší, se uplatňuje v plynech při tlacích od 10~2 Pa a výše. Při tlacích blízkých atmosférickému se rozhodujícím způsobem projeví srážkové (kolizní) rozšíření. Při vyšších tlacích se význam dopplerovského rozšíření zmenšuje, protože v hustém plynu se částice nemohou pohybovat takovou rychlostí, jako při malých tlacích (srov. obr. 21). Protože tvar čáry Obr. 21. Rozšíření spektrální čáry v plynu: A/l — přirozená (lorentzovská) šířka, A/d — dopplerovská šířka, A/s ■— šířka po kolizním rozšíření u přirozeného a srážkového rozšíření zůstává stejný, hovoříme o homogenním rozšíření. V případě Dopplerova rozšíření se však tvar čáry mění, proto se toto rozšíření nazývá nehomogenní. Šířkám spektrálních čar jsme věnovali velkou pozornost s ohledem na charakteristiku plynových laserů a později i pro potřeby laserové spektroskopie. Buzení plynových laserů má na rozdíl od jiných typů laserů řadu variant. Používá se téměř všech mechanismů popsaných v odstavci 1.1. Podrobněji se však budeme zabývat nejpoužívaněj-šími mechanismy, a to buzením doutnavým výbojem, elektronovým svazkem a adiabatickou expanzí. Metody používané pro buzení chemických a excimerových laserů, které rovněž patří mezi lasery plynové, budou rozebrány v odstavci 2.5. Velmi běžné je buzení plynových laserů doutnavým výbojem. Doutnavý výboj lze realizovat v plynu při tlacích řádu kPa, uzavřeném např. ve válcové nádobě (trubici), na koncích opatřené elektrodami. Přiloží-li se na elektrody dostatečně vysoké napětí, dojde k ionizaci v prostoru trubice a vytvoří se sloupec ionizovaného plynu — doutnavý výboj. Doutnavý výboj se skládá z několika vrstev výrazně odlišných vlastností (rozdíly v hustotě iontů a elektronů, v typu náboje, resp. spádu elektrického potenciálu). Pro buzení je důležitý tzv. kladný sloupec, tj. ta část výboje, jejíž délka se mění s délkou výbojové trubice (délky ostatních částí výboje s rozměry trubice příliš nesouvisejí). V kladném sloupci, který je obvykle nejdelší částí výboje, jsou elektrony a ionty rozloženy téměř homogenně podél osy trubice. Rozložení částic v řezu kolmém na tuto osu lze přibližně modelovat Besselo-vou funkcí nultého řádu, ve středu trubice je hustota největší, směrem ke stěnám klesá, na stěnách je nulová. Hodnota elektrického potenciálu je lineární funkcí vzdálenosti od elektrody. Obr. 22. Rozdělení hustoty počtu elektronů ve výboji podle energie: Qu — podle Maxwella, gD — podle Druyvensteina v případě hustšího plazmatu 50 51 Pro doutnávý výboj je charakteristické rozdělení elektronů podle energie. Toto rozdělení nemá jednoduchý tvar. Přibližně se dá popsat jako Maxwellova—Boltzmannova distribuce, znázorněná na obr. 22. Model je však poměrně nepřesný, neboť nedovoluje zachytit potřebným způsobem vliv složení aktivního prostředí (např. prostředí jednosložkové, molekulární, iontové, směs apod.) na způsob rozdělení. Plynné aktivní prostředí je také možno budit srážkami s elektrony získanými jiným způsobem, než v prostředí doutnavého výboje, např. přicházejícími z urychlovače. Vhodnou volbou energie elektronů, případně za pomoci formovacího elektrického pole, je možno dosáhnout velkých úrovní populace, což se často využívá při buzení aktivního plynového prostředí s vysokými tlaky plynů. Další mechanismus buzení je spojen s relaxací vzbuzených molekul plynu při průchodu tryskou. Před vstupem do trysky se plyn ohřívá např. v elektrickém oblouku a obsazení energetických hladin molekul plynu před expanzí pak odpovídá Boltzmannově distribuci při dosažené teplotě. Po průchodu ohřátého plynu nadzvukovou rychlostí tryskou dochází k jeho rychlému ochlazení při expanzi. Na výstupu z trysky dochází k „zamrzávání" hladin s pomalejší relaxací a naopak k vyprazdňování nízko položených energetických hladin. Výsledkem je inverzní populace v určitém objemu plynu těsně za tryskou. Plynné aktivní prostředí je možno budit opticky, podobně jako pevné látky. Účinnost tohoto buzení je však malá vzhledem k úzkým absorpčním čarám rotačně-vibračních přechodů plynných molekul. Použijeme-li však k buzení záření jiného laseru, může se buzením přes jeden absorpční přechod dosáhnout inverzní populace částic. K buzení se nejčastěji používá výkonných infračervených laserů. Lasery s tímto mechanismem buzení se označují jako opticky buzené lasery. 2.2.1 Helium-neonový laser Helium-neonový laser (dále jen He-Ne laser) je prvý plynový laser; jeho světlo spatřil svět v roce 1960. S objevem tohoto laseru jsou spojována jména A. Javana, W. R. Benneta a D. R. Herriotta. Kdo již viděl He-Ne laser, emitující jasně červený paprsek, bude asi překvapen, že prvý He-Ne laser generoval záření z blízké infračervené oblasti s vlnovou délkou 1,15 [im. V tomto smyslu je tvrzení prvé věty tohoto odstavce nutno chápat přeneseně, protože záření s touto vlnovou délkou není pouhým okem viditelné. Během prvých dvou let od objevu byla s pomocí He-Ne laseru dosažena generace již na více než čtyřiceti přechodech s vlnovými délkami od 0,63 do 12 (xm. Dnes je množství laserových přechodů, zahrneme-li i přechody v ionizovaném neonu, ještě mnohem větší. Při popisu hladin, mezi nimiž dochází k inverzní populaci, je zapotřebí zdůraznit, že se všechny týkají atomů neonu, který je tedy z obou plynných komponent aktivního prostředí He-Ne laseru nositelem zesílení. V současné době mají nej větší praktický význam tři přechody neonu: 3s2 -» 2p4 (A = 0,633 fxm), 2s2 ->• 2p4 (X = 1,152 y.m), 3s2 -» 3p4 (X = 3,391 um). ý z nich je v červené oblasti viditelného záření, druhé dva leží blízké infračervené oblasti. Přechod 3,391 [i.m je velmi intenzívní 25 y 24,6 Hé — 3p :^2p )br. 23. Energetické schéma směsi He-Ne laseru s vyznačením laserových přechodů: S — spontánní záření, D — difúze ke stěnám trubice poskytuje veliké zesílení. Přechody jsou znázorněny na obr. 23 podobě zjednodušeného termového diagramu energetických hladin neonu, s vyznačením hladin helia důležitých pro provoz He-Ne laseru. Z obrázku jsou patrny jak budicí, tak i laserové i relaxační přechody. Buzení probíhá buď přímými srážkami atomů aeonu s elektrony, při nichž jsou excitovány především hladiny s, 52 53 Ne + e -» Ne(2s2, 3s2) + e, nebo pomocí helia podle schématu He + e -> He(23S!, 2iS0) + e, He(23Si, 2»S0) + Ne -» Ne(2s2, 3s2) + He. Mezi silně obsazenými hladinami s a hladinami p se tvoří inverze populace. Při všech popsaných laserových přechodech dochází k depopulaci stavů s neonu formou stimulované emise a zaplňují se dolní laserové hladiny p. Poměrně dlouhá doba života dolních laserových hladin p neonu, spojených s hladinou ls především zářivou relaxací, omezuje maximální dosažitelný výkon laseru. Největší zesílení je na přechodu 3,391 um a dosahuje hodnoty až 40 dB/m* (desetitisíci-násobné zesílení na jeden metr délky aktivního prostředí). Přechod 633 nm ve viditelné oblasti však má zesílení jen 0,17 dB/m (zesíleni jen 1,04 na jeden metr délky aktivního prostředí). Tak malé zesílení již vyžaduje při konstrukci He-Ne laserů emitujících červenou čáru kvalitní optické prvky. Zamezit současné stimulované emisi 3,391 fxm není snadné, zvláště v případě, kdy je materiálem optických prvků laseru křemen, propouštějící infračervené záření vlnové délky okolo 3 um. Generace laserového záření vlnové délky 3,391 |xm zmenšuje zesílení pro červenou čáru, protože zmenšuje obsazení společné horní laserové hladiny. Přitom pro generaci záření 3,391 u.m postačí rezonátor s malým činitelem jakosti, což komplikuje blokování tohoto laserového přechodu. Inverzní populaci pro generaci na čáře 633 nm je možno vytvořit ve výbojové trubici o průměru od 1 do 15 mm při poměru tlaků p Ne IPHe = 1 :6,4, celkovém tlaku směsi plynů 160 až 190 Pa a proudu výboje kolem 20 m A (podle průměru trubice). Schéma He-Ne laseru, a vlastně i klasického plynového laseru, je na obr. 24. Laser sestává z výbojové trubice zakončené okénky (z materiálu propouštějícího generované záření) skloněnými k optické ose trubice pod Brewsterovým úhlem, nebo přímo zrcadly (jedno z nich totálně odrazné, druhé polopropustné) uchycenými přes prvek, který dovoluje jejich přesné nastavení. V modifikaci s Brew-sterovými okénky je trubice upevněna v optické lavici, tvořící opěrný systém rezonátoru i celého laseru. Z laseru s trubicí opatře- VN * Decibel, značený dB, je bezrozměrná jednotka, používaná k vyjádření poměru např.1 výstupního PvýSt a vstupr>ího PT5t výkonu. Vyjádřeno v decibelech K = 10 log —^2.'—. V našem případě se jedná o poměr výkonu (°vst) záření vystupujícího z aktivního prostředí k výkonu záření vstupujícího. Jednotka se používá též pro případ útlumu. 3br. 24. Konstrukční princip He-Ne laseru: VN ■— vysoké napětí, ! — výbojová trubice, 2 —■ optická lavice, 3 — zrcadla rezonátoru, ! — Brewstorova okénka iou Brewsterovými okénky vychází lineárně polarizované záření vektorem polarizace ležícím v rovině dopadu na transparentní okénko. Zrcadla laseru jsou tvořena transparentní podložkou, obvykle aového tvaru, nejčastěji s konkávni odraznou plochou (viz st. 1.2) s minimální přesností opracování X/20. Povrch zrcadel bývá opatřen dielektrickými vrstvami určujícími jejich frekvenční selektivitu a činitel vazby rezonátoru. Frekvenčně selektivní rcadla jsou vhodná především pro lasery schopné generovat na íce vlnových délkách. Pro odlišení některých přechodů je možné avést do rezonátoru další selektivní prvek, jako např. hranol, iřižku, selektivní filtr, další Fabryův—Perotův etalon apod. Pro šechny tři základní čáry He-Ne laseru však postačí jen frekvenčně selektivní zrcadla. Volbu odrazivosti provádíme podle zesílení říslušného laserového přechodu. V důsledku toho volíme pro (dnovou délku 633 nm při délce výbojové trubice 1 m zrcadla s propustností maximálně 4 % (součet na obou zrcadlech), protože zesílení je zde kolem 4 % na metr délky aktivního prostředí, íaproti tomu při generaci přechodů v infračervené oblasti nepotřebujeme zrcadla s tak velkou odrazivosti. Zvláště obrovské sílení na přechodu 3,391 u.m dovoluje generaci při velkých ztrátách v rezonátoru a za jistých okolností dokonce ani nevyžaduje Fabryův—Perotův rezonátor (tento jev, označovaný jako uperradiace, bude popsán v odstavci 2.2.5). He-Ne laser je zřejmě nejběžnějším laserem vůbec. Největší DČet He-Ne laserů (více než 90 %) je konstruován pro generaci iření na laserovém přechodu vlnové délky 633 nm. Lasery jsou ráběny v mnoha variantách od přístrojů dlouhých jen několik entimetrů s výkonem 10 až 100 u.W až po dvoumetrové lasery oskytující na výstupu výkon až 100 mW. Komerční lasery jsou rodávány v různých úpravách. Běžné jsou lasery s frekvenční 54 55 stabilizací nebo s generací v základním modu TEM0o. Jsou známy i speciální úpravy pro výbušná prostředí (např. pro doly) a další úpravy vyplývající z potřeb oborů, v nichž jsou používány (optické laboratoře, účely měřičské a naváděcí, holografie apod.). Některé přístroje mohou být napájeny z akumulátorů. 2.2.2 Argonový iontový laser Druhým reprezentantem plynových laserů je argonový iontový laser (dále jen Ar+-laser), nejvýkonnější laser generující záření ve viditelné oblasti spektra. Historie objevu generace iontového laseru je svým způsobem dramatická. Prioritu drží Francouzi D. Convert, M. Armand a P. Martinod-Lagard, kteří publikovali svůj objev, modrý laserový přechod ve směsi He-Ar, několik dní před W. B. Bridgesem,jenž studoval výboj v čistém argonu. Obě práce pocházejí z roku 1964, stejně jako další práce W. R. Benneta, J. W. Knudsona, G. N. Mercera a J. L. Detcha; ti studovali zesílení na laserových přechodech argonu a zabývali se generací v impulsním režimu. Jednou z podmínek vytvoření inverzní populace v argonu je velká hustota počtu budicích elektronů. Pro excitaci horní laserové hladiny v ionizovaném argonu je potřeba energie 21 až 23 e V. To je však příliš veliká energie pro jednotlivé elektrony ve výboji. Proto byl navržen mechanismus excitace, využívající několikastupňové, kaskádní buzení. To je důvod, proč se pro buzení Ar+-laseru používá výboj s velkou hustotou počtu elektronů, aby se dosáhlo velké četnosti srážek s elektrony pro účinné kaskádní buzení. Výboj vtrubici Ar+-laseru již není doutnavý jako u He-Ne laseru, ale hustota počtu elektronů jej řadí mezi doutnavý a obloukový výboj. Při doutnávém výboji protéká výbojovou trubicí proud zhruba desítek miliampérů, kdežto pro buzení Ar+-laseru je zapotřebí proudu desítek až stovek ampérů. Velké hustoty počtu elektronů se dosahuje při buzení argonu v kapiláře, často umísťované do magnetického pole solenoidu, které udržuje elektrony a ionty u osy kapiláry. Inverzní populace se tvoří díky rychlé nezářivé relaxaci z nižších energetických hladin. Zjednodušené schéma energetických hladin s vyznačením důležitých přechodů v zelené, modré a ultrafialové oblasti spektra je na obr. 25. Přechodů, na nichž lze generovat záření především v impulsním režimu, je celkem asi 45; jejich vlnové délky leží v oblasti 260 až 1 000 nm. Obr. 26 přináší schéma kapilárního lasem v solenoidu, jehož axiální magnetické pole drží elektrony a ionty na spirálních drahách u osy kapiláry. Konce kapiláry jsou rozšířeny na elektrodové sekce. Je nutné, aby katoda dosahovala velké plošné hustoty emise elektronů a byla ďo kapiláry schopna dodat proud desítek 28 27 25 25 24 23 22 21 20 19 18 17 16 4s3S, 488,0 nm Obr. 25. Zjednodušené schéma základních laserových přechodů v jednonásobně (Ar II) a dvojnásobně (Ar III) ionizovaném atomu argonu 2 3 VN Obr. 26. Zjednodušené konstrukční schéma argonového laseru: 1 ■— vysokoproudová kapilára, 2 ■— vodní chlazení, 3 — solenoid, 4 — vyrovnávací kapilára, 5 ■—■ zrcadla, A — anoda, K — žhavená katoda, VN ■—■ vysoké napětí až stovek ampérů. Anoda (z molybdenu či nerezavějící oceli) i těleso laseru se musí intenzívně chladit protékající vodou. Protože jde o iontový laser, dochází ve výboji k přenosu iontů Ar+ ke katodě. Aby se nevytvořil velký spád koncentrace argonu, je třeba zajistit vyrovnání tlaků mezi katodovou a anodovou sekcí, což se provádí např. propojením kapilárou nebo jiným přepouštěcím zařízením, v němž nesmí dojít k zapálení výboje. TJ výkonových laserů jsou výbojové části konstruovány ze segmentů, např. grafitových, které snesou vysoké teploty. Při provozu se nepříznivě projevuje teplotní roztažnost ohřátých částí. Komerční lasery používají jako výbojové trubice kapiláry z BeO keramiky. Tento materiál má značnou tepelnou vodivost, 56 57 při dobré izolační schopnosti a vakuové těsnosti, a proto taková kapilára snese velké proudové hustoty. Nevýhodou BeO je však jeho toxicita. V poslední době se používá vzájemně izolovaných měděných segmentů v keramické trubce s wolframovými vložkami vymezujícími výbojový prostor. Celý systém je umístěn v solenoidu a je chlazen. Nej výkonnější argonový laser používá ke konstrukci kapiláry eloxované hliníkové sekce (obr. 27). Hliník má velkou tepelnou Obr. 27. Nákres segmentu výkonového argonového laseru: 1 ■— výbojová trubice, 2 —■ vyrovnávací kapiláry, 3 — vodní chlazení, 4 —■ konstrukční středící otvory, 5 —■ drážky pro těsnění vodivost, eloxovaná povrchová vrstva zajišťuje elektrickou izolaci. Elektrony pro budicí výboj se získávají z obloukového výboje v katodové sekci (potřebné proudy činí řádově stovky ampérů). Výstupní výkon z třímetrového laseru je až 500 W. U výkonových laserů činí jisté potíže optický systém. Při výkonech nad 50 W v kontinuálním režimu již záření spaluje částečky prachu usazené na povrchu Brewsterových okének, a ta pak při lokálním přehřátí praskají. Do argonových laserů se často umísťuje disperzní prvek, dovolující vyvázat z rezonátoru záření potřebné vlnové délky. Zrcadla takového laseru jsou napařena tak, aby jejich odrazivost byla v celém rozsahu ladění dostatečná. Z množství přechodů, na nichž lze generovat záření v argonovém laseru, uvádíme tři nej významnější: (3P) 4p"D°5/2 -* (3P) 4s2P3/2 (514,5 nm) zelená, (3P) 4p2D°5/2 -+ (3P) 4s2P1/2 (488,0 nm) modrá, (4S°) 4p3P2 - (4S°) 4s3S? (351,1 nm) ultrafialová oblast; druhý (488,0 nm) a třetí (351,1 nm) přechod mohou v impulsním provozu generovat superradiačně bez rezonátoru. 2.2.3 Helium-kadmiový laser Zařazení tohoto laseru souvisí se značným významem laserů, jejichž aktivní prostředí tvoří excitované páry kovů. Koherentní záření bylo až dosud získáno z přechodů více než 25 iontů či atomů kovů, i některých nekovů (bor, křemík, germanium). Generaci laserového záření až dosud vzdorují páry Li, Sc, Cr, Fe, Co, Nd, Gd a Lu. Helium-kadmiový laser (dále He-Cd laser) je prvým komerčním laserem s parami kovů. Pracuje nejčastěji v kontinuálním režimu. Jeho záření poprvé spatřil v roce 1966 W. T. Silfvast se svými spolupracovníky. Modrofialové záření o vlnové délce 441,6 nm 11 10 9 8 7 6 5 He Cd II 3 2'S r^r* ±—r 2 23S 2 NV5s2D i 5 \ 2 325,0nm\ >Xi41,6nm 1 \| 3 2 5p2P° 2 Obr. 28. Schéma energetických přechodů v He-Cd laseru: silnými šipkami jsou vyznačeny laserové přechody odpovídá přechodu kadmia 5 s2 2D5/2 -► 5p2 P3/2, záření vlnové délky 325 nm (srov. obr. 28) zas přechodu 5s2 D3/2 -+ 5p2 Pi/2. Konstrukčně je He-Cd laser podoben klasickému He-Ne laseru, navíc však obsahuje rezervoár, z něhož se do trubice s aktivním prostředím vpravují páry kadmia. Kadmium vložené do ohřívaného rezervoáru (spojeného s výbojovou trubicí) se odpařuje a jeho páry se přivádějí do výboje v kapiláře plněné heliem na tlak 0,3 až 1 kPa. Poměrně velkým proudem (kolem 150 mA) se vybudí doutnávý výboj, který ionizuje atomy Cd. Vytvořené kadmiové ionty jsou v elektrickém poli unášeny ke katodě, v jejíž blízkosti kondenzují. Přenos iontů kovu se nazývá kataforéza. Ke kondenzaci dochází v částech trubice s nižší teplotou. Protože teplotu kapiláry udržuje výboj, nastává kondenzace převážně v místech, kde je kapilára rozšířena a proudová hustota je malá. Excitace kadmia probíhá přenosem energie z metastabilního stavu helia 23Si 58 59 (proces se nazývá Penningova ionizace) na horní energetické hladiny obou zesilujících přechodů. Bylo vytvořeno několik konstrukčních variant He-Cd laseru. Životnost systému š dodáváním kadmia z ohřátého rezervoáru je omezena vyčerpáním kadmia. Proto byla navržena varianta se dvěma kondenzačními prostory na kapiláře. Až se vyčerpá prostor poblíž anody a kadmium se přenese do prostoru katody, obrátí se směr proudu a kadmium se stěhuje opačným směrem. Při jiném řešení se používá speciální tvar výbojových elektrod vedených podél osy rezonátoru v rozšířené trubici, kdy se k excitaci využívá elektronů v blízkosti katody (tzv. laser s dutou katodou). Problémy představuje kondenzace kadmia na nepatřičných místech, např. na Brewsterových okénkách, uvnitř výbojového systému apod. K jeho odstranění je někdy zapotřebí vnější ohřev celé výbojové trubice. K buzení lze použít nejen stejnosměrného, ale i střídavého napětí. Zesílení v běžném He-Cd laseru činí kolem 5 % na metr délky aktivního prostředí a komerční lasery dávají v kontinuálním režimu výkon 10 až 50 mW záření o vlnové délce 441,6 nm při účinnosti 0,1 %. Výkon záření na čáře 325,0 nm v ultrafialové oblasti spektra je podstatně menší (řádově jednotky miliwattů). Poměrně velký výkon záření na čáře 441,6 nm (i na čáře ultrafialové) lze vysvětlit rychlou depopulací dolních laserových hladin přes hladinu 2Si/2, vyprazdňovanou intenzívním spontánním zářením v ultrafialové oblasti (A = 214,4 nm). Na podobném principu pracuje většina laserů s parami kovů. Podle vlastností kovů se setkáváme se značnou variabilitou konstrukčních úprav, převážně v podobě laboratorních prototypů. V poslední době si velkou popularitu získal laser s parami mědi, generující záření o vlnových délkách 510,5 nm a 578,2 nm s účinností přes 1 %. Generace probíhá v impulsním výboji s vysokou opakovací frekvencí impulsů až 100 kHz se středním výkonem asi 100 W. 2.2.4 C02-laser Velkou pozornost budeme věnovat molekulárnímu laseru, jehož pracovním plynem je oxid uhličitý. C02-laser, dnes nejvýkonnější plynový laser s velkou účinností, byl objeven v roce 1964 C. K. M. Patelem. C02 je běžnou součástí atmosféry (objemový zlomek činí asi 0,05 %), jeho tříatomová lineární molekula O = C = O má vysokou symetrii. U C02-laseru se k zesilování využívá přechodů mezi vibračními hladinami molekuly, takže laser generuje záření v infračervené oblasti spektra. Mechanismus buzení ,]e možno vysvětlit na zjednodušeném schématu energetických hladin molekuly C02 a hladin významné příměsi — dusíku. Pro prvý C02-laser bylo k excitaci použito doutnavého výboje. Buzení horní laserové hladiny (antisymetrická valenční vibrace 00°1, obr, 29) má velkou pravděpodobnost, takže při buzení srážkou s elektrony v doutná- í 2500 2000 1500 1000 500 C02 N2 00°1 ťu „-^ v=1 2349crrr yý 2331 cm1 960,99 cm"1/ /1063.77 / cm' rg 02°0 relaxace srážky s Tu N , 0110 elektrony relaxace }br. 29. Schéma energetických hladin C02-laseru s vyznačením vibrační dadiny dusíku ém výboji může dojít k inverzní populaci mezi ní a hladinou symetrické valenční vibrace 10°0 (přechod 00°1 -* 10°0) nebo hladinou druhé harmonické 02°0 (přechod 00°1 -♦ 02°0). Vyprazdňování spodních laserových hladin postupuje přes deformační vibraci OPO* Protože se jedná o molekulární plyn, jsou energetické vibrační hladiny doplněny ještě hladinami odpovídajícími rotaci molekul. * Molekula C02 vykazuje tři typy vibrací. Symetrickou valenční, kdy kyslíkové atomy vibrují v ose molekuly symetricky vůči centrálnímu uhlíku, antisymetrickou valenční, kdy kyslíkové atomy vykonávají vibrační pohyb v ose molekuly, ale nesymetricky (jeden atom se přibližuje a druhý zároveň vzdaluje od centrálního uhlíku); deformační vibrace pak znamená ohýbám osy molekuly, takže molekula při tomto vibračním pohybu je lineární pouze při průchodu atomů kyslíku osou symetrie. Koncové atomy přitom vykonávají složitější pohyby, které je možno dále kvantovat. Označení hladin je tradičně užívané spektroskopické značení a jeho výklad by přesáhl rámec knihy. 60 61 C02 tedy ve skutečnosti emituje na rotačně-vibračních přechodech. V důsledku symetrie molekuly se mezi emisními čarami přechodů 00°1 ->■ 10°0 i 00°1 -> 02°0 neobjeví tzv. větve Q (pro něž se rotační kvantové číslo J nemění), ale jen větve P (AJ = +1) a R (A J = —1). Spektrum záření emitovaného C02-laserem je tak složeno z velkého množství čar (vzdálených přibližně o 2 cm-1)* obou rotačně-vibračních přechodů (tj. 00°1 -> 10°0 a 00°1 -> 02°0). Z důvodů symetrie molekuly C02 jsou dovoleny přechody na hladiny se sudými rotačními kvantovými čísly. Největši intenzitu má mít čára P(22), resp. R(22); čáry nacházející se blízko středu pásů (tj. P(2), resp. R(0)) se objevují jen u laserů s velkými výkony. Intenzita čar s velkými rotačními kvantovými čísly je opět menší (obr. 30). Prvý C02-laser neoslnil ani svým výkonem (přibližně 1 W) ani světelnými efekty, neboť emituje infračervené záření vlnové délky 00°1 - 02°0 00°1 10°0 "R 9,4,jUm 1063 cm"1 R 10.4,jjm 961 cm-' Obr. 30. Průběh intenzity emisních čar C02-lasera* v okolí 10,6 [Am. Brzy se však podařilo výkon C02-laseru podstatně zvýšit. Zčásti se toho dosáhlo přídavkem dusíku, jehož molekuly lze budit do prvého excitovaného vibračního stavu srážkou s elektrony v doutnavém výboji. Téměř rezonančním přenosem vibrační energie** z molekul N2 na C02 se pak zvětšuje populace horní laserové hladiny 00°1 molekul C02. Inverzní populace se dále zvětšuje depopulací spodních laserových hladin pomocí helia, které jako výborný chladicí plyn urychluje relaxaci nízko položených vibračních hladin. Postupem doby se podařilo najít vhodné složení směsi plynů, při němž aktivní prostředí poskytuje největši výkon: p(C02) : 2>(N2) : p(H.e) = 1:2 : 8 při celkovém tlaku 1,5 kPa. K relaxaci dolních laserových hladin dochází při srážkách * ** Energie E je zde vyjádřena v jednotkách vlnočtu a = Ejhc. Při srážce si mohou molekuly vyměňovat energii, v tomto případě vibrační. Leží-li energetické hladiny blízko sebe, hovoříme o téměř rezonančním přenosu. Jeho pravděpodobnost je větší než v případě nerezonančního přenosu. mezi molekulami, a jejich populace proto není závislá na deaktivaci I srážkami se stěnami výbojové trubice. Proto je možno používat větší průměry výbojové trubice, zvětšovat objem aktivního prostředí a zmenšovat difrakční ztráty vyšších modů. Šířka nejčastěji používaných trubic je kolem 20 mm. Při celkovém tlaku '■ směsi plynů kolem 1,5 kPa a složení směsiy(C02) :.p(N2) :p(He) = 1:2:6 postačí budit proudem 30 až 50 mA. Základní uspořádání laseru zahrnuje výbojovou trubici zakon-enou zrcadly nebo transparentními okénky (skloněnými k optické se laseru pod Brewsterovým úhlem). V druhém případě je trubice píožena mezi vnější zrcadla, aby se zamezilo destrukci Brewstero-fch oken velikou intenzitou záření. Původně se používala kovová rcadla s vazebním středovým otvorem, pozlacená pro zmenšení eflexních ztrát. V novějších modelech se tato zrcadla nahrazují olopropustnými zrcadly z germania či arsenidu gallia s napařený-'i reflexními a antireflexními vrstvami. Protože zesílení C02-laseru poměrně velké (až 60 % na metr délky aktivního prostředí), rolí se u C02-laserů se středním výkonem zrcadla tak, aby propouštěla 10 až 30 % energie. Za běžných podmínek lze C02-laseru s délkou výbojové trubice 1 m získat kontinuální ýkon 50 W. To už je výkon, s jehož pomocí lze tavit keramické materiály, povrch šamotových cihel a jiné špatně tavitelné mate-' íly. Pozoruhodná je také velká účinnost C02-laseru kolem 15 až a) -íf—F=7—V b) U— Obr. 31. Několik příkladů selekce vlnových délek a vyvažování svazku 5 C02-laseru: o) hranolem, 6) difrakční mřížkou v Littrovově uspořádám, c) s eliminací odrazu od mřížky, d) jedním vnitřním zrcadlem, e) vazební destičkou v rezonátoru 62 63 20 % (srov. s podstatně menší účinností laserů v předcházejících odstavcích kap. 2). Pokud je laser vybaven jen zrcadly s rezonátorem Fabryova— Perotova typu, není vlnová délka emitovaného záření přesně určena. Podle momentálního nastavení rezonátoru je generováno současně několik čar v blízkosti P(22) přechodu 00°1 -* 10°0. Je-li proto zapotřebí získat z CCVlaseru monochromatické záření o určité vlnové délce, musí se do rezonátoru vložit selektivní prvek (hranol nebo mřížka) a s jeho pomocí se teprve vyčlení ze spektra příslušná spektrální čára. V současné době se k tomuto účelu užívá difrakěních odrazných mřížek.* Na obr. 31 je několik variant konstrukčního uspořádání C02-laserů. Nepříjemným důsledkem buzení směsi CO2, N2 a He výbojem je rozklad molekul CO2 a N2, působící časem změnu složení aktivního prostředí. Protože podmínky generace CCVlaseru závisí na složení směsi, přešlo se u výkonnějších typů laserů ke kontinuální výměně náplně výbojové trubice během provozu. U těchto laserů se výbojová trubice na jedné straně čerpá, z druhé strany se kontinuálně připouští čerstvá směs. Také zvětšováním průtoku je možno zvýšit výkon laseru více než na dvojnásobek. U laserů s menšími výkony je možno pracovat bez průtoku s trubicí naplněnou směsí plynů a vakuově uzavřenou. Výměna plynů se provádí po stovkách až tisících hodinách provozu. U výkonových C02-laserů se k odstranění molekul z prostoru rezonátoru po vyzáření používá velmi rychlého podélného nebo příčného průtoku směsi plynu. Budicí výboj je u příčného průtoku vytvářen mezi elektrodami rovnoběžnými s optickou osou, opatřenými hroty, aby výboj hořel po celé délce elektrod rovnoměrně. Vzbuzená směs se zavádí do rezonátoru a po vyzáření se z rezonátoru odstraní. Z laseru s příčným průtokem v trubici dlouhé jeden metr byl tímto uspořádáním získán kontinuální výkon 1 kW a komerčně jsou nabízena zařízení s celkovým výkonem 20 kW. Protože účinnost CCh-laseru je za takových podmínek kolem 10 %, činí požadovaný příkon minimálně 150 kW. Nejvyšší publikovaný kontinuální výkon, kolem 400 kW z roku 1973, byl získán v dynamickém plynovém laseru. Při něm se využívá zamrzání vyšších vibračních hladin molekul při nadzvukové expanzi ohřátého molekulárního plynu do vakua. Plyn s excitovanými molekulami CO2 zahřátý např. v obloukovém výboji nebo exotermní reakcí se nechá expandovat po průchodu tryskou do vakua s rychlostí asi * Mřížka slouží jako jedno ze zrcadel rezonátoru s činitelem vazby kolem 10 %. Podle úhlu sklonu mřížky vůči ose rezonátoru je rezonátor "selektivní vždy jen pro jedinou vlnovou délku. Změnou sklonu mřížky rezonátor ladíme. 64 čtyřnásobně převyšující rychlost zvuku ve vzduchu. Za tryskou dochází k rychlému ochlazení, při němž nízko položené hladiny relaxují rychleji než hladiny výše položené. Zpomalením relaxace, jakýmsi „zmrazením" vyšších vibračních hladin se získá inverzní populace na laserových přechodech v prostoru těsně za ústím trysky. Takto byl získán výkon 135 kW z laseru o délce aktivního prostředí 1 m (obr. 32), laser se podařilo udržet v chodu jen několik tec z L po Obr. 32. Expanzní COa-laser: 1 — budicí obloukový výboj, 2 — směšovací komora, 3 — štěrbinová tryska, 4 — optická osa rezonátoru sekund. Průtok plynu při tomto experimentu je ohromný (řádově jednotky kg/s) a rychle se zaplní i vakuový prostor, do něhož plyn expanduje. U laserů s extrémně velkými výkony se naráží na mnohé technologické potíže. Jednou z nich je silný ohřev výstupních oken laseru i u dobře propustných materiálů. U těchto laserů se proto nžívá tzv. aerodynamické okno, kdy je vnitřní podtlakový prostor oddělen od vnější atmosféry příčným proudem inertního plynu. Jinou modifikací C02-laseru, používanou u přístrojů s menším výkonem, je tzv. vlnovodový laser. Jeho princip je možno vyložit následujícím způsobem. Z teorie rezonátoru plyne, že každý mod F—P rezonátoru zaujímá jistý objem, úměrný vlnové délce záření. Jestliže zmenšujeme průřez laserové trubice pod určitou hodnotu, silně rostou difrakční ztráty záření. Pro C02-laser to znamená, že trubice s průměrem menším než 4 mm omezuje tvorbu základního modu laseru, protože vlnová délka záření je poměrně velká. Na druhé straně soustředění výboje do úzkého prostoru zvětšuje hustotu aktivního prostředí. Proto je třeba přejít od volného rozložení modů záření v otevřeném F—P rezonátoru k využití odrazu od stěn trubice. To ovšem vyžaduje, aby byl povrch stěn výbojové komory opticky kvalitně opracován. Jestliže pak máme k dispozici dostatečné zesílení aktivního prostředí a dobrou kvalitu vnitřních stěn, můžeme při vložení takové 65 trubice do rezonátoru generovat laserové záření. V rezonátoru se již nevytváří stojaté vlnění pouze mezi zrcadly rezonátoru, ale mezi zrcadly a stěnami trubice. Využívá se účinného chlazení výboje soustředěného do úzkého prostoru při velké hustotě aktivního prostředí. Původně se pro tyto účely používaly skleněné nebo křemenné kapiláry, zatímco později se přešlo k materiálům s větší teplotní vodivostí (oxid beryllnatý, nitrid boru nebo korund). Výbojový kanál má buď kruhový, nebo čtverhranný průřez o příčných rozměrech 1,5 až 3 mm a délce řádově desítek centimetrů. , Z takového výbojového prostoru se získává výkon záření asi 0,2 W z 10 mm aktivního prostředí. Pro buzení se využívá jak podélného stejnosměrného výboje, tak příčného vysokofrekvenčního výboje. Výhodou je malý rozměr laseru při relativně velkém výkonu až desítek wattů. Vlnovodové lasery mohou pracovat také s difrakění mřížkou pro selekci jednotlivých rotačně-vibračních čar. Při použití vysokofrekvenčního buzení je možno takový laser napájet z nízkonapěťového zdroje, např. z akumulátoru. Lasery používané v odtavené verzi dosahují životnosti kolem 1000 hodin provozu s jedinou náplní. Doutnavý výboj je možno využít k buzení do tlaku plynu zhruba 5 kPa. Zvýšení výkonu laseru z jednotky objemu aktivního prostředí vyžaduje větší koncentraci excitovaných molekul. V tak hustém plynu se musí doutnavý výboj nahradit impulsním výbojem. Na tomto principu pracuje příčně buzený laser, který se objevil na počátku sedmdesátých let a byl nazván TEA C02-laser (z anglického názvu „Transversal Excitation at Atmospheric Pressure", v překladu „příčná excitace při atmosférickém tlaku"). Největší potíž při výboji za vyšších tlaků je spojena s dosažením homogenity rozložení náboje v prostoru aktivního prostředí. Zvětší-li se náhodně hustota volných nábojů v některé oblasti prostoru naplněného plynem na atmosférický tlak, dojde k průrazu a většina dodané energie se namísto k excitaci využije k vytvoření průrazové jiskry (která aktivní prostředí nevybudí). K zajištění _TL homogenního buzení se dá použít úpravy, při níž se jedna z plochých elektrod opatří velkým množstvím drobných jehliček a k excitaci se využije sršení z jejich hrotů. V poslední době se spíše používá modifikace s pevnými elektrodami a předionizaěními elektrodami. Kolmý řez nejběžnějších typů laserů TEA je zachycen na obr. 33. Systém a) využívá kapacitně vázaných předionizačních elektrod, ystém 6) mřížku na katodě. Účelem předionizačních elektrod je ytvořit v objemu buzeného plynu počáteční hustotu volných ábojů (radiací v ultrafialové oblasti z vytvořeného koronového .ýboje), usnadňující vlastní budicí výboj mezi elektrodami, rechnickým problémem této konstrukce je rychlé přivedení rysokého napětí k elektrodám laseru. K buzení se využívá impuls-ách vysokonapěťových obvodů spínaných jiskřištěm, resp. „yratronem. Délka impulsu v TEA C02-laseru uvedené konstrukce je zhruba 100 ns. Z laseru o délce aktivního prostředí 0,5 m, při napětí až 40 kV, poměru tlaků p(COz) : í>(N2) : í>(He) =1:1:4 celkovém tlaku přibližně rovném atmosférickému, lze získat _TL ~* VN 4 3 O _TL VN Obr. 34. Řez vysokotlakým C02-laserem buzeným elektronovým svazkem: 1 — katoda s velkou hustotou emise elektronů, 2 — mřížka, 3 ■— fólie, 4 — formovací elektrody Obr. 33. Příčný průřez TEA C02-lasery: a) s pevnými (kompaktními) elektrodami, 6) s předionizací mřížkovou katodou -nergii záření asi 2 J v jediném impulsu. To odpovídá špičkové hodnotě výkonu kolem 20 MW, dosažená účinnost je kolem 4 %. Dpakovací frekvence impulsů v systému bez chlazení aktivního prostředí je maximálně 3 až 5 impulsů za sekundu. Zvýšení opakovací frekvence vyžaduje výměnu a chlazení směsi. Za těchto odmínek lze dosáhnout při opakovací frekvenci 1000 Hz středního ýkonu kolem 7 kW. Běžné typy TEA C02-laserů však pracují spíše s malou opakovací frekvencí a energií impulsu kolem 1 J. Spektrální vlastnosti záření vycházejícího z TEA C02-laseru sou v podstatě stejné jako u záření z kontinuálního C02-laseru; lelekci jednotlivých emisních čar je třeba provést pomocí mřížky. Popsaný konstrukční systém TEA C02-laserů se hodí pro tlaky plynné směsi jen málo převyšující atmosférický. Při excitaci za 66 67 vyšších tlaků se k předionizaci používá proud urychlených elektronů. Z vakuové komory s katodou s velkou hustotou emise jsou elektrony, urychlené v elektrickém poli, vstřikovány přes fólii do vysokotlaké komory. Energie sekundárních elektronů, vyražených při srážkách primárních elektronů s molekulami plynného prostředí, se formuje pomocí příčného elektrického pole do excitačního vysokotlakého výboje (obr. 34). Protože při tlacích řádově 106 Pa jsou již rotační přechody díky srážkovému rozšíření čar překryté, lze pomocí mřížky v rezonátoru plynule přelaďovat vlnovou délku emitovaného záření v rozmezí od 11 do 8 jim. Homogenita excitace je u tohoto typu TEA C02-laseru velmi dobrá, což se projevuje i dobrou kvalitou výstupního svazku, nesoucího (u výkonnějších systémů) energii desítek joulů v impulsu. 2.2.5 Dusíkový laser Posledním z plynových laserů buzených výbojem, a současně nej jednodušším z nich, je dusíkový laser, objevený C. G. Heardem v roce 1964. Jako laserové aktivní prostředí zde slouží molekulární dusík, ale ke generaci postačí i vzduch, který obsahuje kolem Díky Frankovu—Condonovu* principu je pravděpodobnost citace horní hladiny C3Iju mnohem větší, než dolní hladiny B3IIg. Doba života horní hladiny je však velmi krátká (kolem 50 ns), zatímco dolní asi pětsetkrát větší. V důsledku toho nelze použít pomalu se tvořícího doutnavého výboje (doba tvorby překračuje 50 ns) k dosažení inverzní populace mezi hladinami. Tu je možno na několik nanosekund vytvořit impulsním výbojem s dobou náběhu kolem 2 ns. Zesílení v dusíkovém laseru je značně veliké, 60 dB/m, což znamená, že záření je na dráze 1 m zesíleno -wrrmnr- , VN ^\\\\\\\\\$ 5 V//////////////A 0,1 0.15 0,2—r (nr Obr. 35. Schéma energetických hladin dusíkového laseru 80 % dusíku. Molekula N2 může být využita ke generaci záření na několika přechodech. Nás však bude zajímat jen přechod C3I1U -> -* B3ITg, který odpovídá tzv. druhému kladnému pásu molekuiv N2 (obr. 35). J 68 br. 36. Řez dusíkovým laserem buzeným Blumleinovým vedením: - dielektrická fólie, 2 ■— měděná fólie, 3 — elektrody, 4 ■— kryt ýbojové komory, 5 ■— jiskřiště .ice než 100 OOOkrát. Při tak velikém zesílení již může laser pracovat superradiačně, to znamená, že jediný průchod aktivním prostředím postačí k tomu, aby stimulovaná emise mnohonásobně převýšila spontánní emisi. Superradiační laser tedy nepotřebuje rezonátor vracející emitované fotony nazpět do aktivního prostředí k dalšímu zesílení. Inverzní populace se u dusíkového laseru nejčastěji dosahuje příčným výbojem (obr. 36). Zařízení k tomu užívané sestává z tzv. Blumleinova vedení, vybíjeného na jednom konci jiskřištěm. Vybíjecí vlna postupuje nabitým vedením až k tělesu laseru, kde po odrazu od přerušené linky změní polaritu napětí, takže se na elektrodách laseru objeví dvojnásobek nabíjecího napětí. Protože rychlost růstu napětí na elektrodách je větší než rychlost rozvinutí výboje, bude výboj rozložen homogenně po celé délce elektrod bez předionizace. Dvouatomové molekuly mají při různých stupních excitace rozdílnou střední vzdálenost jader atomů. Při excitaci ze základního stavu je prefe-sován ten excitovaný stav, u něhož je mezijaderná vzdálenost blízká mezi-jaderné vzdálenosti stavu základního (viz též obr. 35). 69 Konce výbojové komory jsou opatřeny křemennými okny propouštějícími ultrafialové záření dusíkového laseru s vlnovou délkou 337,1 nm. Někdy se jeden konec komory opatřuje zrcadlem odrážejícím záření zpět do „výstupního" směru. Při délce výboje kolem 300 mm, vzdálenosti elektrod 20 mm, napětí na vedení 20 kV a tlaku dusíku 5 kPa lze získat ultrafialový impuls trvající 5 ns s energií přibližně 10 mJ. Zvýšení opakovací frekvence impulsu může být dosaženo např. zmenšením průřezu výbojové komory (které vede ke zrychlení depopulace dolních laserových hladin na stěnách komory) a může dosáhnout hodnoty až několika set hertzů, při středním výkonu několika wattů. Dusíkový laser je jedním z nej jednodušších a nej levnějších plynových laserů emitujících záření v ultrafialové spektrální oblasti. Je komerčně vyráběn v mnoha modifikacích. 2.3 POLOVODIČOVÉ LASERY Inverzní populace může být vytvořena i v polovodičových strukturách. Pro použití polovodičů je typická miniaturizace a snížení energetické náročnosti a týmiž vklady vstoupily polovodiče i mezi lasery. Realizace polovodičů se datuje rokem 1962. Prvá práce N. G. Basová a jeho spolupracovníků, týkající se mechanismu optického zesilování v polovodičových strukturách, však pochází již z roku 1959. Polovodičové lasery jsou významné hned z několika důvodů. Jejich hodnota zesílení vztažená na jednotku objemu aktivního prostředí bývá až o tři řády větší než u jiných typů laserů. V důsledku toho pro generaci koherentního záření postačí rezonátor o rozměrech desetin milimetru. U mnohých typů polovodičových laserů je využíváno možnosti plynulého přeladění frekvence záření v poměrně široké spektrální oblasti. Excitace a generace záření souvisí u polovodičových laserů^ s tzv. pásovou strukturou jejich energetických hladin. Zatímco Vodivostní pas Valenční pas Obr. 37. Energetické pásy v polovodiči: B — buzení, Z — emisní přechod u kovů se valenční a vodivostní pásy překrývají (vnější elektrony jsou součástí tzv. elektronového plynu, odpovědného za vodivost lateriálu), u polovodičů jsou oba pásy odděleny potenciálovou jariérou a k dosažení vodivosti je zapotřebí elektrony vzbudit 5 valenčního do vodivostního pásu (obr. 37). Pro účely stimulované lise vyhovují polovodiče s tzv. přímými zonálními přechody nehodí se materiály s velkými ztrátami nezářivých procesů (jimiž jsou bohužel právě nejběžnější polovodiče jako Ge, Si, GaP i, SiC, u nichž dochází k velkým ztrátám na fotonových přecho-iech). Protože vlastnostem polovodičů byla věnována jedna publikací této řady, [11], odkazujeme čtenáře, zajímající se tento obor, na informace v ní obsažené. Aktivní prostředí polovodičových laserů se budí převodem elektronů z valenčního do vodivostního pásu. Vlastnosti těchto ísů se upravují dopováním polovodičů vhodnými příměsemi, buzení se nejčastěji využívá injektování proudu přes přechod PN polovodiče (jako u polovodičových diod). Může se však použít i optického buzení, při němž se budicí záření fokusuje na povrch polovodiče válcovou čočkou. Bylo také využito buzení elektronovým svazkem. Vzhledem k velkému zesílení postačí jako odrazné plochy ezonátoru využít rovnoběžné konce krystalu. S ohledem na relký index lomu polovodičových materiálů může být odraznost ikových ploch kolem 50 %, což při velkém zesílení postačí ke generaci laserového záření. Pokud se aktivní prostředí z krystalu polovodiče umísťuje do vnějšího rezonátoru (vybaveného případně korekčními optickými prvky), je třeba konce krystalu zabrousit pod Brewsterovým úhlem. Tzv. injekční polovodičové lasery pracují s přechodem PN využívaným v běžných elektronických součástkách. Schéma pře- Obr. 38. Struktura hetero přechodu s polovodičovým GaAs-laserem a s vyznačeným schématem energetických hladin 70 71 chodu v krystalu jednoho z nejběžnějších polovodičů GaAs s příměsí donorů (Se, Te) a akceptorů (Si, Ge, Cd, Zn) je na obr. 38. K zářivému přechodu dochází mezi vodivostním pásem příměsí a valenčním pásem GaAs. Účinnost polovodičových laserů je mimořádně velká, dosahuje až 70 % a daří se ji neustále zvětšovat. Bohužel však dochází k absorpci v okrajové, neexcitované zóně, a v důsledku toho nemůže polovodičový laser dosáhnout teoretické účinnosti 100 %. Účinnost se zvětšuje pomocí tzv. heterostruktury aktivního prostředí, v níž jsou okrajové části krystalu tvořeny materiálem s větším energetickým rozdílem mezí vodivostním a valenčním pásem a s menším indexem lomu. V tomto uspořádání se spojují výhody zmenšení ztrát absorpcí v povrchových oblastech krystalu s efektem vedení světla (záření se „stáčí" do prostředí1 s větším indexem lomu), což vede ke zvětšení účinnosti. Další výhoda heterostrukturních polovodičových laserů spočívá ve zmenšení hodnoty prahového proudu potřebného k překonání optických ztrát v polovodiči. Potřeba velké budicí proudové hustoty je zásadní otázkou pro životnost diod. V klasickém uspořádání polovodičového laseru (obr. 39) protéká kontaktem kov—po- GaAs n -. n P s P '--- P —r\ ŽŤ-----\J Cu Obr. 39. Heterostrukturní GaAs-laser lovodič proud o hustotě řádu kA/cm2, což klade značné nároky na technologii výroby těchto prvků. Heterostrukturám vděčíme i za to, že některé heterostrukturní lasery pracují za laboratorní teploty, zatímco u ostatních typů polovodičových laserů je k odstranění ohmických a fononových ztrát zapotřebí chlazení kapalným dusíkem až heliem. K zesílení u polovodičových laserů dochází v poměrně úzkém proužku přechodu PN, širokém asi 50 [i.m, při rozměrech laseru kolem 1x0,1x0,1 mm. Zesílení je natolik velké, že se kromě podélných modů v ose přechodu PN vytváří i řada modů šířících se v krystalu odrazy od stěn. Tento efekt způsobuje poměrně velkou rozbíhavost svazku vystupujícího z polovodičového laseru, který navíc jeví kromě hlavního maxima i několik postranních (obr. 40). Použitím heterostruktur s plynulejším přechodem indexu lomu směrem ke stěnám je možno rozbíhavost výstupního svazku zmenšit. S týmiž problémy se setkáme i při studiu spektrální šířky emitovaného záření. Ta je větší než u jiných typů laserů laser Obr. 40. Směrový diagram záření polovodičového laseru především proto, že jak vodivostní, tak i valenční pásy polovodičů jsou relativně široké. S ohledem na velké zesílení a malý rozměr rezonátoru může být v emitovaném záření i mnoho podélných modů, vzdálených od sebe o c\2d, kde d je délka rezonátoru a c rychlost světla v daném prostředí. Významnou vlastností polovodičových laserů je možnost jejich přelaďování. Úpravou podmínek provozu laseru se přitom docílí emise monochromatického záření s proměnnou vlnovou délkou. Přelaďování v poměrně širokém rozmezí vlnových délek se u některých typů polovodičových laserů docílí změnou zastoupení jednotlivých prvků v polovodiči. Tak např. záměnou koncentrace Pb a Sn v polovodiči P^^Sn^Te se mohou měnit vlnové délky emitovaného záření od 6,5 do 27 [im při velmi malé spektrální šířce čáry 0,0001 cm-1 (ve vlnočtové stupnici). Jemné doladění se provádí změnou teploty aktivního prostředí v jejímž důsledku se mění délka rezonátoru a index iomu. Teplotních změn se dosahuje Tah. 1 Pracovní podmínky a výstupní parametry významných polovodičo-««» vých laserů Materiál aktivního prostředí Provozní teplota (K) Vlnová délka (fxm) Prahová hustota proudu (kA/cm2) Výstupní cw (W) výkon impuls GaAs 4-400 0,83-092 0,1-10 0,2- 12 5-100 AlzGai^As 77-300 0,(56-0,77 2-3 0,05 _i InAs 4-77 3,1-3,2 1-4 0,05 0,1-0,2 InSb 4,2 5,2 0,5 _i _i PbS 4,2 4,3 0,35 _i — i PbzSm.xTe 12 9-11 0,05-0,4 0,05 0,1 'neuvedeno 72 73 ohmickým ohřevem aktivního prostředí procházejícím budicím proudem nebo vnějším ohřevem. Ukázka základních typů polovodičů je v tabulce 1. 2.4 BARVIVOVÉ LASERY V tomto odstavci bude pozornost soustředěna jen na lasery, jejichž aktivní prostředí tvoří roztoky organických barviv, i když jsou známy lasery pracující s aktivním prostředím z jiných typů roztoků či kapalin. Význam barvivových laserů spočívá především v excitaci mimořádně velkého pásma přeladitelnosti. Objev laserového efektu v roztocích barviv spadá do roku 1966, kdy se současně objevily práce P. P. Sorokina a J. P. Loh-karda na jedné straně a F. P. Schäfera, W. Schmidta a I. Volseho na straně druhé. Nezávisle bylo dosaženo generace i ve skupině B. I. Štěpánova, A. N. Rubínová a V. A. Mostovnikova. Molekuly organických barviv jsou poměrně složité a velký počet jejich vibračních pásů, navíc rozšířených interakcí s molekulami rozpouštědel, vytváří široký fluorescenční pás, posunutý ve srovnání s absorpčním pásem k větším vlnovým délkám. Buzení barvivových laserů je prakticky výhradně optické a probíhá na přechodu S0 -*' Si. Díky rychlé relaxaci (10-11 s) mezi vibračními hladinami pásu Si dojde k silnému obsazení dolních vibračních hladin a vytvoření inverzní populace mezi vibračními hladinami elektronového přechodu Si -* S0 (viz obr. 41). Jako parazitní působí přechod mezi singletovým a tripletovým stavem Si.-* T1; který odčerpává molekuly z horního laserového stavu, a navíc může při absorpci na přechodu Ti -4 T2 docházet k odčerpání fotonů ze stimulované emise. Proto je nutno pro buzení používat výbojek se strmým náběhem, nebo pulsní lasery s krátkými impulsy. FO - fosforescence V' L ~ fluorescence, 74 V současné době již existuje několik set organických barviv, nichž lze dosáhnout inverzní populace. Jejich absorpční pásy leží tšinou ve viditelné a ultrafialové oblasti spektra a fluorescenční ásy pokrývají blízkou ultrafialovou, viditelnou a zčásti i blízkou Infračervenou oblast. U každého barviva jsou poněkud odlišné excitační, provozní a emisní podmínky. Hrubého nastavení vlnové délky emitovaného záření lze dosáhnout volbou barviva, k jemnému nastavení se využívá např. rozpouštědlový efekt. V tabulce 2 'ab. 2 Vliv rozpouštědel na vlnovou délku fluorescence roztoků 2,2-p-fenylenbis-(5-fenyloxazolu) Použité rozpouštědlo A(nm) Dimethylformamid 428-430 Ethylalkohol 421 Dioxan 416-418 Polymethylmetakrylát1 415 Toluen 412-431 vný roztok je ukázka závislosti vlnové délky fluorescence na použitém rozpouštědle u 2,2-p-fenylenbis-(5-fenyloxazolu). Změnu polohy fluorescenčního maxima může vyvolat též změna kyselosti prostředí. Změnou koncentrace barviva se mění spíše emisní charakteristika barvivového laseru. Spektrální šířku emisní linie lze ovlivnit změnou geometrie buzení. Z tabulky 2 je patrno, že se ke generaci laserového záření dají použít i pevné roztoky (např. roztok barviva v polymethylmetakrylátové pryskyřici). K impulsnímu Jjuzení barvivových laserů se používá buď impulsních výbojek, anebo jiných laserů (argonového, dusíkového, excimerového). K buzení byly použity i vyšší harmonické frekvence laserů, např. rubínového, Nd : YAG, Nd skel apod. Při buzení výbojkou (srov. odst. 2.1) je výhodné volit koncentraci barviva a rozpouštědla podle tloušťky trubice naplněné roztokem tak, ab}r celý prostor byl pokud možno homogenně ozářen. Budicí energie výbojek bývá mezi 10 až 1000 J, při účinnosti procesu mezi 0,1 až 1,7 % bývá pak energie výstupního impulsu řádově milijouly až desítky joulů (při buzení větším počtem výbojek až stovky joulů). I přes poměrně malou účinnost barvivových laserů se největěí energie dosahuje právě při buzení výbojkami. U barvivových laserů se často využívá uspořádání generátor — ■—zesilovač. Barvivové lasery jsou díky veliké šířce absorpčních pásů a velikému zesílení zvláště vhodné pro provoz v režimu 75 synchronizace modů a jeho použitím byly získány extrémně krátké impulsy o délce trvám 10-12 s a kratší. Jistou nevýhodou je omezená stálost molekul organických barviv při ozařování velmi intenzívmmi zdroji. Také ohřívání roztoků v průběhu ozařování může vést ke snížení a nakonec i k degradaci inverzní populace v důsledku zvětšení rychlosti nezářivých relaxací. Proto se u výkonových a zvláště u kontinuálních barvivových laserů buzených argonovým laserem používá průtoku barviva prostorem optického buzení. Roztok barviva je plynule přečerpáván z excitační trubice do rezervoáru a po ochlazení nazpět. Existují konstrukční úpravy, při nichž tvoří trubice s aktivním prostředím vnitřek výbojky (obr. 42). V tomto koaxiálním uspo-' Obr. 42. Uspořádání koaxiálního barvivového laseru: 1 ■— kyveta s barvivem. 2 — výbojka, 3 — elektrody výbojky, 4 — dielektrikum kondenzátoru, 5 — polepy kondenzátoru, 6 — otvor pro plnění barviva, 7 — vstup pro vakuové čerpání výbojky, 8 — zrcadlo rezonátoru řádání lze při dodržení co nejmenší indukčnosti napájecího obvodu dosáhnout extrémně krátkého budicího impulsu. Tato konstrukční úprava se hodí k buzení většího množství roztoku barviva. Běžné je i buzení barvivových laserů druhým laserem. Ačkoliv úhrnná účinnost buzení v systému, sestávajícím ze dvou laserů, bývá dosti malá, dosahuje účinnost buzení vlastního barvivového laseru asi 75 %. Výhoda tohoto způsobu buzení je také v tom, že je při něm snížené nebezpečí rozkladu organických barviv zářením parazitních vlnových délek především z infračervené oblasti spektra, které je emitováno budicími' výbojkami. K buzení se používají jak kontinuální (výkonové, iontové) lasery, tak i lasery impulsní. Probereme nejprve jednodušší způsob impulsního buzení. K impulsnímu buzení se používá zdvojené frekvence rubínového | laseru (A = 374 nm), druhé, třetí a čtvrté harmonické neodymové-\ho laseru (A = 530, 353, resp. 285 nm), emisních čar plynových laserů dusíkového (A = 337 nm), excimerového (především xenónového, A = 172,5 nm, a krypton-fluoridového, A = 247 nm) apod. V důsledku dobré shody budicí vlnové délky s maximy širokých absorpčních pásů barviv je buzení velmi účinné. Roztoky barviv se plní do křemenných kyvet, buzení se provádí ozařováním ve směru výstupního svazku, nebo kolmo k němu. Kyveta s roztokem se vkládá do rezonátoru (obr. 43), do něhož se zavede fokusovaný Obr. 43. Geometrie buzení barviva v kyvetě: a) příčné buzení, 6) podélné buzení, c) příčné buzení s vnějším rezonátorem; vzbuzená oblast je šrafovaná svazek budicího záření. Zesílení v roztoku barviva je tak velké, že ke stimulované emisi mnohdy dochází již v samotné kyvetě. Postačí odrazivost stěn kyvety, které v případě, že jsou rovnoběžné, fungují jako zrcadla rezonátoru. Pro praktické účely je výhodnější vyvolat stimulovanou emisi v definovaném rezonátoru a úpravou vnitřních stěn kyvety (zkosením) nebo skloněním kyvety zabránit stimulované emisi v pouhé kyvetě. Jak již bylo řečeno, lze barvivové lasery provozovat i kontinuálně. K buzení se používá výkonový, kontinuálně emitující argonový laser s výkonem alespoň 1 W. Podstatné přitom je, že při kontinuálním buzení dochází k velmi rychlému zvýšení teploty v buzeném prostředí (změny jsou patrny již po 10~8 s). Barvivo roztoku 76 77 může proto snadno podlehnout chemickým změnám, uvážíme-Ii, že do miniaturního budicího prostoru (průměr budicího svazku kolem 15 |xm) dodáváme energii ohromné hustoty. Jediné řešení tohoto problému je použití průtoku barviva excitační zónou. K tomu účelu se používá buď průtokové kyvety, nebo trysky. Systém využívající trysku je zachycen na obr. 44. Konstrukce Obr. 44. Uspořádání laditelného laseru s tryskou: Zi, Z2 a Z3 ■— zrcadla rezonátoru, H —■ hranol, B ■— proud barviva, T — tryska pro vstřikování barviva, BS ■—■ budicí svazek takového zařízení je náročná, především pro požadovanou přesnost nastavení optiky (podmínky souosého nastavení optiky budicího zařízení a barvivového laseru při velké optické homogenitě proudu barviva). Výstupní výkon kontinuálního barvivového laseru závisí především na výkonu buzení a dosahuje u komerčních zařízení přes 10 W. K přelaďování barvivových laserů v úzké oblasti křivky zesílení se používá selektivní rezonátor opatřený mřížkou, hranolem či Fabryovým—Perotovým rezonátorem s napařenými selektivními vrstvami. K témuž účelu někdy poslouží i laditelný interferenční filtr s klínovitě napařenými dielektrickými vrstvami, který se obvykle hodí pro širší oblast vlnových délek. 2.5 CHEMICKÉ LASERY U chemických laserů k buzení aktivního prostředí přispívá energie, uložená v chemické vazbě. Pojem přispívá je použit úmyslně, protože ne u všech chemických laserů je rozhodujícím budicím mechanismem chemická reakce. Prvý laser, jehož „hnací silou" byla chemická reakce, se objevil v roce 1964 za autorství J. V. V. Kaspera a G. C. Pimentela. Šlo o fotodisociační* laser, v němž aktivní prostředí tvořil elektronově excitovaný jod I(2Pi/2) vznikající rozkladem CF3I podle rovnice CF3I -j—*- CFj + I*(2Pj/2). Myšlenka na konstrukci chemického laseru je však starší a patří J. C. Polanyimu (rok 1961). Laser, buzený explozivní reakcí podle Polanyiho představy, H" + Cl2 - HC1* + Cl', byl však realizován až Kasperem a Pimentelem v roce 1965.. Koncem šedesátých a začátkem sedmdesátých let vrcholí zájem o chemické lasery. Poté publikační vlna opadá a nové principy se objevují sporadicky, nikoli pro ztrátu zájmu, ale proto, že se staly předmětem vojensko-strategických projektů a jejich výzkum byl utajen. Proč právě chemickým laserům má příslušet tato sporná výsada? Zřejmě pro jejich velkou účinnost a specifický mechanismus buzení. Účinnost většiny laserů nedosahuje jednoho procenta. U těch laserů, kde je tato hranice překročena, omezují jejich použitelnost technologické potíže (polovodičové lasery), případně potřeba připojení k výkonnému zdroji elektrické energie (C02-la-ser). Jak lákavá je tedy představa, dosáhnout velikého výkonu záření smísením dvou reagujících komponent. V současné době je známa řada chemických reakcí, při nichž dochází k inverzi populace. Vysoce excitovány bývají vibrační, méně často elektronové stavy produktů reakcí. Přehled typů vhodných reakcí je v tabulce 3. Klasickým chemickým laserem je HF-laser. Jeho aktivní prostředí se vytváří při excitaci směsi molekulárního vodíku Tab. 3 Základní typy chemických reakcí využívané u chemických laserů Typ reakce Příklad1 Fotoeliminačni c2H,a -* HCl(v) + C2H2 Fotodisociační C3F7I I* + C3ř Výměnná F" + H2 - > HF(v) + h' Abstrakční F" + CH4 -> HF(v) + rle tezová H- + cif3 -> HF(v) + a* + f2 F'+ H2 -> HF(v) + H" H' + F2 —>- HF(v) + F- Insertně-eliminační O* + CHF3 -* HF(v) + F2CO Adičně-eliminační NF + C2H4 -> HF(v) + CH3CN Radikálově-rekombinační CH3 + CF3 -> HF(v) + C2H2F2 Radiačně-asociační O* + Ar -f (OAr)* -» O + Ar + hv Přenos elektronové energie2 02 + I ■i I* + 02 DF Přenos vibrační energie2 DF(v) + C02 C02(v) + " . . K disociaoi molekuly a excitaci fragmentů rozpadu dochází působením záření s energií fotonů převyšující energii disociované vazby. 'index* značí elektronovou, symbol (v) vibrační excitaci 2nejsou chemické reakce 78 79 s molekulárním fluorem v plynném stavu. V prvém kroku je třeba disociovat buď molekuly H2, anebo1 F2, na radikály H\ anebo F',* které zahájí řetězové, silně exotermní reakce H' + F2 F + H2 HF(v) + F' HF(v) + H\ (A) (B) Jakmile se tyto reakce rozběhnou, není systému zapotřebí dodávat další energii. Ta se při reakci sama uvolňuje a důsledkem je vibrační excitace molekul HF (vyznačená značkou (v)). Energe- Obr. 45. Průběh energetické bariéry a excitace vibračních hladin produktů reakcí: o) F' + H2 -*■ HF* + H, 6) H' + F2 -* HF* + F', #a — aktivační energie, Aif —■ změna molární entalpie tická bilance obou reakcí je rozdílná (obr. 45), v důsledku toho vzniká HF excitovaný v prvém případě (reakce (A) do desátého vibračního stavu, ve druhém případě (B) jen do třetího. V aktivním * Tečkou vpravo nahoře u značky prvku je označován radikál — fragment s nepárovým elektronem. prostředí se tedy budou vyskytovat molekuly HF s kaskádní inverzní populací* a laserovou akci budeme moci popsat jako HF(« = n) HF(t> = n—1) + hv. V důsledku anharmoničnosti vibrací nebudou vlnové délky odpovídající kaskádním přechodům stejné a v emisním spektru HF-laseru se objeví řada rotačně-vibračních přechodů (protože se proces odehrává v plynném stavu, jeví každý vibrační přechod ještě rotační strukturu), viz obr. 46.** P,(6) R.(7) Rj(8) P,(9) 1- 0 P,(4) P,(5) 2- 1 3- 2 A( Nic _i>...> N0; Nk je počet molekul v k-tém vibračním stavu atd. Ke stimulované emisi dochází kaskádním přechodem z vyšších na nižší hladiny, tedy např. z hladiny i-tého stavu na hladinu stavu k-1 apod. * K označení přechodů: písmeno určuje větev rotačního pásu, konkrétně P značí, že A J = —-1, kde J je rotační kvantové číslo; index označuje vibrační kvantové číslo výchozího stavu, číslo v závorce rotační kvantové číslo konečného stavu. Např. symbol Pi(4) značí přechod ze třetí hladiny rotační prvního vzbuzeného vibračního stavu na čtvrtou hladinu rotační základního vibračního stavu. Délka čar v obrázku udává intenzitu přechodu. 80 81 Na principu oxidace probíhají i některé reakce kovů (např. Ti a 02), při nichž je reakce zahajována explozivním odpařením drátu z příslušného kovu impulsem elektrického proudu v oxidační atmosféře. Podobná technika byla využita i při reakci Li + F2. Chemické reakce, i ty, které byly popsány v souvislosti s chemickými lasery, potřebují iniciaci. Pro impulsní chemické lasery, jejichž uspořádání je patrno z obr. 47, se k iniciaci používá impulsní výbojky. Záření z této výbojky způsobí disociaci reaktantů ve volné radikály, které zahájí řetězovou reakci. Někdy se k iniciaci používá svazek urychlených elektronů. Kontinuální provoz chemických laserů využívá příčného toku MIX D filtr 3- Obr. 47 Schéma chemického impulsního laseru buzeného výbojkou-1 — reakcm kyveta, 2 _ ionizační výbojka, 3 ~ koncovky ř^T1 okénky 4 _ zrcadla, MIX - míchání směsi reaktantů, VUr — odstraňováni produktů reakce He(N2) N2(He Obr. 48. Schéma kontinuálního HF-laseru reagujících složek tryskou. K disociaci lze použít rázovou vlnu vznikající při supersonickém průtoku, ohřev v obloukovém výboji, explozi v reakčním tanku s následující expanzí produktů reakce, elektrický výboj (vysokofrekvenční při podélném, obloukový při příčném průtoku) apod. Chemický laser s iniciací chemické reakce ohřevem obloukovým výbojem je schematicky znázorněn na obr. 48. Fluor obsahující molekuly (F2, resp. SF6) jsou disociovány horkým heliem či dusíkem, ohřátým v odděleném prostoru obloukem. Směs plynů, obsahující radikály F', je laminárním tokem vpouštěna tryskou do směšovací komory, kam je přiváděn vodík (resp. deuterium). Dochází k silně exotermní reakci, jejímž hlavním produktem je vibračně excitovaný HF*. Směšovacf komora je umístěna v rezonátoru (mnohdy nestabilního typu, protože zesílení chemických laserů bývá značně velké). Laser pracující na popsaném principu může dosáhnout při délce aktivního prostředí 24 cm kontinuální výkon přes 15 kW. Velkou nevýhodou chemických laserů jsou vysoce agresivní reakční složky i produkty reakcí. Při konstrukci chemických laserů je proto také zapotřebí používat chemicky i tepelně odolných materiálů a počítat s ochranou obsluhy před nebezpečnými a jedovatými produkty reakcí. 2.6 EXCIMEROVÉ LASERY Někdy bývají do chemických laserů zahrnovány také excimero-vé lasery. Skutečně, při buzení a generaci dochází k tvorbě a rozpadu chemických vazeb. K buzení horní laserové hladiny však není energie chemické vazby využívána. Myšlenka využití energie excitovaného komplexu (někdy též nazývaného exciplexu) pochází od F. G. Houtermanse z roku 1960. Prvý excimerový laser byl realizován N. G. Basovém a spolupracovníky v roce 1970. Jednalo se o systém Xe2* buzený intenzívním elektronovým svazkem v kapalném xenónu. Skutečný rozvoj však zaznamenaly lasery pracující se směsí vzácných plynů s halogeny. Co je to excimer? Jedná se o zkratku termínu excitovaný dimer. Podstata excimeru spočívá ve faktu, že k vytvoření chemické vazby iontového typu dojde u některých prvků pouze v excitovaném stavu. Například prvky vzácných plynů nemohou v základním energetickém stavu vstupovat do chemické reakce, a netvoří tudíž ani homonukleární molekuly, např. Xe2, Kr2. Při přibližování dvou atomů neustále roste potenciální energie, která nemá nikde minimum (potenciálovou jámu). Hovoříme zde o repulzní křivce. Naproti tomu, elektronově excitované atomy vzácných plynů mohou vytvářet s jinými atomy chemicky vázaný dimer — excimer (existuje potenciálové minimum). 82 83 Nejznámějšími excimerovými lasery jsou lasery se směs vzácných plynů a halogenů. Vezměme např. KrF*-laser. Do směsi plynů (krypton s příměsí 0,1 až 0,5 % molekul obsahujících halogen) je zaveden budicí impuls ve formě výboje s velkou hustotou elektronů nebo elektronového svazku. Molekuly kryptonu, elektronově excitované, reagují s atomy halogenu, fluoru, a vytvářejí excimer KrF*. Efektivní průřez (úměrný pravděpodobnosti tvorby excimeru) je relativně velký: 10~14 cm2. Takto excitovaná molekula má omezenou dobu života a po fluorescenčním vyzáření se vrací na základní hladinu, která však je nestabilní a molekula se rozpadá na fluor a krypton. To znamená, že doba života dolní laserové hladiny je extrémně malá. Umístěním takto excitovaného plynu do F—P rezonátoru získáme laser generující na vlnové délce fluorescence. Takový laser může pracovat při vysoké opakovací frekvenci s účinností 1 až 10 %, což je na laser účinnost poměrně velká. Konstrukčně jsou komerční excimerové lasery podobné pulsním TEA CC-2-laserům, na rozdíl od kterých je třeba používat materiály odolné proti agresivním halogenům. Ostatně mnohé excimerové lasery jsou konstruovány tak, že dovolují při záměně optiky pracovat s celou řadou plynů, včetně C02. Atraktivnost excimerových laserů je umocněna tím, že to jsou v současné době nej výkonnější zdroje ultrafialového a vakuového ultrafialového záření. Tak např. ArF*-laser generuje záření o vlnové délce 193 nm, KrCl* — 222 nm, KrF* — 249 nm, XeCl* — 308 nm, XeF* — 351 nm. Při vysoké opakovací frekvenci dosahuje střední výkon komerčních laserů až několika desítek wattů. Vzhledem k mělké potenciálové jámě excitovaného stavu a přechodu na repulzní křivku je možno excimerové lasery plynule přelaďovat v pásmu kolem 0,5 nm. 2.7 LÁSEK S VOLNÝMI ELEKTRONY Nakonec se ještě zmiňme o laseru, jehož aktivní prostředí tvoří modulovaný svazek elektronů. V jistém smyslu toto zařízení ani nepatří mezi lasery, neboť pojem „stimulované emise" sestává při popisu jeho funkce nepoužitelný (srov. původní význam pojmu LASER). Autorem myšlenky generace na volných elektronech je J. M. J. Madey se svými spolupracovníky. Elektrony urychlené výkonným urychlovačem na energii 40 MeV procházejí soustavou supravodivých magnetů, jejichž pole je orientováno kolmo ke směru elektronového svazku a jejichž polarita se střídá. Svazek elektronů se pohybuje po dráze připomínající sinusovku a přitom generuje záření (obr. 49). Probíhá-li proces v rezonátoru klasického typu, získá se koherentní záření podobné záření emitovanému lasery. Účinnost zařízení je velká, nejcennější je však možnost neobyčejně širokého přelaďování vlnových délek emitovaného záření, kterého lze dosáhnout změnou energie (rychlosti) letících elektronů a intenzity magnetického pole. I přes vysokou pořizovací a provozní cenu tohoto zařízení (vezmeme-li v úvahu potřebu použít urychlovač a supravodivé magnety, přijde 1 W emitovaného záření na několik milionů Kčs), jeví se v poslední době o jeho konstrukci a využití zvýšený zájem. LU Llí LU LU LiJ LU LU LU _ l I l í l í l t B Obr. 49. Schéma laseru s volnými elektrony v uspořádání se střídavým magnetickým polem: EV ■—■ elektronový urychlovač 84 85 3. VYUŽITÍ SMĚROVOSTI LASEROVÉHO SVAZKU Klasické zdroje záření jsou charakteristické všesměrovým vyzařováním energie. Úprava směrového vyzařovacího diagramu takového zdroje pomocí optických prvků je technicky náročná a málo účinná. Pro laserové záření je naopak typické, že veškerá Obr. 50. Svazek z He-Ne laseru: pohled z boku (nahoře) a proti směru jeho šířem (dole) vyzařovaná energie je soustředěna do malého prostorového úhlu. To je patrné z obr. 50. Jsou to fotografie laserového svazku z He-Ne laseru o výkonu 5 mW. Svazek byl fotografován v zatemněné místnosti při téměř otevřeném objektivu několikasekundovou expozicí. Na snímku 50a je laserový svazek, jak se jeví při pohledu proti směru šíření, jestliže se na něj díváme pod malým úhlem k ose svazku (při přímém pohledu do svazku je reálné nebezpečí trvalého poškození zraku). Snímek 506 je pak fotografován kolmo na směr záření. Z fotografií je patrna základní vlastnost laserového svazku — minimální rozbíhavost. To znamená, že hustota výkonu záření na výstupu z laseru klesá relativně málo se vzdáleností. Protože se záření ve volném prostoru bez optických nehomogenit šíří přímočaře, nabízí se využití laserového svazku pro měření odchylek od přímky. Jak uvidíme, není to možnost jediná. Při vhodné modulaci svazku je možno s jeho pomocí přenášet informaci jak na přímou viditelnost, tak pomocí světlovodů nahradit klasická kabelová vedení. Snímky dokumen-ují ještě jeden efekt, vliv reálné atmosféry na šíření světla. Pokud by se laserový svazek šířil v prostředí bez atmosféry a prachových nebo kapénkových částic — aerosolů, není jeho dráha viditelná. Každá částečka aerosolu však znamená překážku, na které dojde k rozptylu fotonů. Právě tato část rozptýleného záření způsobuje, že na fotografiích je laserový svazek vidět, protože část rozptýlených fotonů dopadla na objektiv fotoaparátu. Takový rozptyl záření je většinou nevýhodný, někdy však může být s výhodou využit, jak uvidíme v této kapitole. Uveďme nyní ještě několik informací k tomu, co bylo o rozbí-havosti laserového záření uvedeno v prvé kapitole. Rozbíhavost (divergence) laserového záření je úměrná odmocnině z vlnové délky záření a nepřímo úměrná odmocnině ze vzdálenosti zrcadel rezonátoru (limitní přiblížení malých úhlů divergence). Rozbíhavost laserového svazku navíc závisí na poloměru křivosti zrcadel. Čím je větší poloměr křivosti zrcadel P—P rezonátoru, tím je rozbíhavost menší. Tyto zásady je třeba si uvědomit, jestliže budeme pracovat se svazkem laserového záření a využívat jeho šíření na větší vzdálenosti. Při průchodu laserového svazku silnější vrstvou atmosféry není možno zanedbávat její vliv. Jsou to nehomogenity v indexu lomu, rozptyl na molekulách, částicích aerosolů a turbulence (dynamické změny indexu lomu při proudění vzduchových vrstev). Podívejme se nyní na vlastnosti rušivých efektů podrobněji. Optické vlastnosti prostředí jsou rozhodující pro šíření elektromagnetického vlnění. Základním parametrem je zde index lomu prostředí. Jak známo, láme se světlo při přechodu do opticky hustšího prostředí (prostředí s větším indexem lomu) ke kolmici 86 87 r k rozhraní. To znamená, že při plynulém přechodu indexu lomu bude svazek fotonů ohýbán do míst s větší optickou hustotou. V případě atmosféry to znamená, že při přechodu z teplejšího (menší index lomu) do chladnějšíhoJ(větší index lomu) vzduchu dojde k ohybu dráhy svazku k chladnější vrstvě vzduchu. Ačkoliv změna indexu lomu vzduchu s teplotou je nepatrná, může se projevit při průchodu na vzdálenost několika kilometrů odchýlením od přímky až o několik metrů. Za horkých letních dnů pak může docházet k dynamickému míšení různě ohřátého vzduchu, což způsobuje známé „tetelení" vzduchu a samozřejmě rozkmitání laserového svazku při průchodu silnějšími vrstvami atmosféry. Větší počet nehomogenit bývá pravidelně soustředěn v blízkosti povrchu země. Hovoříme zde o turbulenci atmosféry. Vyšší vzduchové vrstvy (již od výšky několika metrů) bývají opticky klidnější. Bez rozptylu prochází záření pouze vakuovaným prostorem bez prachových částic. V reálné atmosféře se můžeme setkat se dvěma druhy rozptylu. K tomu méně patrnému dochází na molekulách vzduchu (hovoříme o Rayleighově rozptylu) a jeho intenzita roste se čtvrtou mocninou frekvence záření. To znamená, že Rayleighův rozptyl bude v infračervené (a dlouhovlnější) spektrální oblasti zanedbatelný, zatímco v ultrafialové oblasti se již uplatní výrazněji. Útlum krátkovlnného záření při průchodu silnějších vzduchových vrstev již nelze zanedbat. Mnohem výraznější je rozptyl na částečkách aerosolů rozptýlených v ovzduší (tzv. Mieův rozptyl). Při dostatečné hustotě (mlha, kouř) může zcela zabránit průchodu záření. I zde platí obecný záver, že dlouho vinnější záření je na aerosolu méně rozptylováno než záření krátkovlnné. Pro úplnost je ještě nutno se zmínit o dalším faktoru způsobujícím útlum záření — absorpci. Pro viditelné záření je atmosféra prakticky zcela průhledná. Při přechodu ke kratším vlnovým délkám začíná být záření silně absorbováno (vakuová ultrafialová oblast), a právě tak v oblasti infračerveného záření je několik spektrálních oblastí se silnou absorpcí, především molekul vodní páry a oxidu uhličitého, ale i jiných, méně zastoupených příměsí. Pokud se rozhodneme pro práci v takovýchto spektrálních oborech, je třeba brát v úvahu také absorpci atmosféry. Pro účely, o nichž bude v této kapitole pojednáváno, se obvykle volí lasery emitující v oblasti viditelného záření. 3.1 VYMĚŘOVÁNÍ POMOCÍ LASEROVÉHO SVAZKU Zvláště při použití k vyměřování se z praktických důvodů volí takové lasery, jejichž záření je pouhým okem viditelné. Z ekonomických důvodů pak je na prvém místě He-Né laser, dnes nejběž-nější, nejrozšířenější a nejlevnější laser vůbec. Pokud zamýšlíme použít laserového svazku k měření v prostoru, je třeba simulovat s jeho pomocí souřadnou síť. Jak už bylo řečeno, představuje osa laserového svazku prakticky ideální přímku. To znamená, že je možné kontrolovat postavení měřených prvků vůči přímce, spojnici dvou bodů v prostoru. Jedním bodem může být střed stopy laserového svazku na výstupním okénku laseru a druhým střed stopy na terčíku, kam dopadá laserové záření. Analogicky je možno použít např. dvou clon, jimiž musí svazek projít, nebo dvě transparentní fólie s naznačenými záměrnými kříži. Podobných prvků skýtá geodézie velké množství a využívá se zde laserový svazek místo osy okuláru se záměrným křížem. Intenzita svazku po průřezu může být upravena tak, aby bylo možno snáze určit osu svazku, od které se obvykle odměřuje vzdálenost. Úprava se provádí pomocí různě tvarovaných clon. Je však třeba si uvědomit, že pracujeme s koherentním zářením a je reálné nebezpečí ohybu a interference laserového záření, které mohou ztížit určení přesné polohy. " ^ Běžným požadavkem při vyměřování je určení základních směrů — vodorovného a svislého. Je možno získat takový směr při laserovém měření nějakou specifickou metodou, nebo je nutno použít klasické pomůcky — olovnici a libelu? Skutečně, i u laserových měření je možno zvolit specifické metody využívající, právě tak jako klasické prostředky, směr vektoru tíhového zrychlení. Svislici je možno velmi přesně vytýčit pomocí laseru ve svislé Obr. 51. Vytyčení svislice pomocí rtuťového zrcadla: R — rtut 88 89 poloze, u kterého je totálně odrazné zrcadlo nahrazeno hladinou rtuti (obr. 51), nebo zrcadlem umístěným na plováku plovoucím na kapalině. Při odklonu optické osy laseru od svislé polohy 0 několik úhlových vteřin se takto konstruovaný F—P rezonátor rozladí a důsledkem poklesu činitele jakosti rezonátoru bude přerušena generace záření. Je třeba zdůraznit, že taková „optická olovnice" je extrémně citlivá na sebemenší otřesy, a proto nevhodná pro běžná měření. Hladiny kapaliny však můžeme využít 1 jednodušeji tak, že svazek laseru uloženého přibližně vodorovně (obr. 52) odrazíme zrcadlem anebo polopropustnou destičkou r KO Obr. 52. Vytvoření horizontálního a vertikálního směru pomocí odrazu od hladiny rtuti: L — laser, KO ~ kolm v odrážeč, R _ rtuť, S — stínítko skloněnou přibližně pod úhlem 45° k ose svazku dolů, směrem k hladině kapaliny. Jestliže svazek dopadne na hladinu přesně kolmo, odrazí se zpět a vrací se po stejné dráze do výstupního laserového zrcadla. Jestliže bude svazek dopadající na hladinu kapaliny odchýlen od svislého směru, bude i odražený svazek odchýlen a nedopadne na místo výstupu z laseru. Použijeme-li k odrazu svazku místo jednoduché destičky kolmý odrážeč (optický prvek, odrážející záření do přesně kolmého směru), bude nutno, aby i výstupní laserový svazek byl ustaven do přesně horizontální polohy, čímž získáme další význačný směr — horizontální. Nyní již máme svislý a vodorovný směr, vlastně osy x & z souřadného systému. Směr osy y nyní jednoduše získáme pravoúhlým odrazem od svazku v ose x, resp. z, při současné kontrole pravoúhlým odrazem od osy z, resp. x. Pokud požadujeme další zvýšení přesnosti určení svislice, můžeme vložením přesně orientované polopropustné destičky bezprostředně za laser (kolmo k ose svazku) vytvořit lomený F—P rezonátor mezi vloženou destičkou a hladinou rtuti. Tím se vytvoří interferenční obrazec, jehož existence je vázána na extrémně přesný chod laserového svazku na hladinu kapaliny po svislici. Tím bychom se však dostali do oblasti interferometrie, které je věnována jedna z dalších kapitol, a proto se vraťme k jednodušším měřením. 90 Popsaný způsob se dá použít k vytvoření souřadného systému, a tím vlastně i souřadné roviny pomocí dvou přímek, ale pro měření v každém bodě roviny se dvoupřímkové měření nedá použít. Velmi jednoduše se proto pro přibližná měření může použít rozvinutí laserového svazku do roviny pomocí přesné válcové čočky (tyčinky), postavené kolmo k ose svazku. Ten je lomen na stěnách válce a rozvinut do „kruhové" plochy, v níž leží i osa svazku, což umožňuje přesné nastavení. Protože však intenzita záření v kruhové rovině silně klesá se vzdáleností od čočky, lze tento způsob použít pouze do relativně malé vzdálenosti několika metrů. Mnohem častěji se používá rotující zrcadlo skloněné pod úhlem 45° k ose laserového svazku. To znamená, že intenzita záření se vzdáleností od zrcadla klesá velmi málo, pouze rychlost pohybu takového svazku roste přímo úměrně vzdálenosti od rotujícího zrcadla. Toho lze s výhodou použít, protože z doby přeběhu svazku přes plochu detektoru, nebo lépe z časového rozdílu dopadu záření na dva detektory rozložené od sebe na konstantní vzdálenost, je možno při rovnoměrné rychlosti otáčení odrazného zrcadla vypočítat vzdálenost od osy rotoru zrcadla k detektorům. Pokud navíc změříme fázi průchodu svazku detektorem vzhledem k ose rotace, dostáváme úhlovou polohu detektoru, což nám vlastně umožňuje měření v polárních souřadnicích r a (p. Posunem roviny rozmítaného svazku podél osy rotace se pak dostáváme k válcovým souřadnicím r, i), (62) kde cup a cor jsou příslušným signálům odpovídající kruhové frekvence. Metoda heterodynní detekce vyžaduje frekvenčně dokonale stabilizované lasery, jejichž frekvence se samovolně nepřelaďuje v pásmu zesílení laseru (srov. odst. 1.2). K ověřovacím pokusům byly použity především plynové lasery (He-Ne, Ar+- a C02-laser), z ostatních pak Nd : YAG. V pozemských podmínkách byl např. uskutečněn experimentální přenos televizního signálu na vzdálenost 100 km s laserovým vysílačem o výkonu 1 mW. Existuje již několik stabilních telekomunikačních linek, ty však pracují na podstatně kratších vzdálenostech. Perspektivně se zdají být výhodné polovodičové lasery pro jednoduchou, přímou modulovatelnost napájecím zdrojem. Kosmické telekomunikační spojení, méně náchylné k rušení vnějším prostředím, je dosud ještě v projektech. Podle jednoho z nich má být využito ke spojení dvou míst na protilehlých stranách zeměkoule. Přenos by zprostředkovávaly dva geostacio- Obr. 59. Přenos informace laserovým svazkem přes satelity: S — satelit, OS —■ geostacionární satelity, Z ■— Země nární satelity a družice, pohybující se na nízké oběžné dráze (obr. 59). Kritickou oblast přenosu představuje spojení mezi Zemí a družicí, při němž prochází svazek atmosférou. V kosmickém prostoru bez atmosféry je přenos téměř bezztrátový. Telekomunikační linka by měla dosáhnout přenosové rychlosti až 30 megabitů za sekundu* při základní šířce přenosového kanálu 3 . 107 Hz. V tomto projektu se jeví jako nejsložitější úkol synchronizace pohybů družice a satelitů a vzájemné propojení 100 * Jednotka pro rychlost přenosu informace. Zvolíme-li za jednotku jeden bit, pak 106 bitů za sekundu je 1 Mb . s-1, neboli jeden megabit (jeden milion bitů) za sekundu. Podobně jsou používány i 1 mb . s-1 a 1 Gb . s_1 (milibit, resp. gigabit za sekundu). 101 jednotlivých retranslačních bodů mezi sebou. Přijímací aparatury na vzájemně se pohybujících objektech budou muset zpracovávat signál s frekvenčním Dopplerovým posunem v šíři ±700 . 106 Hz. Linka má být vybavena C02-, resp. Nd : YAG lasery a má být používána při kosmických letech. Vskutku revoluční zvrat v přenosové technice představuje možnost vytvářet komunikační kanály vedením laserového svazku světlovodným vláknem. O aplikacích této techniky bude podrobněji pojednáno v odstavci 5.4 (integrovaná optika a optoelektronika), na tomto místě však budou probrány principy a technologie této moderní metody. Princip přenosu světla světlovody byl objeven již v roce 1870 J. Tyndallem. Světelný paprsek má tendenci ohýbat se vždy do prostředí s větším indexem lomu. Dopadá-li záření šířící se opticky hustším prostředím (prostředím s větším indexem lomu) na rozhraní s prostředím opticky řidším (tedy z vlákna do vzduchu), dochází při úhlech dopadu na rozhraní (stěna vlákna — vzduch) větších než je kriticky úhel* k úplnému odrazu záření od rozhraní zpět do hustšího prostředí. Tohoto principu využívá metoda vedení záření optickými vlákny, resp. světlovody. Optická vlákna pro přenos viditelného záření se zhotovují ze skla či z křemene. Vlákno bývá tloušťky zhruba 0,1 mm, při níž je stále dostatečně ohebné. Jeho výroba je však značně náročná. Každá nerovnost povrchu, nehomogenita materiálu i nečistota způsobí rozptyl nebo absorpci a zvětšuje ztráty záření. Existují jednoduchá vlákna s homogenní skladbou indexu lomu v celém průřezu. Záření se těmito vlákny šíří po úplných odrazech od rozhraní vlákno — vzduch. Dokonalejší vlákna mají radiálně proměnné složení s indexem lomu zvětšujícím se plynule nebo stupňovitě k ose vlákna. Svazek záření je při šíření vláknem neustále ohýbán do prostředí s větším indexem lomu. K rozhraní vlákno — vzduch se proto záření prakticky nedostane. Prvá vlákna z roku 1966 byla ještě nedokonalá a měla velký útlum, až 60 dB na 1 km délky (signál se při průchodu vláknem délky 1 km zeslabil miliónkrát), současná vlákna jsou již mnohem kvalitnější a mají hodnoty útlumu v řádu 0,2 dB na 1 km (zeslabení o 5 %). Požadavek na čistotu materiálu pro tak dokonalé světlovody je značně velký (s příměsí nečistot maximálně 0,0001 %) * Šíří-li se záření z prostředí opticky hustšího do opticky řidšího, láme se na rozhraní směrem od kolmice vedené k rozhraní. Dopadá-li záření na rozhraní pod stále větším úhlem, nastane okamžik, kdy se záření láme přesně do roviny rozhraní.To je právě kritický úhel. U všech větších úhlů od kolmice k rozhraní, než je úhel kritický, pak dochází k totálnímu odrazu zpět do opticky hustšího prostředí, přičemž úhel odrazu se rovná úhlu dopadu. a tavbu surovin a tažení vláken je zapotřebí provádět v tzv. „čistých laboratořích". Kvalitu vláken silně ovlivňuje již stopová přítomnost kovů. Kvalita se rok od roku zvyšuje, stejně jako délka používaných telekomunikačních tras. K provozu přenosové trasy je potřebná celá řada dalších komponent. V prvé řadě jsou to'zdroje záření, dnes nejčastěji GaAs-la-sery emitující záření o vlnové délce 800 nm. Při přenosech na delších trasách je zapotřebí do linky vestavět zesilovače. Propojení se provádí pomocí konektorů, jejichž výroba je velmi náročná. Tyto konektory musí zaručit přesnost nastavení vláken v rozmezí jednotek mikrometrů, nemá-li útlum v konektoru přesáhnout hodnotu 1 dB. Světlovodný kabel má mnoho výhod, jednou z nich je jeho malá hmotnost. Na obr. 60 je znázorněn průřez kabelem firmy Valtec. Obr. 60. Průřez optickým kabelem: 1 — optické vlákno, 2 — napájecí kovový vodič, 3 — zpevňovací drát, 4 ■— hliníkový plášť, 5 •— plášť z polyethylenu Kolem středového nosného jádra je šest optických vláken a šest kovových vodičů pro napájení zesilovačů. Hmotnost kabelu je 185 kg na 1 km délky při průměru 16,7 mm; přitom přenese stejné množství informací jako klasický telekomunikační kabel s 900 páry vodičů, průměru 80 mm a hmotností 12 t na 1 km délky. Vlastní optické vlákno se na hmotnosti kabelu podílí jen nepatrně. Uvádí se, že použití světlovodných komunikačních linek u letadel dovoluje snížit jejich hmotnost až o 25 %. Pro odolnost vůči rušení vnějšími elektromagnetickými poli jsou světlovodné komunikační linky předurčeny pro použití v prostorech s velkou intenzitou rušení. Světlovodné linky již byly instalovány v řadě průmyslových podniků, vojenských objektů, ale i v městských aglomeracích. Bylo též již položeno několik podmořských optických kabelů. Díky velké rychlosti přenosu informace (laboratorně 200 Gb . s_1, běžně 100 Gb . s-1) je perspektivní jejich použití ve výpočetní technice, kde právě rychlost přenosu dat je mnohdy limitujícím faktorem. Konečně jedním z nejzávažnějších důvodů pro použití optických komunikačních prostředků je náhrada deficitní mědi. 102 103 4. VYUŽITÍ VÝKONOVÝCH LASERŮ Některé typy laseru, označované jako výkonové, jsou schopny dodávat záření o velkém výkonu. Při dopadu svazku záření z výkonového laseru na vzorek materiálu je část energie absorbována a přeměněna na energii tepelnou. Na prvý pohled se zdá neekonomické plýtvat energií koherentního záření na prostý ohřev. Avšak ohřev laserovým svazkem má specifický průběh, který nelze plně nahradit žádným jiným způsobem. Soustředěním laserového svazku lze dosáhnout veliké místní hustoty energie a mimořádně vysoké teploty v místě dopadu za tak krátký čas, že se ještě nestačí uplatnit pomalé procesy vedení a sálání tepla. Proto je možno pomocí záření z výkonového laseru ohřívat tenké povrchové vrstvy nebo odpařovat materiál bez ovlivňování jeho vnitřní struktury. Energie záření je navíc dokonale „sterilní", nepřináší do ohřívaného místa žádné nečistoty ani příměsi, ohřev lze realizovat ve vakuu a je ho možno velmi rychle zahájit i ukončit. Přes vysokou cenu výkonových laserů si popisované technologie stále rychleji razí cestu k průmyslovému využití. Jejich efektivita je tak vysoká, že zajišťuje návratnost vložených investic někdy i za dobu kratší než jeden rok. 4.1 OPTICKÝ OHŘEV • Energie svazku záření dopadajícího na povrch pevné látky se zčásti odráží, zčásti pohlcuje (obr. 61). Jestliže chceme použít laseru k ohřevu látky, požadujeme, aby část energie odražená povrchem byla co nejmenší. Od povrchu kovů se však záření velmi ■A \OLS — -- Obr. 61. Rozdělení energie svazku z výkonového laseru dopadajícího na povrch materiálu: LS — laserový svazek, OLS — odražený laserový svazek, TV — tepelné vyzařování ohřátého materiálu, VT — vedení tepla v materiálu, PT — přestup tepla do podložky silně odráží. Pohlcená část záření proniká do povrchové vrstvy materiálu, přičemž hloubka průniku závisí na vodivosti materiálu a frekvenci záření. Záření je pohlceno a rychle přeměněno v teplo, které je z místa absorpce odváděno díky tepelné vodivosti materiálu a rozptyluje se v celém jeho objemu. Rozhodující roli při procesu transformace energie hraje tepelná vodivost, tepelná kapacita materiálu a hustota výkonu záření. U dielektrických látek je absorpce závislá na vlnové délce záření v mnohem větší míře než u kovů. Tepelná vodivost dielektrických látek je obvykle malá a odvod tepla po ozáření probíhá spíše sáláním než vedením. Výkonové lasery mohou dodávat velký výkon záření v kontinuálním režimu (desítky kilowattů) i velký střední výkon v pulsním režimu, kdy mohou být generovány impulsy s přesně určenou délkou a velikostí energie (až do hodnot stovek kilojoulů v jediném impulsu). Především pak jak kontinuální, tak pulsní lasery generují záření monochromatické a koherentní, které lze jednoduchou čočkou či soustavou zrcadel fokusovat. Průměr stopy fokusovaného svazku v ohnisku se může blížit teoretické limitě, tj. vlnové délce záření. Proto lze na povrchu materiálu ozářeného fokusovaným svazkem laseru dosáhnout ohromné hustoty výkonu záření. U materiálů, vystavených takovým energiím, dochází k extrémně rychlému ohřevu s teplotními gradienty nedosažitelnými žádnou jinou metodou. V současné době je k dispozici řada výkonových laserů, dovolujících využívat různé varianty optického ohřevu (např. rychlý impulsní ohřev s rychlým chladnutím či s teplotní prodlevou, plošný homogenní ohřev apod.). Při práci s kovovými materiály požadujeme především ohřev povrchových vrstev materiálu. Většina kovů má velký činitel odrazu a velkou tepelnou vodivost. Přesto lze laserů ve strojírenství využít k transformačnímu zpevnění, což je operace podobná kalení. Ideální konstrukční materiál by měl mít velkou houževnatost při velké povrchové tvrdosti. Houževnatosti se dosahuje popuštěním, tj. pomalým ochlazováním po ohřevu, tvrdosti naopak rychlým ochlazením. Při klasickém kalení s rychlým ochlazením však bohužel roste křehkost jádra materiálu, a proto je použití laserů k povrchovému tvrzení výhodné. Laserovým svazkem se zakalí jen tenká povrchová vrstva bez prohřátí a změn vlastností jádra materiálu, které si tak ponechá svou houževnatost. Záření z výkonového kontinuálního C02-laseru se po dopadu na povrch oceli asi z 93 % odrazí, zbytek se absorbuje, a to ve vrstvě silné několik mikrometrů. Záření přeměněné v teplo rychle proniká do vnitřních vrstev, protože při teplotním spádu 1 000 °C na 1 mm projdou plochou o průřezu 1 cm2 zhruba 4 kJ tepelné energie za sekundu. K prohřátí povrchu oceli na austenizaění teplotu je třeba 104 105 použít CCvlaser s výkonem několika kilowattů. Jestliže svazkem laseru přejedeme po povrchu materiálu rychlostí několika desítek milimetrů za sekundu, materiál za místem ozáření během několika milisekund rychle zchladne a je dokonale zakalen do hloubky několika desítek mikrometrů pod povrch, který pak má jemnou martenzitovou strukturu. Pozoruhodnou vlastností takto povrchově upraveného materiálu je odlišná a obvykle větší odolnost proti korozi. Tak je možno zlepšit protikorozní vlastnosti materiálu pouhou restrakturalizací povrchové vrstvy. Pro kalení menších ploch se používá impulsních laserů. Jediným impulsem s energií desítek joulů a délce trvání několika milisekund je možno kalit ostří nástrojů z rychlořezné oceli. Laserovou úpravou povrchu se při srovnání s klasickou úpravou zvyšuje životnost nástrojů na více než dvojnásobek. Kalení laserem se používá u značně namáhaných součástí (klikové a vačkové hřídele, boky ozubených kol, stěny válců spalovacích motorů apod.). U těchto výrobků je zvlášť ceněna zanedbatelná deformace při kalení, čímž se prakticky odstraňuje nutnost jejich dodatečného opracování. Další významnou technologií ' využívající laserů je sváření. Prodloužení doby ohřevu oceli nad úroveň potřebnou ke kalení vede k překročení teploty tání. K tavení materiálu dôjde vždy, když se absorbovaná energie, přeměněná v teplo, nestačí rozvést do většího objemu. U oceli je proces tavení usnadněn růstem absorpčního součinitele povrchu s rostoucí teplotou. Dopadne-li svazek na stykovou plochu dvou dílů, může dojít k jejich svaření. Při dostatečně velkém výkonu laseru dojde k ohřátí na teplotu tání tak rychle, že se materiál jádra téměř neohřeje. Charakter laserových svarů je podobný jako u svarů pořízených elektronovým svazkem. Svařování laserovým svazkem se však nemusí provádět ve vakuu. Ochranu svaru před oxidací lze zajistit přiváděním inertní atmosféry do oblasti svaru. Kontinuálním C02-laserem s výkonem"6 kW je možno běžnou ocel svářet do tloušťky 12 mm, nerezavějící ocel do tloušťky 10 mm, dále titanové slitiny, hliník apod. Při svařování materiálů menších rozměrů se osvědčily impulsní lasery. Tyto svary jsou vlastně bodové, neboť ke svaření dochází jen v místě bezprostředně ozářeném, zatímco ostatní materiál zůstává chladný. Impulsní svařování našlo uplatnění v jemné mechanice a v mikroelektronice, tj. především v případech, kdy jsou svařované objekty mikroskopické velikosti. Laserem lze také svařovat materiály zcela nesourodé, které jsou jiným způsobem nesvařitelné, jako např. kov a plast, kov a keramika. Při laserovém svařování mohou být také svařované součástky značně rozdílné svými rozměry; tak je možno přivařit tenké fólie na masivní podklad, tenké drátky k tlustostěnnému obrobku apod. Přednost laserového svařování vynikne při porovnání 106 různých svářecích technologií. Maximální hustota výkonu fokusovaného laserového svazku je téměř 4 . 107 W/mm2, u elektronového svazku užívaného ke svařování je asi desetkrát menší a u oblouku menší asi o pět řádů. Na druhé straně činí spotřeba energie na 1 cm délky svaru při použití laseru asi 1 kJ, kdežto elektronový svazek vyžaduje zhruba dvojnásobek, elektrický oblouk kolem 22 kJ a acetylenokyslíkový až 52 kJ. Přebytek energie v těchto případech ovlivňuje okolí svaru. Laserových technologií se dá výhodně využít také k legování materiálů, kdy se povrchová vrstva nasytí zušlechťovacími přísadami za laserového ohřevu. Výhoda laserů spočívá v univerzálnosti technologického zařízení. Jediným laserem s maximálním výkonem několika kilowattů je možno — změnou geometrie ozařování, volbou časových prodlev a použitím nutných periferních přípravků — provádět všechny tepelné úpravy, tj. kalení, popouštění, cementování, nitridování, sváření a řezání. Použití laserové technologie proto ovlivňuje technologický postup výroby. Není výhodné používat laseru jen k jediné operaci, neboť tak nejsou jeho možnosti plně využity. Proto se obvykle doplňuje periferním zařízením, které podstatně zvětšuje jeho produktivitu. Vede k tomu i bezesporu vysoká pořizovací cena technologických laserů, přesahující několik desítek milionů Kčs, a relativně vysoké provozní náklady (spotřeba energie, helia pro náplň laseru apod.). O efektivitě laserových technologií svědčí jejich stále rostoucí nasazení ve výrobě. Např. v roce 1978 pracovalo ve Fordových závodech jediné zařízení tohoto typu, v roce 1982 však již padesát (C02-lasery s výkony mezi 5 a 15 kW). Laserů se může používat k optickému ohřevu při pěstování monokrystalů a výrobě optických vláken. Společným požadavkem obou technologií je vysoká čistota procesu tavení, protože již stopové znečištění materiálu monokrystalů a vláken zhoršuje jejich vlastnosti. Při optickém tavení odpadá přímý kontakt materiálu s topným tělesem nebo produkty hoření. Je naopak možno podle potřeby využít ochranné atmosféry inertních plynů nebo pracovat ve vakuu. Při ohřevu je zapotřebí dosáhnout homogenního prohřátí tavené části materiálu. To vyžaduje delší čas s ohledem na malou tepelnou vodivost většiny surovin monokrystalů a vláken. K tavbám se nejčastěji používá kontinuální C02-laser, jehož svazek se rozdělí do několika větví, které se symetricky přivedou do ohřívané oblasti (obr. 62), nebo se nechá nerozdělen kroužit po povrchu materiálu soustředěn excentricky rotující čočkou. Lasery se také používají k tavení těžce tavitelných materiálů jako je safír, karbid titanu apod. Laserové technologie se používá při úpravách polovodičových materiálů žíháním. Obvykle se jedná o krystaly, u nichž se provádí 107 I Obr. 62. Princip zařízení pro tavbu krystalů ze slisovaných tyčinek: LS ■— laserový svazek, Č — fokusační čočka, RD — rotační držák dopování implantací iontů, tj. „nastřelováním" iontů do krystalové mříže polovodiče. Po této operaci je zapotřebí materiál tepelně zpracovat, aby ionty zaujaly definovaná místa v krystalové mřížce. Při ohřevu laserovým svazkem dojde k rekrystalizaci povrchových vrstev polovodiče a k usazení iontů v potřebných polohách. Laserový ohřev se dá použít i ke zkvalitnění procesu difúzního dopování. Protože rychlost difúze je větší v kapalné než v krystalické fázi, proniknou atomy dopovacího prvku do povrchu polovodiče místně roztaveného laserovým svazkem v mnohem větším množství než při klasické difúzni technice. Při chladnutí se pak v krystalové mříži usadí definovaným způsobem, takže krystal již nepotřebuje dodatečnou tepelnou úpravu. Laserovým ohřevem lze také upravit koncentrační profily implantovaných iontů. Zatímco při vlastní implantaci pronikají ionty do hloubky jen asi 0,2 až 0,3 u,m, po ozáření impulsy rubínového laseru o délce 60 ms a energii v impulsu 1,5 m J se objevují především na povrchu a jejich koncentrace plynule klesá do hloubky 0,4 až 0,5 \xm. Velmi krátkým impulsním ohřevem a rychlým ochlazením lze připravovat amorfní materiály. Ochladi-li se rychle roztavená povrchová vrstva, nestačí atomy zaujmout v krystalové mřížce své místo a vytvoří se amorfní, nekrystalický povrch. Pro technologie zpracování polovodičových materiálů se používá především Nd : YAG laser v impulsním (energie v impulsu v jednotkách joulů) i kontinuálním (výkony činí desítky wattů) režimu, lasery Nd : sklo, resp. lasery argonové. C02-laser je méně vhodný, protože mnohé polovodiče jen slabě absorbují záření o vlnové délce 10 [i.m. Laserovým zářením se urychlují některé chemické procesy. Tak je možno laserovým ohřevem značně zrychlit proces galvanického 108 pokovování a leptání. Chemické procesy jsou urychlovány i vířivým prouděním vznikajícím v místě dopadu záření. Při zvýšení teploty povrchu o několik desítek stupňů Celsia se může rychlost galvanického pokovování zvětšit až 1 OOOkrát ve srovnání s rychlostí, s jakou probíhá pokovování okolních, neozářených (a chladnějších) míst. Laserovým ozařováním je tedy možno získat na povrchu materiálu silněji pokovené plošky, nebo naopak silněji vyleptaná místa (rychlost leptání se zvětšuje při ozáření ještě více než rychlost pokovování). K těmto technologiím se nejčastěji používá argonového nebo kryptonového laseru, jejichž záření není absorbováno elektrolytem. V jiné variantě se urychluje proces leptáni v plynném prostředí (obr. 63). Materiál (především sklo) určený k leptání se upevní na Obr. 63. Princip leptání plochy pomocí plynu a laserového svazku: LS — laserový svazek, Z — zrcadlo, M — intenzitní modulátor, T — tryska pro leptací plyn, K — leptaný kotouč rotující desku a do blízkosti jejího povrchu se přivede směs leptacích plynů (např. fluorovodík s dusíkem). Při ohřevu povrchu materiálu zářením z laseru až na teplotu kolem 500 °C se ohřáté části stávají reaktivnějšími a jsou rychleji leptány než neohřáté. Tato technologie se dá použít také k výrobě zrcadel s definovanou optickou plochou, jejíž opracovánf se řídí mikropočítačem. Optimalizuje se využitím laserového nástroje nastavením jeho intenzity svazku, řízením jeho posunu po povrchu leptaného materiálu a rychlostí otáčení kotouče. K výrobě optických prvků se metoda hodí především proto, že leptaný povrch je dokonale hladký, takže konečnou úpravou optických ploch se jen odstraní zbytky leptacího procesu z povrchu skla lehkým přeleštěním. Opracovaný materiál se tepelně nedeformuje, protože proces místního ohřevu prakticky neovlivni zbývající objem materiálu. Na závěr uveďme ještě dvě netypické aplikace. Záření C02-laseru by se dalo využít k odpařování mlhy. Mlha je tvořena kapičkami vody, která poměrně dobře absorbuje záření z C02-laseru. V dráze svazku výkonového laseru proto může dojít k ohřevu a vypaření 109 kapiček vody, tedy k prosvětlení mlhy. Na základě této myšlenky byl -vypracován projekt „čištění" přistávacích koridorů pro letadla s pomocí výkonových C02-laserů na pozemních přistávacích plochách i na letadlových lodích- Byl navržen princip laserového motoru, při jehož činnosti hraje roli roztažnost plynu ohřátého laserovým impulsem. Při ohřátí absorbujícího plynu se zvětší jeho tlak, a to se projeví posunem pístu. Plyn se poté z válce odvede, ochladí a navrátí zpět. Realizaci tohoto projektu stojí v cestě dosud malá účinnost existujících a k této činnosti použitelných laserů ve vztahu k celkové účinnosti Carnotova cyklu, který je zde nutně zapotřebí vzít v úvahu. Jinak by byly výhody takového motoru zřejmé: uzavřený cyklus bez emisí jakýchkoliv produktů spalování. 4.2 OBRÁBĚNÍ LASEROVÝM SVAZKEM Hustota záření vyslaného laserem může po fokusaci dosáhnout takové úrovně, že způsobí nejen roztavení, ale dokonce i vypaření materiálu. Soustředíme-li svazek z C02-laseru vyzařujícího kontinuálně výkon 1 W na plochu o průměru 0,1 mm, dopadá na povrch materiálu záření s hustotou výkonu 12,7 . 103 W/cm2. Je-li jeho tepelná vodivost malá a absorpce úplná, pak při průniku záření do hloubky kolem 0,1 mm je zasažený prostor během jedné sekundy ohřát o 1,7 milionů Kelvinů! Taková teplota, ač jen teoreticky odvozená, mnohonásobně převyšuje teplotu varu např. křemene, což znamená, že za popsaných podmínek se z materiálu určitá, malá část odpaří. Vypařením se sice teplota v místě ozáření zmenší, ale do kontaktu se svazkem se dostanou hlubší vrstvy a laserový svazek se doslova zavrtává do hloubky. Proces odpařování materiálů je ovlivňován řadou faktorů. Z hlediska možného dosažení vysoké teploty je to odrazivost materiálu, resp. jeho absorpční součinitel, dále pak tepelná kapacita, tepelná vodivost a výparné teplo materiálu. Svou roli hraje samozřejmě i druh laseru a jeho výkon. Rozhodující je však velikost hustoty výkonu záření, která musí být dostatečně velká, aby se povrchové vrstvy odpařily dříve, než se stačí ohřát spodní vrstvy materiálu. Působením záření o velké hustotě výkonu vzniká na povrchu materiálu kráter (obr. 64). U materiálu s velkou odrazivostí a tepelnou vodivostí (u kovů) je výhodnější používání impulsních laserů. Kráter se pak prohlubuje krátkými „mikroexplozemi" doprovázenými odpařováním přehřátého materiálu. V roce 1972 se rozhodla skupina vědeckých pracovníků pořídit holografické záznamy vzácných soch na území Itálie, především pro jejich ustavičné rozrušování průmyslovými exhalacemi. Při a) Obr. 64. Rez kráterem vypáleným laserovým svazkem při různých polohách ohniska fokusační techniky: a) ohnisko při povrchu materiálu, 6) ohnisko pod povrchem prvých pokusech byl nefokusovaný svazek z rubínového laseru namířen na chrlič gotického okapu. Ačkoliv hustota výkonu dopadajícího záření byla tak malá, že nemohla způsobit poškození materiálu chrliče, objevilo se v místě dopadu svazku na zašlém, zešedlém okapu vybělení. Na původně bílém kameni se totiž postupem doby vytvořila šedá patina, která při ozáření pohltila dopadající energii. Po přeměně absorbované energie v teplo došlo k odpaření vrstvy patiny. Protože původní bílý kámen mnohem méně absorbuje záření z laseru, nepostupuje odpařování do hloubky, ale odstraní se jen povrchová vrstva. Tento postup se dá téměř univerzálně a citlivě používat k čistění soch, architektonických památek i fresek a je spojen jen s nepatrnými ztrátami materiálu. Později byla technika rozšířena i na čištění kovových materiálů, keramiky, a dokonce i dřeva a tkanin. K práci s posledně jmenovanými materiály bylo zapotřebí vhodně volit vlnovou délku použitého záření a upravit energii impulsu tak, aby byly odpařovány jen povrchové vrstvy. Jako nástroj pro obrábění vstoupil laser do průmyslových provozů již před delší dobou. Jednou z prvých aplikací laserů bylo vrtání malých otvorů, což je technicky dosti obtížná operace. S pomocí impulsního laseru s výstupní energií nepřekračující 1 J v impulsu se podařilo vypálit kruhový otvor do tenké, kovové fólie jediným impulsem. K provrtání silnější fólie či plechu bylo zapotřebí energii laseru zvětšit, anebo expozici opakovat. Otvory je možno vrtat i do nekovových materiálů, např. do rubínových ložisek u klasických typů hodinek; dnes se již rubíny nevrtají jinak. Používá se k tomu rubínového laseru v impulsním režimu s opakovací frekvencí 1 Hz. Kvalita otvoru je dokonalá. Týmž způsobem se „vrtají" otvory průvlaků do diamantů, sloužících k tažení jemných drátků. Časy potřebné k provrtání diamantu klasickým způsobem (150 až 420 min na kus) se při laserovém vrtání podstatně zkracují (minuty na kus). Do některých materiálů se dají 110 111 vypalovat otvory kontinuálními lasery. Nutnou podmínkou je zde malá tepelná vodivost a silná absorpce materiálu. Pro vrtání do křemenu se dá použít kontinuální C02-laser s výkonem několika wattů. Vyvrtání otvoru o průměru 0,05 až 0,2 mm do destičky o tloušťce 1 mm trvá, při fokusaci jednoduchou čočkou, 2 až 3 sekundy. Určitý problém představuje hloubení otvorů do skla. Velké teplotní změny způsobují jeho praskání, a proto je zapotřebí lokálního ohřevu impulsním laserem. Při mikroohřevu skla dojde v důsledku silného pnutí k odštěpování drobných úlomků, takže výsledkem působení po sobě následujících impulsů není pouhé odpaření, ale spíše odštěpování drobných částeček. Při práci je zapotřebí zabránit silnějšímu ohřevu materiálu, který by vedl k prasknutí obrobku. Svazek záření C02-laseru s výkonem stovek wattů byl použit k dekorování skla. Intenzita paprsku dopadajícího na povrch rotující sklenice je řízena počítačem. V místě dopadu se materiál „vyštípne" a posunem svazku s modulovanou intenzitou po povrchu rotujícího obrobku se postupně vytváří požadovaný dekor, svým vzhledem velmi podobný dekoru pořízenému leptáním. Laserový proces je však mnohem rychlejší než leptání a odstraňuje nepříjemnou práci s fluorovodíkem. Laserů se dá použít i k hloubení otvorů do měkkých materiálů. C02-laser s kontinuálním výkonem do 50 W byl použit v průmyslovém měřítku k vypalování děr do dětských dudlíků. Při plné automatizaci se dá tímto způsobem s jediným laserem vyrobit až několik tisíc dudlíků za hodinu, otvor má požadovanou a ve všech případech stejnou velikost a opracování je sterilní. Velmi efektivně lze laserovým svazkem řezat materiály. Potřebnou velkou hustotu výkonu záření dodávají kontinuálně pracující Nd : YAG, resp. C02-lasery. Při řezání se pohybuje bud laserový svazek po obrobku, nebo častěji obrobek vůči svazku. Do fokusační hlavice (obr. 65) laseru se vhání pod tlakem plyn, který může řezání urychlovat bud zvýšeným spalováním (např. kyslík při řezání oceli), nebo se jím vytlačuje tavenina z řezu (dusík, argon). Plyny mohou sloužit i k ochlazování okolí řezu. Při řezání kovů je zapotřebí používat lasery s výkony překračujícími 1 kW. Rychlost řezu závisí na vlastnostech materiálu, jeho tloušťce a druhu přídavného plynu. Tak lze např. řezat ocelové desky kontinuálním C02-laserem s výkonem 6 kW do tloušťky 20 mm s rychlostí 1 m za minutu. Podobných výsledků bylo dosaženo i při řezání nerezavějící oceli, titanových a jiných slitin. Okraje řezu jsou čisté, materiál v okolí řezu není tepelně namáhán (jako při řezání plamenem) a přesnost řezu je v toleranci desetiny milimetru. Při řezání laserovým svazkem nehraje roli tvrdost 112 Obr. 65. Schéma fokusační hlavice pro C02-laser s chlazením čočky vodou a připouštěním plynu (LS ■— laserový svazek) * materiálu, ale rozhodující jsou jeho optické a tepelné vlastnosti. Absorpci záření lze zvýšit vhodnými povlaky. Na množství absorbované energie má vliv i jakost povrchu; hrubý povrch absorbuje silněji než povrch vyleštěný. Důležitým požadavkem je dopravení záření velké hustoty na povrch materiálu, neboť čím je hustota větší, tím snáze se dosáhne roztavení a odpaření materiálu. Laserovým svazkem je také možno řezat dřevo, případně dřevotřísku rychlostí až 1 m za sekundu (C02-laser s výkonem přesahujícím 200 W). Tvar a hloubka řezu závisí na výkonu laseru a fokusaci svazku. Kvalita řezu je vynikající a materiál není zapotřebí dále opracovávat. Šířka řezu je od několika desetin do jednoho milimetru, tedy značně menší než při řezání mechanickém. Technologie je prakticky nehlučná a bezodpadová, jen vznikající kouřové zplodiny je třeba odvádět. Stejným způsobem se řežou plasty, azbest a další materiály s malou tepelnou vodivostí. Ve velkých oděvních závodech se používá C02-laseru ke „stříhání" látek ve velkých vrstvách. Výhoda tohoto postupu, zvláště u tkanin z umělých vláken, spočívá v tom, že okraje „střihu" jsou neroztřepené, ale naopak svařené, takže je není třeba zpevňovat obšíváním. Laserovou technologií se nastavují přesné vrstvové odpory vypalováním drážek v odporových vrstvách. K tomu se hodí lasery se středmm výkonem několika desítek wattů. V automatizovaném provozu se tímto způsobem několikanásobně zvýší produkce. Dostavování odporů v integrovaných obvodech se provádí impulsními lasery s malými energiemi kolem 10"3J v impulsu. Lasery se využívají i k dynamickému vyvažování rotorů. Laser s energií nepřekračující 1J v impulsu se instaluje do vyvažovacího zařízení. Řízeným odpařováním hmoty z „přetížených" míst se rotor vyvažuje. Postup vyžaduje lasery s impulsy kratšími než 10~4 s, aby bylo možno materiál odpařit z přesně určeného místa při rychlém otáčení rotoru. Laserů se používá 113 i k dostavování frekvence oscilátorů řízených krystalem v elektronických hodinkách. Na bázi laserů pracují zařízení pro gravírovaní — vytváření značek a stupnic na přesných měřicích přístrojích. Ve srovnání s klasickým rytím diamantovým nástrojem je tato metoda přesnější a odpadá nevýhoda otupování nástroje, a tím i problémy s nestejnou šířkou či nestejným profilem rysky. 4.3 LASEROVÉ PLAZMA Plazma, nazývané čtvrtým skupenským stavem hmoty, je soubor částic s velkým stupněm ionizace. Podle stupně ionizace se plazma rozděluje na řídké (stupeň ionizace < 1 %), středně husté a husté (blížící se 100 %). Řídké plazma existuje např. v ionosféře, husté v nitru hvězd (tzv. vysokoteplotní plazma). S uměle vyrobeným plazmatem se setkáváme především ve výbojových trubicích. Nízkoproudové výboje generují řídké plazma, vysokoproudové výboje a elektrický oblouk plazma středně husté až husté. Plazma nemůže existovat samostatně. Volné, neovlivněné plazma relaxuje procesem rekombinace původně ionizovaných částic na elektroneutrální. Plazma se dá udržet jen při dodávání budicí energie a v určité vzdálenosti od stěn nádoby, v níž se nachází, protože silně interaguje se stěnami. Toho lze dosáhnout působením silného magnetického pole, v němž se dráhy částic plazmatu zakřivují a nedotýkají se stěn. Magnetickým polem se plazma udržuje v zařízeních označovaných TOKAMAK. Plazma je také možno vybudit laserovým zářením. Impuls z laseru s velkou energií může vyvolat ionizaci plynu. Záření laseru je elektromagnetické vlnění s periodicky se měnícím elektrickým a magnetickým polem. Překročí-li intenzita elektrického pole elektrickou pevnost vzduchu, dojde k průrazu, neboli k lavinové ionizaci prostředí, a vytvoří se oblak plazmatu s velkým stupněm ionizace. Prahová hustota výkonu záření potřebná k průrazu vzduchu je asi 109 W/cm2. Ve vzduchu je ovšsm průraz silně ovlivněn koncentrací aerosolů. Ionizační centra, která aerosoly vytvářejí, mohou způsobit, že se plazmová jiskra vytvoří již při menších hustotách výkonu. Také k průrazu u absorbujícího plynu je potřebná menší prahová hustota energie záření. Mohutným ohřevem povrchu pevných látek dochází k úniku atomů, resp. molekul s velkou kinetickou energií, při jejichž srážkách dochází k ionizaci a tvorbě plazmatu nad povrchem. Plazma také vzniká při laserovém obrábění materiálu, přičemž stupeň ionizace závisí na hustotě dodávané energie. K výronu plazmatu dochází kolmo k povrchu materiálu, tedy ve stopě svazku, a proto je odpařený materiál laserovým svazkem po dobu 114 své existence a dobu trvání impulsu dále ohříván a jeho teplota se zvyšuje. Až dosud jsme se zajímali o plazma vytvářené při průchodu svazku z laserů generujících gigantické impulsy vzduchem či při technologických aplikacích. Existuje však oblast fyziky, kde se laserů ke generaci plazmatu záměrně používá, a to je iniciace termojaderné reakce. Je reálný předpoklad, že termojadernou reakci je možno realizovat při dosažení velké hustoty plazmatu, 51000 Obr. 66. Závislost energie iontů na součinu hustoty počtu iontů a doby setrvání plazmatu v hustém stavu s vyznačenou hranicí pro zahájení D-T termojaderné reakce (Lawsonovo kritérium), body označují výsledky dosažené na zařízení TOKAMAK (T) a při použití laserového plazmatu (LP) v roce 1974 ~Ž I—Pl— Z ,<- LO Obr. 67. Sohéma zařízení pro iniciaci termojaderné reakce laserem: I<0 laserový oscilátor, I — izolátor, Z — zesilovač s; 115 II a k tomu má posloužit právě laserový ohřev špičkovým výkonem přes 30 TW (tj. větším než 30 . 1012 wattů). V impulsu dlouhém několik pikosekund může být překonána tzv. Lawsonova bariéra. Graf na obr. 66 zachycuje vztah mezi energií iontů a součinem hustoty počtu iontů a doby, po níž plazma setrvává v dostatečně hustém stavu. Křivka v grafu představuje bariéru, po jejímž překonání může dojít k termojaderné reakci. Laserový systém použitý k termojaderné syntéze vyžaduje stavbu speciálních zařízení sestávajících z laserů a optických zesilovačů oddělených izolátory* propouštějícími záření jen v jediném směru a řady dalších optických prvků (schéma na obr. 67). Záření současně generované mnoha lasery a zesílené v zesilovačích dopadne na kuličku z křemenného skla o průměru 0,1 mm, naplněnou směsí deuteria a tritia v podobě plynu, kapaliny či pevné fáze (při ochlazení na kryogenní teploty). Kulička je vložena do obalu z plastů a má vnější povlak z beryllia. Záření, které na takový terčík dopadne současně z několika stran, způsobí nejen ohřátí kuličky na požadovanou teplotu, ale i její silné, asi desetitisícinásobné stlačení. Přestože drahá, experimentálně náročná zařízení tohoto druhu, na jejichž konstrukci se podílely velké kolektivy, již byla vyzkoušena, nebylo dosud uvedeno v život ani jediné zařízení, v němž by byla termojaderná energie skutečně vyráběna. Existují samozřejmě projekty, jak by se v průmyslovém měřítku termojaderná energie využívala a transformovala. Teprve budoucnost ukáže použitelnost této cesty. Laserové generace plazmatu se využívá také v analytice, konkrétně u laserové mikrosondy, která patří mezi metody lokální mikroanalýzy. Laserový svazek zfokusovaný do co nej-menšího průměru odpaří z povrchu analyzovaného vzorku malé množství materiálu v plazmatickém stavu. Umístí-li se zařízení do emisního spektrometru, lze na jeho výstupu sledovat emisní spektrum plazmatu. Rozborem spektra se získá informace o složení odpařeného materiálu. Laserový svazek zde jen nahrazuje dosavadní prostředky generace plazmatu pro potřeby emisní spektrální analýzy, jakými jsou jiskra, resp. oblouk. S ohledem na možnost dobré fokusace laserového svazku lze při posunu ohniska po povrchu materiálu zjišťovat složení v různých místech, což je typické pro práci mikrosond. Ke generaci plazmatu se zde užívá výhradně impulsních laserů s energií do 1J v impulsu. * Jednotlivé části kaskády zesilovačů je zapotřebí oddělit jedno-cestnými izolátory, protože i část odraženého záření ve zpětném směru by byla zesilována. Vznikající gigantický zpětný impuls by kromě neužitečného plýtvání energií mohl zničit poměrně citlivou aparaturu primárních generátorů. 116 Problémy při lokální analýze nehomogenních vzorků představuje nestejná absorptivita různých částí povrchu vzorku, která v podstatě určuje množství odpařeného materiálu a stupeň ionizace částic. Problém se nedá vyřešit použitím impulsů s větší energií, neboť by byly zasaženy hlubší vrstvy a výsledek analýz by nebyl srovnatelný. Ke zlepšení přesnosti, která je rozdíly v absorptivitě nejvíce ovlivněna, by mohlo naopak sloužit rozostření fokusovaného svazku při analýze silně absorbujících oblastí. Zařízení, na němž se laserem generované plazma studuje metodou hmotnostní spektrometrie, je znázorněno na obr. 68. Obr. 68. Laserový mikroanalyzátor s hmotnostním spektrometrem: LS — laserový svazek, č — čočka, V — vzorek, IČ — iontová fokusační soustava, IS — iontový svazek, IR — iontový reflektor, PHS — průletový hmotnostní spektrometr, ID — iontový detektor Pevný vzorek se v tenké vrstvě vloží do budicí komory a plazma se generuje impulsy z klíčovaného Nd : YAG laseru spojeného s násobičem frekvencí. Ke generaci plazmatu se zde používá čtvrtá harmonická frekvence s vlnovou délkou 265 nm. K orientaci budicího svazku (jde o ultrafialové, neviditelné záření) se používá svazek z He-Ne laseru vedený stejnou optickou trasou. Impulsy z laseru se ve vzorku vypálí otvor o průměru zhruba 1 y.m a vytvořené mikroplazma jím „vstoupí" do vstupní štěrbiny hmotnostního spektrometru. Používá se spektrometrů, dovolujících určovat jak kladné, tak záporné ionty. Rozlišení je omezeno krátkou dobou * Jednotka ppm se užívá v analytické chemii stopových množství látek. Jde o zkratku anglického termínu ,,parts per million" (částí v milionu), obvykle vystihující objemové zastoupení. Hodnota 1 ppm tedy znamená, že na jednu detekovanou částici je v objemu 106 jiných částic. Setkáváme se i s jednotkami menšími, a to ppb (parts per billion, 1 : 10'), ppt (parts per trillion, 1 : 10u) a ppq (parts per quadrillion, 1 : 1015), přičemž se užívá franko-američká terminologie, kde billion je 109, trillion 1012 a quadrillion 1015. U 7 života plazmatu (mezi 10 až 20 ns), citlivost metody se pohybuje v jednotkách ppm* — viz pozn. na str. 117. Obě metody využívající detekce emisní či hmotnostní spektrální analýzy nalezly široké pole působnosti v analytické chemii, v hutní analytice, v geologii, biologii a v některých speciálních oborech, např. v kriminalistice. 5. VYUŽITÍ ČASOVÉ KOHERENCE LASEROVÉHO ZÁŘENÍ Jednou ze základních vlastností časově koherentního záření laserů je jeho monochromatičnost. Kapitoly 5 a 6 budou věnovány aplikacím, při nichž se monochromatičnost laserového záření významným způsobem uplatní. Další vlastností laserového záření je shodná fáze, a mnohdy i polarizace. Záření s extrémně úzkou spektrální šířkou čáry a shodnou fází a polarizací jeví vysoký stupeň koherence, a může proto vytvářet interferenční jevy na velké vzdálenosti a při přímých měřeních. Bez koherentního zdroje záření nemohl vzniknout ani obor, jehož idea je relativně stará — holografie, jež se dnes stala zcela samostatnou oblastí optiky. Koherentní záření se hodí i k měření rychlosti proudění. Na závěr kapitoly je zařazena stať o bouřlivě se rozvíjejících oborech — optoelektronice a integrované optice. Ačkoliv tyto obory nejsou na použití laserů bezprostředně závislé, byly objevem laserů významně stimulovány a jsou mnohdy zahrnovány pod široký pojem koherentní optiky. Použití laserů v optice je vůbec mimořádně rozsáhlé. Uvažme např. interferometru a holografii jakožto odvětví optiky a zjistíme, že je v těchto oborech zahrnut neobvykle rozsáhlý materiál. Pátá kapitola z toho důvodu zůstává jen na úrovni základních poznatků, neboť se nemůže zabývat složitějšími problémy, jako je např. optické zpracování informace, využití „zrnitosti" laserového záření apod. 5.1 INTERFEROMETR IE Vzájemné skládání vlnových procesů se nazývá interference. Nejlépe si její princip představíme na modelu mechanického vlnění. Jestliže na klidnou vodní hladinu vhodíme kámen, šíří se symetricky od místa dopadu vlny poklesu a vzestupu vodní hladiny. Vhodíme-li na vodní hladinu kameny dva, tak, aby dopadly nedaleko od sebe, dojde po chvíli k setkání vlnění vycházejících z různých míst a k jejich vzájemnému skládání. V místě, kde mají vlnění stejnou fázi, to znamená, že od obou vlnění hladina vody právě stoupá anebo klesá, dojde k zesílení pohybu. Naopak v místech, kde se setkají vlnění s opačnou fází, síly působící 118 119 pohyb vodní hladiny se vzájemně potlačí a hladina zůstane v klidu. Tento jev nastáva při všech procesech vlnění. Laserové záření je vysoce koherentní elektromagnetické vlnění. Můžeme je popsat goniometrickou, časově proměnnou funkcí, např.: 1 Ey = A sin {(o[t — (x/v)]}. (63) Tento výraz popisuje vlnění s amplitudou A lineárně polarizované ve směru osy y (nemá složky Ex a Ez) s kruhovou frekvencí co (co = = 2-nv), šířící se rychlostí v v kladném směru osy x. Protože se jedná o elektromagnetické vlnění, Ey bude složkou vektoru intenzity elektrického pole. Podobný výraz by bylo možno napsat pro složku magnetické indukce ve směru z (oba vektory jsou vzájemně kolmé a jsou kolmé na směr šíření vlněni). Předpokládejme nyní, že se setkají dvě elektromagnetická vlnění se stejnou polarizací a frekvencí. Pro amplitudu A výsledného vlnění lze odvodit vztah A2 = A\ + A\ + 2AiA2 (64) kde A\, A2 jsou amplitudy interferujících vlnění, tp označuje jejich fázový posun. Protože intenzita vlnění je úměrná druhé mocnině amplitudy, můžeme pro intenzitu I výsledného záření psát I = II + I2 + 2 j/íiŤTcos f. (65) Výraz má dva extrémy /max = h +-1% + 2 yľiľl - (Víľ + ]/T2)2 při y, = 2kn (66) /min - Ii + h — 2 ]/hI2 = (Vľí — Yh)2 při y> = (2k -f 1) 7t. (67) Při rovnosti intenzit Ii = I2 = /o je intenzita záření v místě interakce ve fázi rovna 4I0, zatímco v místech, kde se interagující záření stýká se zářením s opačnou fází, bude nulová. Z rozboru plyne, že pro interferenci dvou vlnění má rozhodující význam jejich vzájemný fázový posun y>. Mají-li obě vlnění o stejné frekvenci náhodnou fázi, bude výsledná hodnota střední intenzity rovna I — li + I2 a k interferenci vůbec nedojde. To je příklad monochromatického záření s náhodným fázovým posunem. Fázového posunu u záření z laseru je možno dosáhnout buď prodloužením cesty jednoho svazku (obr. 69a), nebo jeho vedením prostředím s jiným indexem lomu (obr. 69b). AB 4r a) Obr. 69. Vzájemný posun dvou vlnových úseků vyvolaný: o) změnou délky dráhy, 6) změnou optické dráhy vlnění ôlenem s jiným indexem lomu n > no U interferenčního obrazu vyhodnocujeme rozdíl v intenzitě maxima a minima pomocí veličiny y nazývané kontrast, definované vztahem i y = (/max — /min)//max- (68) U laserových interferogramů může hodnota y dosáhnout až jednotky, zatímco nejlepší klasické zdroje nedovolují' překročit hodnotu 0,9. Zařízení využívající interferenci dvou svazků se nazývají interferometry. Z velkého množství typů interferometrů jsou nejčastěji používány tři, a to Machův—Zehnderův, Michelso-nův a Fabryův—Perotův. Podívejme se na vlastnosti prvých dvou z nich; posledně jmenovaný, interferometr F—P, byl již popsán v odstavci 2.1. Na obr. 70 je schéma Machova—Zehnderova interferometru. Vstupní svazek je rozdělen do dvou stejně dlouhých větví polo- é. FO "7 Obr. 70. Schéma Machova-Zehnderova interferometru: Z ■— zrcadla, P — polopropustné destičky, FO — fázový objekt, S ■— stínítko 120 121 propustnou destičkou. Vyvážený interferometr nedává na výstupu žádný interferenční obraz. Ten se vytvoří teprve při změně optické dráhy v jedné větvi, např. změnou indexu lomu prostředí v cestě paprsku. Prochází-li svazek v jedné větvi teplejším vzduchem, který má menší index lomu než vzduch chladnější, jeho optická dráha se vzhledem ke dráze svazku v druhé větvi zkrátí, a proto dojde k vytvoření interferenčního obrazu, interferogramu. V tomto případě je interferogram obrazem teplotního pole. Místa s největší hustotou interferenčních proužků zobrazují oblasti s největšími teplotními gradienty. Machův—Zehnderův interferometr se dá použít ke sledování změn indexu lomu vzduchu v různých obměnách experimentu. Kromě popsaného případu, kdy je vlastně sledována teplota vzduchové vrstvy, může jít o případ změny indexu lomu vzduchu v důsledku jeho pohybu (proudění). Hustota, a tedy i index lomu vzduchu, se mění např. při obtékání tělesa (např. při pokusech v aerodynamickém tunelu). Umístíme-li těleso do jedné větve interferometru, zobrazí se tlakové pole plynu proudícího kolem tělesa jako interferogram. Čím větší budou tlakové gradienty, tím hustší budou interferenční proužky v daném místě. Kvantitativní vyhodnocováni změn indexu lomu z interferogramu je poměrně složité, kvalitativní obraz sledovaného děje je však možno získat okamžitě. Laserová interferometrie pracující na tomto principu může být použita např. i ke sledování výparů chemických sloučenin (rozpouštědel) a při diagnostice plazmatu, tedy ke zkoumání složení trasparentních prostředí. Na obr. 71 je schéma Michélsonova interferometru. K prodlou- —s Obr. 71. Schéma Michélsonova interferometru: Z — zrcadla, P •— polopropustná destička, S — stínítko žení dráhy svazku se používá posunu jednoho ze zrcadel. Ozna-číme-li délky drah v jednotlivých větvích h a l2, pak podmínka pro interferenční maxima je určena vztahem A = kX, 122 (69) kde A = 2(l2 — h). Interferenční obraz má tvar soustředných kruhů a při posunu zrcadla dochází k periodické změně intenzity ve středu obrazové plochy. Této skutečnosti lze využít k přesnému zjišťování velikosti posunu. Periodická změna rozložení intenzity v interferogramu nastává při posunu zrcadla o polovinu vlnové délky použitého záření. Pro He-Ne laser s vlnovou délkou 633 nm to znamená posun o 3,165 . 10~7 m. Protože na sinusovém průběhu je možno bezpečně rozeznat čtyři body, dvě maxima a dva průchody nulou, je posun zrcadla zjistitelný s rozlišovací schopností A/8, což je v tomto případě zhruba 80 nm. Základní sledovanou veličinou je počet změn intenzity, odpovídající počtu proběhnuvších interferenčních proužků. Proto lze měření převést na elektrický signál, kdy detektorem ve středu obrazce snímáme intenzitu záření a výstup je navázán na vyhodnocovací elektroniku. Lasery v komerčních laserových interferometrech jsou frekvenčně stabilizované. Přesnost laserové frekvence je parametrem ovlivňujícím přesnost měření laserového interferometru. Při větších posunech zrcadla interferometru se nepřesnost v hodnotě frekvence s počtem prošlých interferenčních maxim násobí a může dosáhnout nepřijatelně velké hodnoty. Většinou se namísto zrcadel používá koutových odrážečů, u kterých odpadá náročné nastavování interferenčního obrazu a k jehož změně nedochází ani během posunu. Vyhodnocovací elektronika zahrnuje čítač impulsů zaznamenávající signál z detektoru jako odezvu na průchod interferenčních proužků, srov. schéma na obr. 72. Michelsonův interferometr nalezl významné uplatnění především ve strojírenství, v oboru jemné mechaniky. Používá se jako měřicí zařízení při výrobě a kontrole přesných součástí, kontrole polohy nástrojů na dělicích strojích pro rytí stupnic, sledování teplotní r' |FN| ^ l r-----1 i__ V K0 Obr 72 Zjednodušené schéma interferometru pro měření délek s odděleným interferometrem: L — laser, P — polarizační filtr, K — kolimátor, D — polopropustný dělič svazku, KO — koutový odrážeč, Č — kolimaění čočka, FN — fotonásobic 123 rozťažnosti materiálu, určování hladiny rtuti v manometru (pohyblivým ramenem je v tomto prípade hladiny rtuti) apod. Pokud není možno použít masivní koutový odrážeč, lze využít přímo odrazu fokusovaného svazku od obrobku. Interferometr se používá i ke stanovení rychlosti rovnoměrného pohybu. Při vhodném uspořádání odpovídá rychlosti pohybu počet interferenčních proužků, které přeběhnou přes Letektor za jednotku času. Měříme-li frekvenci, s níž přecházejí přes detektor interferenční proužky, získáme údaj přímo úměrný rychlosti. Dovolí-li elektronická aparatura změřit frekvenci 1 GHz odpovídá tato hodnota při použití He-Ne laseru s vlnovou délkou záření 633 nm rychlosti 10» . 633 . 10-» m/s = 633 m/s. V oboru malých rychlostí bylo dosaženo úrovně stanovení až 0,1 (xm/s. Rozsah měřených rychlostí tak činí devět řádů! Další varianty interferometrické metody slouží ke sledování malých úhlových natočení, k měření rovinnosti ploch apod. Za zmínku ještě stojí použití interferometru jako citlivého seismografu. Podmínkou jeho funkce je umístění každého ze zrcadel interferometru nezávisle na jiné části podloží. Pro odstranění vlivu atmosférické turbulence je nutné provádět měření v podzemních prostorách. Při vzájemném posunu anebo při deformaci vrstev podloží se bude interferenční obraz pohybovat a ze směru pohybu se s extrémní přesností zjistí jak vzdalování, tak i deformace vrstev. Interferometrie jako velmi přesná a citlivá metoda je provázena řadou obtíží. Interferometr lze snadno rozladit, a v takovém případě nepracuje vůbec. U zrcadlových zařízení jsou potíže s nastavením zrcadel — podmínka rovnobežnosti, při mechanickém posunu pak s chvěním, které může vyvolat generaci falešného signálu. Chyby v nastavení zrcadel mohou vést k tvorbě příčných inter-» ferenčních proužků (analogie s interferencí na klínové mezeře). Při merení hrají samozřejmě důležitou roli i atmosférické změny. Např. změna teploty vzduchu o 0,1 °C, tlaku o 1,33 kPa a relativní vlhkosti o 5 % mohou při měření délky způsobit chybu ±400 nm. 5.2 MĚŘENÍ RYCHLOSTI PROUDĚNÍ — ANEMOMETRIE S potřebou měřit rychlost proudění plynů, kapalin a někdy i pevných látek se setkáváme téměř ve všech průmyslových oborech. Dotykové metody měření přímo ovlivňují proudem' a v důsledku toho i získané výsledky. Velmi obtížné je měřit rychlosti proudění v malých objemech, stejně jako velmi pomalé, anebo naopak velmi rychlé proudění. Lasery přinesly do měření rychlosti proudění nové možnosti. Jedna z nich spočívá ve využití Dopplerova jevu při pohybu vyzařujících anebo rozptylujících částic ve sledovaném prostoru. Pohybuje-li se částice rychlostí v pod úhlem a ke směru pozorování, přijímá klidový detektor záření emitovaného částicí s frekvencí vo jako záření s frekvencí v, kde v = Vo[]/l — (^/C2)]/[l — (v/c) cos a]; (70) c je rychlost světla. Pro rychlosti v <^ c je možno poměr v2jc2 zanedbat proti jednotce. Je-li a = 180°, emitující částice se vzdaluje a hodnota v se zmenšuje, při a = 0° je tomu naopak. Pohybuje-li se částice kolmo na směr pozorování, platí rovnost v = v0. Měření se provádí tak, že do sledované oblasti vyšleme záření z laseru a přijímáme signál zpětně rozptýleného záření. Rozdíl frekvence vyslaného a přijatého záření je úměrný složce rychlosti rozptylujících částeček do směru pozorování. Předpokládejme například, že proud částic rozptyluje záření z C02-laseru. Při rychlosti částic 1,0 m/s činí Dopplerův posun frekvence v vůči v0 190 kHz. Tak malý frekvenční rozdíl se dá Obr. 73. Princip měření rychlosti z Dopplerova posunu frekvence: L — laser, D — dělič, MO — měřený objekt, T — teleskop, Č — čočka, ZD — záznějový detektor zjistit jen s pomocí heterodynni detekce, při níž se nechají dva signály, měřený a referenční, interferovat na detektoru a zjišťuje se signál rozdílové frekvence. Schéma anemometru je schematicky znázorněno na obr. 73. Rozsah měřených rychlostí souvisí s přesností stanovení rozdílové frekvence. Jsme-li schopni ji stanovit s přesností ±1 Hz, můžeme sledovat i rychlosti proudění kolem 5 mm/s (s použitím C02-laseru). Horní rychlostní limit je dán rychlostí odezvy detektoru. Rychlými detektory lze sledovat rychlosti až do řádu km/s. Rozsah měření rychlostí je tedy větší, než při použití klasických metod a navíc jsou získané výsledky přesnější. Protože intenzita rozptylu je úměrná intenzitě záření, je možno provádět lokální měření ve velmi malých objemech po fokusaci záření do ohniska. Měření laserovou anemometrií lze provádět v laboratoři i v terénu. Zařízením umístěným v letadle byl např. na vzdálenost stovek metrů proměřován profil proudících vodních mas v „trychtýři" tornáda. 124 125 K proměřování rychlosti proudění v malých objemech byla vyvinuta metoda interference ve zkřížených svazcích. V průsečíku dvou svazků, vytvořených rozdělením původního svazku laseru, dochází k interferenci (obr. 74). Průběh intenzity ve směru osy x obou svazků, svírajících úhel ©, je interferenční obraz Obr. 74. Vytváření interferenčních proužků v interakční zóně dvou laserových svazků zkřížených pod úhlem & s hlavním maximem ve středu a s amplitudami klesajícími k okrajům průsečíku za předpokladu, že oba svazky mají profil popsaný Gaussovou funkcí. Při měření rychlosti proudění se do průsečíku svazků umístí proudící prostředí obsahující rozptylová centra (aerosoly, bublinky) a ztotožní se směr proudění např. s osou x. Záření je rozptylováno částicemi pohybujícími se v průsečíku interferujících svazků, rozptylující částice se tedy budou při průchodu interferenční zónou s maximy a minimy intenzity „rozsvěcovat a zhasínat". Bude-li rychlost proudícícho prostředí v a úhel vektoru rychlosti k ose x bude x, pak získáme „záblesky" generované s frekvencí / = (vid) cos a; ' (71) d je vzdálenost interferenčních proužků určená vztahem d = (2/2) sin (0/2), (72) kde X je vlnová délka záření. Např. vzdálenost dvou interferenčních maxim He-Ne laseru (svazky zkříženy pod úhlem 10°) činí 27,5 nm. Je-li průměr oblasti zkřížených paprsků D, bude počet proužků N roven N = Djd. Jak ukazuje obr. 75, dovoluje uspořádání experimentu sledování dopředného i zpětného rozptylu. Protože úhel mezi zkříženými Cl TV 01, /III Obr. 75. Schéma měření rychlosti z měření četnosti záblesků: L — laser, Č ■— čočka, Ol ■—■ oblast interakce, FN — fotonásobič, Cl — čítač impulsů svazky (a tedy i hustotu proužků) lze měnit, určuje velikost měřené rychlosti jen maximální rychlost odezvy detektoru. Při dobré fokusaci lze oblast pozorování omezit na průměr asi 10 jim a sledování záblesků provádět pomocí objektivu mikroskopu. Tak lze měřit průtoky kapalin i ve velmi úzkých kapilárách (např. krve ve vlásečnicích). Dané uspořádání nerozlišuje směr pohybu částeček. Pokud má být stanoven i směr proudění, je třeba záření jednoho ze svazku frekvenčně posunout vůči druhému. Při této úpravě experimentu se interferenční proužky v interakční zóně pohybují ve směru osy x, což znamená, že i v klidu zaznamenáváme záblesky vyvolané rozdílnou frekvencí obou svazků. Směr pohybu média se pak pozná podle toho, zdali se „klidová" frekvence proužků průchodu zmenší (částečky se pohybují ve stejném směru jako proužky), anebo zvětší (pohyb je protisměrný). Pro měření rychlosti pohybu média obsahujícího částice větší, než je vzdálenost interferenčních maxim, se používá dvou dvojic protínajících se svazků a rychlost pohybu média se určuje z doby průletu částice mezi prvým a druhým průsečíkem. V nejrůznějších úpravách byly laserové anemometry použity k měření rychlosti průtoku páry v turbínách, pohybu plynů ve spalovacích motorech a nalezly uplatnění v chemickém a leteckém průmyslu, v raketové a jaderné technice a v mnoha dalších oborech. 5.3 HOLOGRAFIE Holografie dnes tvoří samostatný a široký obor, v němž se původně využívalo laserového záření k účelům prostorového zobrazování. Protože problematika holografie byla podrobně probrána ve svazku č. 22 této edice (viz [12]), omezíme se v tomto odstavci na stručný popis jejího principu a aplikací. Mechanismus holografie byl vlastně popsán již D. Gaborem v roce 1948, a to v souvislosti s pokusy zlepšit zobrazení elektronového mikroskopu. Gaborem navržený postup se tehdy nepodařilo realizovat. Teprve v období po objevu laserů se princip holografie mohl plně uplatnit. Významný mezník představuje rok 1962, kdy bylo použito laserového referenčního svazku k určení fázového rozložení rozptýleného záření. Gaborovu objevu se dostalo ocenění v podobě Nobelovy ceny za fyziku v roce 1971. Při objasňování podstaty holografie musíme vyjít z principů vidění lidského oka. Předmět ozářený zdrojem světla je vlastně rozptylujícím objektem, jehož každý bod rozptyluje dopadající záření a část záření vysílá i směrem k pozorovateli. Bílé sluneční světlo, stejně jako světlo běžně používaných zdrojů, má frekvenčně i fázově náhodný, statistický charakter, a v důsledku toho nedo- 126 127 chází k interferenci. Jinak je tomu, použije-li se k osvětlení laserový zdroj. Záření vycházející z laserového zdroje je koherentní. Po osvětlení předmětu laserovým svazkem se do oka vrací rozptýlené záření nesoucí informaci o prostorovém umístění všech bodů osvětleného předmětu. Představme si, že každý bod předmětu, na nějž dopadá koherentní záření z laserového zdroje, je zdrojem elementárního vlnění šířícího se všemi směry. Na fotografickou desku umístěnou v určité vzdálenosti od osvětleného předmětu dopadne předmětem rozptýlené záření s určitým rozložením fáze. S ohledem na vlnový charakter záření bude amplituda v každém místě desky záviset na fázovém posunu interferujících složek záření. K vytvoření interference na stínítku nám pomůže referenční svazek z téhož laseru, a tudíž se stejnou frekvencí. Koherentní záření referenčního svazku vytvoří na desce s rozptýleným difúz-ním zářením interferenční obraz, složený z tmavých a světlých skvrn. Protože záření osvětlující předmět i záření z referenčního svazku vycházejí z téhož laseru, vytvoří se stojatý interferenční obraz. Podmínkou je, aby vzdálenost, kterou urazí svazek z laseru k osvětlenému předmětu a pak ke stínítku, i vzdálenost referenčního svazku od zdroje k místu interference, byly během experimentu neměnné. Po expozici se fotografická deska vyvolá běžným postupem a na ní se objeví záznam hologramu (obr. 76). Má-li být pořízen kvalitní Obr. 76. Schéma záznamu hologramu: M ■— matnice, LS -— laserový svazek, H — fotografická deska pro záznam hologramu hologram, doporučuje se osvětlit zobrazovaný předmět difúzním zářením, získaným např. rozptylem laserového svazku na matnici, neboť rozptýlené záření osvětlí předmět rovnoměrně ze všech směrů. Z hologramu na fotografické desce po vyvolání se obraz předmě- 128 tu získá rekonstrukcí (obr. 77). Při ní vložíme desku do původního místa experimentálního uspořádání, v němž byla exponována, a osvětlíme referenčním svazkem původně použitého laseru. Po ozáření desky se zdánlivý obraz předmětu objeví v místě, kde dříve stál. Referenční svazek je při ozařování desky s hologramem LS I Obr. 77. Rekonstrukce holografického obrazu: H — hologram, P — směr pohledu, LS ■— laserový svazek rozptylován na struktuře hologramu. Každé místo hologramu se stává zdrojem vlnění, která formují výsledné elektromagnetické vlnění ve stejné podobě, jaké mělo při původním osvětlení předmětu. Zdánlivý obraz je trojrozměrný a pozorovatel jej může sledovat z různých stran. Obraz je možno fotografovat a zaostřit na jeho přední či zadní část, takže zbylá část obrazu bude neostrá, tak jako při fotografování reálného předmětu. Hologram obsahuje nadbytečnou informaci. I část hologramu poskytne při rekonstrukci kompletní zdánlivý obraz, jen s poněkud horším rozlišením. Zdánlivý obraz je totiž výsledkem interference každého elementárního vlnění rozptýleného na fragmentu hologramu s referenčním svazkem na celé ploše hologramu. Popsaný způsob není jediný, který vede k získání hologramu. Zájemci o jiné způsoby jsou odkázáni na specializovanou literaturu [12]. Holografie má v současné době velké množství aplikací. Základní aplikací je samozřejmě trojrozměrné zobrazování předmětů, např. soch, architektonických detailů, jak o tom byla zmínka v odst. 4.2. Holografická interferometrie využívá možnost přesného zachycení změn tvaru či velikosti předmětů. Zhotoví-li se hologram předmětu a ten se rekonstruuje v uspořádání, při kterém zůstává zobrazovaný předmět na svém místě, proběhne rekonstrukce bez patrných změn jen tehdy, má-li zobrazovaný předmět týž tvar a touž velikost, jako měl při původním zobrazení. Došlo-li u části 129 předmětu k deformaci, objeví se při rekonstrukci nebo druhé expozici v tomto místě interferenční proužky. Z mnoha aplikací uveďme např. testování pneumatik pod vakuovým zvonem. Hologram pneumatiky se sejme za atmosférického tlaku, pak se tlak sníží a hologram se rekonstruuje. V místech případných vad (bubliny) se pneumatika deformuje a objeví se interferenční proužky. Ke sledování rychlých změn se používá impulsní holografie. Holografie pomáhá při identifikaci předmětů, či při hledání rozdílů mezi nimi. Ze zajímavých aplikací uveďme např. využití holografie při srovnávání otisků prstů v kriminalistice. Byl dokonce vyvinut i holografický zámek, který může otevřít jen osoba pověřená jeho otvíráním. K tomu postačí, vloží-li prst určeným způsobem do zámku, nesoucího holografický záznam jeho otisku. Tento princip je označován jako „optická filtrace". Z dalších aplikací se zmiňme ještě o holografickém záznamu informace. Na plochu rovinného hologramu (jehož zhotovení bylo v předcházejících odstavcích popsáno) lze uložit až 106 bitů na cm2. Existují však prostorové hologramy, které mohou sloužit k uložení podstatně většího množství informace. Prostorový hologram je citlivý k natočení vůči referenčnímu svazku, a je v něm proto možno ukládat informaci pod různým úhlem natočení. 5.4 OPTOELEKTRONIKA A INTEGROVANÁ OPTIKA Stejně jako holografie jsou optoelektronika a integrovaná optika obory na laserech nezávislé, ale teprve příchod laserů pro ně znamenal stimulaci mohutného rozvoje. Potřeba rychlého přenosu velkého množství informace vede k používání optického přenosového pásma. K tomu však bylo zapotřebí vyřešit řadu otázek spojených např. s propojením elektrických obvodů na optické prvky, což je zhruba oblast, jíž se zabývá optoelektronika. Integrovaná optika se spíše zabývá optickým zpracováním přenášeného signálu. Tyto formy popisu jen přibližně vymezují oblasti působení zmíněných oborů, ale zhruba lze říci, že optoelektronika si spíše všímá okrajů přenosové linky, kdežto s integrovanou optikou se setkáme při řešení problémů uvnitř této linky. Oba obory jsou natolik široké, že v této stati můžeme uvést jen náznaky týkající se základních principů a náročnějšího čtenáře musíme odkázat na odbornou literaturu [13], [14], Počátek optoelektroniky lze položit až do roku 1873, kdy byl objeven fotoelektrický jev — převod světelné energie na elektrickou. Skutečný nástup optoelektroniky je spojen až s rozvojem fotoelektrických detektorů a zdrojů zářeni v prvé polovině tohoto století, a zvláště s objevem polovodičových fotoemisních diod a laserů v roce 1962. Základem optoelektroniky je „fotonová vazba", při níž se informace přenáší pomocí světla. Základním prvkem v opto-elektronice je tzv. „elementární optron", zahrnující zdroj záření, optické vedení a detektor záření. Význam laserů v optoelektronice spočívá především v tom, že díky směrovosti a vysoké koherenci vysílaného záření se dosahuje výrazného zmenšení ztrát energie při přenosu od zdroje k detektoru a je možno optimalizovat vazbu elementárního optronu. Významnou roli sehrálo i využití optických vláken k přenosu signálu (srov. odst. 3.3). Optické přenosové trasy nacházejí použití především v systémech, lide je zapotřebí dosáhnout veliké rychlosti přenosu informace při maximální spolehlivosti. K dosažení velké přenosové rychlosti (až 102 Mb . s-1) se výborně hodí polovodičové lasery. Ve srovnání s elektroluminiscenčními diodami dovolují, při zachování poměru signálu a šumu (v impulsní kódové modulaci při zachování pravděpodobnosti chyby), více než stokrát zvětšit přenosovou rychlost. Jedinou nevýhodou polovodičových laserů je menší životnost v porovnání se životností elektroluminiscenčních diod. Do přenosové cesty optronu se někdy vkládají zařízení umožňující zpracovat optický signál a patřící do oboru integrované optiky. Pro přenos můžeme samozřejmě použít klasickou optickou soustavu s optickými zobrazovacími prvky (čočky) nebo disperzními elementy (hranoly, mřížky), modulátory elektroakustického, resp. akustooptického typu. Avšak i v tomto oboru spěje další vývoj k miniaturizaci, a to především proto, že se zmenšujícími se rozměry optických prvků se zvětšuje rychlost přenosu a zmenšuje energetická náročnost. A tak se v optoelektronice začínají objevovat prvky miniaturních rozměrů, někdy téměř srovnatelných s vlnovou délkou použitého záření. Při konstrukci těchto prvků je patrná snaha po soustředění několika funkcí zpracování optického signálu do jediného prvku. Taková koncentrace prvků je základní charakteristikou integrované optiky. Integrovaná optika je silně závislá na laserech. Její historie je dokonce s objevem laserů spojena a datuje se počátkem šedesátých let tohoto století. Tvoří přechod mezi mikrovlnnou technikou, submilimetrovou technikou a optikou. Jejím základem je optický vlnovod — světlovod, který je na rozdíl od mikrovlnných vlnovodů tvořen prostředím s větším indexem lomu než okolí světlovodu a propouštějícím záření o optické frekvenci bez velkých ztrát. Světlovod je obdobou optického vlákna, je však konstruován jako pásek s obdélníkovým průřezem. Světlo se jím šíří odrazy od 130 131 vnitřních stěn, a je proto výhodné, má-li materiál světlovodu velký index lomu a dopadá-li záření na stěny pod velkým úhlem. Pak může být přenos uskutečněn s malými ztrátami (obr. 78). K úpravě a zpracování signálu se v integrované optice používá prvků analogických prvkům klasické optiky, které musí být G, 3, GaAs či ZnO) se vyvolá tzv. Pockelsův jev. Další široce používaná modulační technika je akustooptická, využívající piezoelektrického převodníku. Vložením proměnného napětí s ultrazvukovou frekvencí na elektrody napařené na piezoelektrický materiál lze ve světlovodu generovat stojaté vlnění, vytvářející hustotní mřížkovou strukturu s proměnným indexem lomu. Ve světlovodu slouží toto zařízení jako disperzní prvek. Řidčeji používaný způsob modulace je magnetooptický Faradayův jev, kdy se magnetickým polem mění polarizace svazku záření při průchodu světlovodem. Existuje mnoho dalších aktivních i pasivních prvků, jako jsou elektrooptické přepínače, modulátory, analogově-digitální převodníky apod. Nakonec uveďme ještě dva systémy používané k rozdělování signálů o rozdílné frekvenci. Prvý z nich využívá difrakční mřížku k rozdělování vstupních optických signálů, jež se po prostorovém rozdělení (obr. 81) mohou samostatně vyvést ze světlovodu. výzkumu a soustřeďuje se především na výběr materiálů, dovolujících vytvořit na jediné podložce soustavu prvků různých vlastností, včetně polovodičových laserů jako zdrojů záření. Miniaturizací získané úspory materiálu a energie, spolu s velkou operační rychlostí (do úrovně pikosekund) činí z integrované optiky (stejně jako z optoelektroniky) obor budoucnosti. Obr. 81. Princip analyzátoru radiofrekvenčního signálu založeného na metodách integrované optiky: PL ■—■ polovodičový laser, C ■— čočky, AP — akustooptický převodník, AM — akustooptická mřížka, A A — absorbér akustického vlnění, SD — sada detektorů Druhý systém využívá změny budicí frekvence akustooptického členu podle přijímané frekvence z radiofrekvenčního rozsahu. Změna mřížkové konstanty indukované mřížky způsobí změnu odchylky laserového svazku na mřížkové struktuře. Směr vycházejícího svazku se sleduje na matici detektorů, z nichž každý odpovídá jiné hodnotě přijímané frekvence z oboru radiových vln. Zařízení pracující na této bázi může sloužit k selektivní detekci nosné frekvence radiových signálů a nalezlo použití ve vojenské technice. Integrovaná optika je v současné době ve stadiu laboratorního 134 135 6. LASEROVÁ SPEKTROSKOPIE Objev laserů — zdrojů intenzivního koherentního záření — nemohl zůstat bez vlivu na spektroskopii. V době, kdy se lasery začaly prosazovat ve fyzikálních laboratořích, byla spektroskopie rozvinutým a stabilizovaným oborem se širokým přístrojovým vybavením. Nástup laserů jako zdrojů záření však mnohé spektroskopické metody posunul na zcela novou bázi. Kromě toho došlo ke vzniku nových spektroskopických metod, realizovatelných jen za pomoci laserů. Hovoří se o převratu ve spektroskopii, a proto jsme se rozhodli věnovat laserům ve spektroskopii samostatnou kapitolu. Pokusíme se ukázat, jak příchod laserů posunul přesnost a citlivost spektrálních měření při absorpčních a fluorescenčních metodách a způsobil nebývalý rozvoj Ramanovy spektroskopie. Zároveň popíšeme některé typické laserové spektroskopické metody. Vzhledem k rozsahu knihy nemůžeme pokrýt celou šíři problematiky, právě tak jako hloubku problémů. Jen okrajově se například zmíníme o časově rozlišené spektroskopii, ale až v osmé kapitole, právě tak jako o spektroskopii excitovaných stavů a nestabilních komplexů. Na závěr se zmíníme o zajímavé aplikaci laserové spektroskopie — analytickém lidaru. 6.1 ABSORPČNÍ SPEKTROSKOPIE Absorpční spektroskopii je možno stručně charakterizovat jako měření frekvenční závislosti množství záření pohlceného při průchodu vzorkem. Měření se obvykle provádí pomocí spektrometru, který sestává ze zdroje záření, disperzního prvku (hranol, difrakční mřížka, interferenční filtr) a detektoru záření. Spektrometr navíc obsahuje množství optickomechanických a elektromechanických dílů, včetně řídicí a vyhodnocovací elektroniky. Zdroje záření jsou u klasických spektrometrů širokopásmové a disperzní prvek ze spektra zdroje vybírá úzký spektrální obor záření, které po průchodu vzorkem* a kolimační optikou dopadá na detektor. U kvalitních spektrometrů požadujeme, aby spektrální šířka měřeného záření byla co nejmenší. To znamená, aby spektrometr byl schopen měřit s co nej větší rozlišovací schopností * Někdy se monochromatizace provádí až po průchodu vzorkem. udávanou jako poměr A/AA, kde A je vlnová délka záření a AA vzdálenost dvou ještě rozlišených čar ve spektru. Klasický infračervený dvoupaprskový mřížkový spektrometr, jehož schéma je na obr. 82, může rozlišit spektrální čáry vzdálené od sebe asi o 0,4 cm-1*, což v oblasti 1000 cm"1 (vlnová délka 10 [im) Obr. 82. Schéma absorpčního dvoupaprskového mřížkového spektrometru: TV — Nernstův zdroj záření, Z — zrcadla, Š ■—• štěrbiny, PŠ — štěrbina s proměnnou tloušťkou, RP — rotující zrcadlový přerušovač, K — kyveta, M — difrakční mřížka, F —■ filtr, D ■— detektor, EL — elektronika, MS — měrný svazek, SS — srovnávací svazek znamená rozlišovací schopnost 2 500. Špičkové unikátní mřížkové spektrometry dosahují rozlišení do 0,01 cm-1 (odpovídá rozlišovací schopnosti 105). Interferometrické spektrometry, jejichž rozvoj je spojen s rozvojem miniaturizované výpočetní techniky, pak dosahují rozlišovací schopnosti do 106. Další rozvoj absorpční spektroskopie vysokého rozlišení umožnilo použití zdrojů koherentního záření — laserů. Jak známo, je spektrální čára laseru extrémně úzká. Konkrétně, měříme-li množství laserového záření pohlceného ve vzorku, měříme v jednom spektrálním bodě s velkou rozlišovací schopností kolem 108. U klasického spektrometru se vyděluje úzká spektrální oblast záření ze širokopásmového zdroje. To ovšem znamená, že při zvětšování rozlišovací schopnosti se zmenšuje energie záření dopadajícího na detektor a zmenšuje se poměr signálu a šumu na výstupu z detektoru. Oproti tomu laser vyzařuje veškerou energii ve velmi úzké spektrální oblasti a veškerá energie je použitelná k měření. Při měření absorpce pomocí laserového záření proto většinou pracujeme s velkým poměrem signálu a šumu. Většina ■laserů je schopna generovat záření na jediné vlnové délce. Změna vlnové délky je omezena pouze na šířku čáry zesílení aktivního * Ve spektroskopii se často setkáme s vlnočtem záření, definovaným jako převrácená hodnota vlnové délky, a = l/A, a udávaným v cm"1. Viz též poznámka na str. 62. 136 137 prostředí (viz obr. 11), nebo na ladění přes diskrétní vlnové délky. Naštěstí však existují lasery s velmi širokou čárou zesílení. Jsou to především polovodičové a barvivové lasery, které dovolují plynulé přelaďováni vlnové délky záření přes poměrně širokou oblast. Místo širokopásmového zdroje s disperzním prvkem tak může být ve spektrometru použit laditelný laser, což mnohdy vede ke konstrukčnímu zjednodušení především opticko-mechanických částí. Schéma takového spektrometru je znázorněno na obr. 83. MK FP U/h 3-Er- TT FZ Obr. 83. Schéma absorpčního spektrometru s laditelným laserovým sdrojem: L ■— laditelný laser, P ■— polopropustný dělič svazku, Z — zrcadla, FP ■— Fabryův— Perotův etalon, MK — multireflexní kyveta, D <— detektor, I-i a J2 — intenzita záření v měrném a referenčním svazku, S — spektrum, FZ — frekvenční značky Laserový svazek rozdělíme na tři dílčí svazky. Jeden prochází měřeným vzorkem a detektorem zjišťujeme množství záření pohlceného vzorkem. Druhý svazek je porovnávací, nebo může sloužit pro kalibraci vlnové délky při absorpci ve známém kalibračním standardu. Tím získáme výchozí bod pro odečítání vlnové délky. Jestliže se však laserové záření „odladí" ze známé čáry kalibračního standardu, ztrácíme informaci o vlnové délce záření laseru. Proto je nutno do třetího svazku umístit Fabryův—Perotův etalon. Obvykle to bývá destička z transparentního materiálu s přesně rovnoběžnými stěnami (planparalelní rezonátor). Při plynulém přelaďování laseru se bude měnit intenzita záření prošlého etalonem periodicky s krokem o velikosti Av = c/(2dn), kde d je tloušťka etalonu, c rychlost světla ve vakuu a n index lomu materiálu etalonu. To znamená, že pomocí etalonu můžeme odečítat velikost odladění laseru od známé vlnové délky (frekvence), a získáváme tak „měřítko" vlnové délky laseru. Při relativním měření např. vzdálenosti dvou spektrálních čar se obejdeme bez kalibračního standardu a postačí pouze etalon a přibližná hodnota vlnové délky laseru. Největšího rozšíření doznal laserový absorpční spektrometr používající infračervených polovodičových laserů typu PbSnSe, PbSnTe nebo PbCdS. Každá laserová dioda může generovat záření v poměrně úzké oblasti několika cm-1. Hrubší změnu vlnočtu lze docílit změnou koncentračního složení materiálu diod (proto se často udávají jakoPbi-^Sn^Se, přičemž číslo x je proměnné). Pomocí několika diod je možno obsáhnout spektrum záření mezi 2,7 ujn (3 700 cm-') a více než 30 u.m (330 cm-1). Šířka laserového spektrálního modu je 0,0001 cm"1 a vzdálenost dvou podélných modů 0,5 až 2,0 cm-1 (při délce diody kolem 1 mm). Laser může současně generovat několik podélných modů. Proto se ani zde nemůžeme obejít bez disperzního prvku — mřížky, která pomáhá oddělit podélné mody laseru. Spektrální rozlišeni je dáno šířkou spektrálního modu, zde tedy je podle dřívější definice rozlišovací schopnost rovna 107. To je hodnota klasickým mřížkovým spektrometrem nedosažitelná. Pro představu se podívejme, jaký je rozdíl v rozlišení mřížkového a laserového spektrometru. Na obr. 84 je úsek spektra měřený na mřížkovém spektrometru proměřen diodovým spektrometrem. Původně nerozlíšené spektrum se rozpadá na řadu spektrálních čar s dopplerovsky rozšíře- Obr. 84. Spektrum a vysokým rozlišením (dole) a s extrémním rozlišením (detail dolního spektra) ze spektrometru s polovodičovým laserem VAK b) Obr. 85. Měření spektra na výstupu ze supersonické trysky: a) sohéma experimentu, 6) zúžení absorpční čáry; LD — laserová dioda, D — detektor, VAK — evakuovaný prostor . 138 139 nými konturami. Schopnosti laserového diodového spektrometru jsou však ještě větší. Jestliže omezíme Dopplerovo rozšíření ochlazením plynu, například expanzí po průchodu tryskou (omezení rychlosti pohybu molekul ve směru kolmém na vektor rychlosti proudění plynu) a měříme absorpci kolmo na směr toku plynu, získáme spektrum s velmi úzkými spektrálními čarami, jak je znázorněno na obr. 85. Je možno odhadnout, že rozlišovací schopnost laserových diodových spektrometrů je zhruba o dva řády větší než u špičkových mřížkových spektrometrů. V oblasti viditelného a ultrafialového záření se používá jako zdroje záření barvivového laseru. Rozvoj absorpční spektroskopie v teto oblasti však nedosahuje rozšíření infračervené spektroskopie s polovodičovými lasery. Snad je to způsobeno tím, že barvivové lasery buzené argonovým laserem jsou mnohem nákladnější a méně operativní než polovodičové lasery. Barvivový laser je možno přelaďovat pomocí disperzních prvků rezonátoru. Spektrometry se středním rozlišením řádu 0,1 nm jsou laditelné v oblasti široké desítky nanometrů. Kvalitnější spektrometry, využívající frekvenční stabilizace laserů, dovolují rozlišení kolem 10_s nm, což odpovídá rozlišovací schopnosti asi 5 . 107. Pokud bychom hodnotili použitelnost laserových spektrometrů, stojí zde velká rozlišovací schopnost proti úzkému spektrálnímu rozsahu. Proto zůstane měření přehledových spekter doménou mřížkových a interfero-metrických spektrometrů, zatímco laserové spektrometry budou s velkým rozlišením schopny proměřovat jemné detaily ve spektru. 6.2 PŘELAĎOVÁNÍ ABSORPČNÍCH HLADIN Většinu laserů je možno přelaďovat jen přes poměrně úzkou spektrální čáru, což je pro absorpční spektroskopii podobnou klasické nepoužitelné. Nabízí se však možnost využít „ladění" energetických hladin vzorku a sledovat absorpci při „doladění" energetického přechodu na vlnovou délku záření stabilizovaného laseru. K přelaďování se používá silných vnějších magnetických a elektrických polí. Ladění magnetickým polem se dá použít u molekul s permanentním magnetickým dipólovým momentem. Působením vnějšího magnetického pole dochází k sejmutí degenerace energetických hladin, a v důsledku toho k jejich rozštěpení (Zeemanův jev). Hladina s hodnotou kvantového čísla J celkového momentu hybnosti se přitom rozštěpí na 2 J + 1 hladin podle magnetického kvantového čísla m. Posun hladin při tomto štěpení je dán vztahem \E = —gfiBBm, kde g je tzv. Landého faktor charakterizující vztah mezi magnetickými momenty v molekule, /lib je Bohrův magneton, B magnetická indukce a m magnetické kvantové číslo. Kyveta s měřeným vzorkem se vystaví účinkům magnetického pole (obr. 86) mezi póly elektromagnetu. Dojde ke štěpení hladin, jejich energie se mění podle velikosti magnetické indukce použitého magnetického pole (viz obr. 87). Bude-li energetický rozdíl mezi hladinami P y s E 2 j J J 1 f L \ L 1 Obr. 86. Schéma laserového Zeemanova spektrometru: L — laserové aktivní prostredí, J, S — póly magnetu, K — kyveta s měřeným vzorkem, Z — zrcadla rezonátoru, P — polopropustná destička, D ■— detektor; šipky B udávají směr magnetické indukce (73) 140 Obr. 87. Štěpení energetických hladin v magnetickém poli, Zeemanův jev roven energii fotonů laserového záření, bude záření laseru absorbováno. Změnami magnetického pole získáme záznam závislosti absorpce na velikosti magnetického pole. Metoda je velmi citlivá a poskytuje přesnou informaci o frekvenci absorpčního přechodu, proto je obvykle zapotřebí použít frekvenčně stabilizovaných laserů. Velikost magnetické indukce je možno stanovit s velkou přesností. Metoda má velký význam při sledování absorpčních přechodů volných radikálů, jejichž magnetický moment je vyvolán přítomností nepárových elektronů a u nichž je posun vyvolaný magnetickým dipólem větší než u molekul, v nichž se nepárové elektrony nevyskytují. Zvětšení citlivosti metody je možno dosáhnout 141 vložením kyvety se vzorkem přímo do rezonátoru laseru. Při tomto experimentu se sleduje pokles intenzity záření laseru způsobený absorpcí záření uvnitř rezonátoru. Přelaďování absorpčních hladin elektrickým polem (využitím Stárkova jevu) se používá u sloučenin s permanentním elektrickým dipólovým momentem. V důsledku velmi silných coulombovských polí uvnitř atomů je k pozorovatelnému efektu zapotřebí dostatečně silného vnějšího elektrického pole o intenzitě řádově až 106 V/m. Abychom získali homogenní elektrické pole, musí být obě elektrody uvnitř kyvety dokonale rovnoběžné a vzdálené od sebe asi 1 mm. Při takovémto uspořádání experimentu však nelze Stárkovu kyvetu vkládat přímo do dutiny rezonátoru, a proto je citlivost takové metody poněkud menší, než citlivost metody s kyvetou uvnitř rezonátoru laseru. Pro sledování absorpce ve střední infračervené oblasti spektra se používají lasery HF, DF, CO, C02 a N20, ve vzdálené infračervené oblasti opticky buzené lasery H20, D20 a HCN. Jak při přelaďování v magnetickém, tak i v elektrickém poli je třeba počítat s tím, že rozlišení je limitováno Dopplerovým rozšířením absorpčních pásů studovaných sloučenin. Nepříznivý vliv na rozlišení i na přesnost stanovení vlnočtů absorpčních přechodů mají nehomogenity používaných magnetických a elektrických polí, především rozptylových okrajových polí. 6.3 LASEREM VZBUZENÁ FLUORESCENCE Spektroskopie záření fluoreskujících atomů a molekul je metoda poměrně stará. Atomy a molekuly spontánně emitují záření po předchozí excitaci na vyšší energetické hladiny, k čemuž se v klasických experimentech používá širokopásmových zdrojů záření. Nevýhodou je současná excitace většího počtu vyšších Obr. 88. Srovnání emisního spektra získaného při excitaci o) výbojkou, 6) laserem energetických hladin, z nichž dochází na celé řadě přechodů ke spontánnímu vyzařování. V případě laserem vzbuzené fluorescence, označované také jako metoda LIF (Laser Induced Fluorescence), se situace podstatné zjednodušuje. Vzhledem k extrémní monochromatičnosti laserového záření se obvykle excituje jen jediná horní hladina (obr. 88). Fluorescenční záření se obvykle snímá kolmo k excitačnímu svazku (obr. 89) a rozděluje se pomocí klasického emisního spektro- Obr. 89. Schéma jednoduchého zařízení pro metodu LIF: LS — laserový svazek, FK — fluorescenční kyveta, č — čočka, 2,3, dochází k excitaci hladiny 3, protože hladina 2 je dostatečně populována v důsledku buzení prvým laserem. Za této situace se ve fluorescenčním spektru objeví vlnové délky odpovídající přechodům z hladiny 3 na hladiny nižší, např. na hladinu 4. Tímto způsobem, s pevně nastavenou excitační frekvencí pro prvý krok a s pomocí laditelného zdroje (radiofrekvenční- Obr. 91. Schéma energetických hladin pro metodu dvojí rezonance MZ OD Ĺ t7 5r 1- Obr. 92. Schéma přístroje pro měření opticko-mikrovlnnó dvojí rezonance: a) experimentální uspořádám, 6) schéma energetických hladin; L ■— laserové aktivní prostředí, Z — zrcadla, K — kyveta s měřenou sloučeninou, MZ —. mikrovlnné záření, D — detektor ho, mikrovlnného nebo optického) pro krok druhý (viz. obr. 92), můžeme studovat jemné spektrální efekty molekul, protože fluorescenční signál ťu3,4 se objeví jen při splnění podmínek pro rezonanční absorpci současně na přechodech 1 -* 2 a 2 -> 3. Metodu dvojí rezonance je možno použít jak ke studiu elektronových, tak i vibračních přechodů. Protože infračervená fluorescence* je málo intenzívní, používá se pro indikaci dvojí rezonance * K nezářivé relaxaci dochází mnohem snáze u nízko ležících vibračních energetických hladin, než u výše položených elektronových. Proto je intenzita infračervené fluorescence poměrně malá, její detekovatelnost je omezena i méně citlivými detektory infračerveného záření. 144 145 u vibračních" přechodů absorpce pomocného svazku s malou intenzitou na přechodu 1 ~* 2, Pokud není frekvence z laditelného zdroje v rezonanci s přechodem 2 —> 3, není záření z pomocného zdroje na přechodu 1 -> 2 výrazněji absorbováno, neboť v důsledku intenzivního laserového buzení je přechod 1 -* 2 téměř saturován. Jakmile však dojde k rezonanční absorpci druhého fotonu, na •n-echodu 2 -* 3. hladina 2 se silně depopuluje a na přechodu 1 —► 2 se výrazně zvýší absorpce. Dosud jsme probírali metodu využívající postupnou absorpci dvou fotonů na reálné hladiny. Velká intenzita laserových zdrojů však dovoluje využít dvoufotonové absorpce z neexistující, intenzívním zářením indukované hladiny. Nejčastěji se využívá v kombinaci infračervený laser — laditelný mikrovlnný zdroj. Laser bývá frekvenčně stabilizován a záření o mikrovlnné frekvenci je možno generovat s velkou přesností. Proto kombinace infračerveného laserového a mikrovlnného zdroje s využitím virtuální hladiny dovoluje měřit rozložení energetických hladin s velkou přesností. Metod dvojí rezonance se používá ke studiu hladin blízkých hladině základního stavu a jemných detailů vyšších energetických hladin, tedy problémů, které nelze metodami klasické spektroskopie téměř vůbec řešit. Pro potřeby studia jemné struktury vysokých energetických hladin je možno využít rezonanční absorpci většího počtu fotonů. 6.5 LASEROVÁ RAMANOVA SPEKTROSKOPIE Ramanova spektroskopie tvoří společně s infračervenou spektroskopií základ vibrační spektroskopie. Je založena na jevu experimentálně realizovaném v roce 1928, při němž záření rozptýlené po průchodu molekulárním prostředím obsahuje kromě fotonů B S S R A B S S R A a) b) Obr. 93. Energetické schéma Ramanova rozptylu: a) nerezonanční. b) rezonanční; B — buzení, S — Stokesův přechod, R — Rayleighův přechod, A — anti-Stokesův přechod rozptýlených pruíně (beze změny energie) také fotony rozptýlené nepružně (se změněnou energií vzhledem k záření excitačnímu). Frekvenční posuny jsou typické pro každou molekulu, neboť odpovídají rozložení jejích rotačně-vibračních hladin. Princip Ramanova jevu je znázorněn na obr. 93. Při interakci fotonu s molekulou může dojít k excitaci molekuly na tzv. virtuální hladinu, tj. na nestabilní hladinu, indukovanou jen po dobu interakce s fotonem. Vrátí-li se po skončení interakce molekula na původní hladinu, vyzáří se foton se stejnou energií, jakou měl před srážkou s molekulou ^pružný Rayleighův rozptyl). Molekula se však může vrátit i na jinou hladinu, než měla před srážkou. Je-li tato hladina vyšší, než měla před srážkou, ztratí rozptýlený foton část své energie a frekvence záření se zmenší. Ve spektru leží frekvence tohoto typu na dlouhovlnné straně Rayleighovy čáry, v oblasti nazývané Stokesova oblast Ramanova spektra. Při návratu molekuly z virtuální hladiny na hladinu nižší, než byla původní, foton energii získává a frekvence záření se zvětší. Frekvence tohoto typu se objevují v krátkovlnnejší oblasti Ramanova spektra nazývané anti-Stokesova. Protože v tomto případě dochází k přechodům z excitovaných hladin na hladinu základního stavu, zmenšuje se s rostoucí frekvencí intenzita Ramanových čar v důsledku poklesu pravděpodobnosti výskytu náhodně excitovaných molekul. Pravděpodobnost Ramanova jevu roste se čtvrtou mocninou frekvence excitačního záření a má o tři řády menší pravděpodobnost než rozptyl Rayleighův. V důsledku toho jsou Ramanovy čáry zhruba tisíckrát slabší, nežli čára Rayleighova. Zvětšení intenzity rozptýleného záření lze dosáhnout použitím zdroje, jehož frekvence je téměř v rezonanci s elektronovým přechodem molekuly. Tento tzv. rezonanční Ramanův jev se projeví zhruba tisícinásobným zvětšením intenzity Ramanova (a ovšem i Rayleighova) rozptylu. Pro absorpční a Ramanovy přechody platí rozdílná výběrová pravidla, infračervená a Ramanova spektra se přitom vzájemně doplňují. Do objevu laserů se ke vzbuzení Ramanova jevu používalo nejčastěji rtuťových výbojek. Pro malou pravděpodobnost Ramanova rozptylu a malý výstupní výkon excitačního záření bylo měření Ramanových spekter spojeno s potížemi plynoucími z nepříznivého poměru výkonu signálu a šumu. U špatně rozptylujících sloučenin byl signál často na hranici detekovatelnosti. Ramanova spektra se proto zaznamenávala dlouhými expozicemi na fotografickou desku. Revoluční rozvoj Ramanovy spektroskopie nastal po roce 1963, kdy byl k excitaci namísto výbojky použit laser. Ke sledování klasického, spontánního Ramanova rozptylu je 146 147 při použití laserového excitačního zdroje možno sestavit jednoduché experimentální uspořádání. Pevný, resp. kapalný vzorek v kapiláře se umístí před štěrbinu spektrometru. Vzorek se ozáří fokusovaným svazkem z laseru, jehož výstupní výkon musí být větší než 100 mW. V současné době se k buzení nejčastěji používá argonový laser (X = 514,5 nm — zelená čára a 488 nm — modrá), eventuálně He-Ne laser (A = 632,8 nm — červená čára). Vzbuzený Ramanův rozptyl se po rozkladu ve spektrometru zachytí pomocí fotoelektrického zařízení (detektorem je obvykle fotonásobič), neboť fotografického záznamu již dnes není zapotřebí užívat. Měření spekter méně stálých sloučenin, které by se mohly dlouhodobým působením intenzivního laserového záření rozložit, se provádí buď s menší hustotou energie excitačního záření (např. po rozostření svazku), nebo v rotujícím uspořádání (vzorek rotuje, takže žádná jeho část není vystavena nadměrnému ozáření). Postupem doby byly objeveny nové varianty Ramanovy spektroskopie, které se dají provozovat pouze s laserovými excitačními zdroji. Obvykle se nazývají nelineární Ramanovy spektroskopie. Jde o metody pro stimulovaný Ramanův rozptyl, označovaný jako SRS (Stimulated Raman Scattering), anti-Stoke-sův stimulovaný Ramanův rozptyl ASRS, koherentní anti-Stoke-sův Ramanův rozptyl CARS (Coherent anti-Stokes Raman Scattering) a hyper-Ramanův jev. Všechny tyto metody jsou založeny na vytvoření virtuální hladiny molekul, výrazně populo-vané intenzívním zářením z laserů. >wAS a) b) Obr. 94. Schéma energetických hladin a přechodů pro a) stimulovaný Ramanův rozptyl, 6) anti-Stokesův stimulovaný Ramanův rozptyl Metoda SRS je jakousi variantou metody dvojí rezonance, při níž laserovým svazkem buzená hladina je nestabilní, tzv. virtuální. V případě ASRS a CARS dochází dokonce ke vzbuzení dvou virtuálních hladin. Mechanismus SRS a ASRS lze vysvětlit pomocí schématu energetických hladin molekul na obr. 94. U metody SRS je hladina 2 virtuální a k její excitaci se používá laserová frekvence o>l; 3e-li cuv kruhová frekvence vibračního přechodu, lze napsat rovnost col — (Oy = cos- C74) Zavedeme-li do kyvety pomocný svazek s frekvencí cos, tedy se Stokesovou frekvencí Ramanova spektra, může dojít k zesílení na této frekvenci. Metody ASRS a CARS jsou složitější. V prvém stupni excitujeme zářením z laseru virtuální hladinu 2 a z ní přecházíme Stokeso-vým rozptylem na hladinu 3, jako u metody SRS. Nyní však v dalším kroku excitujeme druhou virtuální hladinu. Buzení tentokrát vychází z již excitované hladiny 3 a použije se k tomu týž laser a táž excitační frekvence, jako ke vzbuzení hladiny 2, tj. col- Foton rozptýlený molekulou při přechodu z druhé virtuální hladiny na původní hladinu 1 patří svou energií do oblasti anti-Sto-kesovy, neboť platí, že coL -\- a> y = co as- (75) Rozdíl mezi metodami ASRS a CARS spočívá v tom, že u prvé z nich je relaxace z prvé virtuální hladiny na vibrační hladinu 3 spontánní (obr. 94), kdežto u metody CARS vynucená (obr. 95). Wi "2 60, ^as b) ^as a) Kas Obr. 95. Koherentní anti-Stokesův Ramanův rozptyl (metoda CARS): o) schéma energetických přechodů, 6) vlnové vektory záření v plynech, c) vlnové vektory záření v disperzním prostředí K tomu účelu se v experimentu CARS využije záření druhého laseru o frekvenci C02, které způsobí zvýšení populace hladiny 3, a anti-Stokesův přechod má pak charakter procesu stimulované emise koherentního a směrovaného záření. Metody SRS a ASRS se používají kromě jiného k měření Ramanovýeh spekter s vysokým rozlišením (řádově 0,01 cm-1 a méně). Na principu těchto metod byly postaveny i laditelné infračervené lasery, emitující koherentní záření po excitaci barvivovým laserem. Efekt je vázán jen na nejsilnější Ramanovy přechody, na nichž lze dosáhnout emise stimulovaného záření. 148 149 Metoda CARS, označovaná někdy jako „čtyřfrekvenční směšovací proces", vlastně vznikla zdokonalením metody ASRS. Za zdokonalení lze považovat především přechod od spontánního ke stimulovanému vyprazdňování hladiny 2, v jehož důsledku lze dosáhnout vysoké populace hladiny 3. Při ladění frekvencí coi, resp. a>2 je možno postupně proměřovat hladiny ležící v okolí vibrační hladiny 3. Emise záření s frekvencí co as v experimentu CARS vychází z interakční zóny v podobě úzkého kužele, což způsobuje nelineární polarizovatelnost molekul vyvolaná velkou intenzitou excitačního záření. U disperzních vzorků (kapalin) se vlnové vektory sčítají vektorově (obr. 95), takže k oddělení detekovaného záření není zapotřebí žádný disperzní prvek. Intenzita koherentního záření vznikajícího v experimentu CARS je mimořádně velká. Při sledování vibračního přechodu benzenu u 992 cm"1 (totálně symetrická vibrace benzenového kruhu, nej silnější Ramanův přechod), kdy k buzení do virtuálních hladin bylo použito záření barvivového laseru s vlnovou délkou /lL = 513 nm, se špičkovým výkonem 100 kW v impulsech s dobou trvání 6 \is, a ke stimulaci Stokesova přechodu záření s vlnovou délkou fa = 540 nm z laseru o výkonu 30 kW a stejné délce impulsu, dosáhl špičkový výkon v impulsu koherentního Ramano-va záření z interakčního prostoru 300 W. Tento záblesk je možno pozorovat i v dobře osvětlené místnosti prostým okem! Účinnost transformace energie u metody CARS může dosáhnout až 10 %, a to je ohromující vzhledem k tomu, že účinnost spontánního Ramanova rozptylu je v řádu 10~5 až 10"8 %! Technická náročnost metody CARS je však značná, neboť je zapotřebí použít laditelných laserů s velkými výstupními výkony. Poslední z probíraných metod je tzv. hyper-Ramanův jev. S tímto jevem se setkáme při měření Ramanových spekter s pomocí budicího zdroje velké intenzity, kdy se začnou v molekulárním prostředí uplatňovat efekty indukovaných dipólových momentů vyšších řádů. V praxi to znamená, že pro Ramanův rozptyl přestanou platit klasická výběrová pravidla. Rozptýlené záření bude obsahovat vlnové délky nelineárních Ramanových přechodů, které nelze generovat metodou spontánního Ramanova rozptylu. Tak např. molekuly s vysokou symetrií, označované (s ohledem na rotaci) jako „kulové setrvačníky", nejeví čistě rotační Ramano-vo spektrum. U dvouatomových molekul se v hyper-Ramanově spektru objeví sekvence pásů všech harmonických frekvencí téměř až do disociačního limitu. Využití laserových zdrojů záření k buzení Ramanova jevu mělo pro rozvoj metody velký význam. Jak se ukázalo v posledních letech, dosáhla Ramanova spektroskopie s použitím laserů mimořádně významných výsledků. Zvláště cenné se jeví možnosti využití Ramanových spekter ke studiu biologicky zajímavých sloučenin a objektů (např. baktérií), které umožňují pronikání Ramanovy spektrometrie do biochemie, biologie a lékařství. Pro tuto cestu je významný i experimentální trend vedoucí k měření malých množství vzorků, např. o objemu 0,1 mm3 (i menších). Byly vypracovány i varianty mikrospektroskopické, kdy s použitím mikroskopu může metoda sloužit jako lokální mikrosonda. Z ^množství dalších aplikací uveďme ještě možnost využití Ramanovy spektrometrie k měření teploty plamene, založené na vztazích mezi intenzitou rotaěně-vibraěních čar a populací rotačních energetických stavů při zvýšené teplotě. 6.6 SPEKTROSKOPIE V MOLEKULOVÝCH A ATOMOVÝCH SVAZCÍCH S pomocí některýoh metod laserové spektroskopie je možno měřit spektra plynných sloučenin neovlivněná Dopplerovým jevem. Mezi ně patří i spektroskopie v molekulových a atomových svazcích. Laser v tomto případě neslouží jako nástroj k aktivnímu sejmutí Dopplerova rozšíření (jako u metod, které budou uvedeny v následujících odstavcích 6.7 a 6.8), ale jen jako citlivý nástroj, věrně zachycující jemné efekty vyvolané použitou experimentální technikou. Dopplerův posun frekvence způsobuje složka rychlosti ležící v ose zdroj — pozorovatel, složka rychlosti ve směru kolmém se frekvenčním posunem neprojeví. Této skutečnosti se využívá ve spektroskopii molekulových a atomových svazků. Atomový, resp. molekulový svazek se tvoří při vpouštění proudu plynu do komory s vysokým vakuem štěrbinou miniaturních rozměrů. Ve směru osy mírně rozbíhavého svazku mají molekuly Maxwellovo rozložení rychlostí, odpovídající termodynamické teplotě, zatímco ve směru kolmém k ose svazku se molekuly pohybují pomalu, jako by byly „ochlazeny". Ve směru kolmo k ose svazku bude proto Dopplerův jev eliminován tím účinněji, čím více bude svazek kolimován vhodně volenými průletovými clonami. S ohledem na nepatrnou hustotu molekul ve svazku není příliš vhodné studovat jejich vlastnosti pomocí čistě absorpčních metod. Výhodnější se jeví fluorescence (srovn. odst. 6.3). Schéma fluorescenčního experimentu je na obr. 96. Molekulární svazek je excitován zářením laseru a fluorescence se sleduje jak integrálně, tak selektivně (naladěním přijímače na jediný fluorescenční přechod). Má-li molekula letící ve svazku jemnou strukturu absorpčního přechodu ve frekvenční oblasti zesílení laseru, pak při přeladění laseru přes oblast zesílení dochází ke vzbuzení fluorescence toli- 150 151 Obr. 96. Současné měření fluorescence a absorpce v atomárním svazku: LS ■— laserový svazek frekvenčně stabilizovaného laseru, G — generátor atomového svazku, Š — štěrbina, Ů — čočka, V — výbojka, M — monochromátor, D — detektor krát, kolikrát se frekvence záření dostane do rezonance s absorpčními přechody. Tak je vlastně možno zprostředkovaně měřit absorpční spektra v úzkém frekvenčním intervalu pomocí fluorescenčního signálu. Ukázka spektra vzorku, získaného při měření absorpce v kyvetě a fluorescence v molekulárním svazku je na obr. 97. Šířka čar ve spektru molekulárního svazku je podstatně menší díky eliminaci Dopplerova rozšíření. 30K 610,0 600,0 590,0 A(nm) 580,0 Obr. 97. Spektrum N02 měřené pomocí barvivového laseru při 300 K (tj. při laooratorní teplotě), při 30 K v molekulárním svazku a při 3 K v molekulárním svazku za přítomnosti nárazníkového plynu — argonu V některých případech se kombinuje technika molekulových a atomových svazků se spektroskopií dvojí rezonance. Obě metody jsou však experimentálně i technicky velmi náročné. Proto se kombinace používá ve speciálních případech měření vysokého rozlišení velmi jemných efektů molekul a k přiřazování absorpčních a fluorescenčních přechodů. 6.7 SATURAČNÍ SPEKTROSKOPIE A FREKVENČNÍ STABILIZACE LASERŮ Saturační spektroskopie, zařazovaná mezi nelineární spektroskopické metody, je založena na dvou fyzikálních principech. Jeduím je saturace, nasycení absorpčního přechodu excitačním zářením velké intenzity, a druhým selektivní absorpce laserového záření molekulami se stejnou složkou rychlosti v ose laserového svazku. Nejdříve si všimněme, jak se projeví absorpce intenzivního laserového záření na tvaru absorpční čáry. Není-li frekvence laseru totožná se středem dopplerovsky rozšířené čáry, jsou v rezonanci se zářením jen ty molekuly, jejichž složka rychlosti do osy svazku vyvolá Dopplerův posuv, rovný rozdílu frekvence ve středu absorpční čáry a frekvence laserového záření. V důsledku toho dojde k přechodu na vyšší energetickou hladinu jen u částic s jedinou složkou rychlosti pohybu do osy svazku. Pokud bychom měli možnost proměřovat tvar spektrální čáry, zjistili bychom, že došlo k poklesu absorpce v místě frekvence laserového záření (obr. 98). Hovoříme zde o zářezu do spektrální čáry, který se nazývá Lambův (podle W. E. Lamba, jenž jej teoreticky předpověděl). Proto se v anglosaské literatuře setkáváme s pojmem spektroskopie Lambova zářezu (Lamb-dip spectroscopy), který je syno-nymní s pojmem saturační spektroskopie. V případě, kdy bude svazek procházet kyvetou v opačném směru, bude zářez ležet na druhé straně spektrální čáry, neboť Obr. 98. Lambův zářez na absorpční čáře: na základní hladině (dole) a na horní hladině, fluorescenční maximum (nahoře); šipka znázorňuje laserové buzení v interakci se zářením budou tentokrát částice s opačnou složkou rychlosti do osy svazku. Jak je patrno z obr. 98, objeví se v místě zářezu na absorpční čáře přebytek částic s danou rychlostí. Vlastní uspořádání experimentu založeného na popsaném principu je na obr. 99. Laserový svazek se rozdělí do dvou větví. Jedna větev bude saturační, s velkou intenzitou záření, která ovlivní populaci částic. Druhá větev bude představovat měrný paprsek 152 153 s malou intenzitou, který nemůže rozložení částic ovlivnit. Svazky se zavedou protisměrně do kyvety se studovanou látkou. Bude-li frekvence laserového záření odlišná od středu spektrální čáry zkoumané molekuly, bude saturační svazek vytvářet Lambův zářez na jedné straně spektrální čáry, zatímco druhý, měrný svazek bude na opačné straně čáry měřit absorpci. V případě, Obr. 99. Schéma zařízení pro saturační spektroskopii: L — lasor, ■— saturační svazek, TS — testovací svazek, DS — dělič svazku, Z .— zrcadla, K — kyveta se vzorkem, D ■— detektor kdy se frekvence laseru bude blížit frekvenci středu čáry, bude i Lambův zářez vyvolaný saturaěním svazkem blížit k místu proměřovanému měrným svazkem. Při doladění laseru přesně na střed čáry se frekvence setkají ve středu čáry a v měrném svazku zaznamenáme vzrůst intenzity v důsledku saturace vyvolané druhým svazkem. Měrnou kyvetu je možno vložit do rezonátoru laseru. V tomto případě dostáváme dva saturační svazky (záření v rezonátoru tvoří dva protisměrné svazky se stejnou intenzitou). Při měření absorpční křivky dostaneme v tomto případě dva, ke středu čáry symetrické zářezy, které se při dolaďování laseru ke středu čáry navzájem přibližují. Při jejich splynutí dojde k vzrůstu intenzity emise laseru, neboť díky dvojnásobnému zvětšení příspěvku k saturaci se absorpce částic silně zmenší. Zatímco Dopplerovo rozšíření je možno metodou saturační spektroskopie eliminovat, nelze jím ovlivnit ani přirozené, ani srážkové rozšíření. Získaný průběh spektrální čáry bývá dodatečně elektronicky zpracován. Na obr. 100 je patrna úprava signálu získaného při saturační spektroskopii uvnitř rezonátoru. Nejčastěji se používá třetí derivace základního signálu, která odstraňuje změnu intenzity laseru při ladění přes šíři čáry zesílení. Získaný záznam spektrální čáry vychází z nulové hodnoty a průchod nulou ve středovém inflexním bodě s velkou přesností určuje střed spektrální čáry. Protože pro měření používáme záření s extrémně úzkou spektrální čárou, bude výsledná šířka čáry měřeného spektra srovná- se Ku) idi(w) do) J d3 IM 1 do)3 1 OJ Obr. 100. Inverzní Lambův zářez a jeho prvá, druhá a třetí derivace telná s přirozenou šířkou čáry měřeného vzorku. Jak už bylo řečeno, je možno změnou délky rezonátoru měnit vlnovou délku laserového záření. Jak ale zabránit náhodné změně vlnové délky, způsobené např. tepelnou rozťažností nosné konstrukce rezonátoru, a především, jak stabilizovat vlnovou délku laseru, nemůžeme-li zaručit dokonalou temperaci rezonátoru? K tomu je možno využít zkušeností ze saturační spektroskopie. Především je zapotřebí zajistit pasivní stabilizaci, použitím vhodného, tepelně stálého materiálu pro nosný rám rezonátoru, např. invaru, superinvaru, křemene apod. Jedno ze zrcadel rezonátoru pak umístíme na piezoelektrický měnič, který změnou napětí vloženého na elektrody umožní posun zrcadla (a tím změnu délky rezonátoru) podél osy rezonátoru v rozměrech vlnové délky záření. Vložíme-li nyní do rezonátoru kyvetu s absorbérem, můžeme při posunu zrcadla získat spektrum absorbéru zbaveného Dopplerova rozšíření, se spektrálním rozsahem daným spektrální šířkou oblasti zesílení aktivního prostředí. Zavedením zpětnovazební smyčky (srov. obr. 101) můžeme dosáhnout toho, že laserová frekvence se stabilizuje frekvencí absorpčního přechodu. 154 155 Obr. 101. Saturační spektroskopie v dutině rezonátoru s fluorescenční i absorpční detekcí. Při zavedení regulační větve (vyznačena čárkovaně) může sloužit i pro stabilizaci laserů: L — laserové aktivní prostředí, Z ■— zrcadla, K — kyveta se vzorkem, E — etalon, PP — piezoelektrický převáděč, LO ■—■ ladicí obvod, D —. detektor, R —. zpětnovazební regulace Pro stabilizaci se podobně jako při saturační spektroskopii použije třetí derivace průběhu spektra (viz obr. 100), která zaručuje velkou přesnost stabilizace a zároveň rozeznává směr odchylky k větším anebo menším vlnovým délkám. Nejčastěji se stabilizuje He-Ne laser emitující záření o vlnové délce 3,39 (i,m pomocí absorpce methanu. Prakticky vrcholu stabilizace dosáhl na tomto laseru V. P. Čebotajev, kterému se podařilo zajistit stabilitu frekvence s přesností na ±0.5 Hz. To představuje přesnost v určení frekvence Av/v v řádu 10-14! Takto stabilizovaný laser se vlastně stává frekvenčním normálem a přesností v určení frekvence významně převyšuje všechny ostatní metody. Stabilizovaných laserů se využívá k získání zpřesněných hodnot základních fyzikálních konstant, jako je rychlost světla a Rydbergova konstanta. Vzhledem k přesnosti určení frekvence laseru byla koncem roku 1983 přijata nová definice metru, jako délka dráhy, kterou urazí světlo za 1/299 792 458 s. He-Ne laser je také možno stabilizovat na čáře 633 nm pomocí par jodu. Značného pokroku v této oblasti bylo dosaženo i v ČSSR. 6.8 DVOUFOTONOVÁ SUBDOPPLEROVSKÁ SPEKTROSKOPIE Saturační spektroskopie vnesla do spektroskopie nový prvek, aktivní sejmutí Dopplerova rozšíření absorpčních čar. Jejím určitým nedostatkem je poměrně malá citlivost. Do interakce se zářením vstupuje jen velmi malý počet molekul s přesně vymezenou složkou rychlosti pohybu. Tuto nevýhodu odstraňuje metoda využívající současné absorpce dvou fotonů, přicházejících z opačných směrů, jedinou molekulou. Připomíná metodu dvojí rezonan- 156- ce, až na to, že prvý krok není rezonanční absorpce, ale interakce vedoucí (jako u Ramanova jevu) ke generaci virtuální hladiny. Molekula se po interakci s prvým fotonem dostane na nestabilní, virtuální hladinu a z ní pohlcením druhého fotonu na horní, reálnou hladinu. K pohlcení obou fotonů dochází proto jen za situace, kdy součet jejich energií se rovná energetickému rozdílu dvou hladin v molekule. Dopplerův jev je v tomto případě eliminován tím, že fotony přicházejí z přesně opačných směrů. Možnost uplatnění dvoufotonové absorpce popsal v roce 1970 V. P. Čebotajev, prvé experimenty pocházejí z roku 1977. Proces dvoufotonové absorpce je schematicky znázorněn na obr. 102. K absorpci je možno použít i dvou laserů se zářením nestejných vlnových délek, např. jednoho se stabilní a druhého s proměnnou vlnovou délkou. Jako vhodnější se však ukázalo uspořádání s jedinou laditelnou frekvencí, jejíž dvojnásobek je přesně v rezonanci s energií absorpčního přechodu. Pravděpodobnost dvoufotonového procesu je podstatně menší než procesu jednofotonového, a proto se k dvoufotonové absorpci používají lasery s velkými výstupními výkony. Interakce s oběma fotony musí proběhnout v době srovnatelné s dobou života virtuálního stavu, která je obvykle menší než 10-12 s. Proto se především používá impulsních laserů s velkými špičkovými výkony. Pro blízkou infračervenou, viditelnou a ultrafialovou oblast jsou to lasery barvivové, pro střední infračervenou oblast molekulární lasery. Je-li účinný průřez pro dvoufotonovou absorpci mimořádně velký, lze získat odezvu i při použití kontinuálních laserů. Výkon musí být na druhé straně volen tak, aby šířku čáry neovlivnil dynamický Stárkův jev, jehož vlivem dochází k „rozmazávání" energie hladin symetricky kolem jejich středu, působením proměnné elektrické složky elektromagnetického vlnění. Lasery pro dvoufotonovou absorpci musí být také pasivně frekvenč- AU = 0 *—% Obr. 102. Dvoufotonová absorpce protiběžnýeh svazků (s eliminací Dopplerova rozšíření) — schéma jednoduchého experimentálního uspořádání s fluorescenční detekcí: L — laser, K — kyveta, D — detektor 157 ně stabilizovány. Pro spektroskopii přechodů ve viditelné oblasti, kde je šířka čar kolem 1 GHz, je třeba stabilizovat laser lépe než na 1 MHz. To je však úroveň dostupná dnes i pro impulsní lasery. Experimentální uspořádání dvoufotonové absorpce je na obr. 102. Do kyvety s měřeným vzorkem vstupují dva protisměrné svazky fokusované do společného ohniska. K indikaci dvoufotonové absorpce se používají různé metody. Při sledování přechodů ve viditelné oblasti spektra se s výhodou používá fluorescence ze vzbuzených hladin. Ta je zde velmi pravděpodobná a dobře detekovatelná (pro viditelnou oblast jsou k dispozici citlivé detektory). Jindy se k indikaci dvoufotonové absorpce využije změna v absorpci jednoho z excitačních svazků. Dojde-li totiž k dvoufotonové absorpci, zeslabí se oba excitační svazky a úbytek jejich intenzity se zjistí i méně citlivým detektorem. Dvoufotonová absorpce existuje v mnoha variantách i kombinacích, např. s metodou saturační absorpce, případně se Stárkovým nebo Zeemanovým přelaďováním hladin. 6.9 NÉKTERÉ DALŠÍ METODY LASEROVÉ SPEKTROSKOPIE Do kapitoly 6 jsme z metod laserové spektroskopie mohli zařadit jen jejich určitou část, únosnou pro knihu daného rozsahu a zaměření. Existuje však celá řada dalších, zajímavých a perspektivních metod. Pomineme-li polarizační spektroskopii (zmíněnou v kap. 8), jsou to metody založené na křížení hladin, metody heterodynní spektroskopie, laserem indukované kolizní přenosy I Obr. 103. Současný záznam hmotnostního a energetického spektra molekuly: MS — molekulový svazek, LLZ — laditelné laserové záření, VUVLZ — laserové záření z vakuové ultra violeti, HS — hmotnostní spektrometr, D —• detektor iontů energie, a především metody spektroskopie s časovým rozlišením. Nebyly probrány ani metody současného sledování většího počtu parametrů v jediném experimentů při kombinaci několika spektroskopických metod. Stručně se proto zmiňujeme alespoň o sledování existence a koncentrace krátkodobě žijících radikálů v plameni, u nichž je možno současně určovat dobu jejich života, směr a rychlost pohybu, a dokonce i lokální teplotu v kyvetě (při současném použití metod Ramanova rozptylu, absorpce a fluorescence). Při kombinaci dvoufotonové ionizace s hmotnostní spektrometrií a fluorescenční (resp. absorpční) spektroskopií (obr. 103) by bylo možno měřit energetická i hmotnostní spektra složek studovaného systému společně s dobou jejich života. V obr. je na osea>i vyneseno optické spektrum, na ose M spektrum hmotnostní. 6.10 ANALYTICKÝ LIDAR V tomto odstavci se stručně zmíníme o určitých aplikacích laserové spektrální analýzy, která využívá principů popsaných v předcházejících odstavcích kapitoly 6. Zařazení tohoto odstavce souvisí s poměrně neobvyklými a významnými aplikacemi metod analytického lidaru při sledování složení a znečištění. atmosféry. Lidar, který jsme v odstavci 3.2 popsali jako dálkoměr, může sloužit i jako analytický přístroj vhodný pro detekci iontů, atomů, molekul i částic aerosolů. V této podobě se s lidarem setkáváme při sledování znečištění atmosféry metodou dálkové detekce („remote sensing") polutantů (nečistot, škodlivin) v ovzduší. Metod používaných ke studiu znečištěného ovzduší je veliké množství. Lidar využívá spektroskopických principů, nevyžaduje odběr vzorků a měření je nedestruktivní. Lidarový analyzátor je přístroj velmi drahý a náročný, a proto se používá především v případech, kdy nelze využít žádnou jinou analytickou metodu, např. je-li nutno měřit na velké vzdálenosti při zachování dobré selektivity a citlivosti. Analytický lidar patří mezi tzv. aktivní techniky, protože odezva polutantů je vyvolána aktivním zásahem, vysláním laserového svazku do atmosféry. Proto není tak silně závislý na střídání noci a dne, jako např. pasivní metoda detekce útlumu slunečního záření procházejícího atmosférou. Přestože se lidar hodí i ke studiu aerosolů, omezíme se v odstavci 6.10 jen na popis jeho hlavního použití, sledování škodlivin v plynné fázi. Analytický lidar využívá různých principů interakce záření s molekulovým prostředím. Povšimněme si nejprve metody užívající Ramanova a Rayleighova rozptylu záření procházejícího neabsorbujícím plynem. Záření rozptýlené atmosférou obsahuje obě složky, k jejichž oddělení je nutno použít spektrometru s disperz ním prvkem. Rayleighův rozptyl se projeví poměrně silnou čarou" 158 159 I po jejíchž obou stranách se nachází větší počet Ramanových čar. Složitější charakter Ramanových spekter souvisí s tím, že Rama-nův rozptyl odpovídá změnám vibračních (a v plynném stavu i rotačních) stavů molekul při nepružných srážkách. Protože spektrum Ramanova rozptylu souvisí s vibračními a rotačními stavy molekul, je možno s jeho pomocí identifikovat rozličné molekuly. Laserový svazek vyslaný do atmosféry se dostává do interakce se všemi molekulami v ní obsaženými, a tak přináší Ramanovo spektrum informaci o všech sloučeninách nacházejících se v dráze svazku. Protože doba interakce fotonu s molekulou je velmi krátká a k rozptylu dochází v časovém intervalu 10~10 až 10~12 s, můžeme v okamžiku příjmu signálu z polohy Ramanových čar (z energie vibračních přechodů) určit sloučeniny přítomné v atmosféře a z intenzit Ramanových čar - I M A —■ multikanálový analyzátor jejich koncentrace. Ze zpoždění přijatého signálu pak můžeme stanovit vzdálenost absorbují čího prostředí od zdroje. Zjednodušené schéma takového lidaru je na obr. 104. Z obrázku jsou patrny prvky vysílací optiky (téměř beze změny užívané i u dalších lidarových zařízení). V přijímací optice hraje rozhodující roli teleskop, jehož efektivní plocha (srovnej lidárovou rovnici (61)) musí být co největší, má-li se vůbec příjem tak slabého signálu, jakým je signál navracející se k detektoru, podařit. Přijímané záření je fokusováno do štěrbiny pevně nastaveného spektrometru, odkud po spektrálním rozkladu dopadá na řadu detektorů rozmístěných za výstupní štěrbinou tak, aby každý z nich pokrýval určitý spektrální interval. Ke zpracování zachyceného, spektrálně „čistého" signálu je zapotřebí kvalitní elektronika, obvykle spojená s mikropočítačem. 160 Nebýt závažných experimentálních těžkostí, bylo by postavení Ramanova lidaru mezi metodami dálkové detekce dominantní. Především dovoluje současné stanovení všech dvou- i víceatomo-vých molekul v atmosféře a umožňuje jejich prostorové rozlišení. Pro kvantitativní stanovení jejich množství mohou jako kalibrační standardy posloužit čáry základních složek atmosféry, tj. dusíku N2, kyslíku 02 a oxidu uhličitého C02, jejichž koncentrace je známa a kolísá jen v nepatrném rozmezí. Bohužel malá intenzita přijímaného signálu význam této metody snižuje. Intenzita Ramanových čar souvisí se strukturou molekul. V Ramanově spektru se uplatní především molekuly snadno polarizovatelné, jako jsou právě dvouatomové homonukleární molekuly N2 a 02. Podstatně „slabší" spektra však poskytují molekuly s permanentním elektrickým dipólovým momentem, mezi něž patří téměř všechny běžné molekulární polutanty. Účinný průřez nerezonaněního Ramanova rozptylu* činí pouze 10~29 cm2 . sr_1 a rezonančního 10-26 cm2 . sr~x, a proto musí mít lasery použitelné k vyvolání Ramanova jevu v atmosféře velké výstupní výkony. Intenzita Ramanova rozptylu roste se čtvrtou mocninou frekvence excitačního záření, s růstem frekvence se však zmenšuje dosah svazku v atmosféře. V důsledku všech uvedených potíží bývá intenzita přijímaného rozptýleného záření z atmosféry obvykle pod úrovní hladiny šumu. Šumovou úroveň ovlivňuje i denní světlo. Mez detekce pro S02 byla při excitaci zářením z rubínového laseru (přesněji zářením druhé harmonické frekvence laseru), laseru Nd : YAGr (totéž) i dusíkového laseru s energiemi v impulsu od 1 do 300 mJ stanovena pro noční provoz kolem 1 ppm, pro denní jen 10 až 100 ppm. Dosah zařízení je omezen na stovky metrů s dálkovým rozlišením asi 10 m. S rostoucí vzdáleností se mez detekce silně zhoršuje. Tak lze např. dusíkovým laserem s energií v impulsu 0,8 mJ stanovit S02 ve vzdálenosti 10 m v koncentraci zhruba 200 ppb, zatímco ve vzdálenosti 1000 m již jen v koncentraci 1100 ppm, což pro praktické účely již nedostačuje. Přestože je zařízení Ramanova lidaru poměrně komplikované a drahé, nachází dosud použití především při sledování emisí na kratší vzdálenosti (kolem 200 m) z primárních zdrojů znečištění — komínů. Další lidarové techniky jsou spojeny s rezonančními procesy, s nimiž se můžeme setkat při absorpci excitačního záření molekulami (atomy, ionty). Pro jednu z těchto technik je charakteristické, k vyjádření pravděpodobnosti rozptylu, obecně pravděpodobnosti ^•ané interakce částice s látkou, se zavádí tzv. účinný průřez, veličina rřímo úměrná pravděpodobnosti dané interakce. 161 že po absorpci vyzáří excitované částice nabytou energii fluorescenčně. Jindy je sledována vlastní absorpce, jako útlum intenzity vyslaného svazku v absorbujícím prostředí. Proberme nejprve metodu laserem indukované fluorescence. Princip této metody byl popsán v odstavci 6.3. Na obr. 105 jsou znázorněny energetické hladiny molekuly, u níž dochází k fluores- B a) b) c) Obr. 105. Různé typy fluorescenčních přechodů: a) fluorescence na základní hladinu, 6) okamžitá fluorescence na nižší hladinu, c) kaskádní fluorescence s nezářivou relaxací na horních hladinách; B — budicí záření s vlnovou délkou A; Ai je vlnová délka fluorescenčního záření eenci. Molekulami nabytá energie bude vyzářena při přechodu na uižěí energetickou hladinu s pravděpodobností tím větší, čím výše leží hladina excitovaná. Jinak se energie excitovaných stavů přemění v tepelnou, a to v důsledku molekulových srážek, jichž je v plynu při atmosférickém tlaku zhruba 1010 za sekundu. Vyzářené fotony se zachytí teleskopem a soustředí na detektor přes filtr selektivně naladěný na vlnovou délku fluorescenčního záření. Citlivost fluorescenční metody je mnohem větší než metody Ramanova lidaru, již s ohledem na velikost účinného průřezu absorpce, která je řádu 10-24 cm2 . sr-1. Pomocí fluorescence lze např. stanovit S02 v atmosféře při buzení zářením z barvivového laseru s vlnovou délkou 300,1 nm v koncentraci kolem 1 ppb (po zpracování sta záblesků získaných buzením impulsy s energií po 1 mJ). Tento údaj platí pro noční měření na vzdálenost 10 m, ve dne se zhorší asi stokrát. S ohledem na všesměrovost fluorescen-ního vyzařování klesá citlivost metody s druhou mocninou vzdálenosti. Na vzdálenost 500 m lze v noci stanovit S02 v minimální koncentraci 10 ppm, ve dne již jen 1 000 ppm. Fluorescenční metoda umožňuje, s ohledem na podmínky buzení (rezonanční absorpce), v jednom experimentu sledovat jen jedinou sloučeninu. K praktickým analýzám se používají lasery emitující viditelné či ultrafialové záření, s jejichž pomocí se excitují vyšší elektronové stavy molekul či atomů. Intenzita indukovaného fluorescenčního záření je pro různé molekuly, atomy, ionty, jakož i pro jednotlivé fluorescenční přechody, různá. Největší fluorescenci jeví sodík, který je možno sledovat do vzdáleností 10 km v koncentraci 0,1 ppb (excitační vlnová délka A = 589 nm, excitace jediným impulsem s energií 0,1 mJ). Jde 0 noční měření, neboť ve dne se dá za identických podmínek stanovit jen 100 ppb. Pro tuto velkou citlivost se fluorescenční metody používá ke sledování distribuce sodíku ve stratosféře. Ve směru kolmém k povrchu zemskému je možno sledovat rozložení sodíkových atomů až na vzdálenost 100 km. S výškou klesá tlak atmosféry, a zmenšuje se tak nepříznivý účinek zhášení fluorescence srážkami molekul, slábne i Rayleighův rozptyl. Při sledování fluorescenčního signálu je zapotřebí respektovat jeho opoždění vůči excitaci, především při vertikálním měření, kdy se uplatňuje změna tlaku atmosféry. Důkladně byla propracována především metoda dálkové detekce molekulárních polutantů založená na prosté absorpci záření. Její princip je jednoduchý: prochází-li svazek záření atmosférou obsahující absorbující molekuly, dochází k útlumu jeho intenzity úměrně množství absorbující složky. Z velikosti útlumu lze tedy získat kvantitativní informaci, zatímco vlastní identifikace molekuly vyplývá z vlnové délky vysílaného laserového záření. Díky extrémně úzké spektrální šířce čáry lasery emitovaného záření je absorpce vysoce selektivní. Přes jednoduchost principu metody není její realizace snadná. Hlavní potíž vyplývá ze skutečnosti, že laserový svazek je významně ovlivňován při průchodu atmosférou. Protože velikost uplatnění jednotlivých vlivů není možno předem určit, používá se k jejich eliminaci, podobně jako v klasické absorpční spektroskopii, tzv. dvoupaprskové uspořádání. K analýze se použije záření dvou rozdílných vlnových délek, z nichž jedna je a druhá není rezonanční. V útlumu rezonančního svazku se uplatní všechny ztráty intenzity, včetně ztrát absorpcí, u nerezonančního všechny s výjimkou absorpce. Porovnáním intenzit obou signálů se získá informace o „prosté" absorpci. Frekvenční rozdíly obou druhů záření musí být co nejmenší, aby se neuplatnila frekvenční závislost parazitních procesů. Obvyklé uspořádání aparatury je takové (obr. 106), že vysílací 1 přijímací části jsou na temže konci měřicí trasy a návrat svazku zpět ke zdroji se provádí pomocí retroreflektoru (zrcadla, nebo lépe 162 163 Abs. [D ZAP Obr. 106. Schéma zařízení pro diferenciální absorpční měření: X —■ laser vysílající záření na vlnových délkách Ao a Ar, T ■— Newtonův teleskop, KO — koutový odrážeč, Abs — absorbující oblast, F — filtr, D —■ detektor, PAolPAr — poměrový analyzátor (ratio meter), ZAP — zapisovač koutového odrážeče.) Někdy se však využívá i difúzního rozptylu laserového svazku na topografickém cíli (terénní překážka, stromy, budovy apod.). Při popsaných variantách experimentu se využívá kontinuálně emitujících laserů, a v důsledku toho je výsledkem experimentu jen střední hodnota koncentrace po celé dráze svazku. Sledovat prostorové rozložení absorbujícího plynu není v daném uspořádání možné. Při měření s retroreflektorem má vysílací i přijímací aparatura společnou optickou osu, protože je nutné, aby se svazek šířil po jediné dráze. Využije-li se difúzni odraz, mohou být oba systémy umístěny nezávisle, jejich osy však musí být téměř rovnoběžné. V přijímacím zařízení se střídavě přijímá záření obou vlnových délek a srovnává se jejich velikost. Logaritmus podílu jejich výkonu odpovídá hodnotě střední koncentrace. Zatímco pro Ramanův i fluorescenční lidar můžeme použít dříve popsanou lidarovou rovnici (61) téměř beze změn, musí se pro diferenciální absorpční měření sestavit rovnice poněkud odlišná. Metoda nemá charakter lidarový, protože v ní není uplatněn její základní prvek, prostorové rozlišení. Budou-li výstupní výkony referenčního i rezonančního svazku stejné a zavedeme-li předpoklad, že i ztráty výkonu neabsorpčními procesy jsou pro oba svazky stejné, lze pro střední koncentraci polutantu N v měřeném prostoru odvodit vztah N = (l/2ff£) . In [Pp(Jo)/Pp(A)], (76) kde a je účinný průřez absorpce měřené sloučeniny, L je délka dráhy svazků (tj. vzdálenost retroreflektoru od zdroje záření) a PpUo), resp. PP(A) značí výkon detekovaného záření referenčního, resp. rezonančního. 164 Je zřejmé, že snížení hranice minimální detekovatelné koncentrace lze dosáhnout prodloužením dráhy L, zvětšením vysílacího výkonu Pv, efektivnějším uspořádáním optiky, zlepšením vlastností detektoru a zmenšením šířky pásma přijímací optiky. Odhady prováděné podle vztahu (76) ukazují, že v možnostech metody je určovat sloučeniny v koncentracích zlomků ppb. Při použití synchronní detekce není měření téměř závislé na denní době. K měření se nejčastěji používají kontinuální infračervené lasery, jejichž záření není citlivé na rozptyl aerosoly. S výkonovými lasery bylo zařízení testováno až na vzdálenosti desítek kilometrů. Podobně jako u fluorescenční metody, i při absorpčních měřeních se sleduje vždy jen jediná sloučenina. V poslední době se začíná jako zdrojů záření používat laditelných polovodičových laserů, při jejichž přelaďování na jiné vlnové délky lze postupně sledovat různé sloučeniny. Nevýhodou je však nevelký dosah zařízení (stovky metrů) vzhledem k malému výstupnímu výkonu. V experimentech, u nichž bylo využito odrazu od topografických cílů, bylo dosaženo pracovních vzdáleností až několika kilometrů. K tomu však musely být použity výkonové lasery a citlivé detektory. Existuje i varianta dovolující využít absorpční měření k prostorovému rozlišení koncentrace. Navržené zařízení se nazývá DIAL („Differential Absorption Lidar", v překladu „diferenciální absorpční lidar"), jeho schéma je na obr. 107. Využívá rozptylu záření na aerosolech, jehož částicím přitom přísluší úloha v prostoru lokalizovaných rozptylových center. Jak plyne z názvu, využívá i tato Obr. 107. Schéma diferenciálního absorpčního lidaru (DIALu): L — impulsní laser vysílající záření na vlnových délkách Ao a ÁT, T — teleskop, F — filtr, TR — analyzátor přechodného děje (transient reoorder), MP —■ mikropočítač, P — paměť, OSC — osciloskop, DIS — displej, D — detektor, AjD — analogově-digitální převodník 165 metoda dva svazky s rozdílnými vlnovými délkami. Do atmosféry jsou vysílány signály z impulsního laseru a v přijímací aparatuře se sleduje časová závislost návratu každého z nich. Při rovnoměrném rozložení aerosolů po dráze svazku platí, že intenzita navracejícího se záření z různě vzdálených míst modeluje koncentrační profil polutantu po dráze svazku. Již prvý odhad velikosti signálu, který se dostane nazpět k detektoru, ukazuje, že pro metodu DIAL musí být použity výkonové impulsní lasery a extrémně citlivé a rychlé detektory. Ve všech případech je aparatura řízena a signál zpracováván pomocí mikropočítače. V této úpravě se podařilo zmapovat koncentraci N02 v prostoru chemického závodu pomocí impulsního barvivového lasem a ethenu s použitím impulsního TEA C02-laseru. Metoda DIAL se těší velké pozornosti a trvalému zdokonalovárí. V souvislosti s rozvoji m metcd dálkové detekce byly vyvinuty a vyzkoušeny i některé ninoiádně citlivé detekční techniky. S pomocí jedné z nich, tzv. heterodynní detekce, byla sledována absorpce slunečního záření v atmosféře (obr. 108). Sluneční záření bylo směšováno současně se zářením z laditelného laseru na nelineárním členu, tj. detektoru, v němž bylo generováno záření rozdílové frekvence ležící v radiofrekvenční oblasti. To bylo možno detekovat pevně nastavenou radiofrekvenční aparaturou. Změna laserové frekvence v ní vyvolá změnu v přijímané vlnové délce slunečního záření. Tímto způsobem se získá vysoce rozlišené infračervené spektrum atmosféry, dovolující určit polutanty v ní přítomné i jejich koncentraci. Na tomtéž principu bylo změřeno i spektrum atmosféry ve vertikálním sloupci z letadla využitím vyzařování Země. Posledním pokrokem je kombinace metody DIAL a heterodynní detekce nazývaná heterodynní DIAL nebo koherentní DIAL. Další metoda je tzv. optoakustická detekce, při níž se využívá generace rázových vln vyvolaných při rezonanční absorpci v plynu. Na bázi této metody bylo postaveno zařízení PAD AR („Photo-acoustic Detection and Ranging", v překladu „fotoakustická (optoakustická) detekce a měření vzdálenosti"), snímající mikrofonem umístěným v parabolickém odrážecí rázové vlny generované v absorbujícím prostředí impulsním zářením. Zařízení v současné době pracuje jen na vzdálenost několika metrů. \ 1 / 6j í*J0 RF ZES n*E3 Obr. 108. Schéma zařízení pro heterodynní detekci: L — přeladitelný laser (ď>o), & — čočka, F — filtr, SD — směšovací detektor, w — oj0 — mezifrekvenční filtr, RFZES — radiofrekvenční zesilovač, ZAF — zapisovač 166 167 7. OBOROVĚ ZAMĚŘENÉ LAS ERO VÉ APLI KAC E Použití laserů v některých oborech je velmi mnohotvárné. Pokud bychom takové aplikace rozdělili podle vlastností laserového záření, došlo by k roztříštění informací do několika kapitol. Proto jsme do sedmé kapitoly soustředili výběr významných oborových aplikací laserů. Nejprve bude věnována pozornost použití laserů v medicíně a v biologii, s krátkou zmínkou o laserech v zemědělství. Další odstavec bude věnován použití laserů při záznamu informace. Zmíněno bude jak použití v polygrafii, tak i populární oblast — vi-deodesky. Nelze se vyhnout problémům použití laserů pro vojenské účely, v poslední době často diskutované aplikaci. V závěru kapitoly bude věnována pozornost použití laserů v chemii a laserové separaci izotopů. 7.1 LASERY V MEDICÍNĚ A BIOLOGII Pozoruhodný je zájem o použití laserů v medicíně. V roce 1982 bylo pro lékařské aplikace určeno pouhých 9 % produkce laserů. V roce 1983 vzrostly náklady na lékařské lasery o téměř 50 %, což byl vůbec největší přírůstek zaznamenaný u laserových aplikací. Ačkoliv podle celkového obratu jsou lékařské aplikace překonávány např. vojenskými aplikacemi laserů, svědčí tak velký vzrůst o mimořádném zájmu lékařů. V medicíně a biologii se setkáváme s interakcí koherentního a mnohdy intenzivního záření s živou hmotou. Mnoho aspektů této interakce však dosud není objasněno a vývoj poznatků o působení koherentního záření na živou hmotu slibuje nejedno překvapení. Je totiž pravděpodobné, že živá hmota je na rozdíl mezi koherentním a nekoherentním zářením vnímavá a její odezva je v mnoha případech specifická. Lékařské aplikace laserů je možno rozdělit na diagnostické a terapeutické. Dosud významně převažují terapeutické zásahy, silně se však začíná rozvíjet diagnostika. Prvé použití nalezl laser v očním lékařství, a to jak k účelům diagnostickým, tak i terapeutickým. K diagnostickým účelům byl použit kontinuální He-Ne laser s velmi malým výkonem. Oční sítnice je velmi citlivá na účinky tepla a může být snadno poško- zena již zářením o výkonu větším než zlomky miliwattů*. K poškození může přispět i přirozená fokusace svazku záření oční čočkou, v jejímž důsledku se hustota energie záření dopadajícího na sítnici značně zvětší ve srovnání s hustotou ve vlastním svazku. V prvé řadě je možno laserem zjišťovat kvalitu optické soustavy oka. Svazek z He-Ne laseru, vycloněný na průměr 0,1 mm, se nechá po průchodu oční čočkou dopadnout na sítnici a je zaostřen do bodu F (obr. 109). Do téhož bodu na sítnici musí při správné funkci oka Obr. 109. Měření optického systému oka laserovým svazkem: a) zdravé oko — nedochází k pohybu bodu po sítnici; 6) krátkozraké oko —■ bod se po sítnici pohybuje v opačném směru, než se pohybuje hlava; S — sítnice oční, F — ohnisko oční čočky, OČ ■—■ ocm čočka dopadnout i kterýkoliv jiný svazek s původním rovnoběžný. U krátkozrakého oka je však ohnisko položeno před sítnici a při posunu svazku jedním směrem se svazek posunuje po sítnici ve směru opačném. U dalekozrakého oka je smysl posunu stejný. Tento princip může být využit k testování optické kvality oka pro určení potřebné korekce. Laserů se používá k měření zpoždění akomodace oka, tj. rychlosti jeho reakce na intenzívní osvětlení, a ke zjištění relativní hloubky nitrooční struktury (používají se holografické metody). Pro kriminalistické účely má význam možnost určování doby úmrtí podle stupně zákalu rohovky z rozptylu laserového záření způsobeného zákalem. Dobu smrti je možno určit s přesností ±2 hodiny, a to i v případech, kdy od úmrtí uplynula již dlouhá doba a ostatní metody poskytují jen nepřesné odhady. S významnějšími aplikacemi se setkáváme v oční chirurgii. Zatímco při klasických chirurgických zákrocích se oko z oční jamky vyjímá, provádějí se zákroky pomocí laserového zařízení * Hygienické předpisy Ministerstva zdravotnictví ČSR, svazek 53 z roku 1982, obsahují směrnice o hygienických zásadách práce s lasery. 168 169 přímo, a často ambulantně. V prvé řadě se laserů využívá k přichy-cování odchlípené sítnice. Při klasickém zákroku se oko vyjme a termokoagulace se aplikuje z jeho zadní strany. Zákrok laserovým svazkem se provádí zpředu a za pomoci optického systému oka. Svazek se po fokusaci oční čočkou soustředí na sítnici, kde dojde k jeho pohlcení, a v důsledku toho k lokálnímu zvýšení teploty. Zvýšení nitrobuněčné teploty vede k poškození buněk, vypařování vody apod. Sítnice je na změny teploty citlivá a již vzrůst o 5 °C způsobuje její změny. Laserový impuls tak vlastně způsobí její poškození — koagulaci. V místě poškqzení vyvolá obranná reakce N \ \* \ 3 : * I b) Obr. 110. Přichycení odchlípené sítnice laserovým svazkem: a) schematický nákres zákroku; LS — laserový svazek, Z — zrcadlo, O ■— objektiv ophtalmoskopu; 6) postup při zákroku, x — místa prvých zásahů (tečkované vyznačena hranice prvého vyhojení), o — místa dalších zásahů, • — místo, v němž se provede konečné přichycení sítnice hojivý proces, zvýší se prokrvení tkáně a sítnice postupně příroste k podkladní tkáni. Při odchlípení rozsáhlejší části sítnice se koagulace provádí postupně od okrajů ke středu poškození (viz obr. 110). K zákrokům byl nejprve používán rubínový laser, poskytující v impulsním režimu energii řádově milijoulů až desetin joulů, dnes je běžnější laser argonový. Jeho záření (vlnová délka 450 nm) je očním pigmentem lépe absorbováno a současně je možno využít širšího rozsahu vlastností použitého záření (energie, délka, případně tvar impulsu). Pomocí laserů se odstraňují drobné nádory na sítnici. Dvěma zásahy se poškodí vyživovací krevní kapiláry na obou stranách nádoru, čímž se jejich průchodnost po odhojení sníží, a v důsledku toho se nedostatečně vyživovaný nádor zmenšuje. Laserů se využívá i k operaci zeleného zákalu. Zákrok je tak jednoduchý, že se provádí ambulantně a při plném vědomí pacienta. Vyšetření i vlastní zákrok jsou bezbolestné. Dojde-li při operaci ke krvácení, je možno je zastavit „zatavením" krvácející vlásečnice laserovým zásahem. 170 Největší význam pro lékařské použití má optický skalpel. U tohoto zařízení se využívá velké energie nesené laserovým svazkem k odpařování tkáně. Ukazuje se, že optický skalpel je v mnoha ohledech výhodnější než skalpel klasický. Na rozdíl od něj optický skalpel buňky netrhá, ale odpařuje, nezhmožďuje okolí řezu a zatavuje drobné, jemné vlásečnice, takže řez téměř nekrvácí. Snad největší výhodou je dokonalá sterilita řezu, protože nedochází k přímému kontaktu tkáně s žádným nástrojem. Z místa řezu je jen zapotřebí odstranit zplodiny odpařování tkáně odsáváním. Rána se po řezu optickým skalpelem hojí rychleji a jeví méně pooperačních komplikací, než rána způsobená klasickým skalpelem. K provozu optického skalpelu se nejčastěji používá C02-laser. Jeho záření je pohlcováno prakticky všemi složkami živé tkáně, proto nepronikne do větších hloubek a tepelný efekt vyvolá jen v povrchových vrstvách. K proniknutí do větších hloubek, které se při chirurgických zákrocích vyžadují, je zapotřebí tkáň v místě dopadu svazku odpařit. K tomu je zapotřebí laser s kontinuálním výkonem nejméně 25 až 50 W. Nevýhodou C02-laseru je obtížná fokusace svazku do stopy menší než 0,1 mm a nemožnost vizuálně tuto stopu sledovat (emituje okem neviditelné, infračervené záření). K odstranění tohoto nedostatku se do osy optického systému zavádí svazek He-Ne laseru, jehož dobře viditelné záření slouží k označení místa chirurgického zákroku. Teprve potom se vpustí do skalpelu záření z C02-laseru k provedení řezu. Protože dosud nebyl pro záření o vlnové délce 10,6 ;xm zhotoven vhodný světlovod, přivádí se svazek na operační stůl tzv. artiku-laěním ramenem (obr. 111). To je soustava zrcadel uložená v klou- □ LS LASER Obr. 111. Schéma artikulačního ramena chirurgického laseru s detailem kloubu: LS — laserový svazek, Z — zrcadlo, OČ —• otočný čep 171 ľ bech ramen a přenášející odrazy na zrcadlech záření od zdroje k místu použití. K natáčení do libovolného směru musí být alespoň šest kloubu. Na konci artikulačního ramene je fokusační čočka z germania nebo ZnSe. Zakončení ramene musí operatérovi dovolit natočit svazek do všech stran. Optického skalpelu bylo použito k celé řadě chirurgických zákroků od aplikací v kožním lékařství, přes oční aplikace (transplantace rohovky) až po operace srdce a odstraňování zhoubných nádorů na mozku. V medicíně se používá také Nd : YAG laseru. Záření tohoto laseru se hlavní složkou tkání, vodou, absorbuje jen nepatrně, a proto se hodí spíše při použití na větších plochách (např. ke koagulacím). Plošné zákroky samozřejmě vyžadují velké výkony až 200 W. Záření z Nd : YAG je silně absorbováno pigmentovými a prokrvenými tkáněmi, a proto se hodí k zákrokům na játrech, slezine a prokrvených nádorech. Možnost vést záření z Nd : YAG laseru vláknovou optikou dovoluje využít tento laser k důležité urologické aplikaci. Záření se zavede světlovodem do vnitřních cest močových, v nichž se nachází močový kámen. Výstup světlovodu se namíří na močový kámen, který se místním přehřátím při dopadu laserového svazku drolí. Menší kousky se lépe vyplaví močí. Zákrok není provázen poškozením okolních tkání. K některým aplikacím byl použit argonový laser s kontinuálním výkonem v jednotkách wattů. Záření z argonového laseru je dobře absorbováno krevním barvivem a buněčným pigmentem a lze je na místo potřeby přivést optickým vláknem. S ohledem na malou vlnovou délku je možno fokusovat záření na malou plochu. Argonový laser se stal mikrochirurgickým nástrojem především v kožní plastické chirurgii a kosmetice, při odstraňování drobných nádorů, a třeba i tetování. Mikrochirurgické operace se provádějí obvykle pod mikroskopem. Klasickým příkladem je operace vnitřního ucha, odstraňování kostních výrůstků ve zvukovodu. Při transplantacích se používá k přichycování nové tkáně koagu-lačními centry (po obvodu), jak bylo popsáno u operací odchlípené sítnice. Ve stomatologii se používá laserů k „odpařování" zubního kazu. Bolestivost stomatologických zákroků souvisí především se zahříváním zubů při mechanickém vrtání. Přestože pomocí laserů zubní kaz odpařujeme (je tmavší než sklovina a lépe absorbuje optické záření), nezpůsobíme krátkými impulsy zahřátí větších částí zubů, protože působíme jen na tenké povrchové vrstvy. Dále zub ani mechanicky nenamáháme, a tak zákrok je bezbolestný. Ke stomatologickým zákrokům se hodí lasery pevnolátkové a C02-laser. Lasery byly zkoušeny v diagnostice i terapii nádorových onemocnění. Určitých úspěchů bylo dosaženo v diagnostice (zvláště u některých kožních forem). Rakovinné a normální buňky jeví po podání fluorescenčního barviva a ozáření lasery emitujícími viditelné záření (laser argonový, kryptonový) rozdílnou intenzitu fluorescence. Jiné metody jsou založeny na rozpoznání rozdílů v hustotě obou druhů tkání. Také v oblasti terapie bylo dosaženo určitých dílčích úspěchů. Tak byly vyléčeny pokusné myši, jimž byl transplantován kožní nádor. Myši byly po podání akridinové oranže ozařovány svazkem záření z argonového laseru (A = = 488 nm) s hustotou výkonu 15 . 10~3 W/cm2. Po pětihodinovém ozařování bylo zjištěno odumírání nádorové tkáně a k úplnému vyhojení došlo po osmi týdnech. Myši v kontrolní skupině byly ozařovány bez podání fluorescenčního barviva, nebo jim bylo podáno a nebyly ozařovány. Prakticky u všech myší z kontrolní skupiny došlo během krátké doby k úhynu. Fluorescenční barvivo se soustředilo v jádrech nádorových buněk, a jeho excitace po ozáření pak zřejmě vedla k odumření buněk. Praxe ukázala, že odstraňování nádorových tkání optickým skalpelem s C02-laserem je vhodnější než klasickým. Při zákroku optickým skalpelem jsou nádorové buňky ničeny, a nemůže proto dojít ke kontaminaci okolní zdravé tkáně, jak tomu je při mechanickém řezu. Proto je možné uskutečnit řez přímo na hranici zdravé a nádorové tkáně a nemusí se zachovávat bezpečnostní rezerva. Lasery se uplatnily i v akupunktuře. K vyvolání efektu, jehož podstata není dosud objasněna, se používá namísto akupunktur-ních jehel fokusovaného laserového svazku. Postačí k tomu záření z He-Ne laseru s malým výkonem několika miliwattů nepoškozující ozařovanou tkáň. Svazek se zavede do akupunkturního bodu, pronikne do pokožky a podráždí citlivé centrum. Na skupinách pokusných myší bylo dokázáno, že nejde o psychologický efekt, protože skupina drážděná nesprávným způsobem reagovala na bolest jinak, než skupina myší správně ošetřených. Byly vyvinuty biochemicko-analytické metody využívající laditelné lasery. S jejich pomocí je možno určovat množství alkoholu, cukru, tuků a kyseliny močové v krvi bezodběrovým způsobem. Metoda je obdobou klasické reflexní spektroskopie. Na dobře prokrvenou tkáň rtů se přiloží křemenná destička, na niž dopadá svazek záření laseru. Část záření, která i při odrazu proniká do tkáně, může být absorbována, a přelaďováním laseru můžeme získat spektrum živé tkáně. Z přítomnosti a velikosti absorpčních pásů může pak být určena přítomnost hledaných sloučenin (a jejich obsah) v krvi. Podobné analýzy mohou být prováděny i pomocí laserem indukované fluorescence a Ramanova rozptylu. Povšimněme si nyní důsledků nedestruktivního působení laserového záření na živou tkáň, z nichž jedním je již dříve zmíněná 172 173 akupunktura. Při ní dochází k interakci laserového záření s tkání silně ovlivňující nervový systém. Při ozařování ran He-Ne laserem s malou intenzitou bylo například zjištěno výrazné urychlení procesu hojení. Také mechanismus této interakce nebyl dosud plně vysvětlen. Ukazuje se však, že vliv koherentního záření může být i negativní, čehož důkazem je např. zvýšení krevního tlaku při ozařování. U některých osob byla zjištěna i alergie na laserové záření. V této oblasti však zbývá ještě mnoho otázek k objasnění. Zajímavé biologické aplikace souvisejí s použitím laserů k provádění zákroků na úrovni jednotlivých buněk, resp. jejich částí. K těmto účelům je možno s výhodou využít vynikající fokusovatel-nosti laserového svazku až na průměr zlomků milimetru. Zařízení tohoto typu byla použita v genovém inženýrství ke zkracování řetězců RNK a DNK. Působením záření z krátkovlnné oblasti spektra může dojít k ovlivnění genetické informace. Tak bylo např. získáno několik mutantů pšenice lišících se od normální odrůdy velikostí klasu, hmotností zrn, obsahem bílkovin apod. Velké naděje se vkládají do možností vyplývajících z ozařování semen různých rostlin před jejich výsevem. Vliv ozařování semen monochromatickým zářením s definovanou polarizací je znám již delší dobu, avšak použití koherentního záření ke stimulaci růstu význam této aplikace značně posílilo. Především byla prokázána specifičnost laserového ozařování. Zvláště výhodné je ozařování semen viditelným zářením červené barvy, např. zářením He-Ne laseru. Evidentně je zde souvislost mezi vlnovou délkou laserového záření a maximem absorpce citochromu v ozařovaných semenech. Ze všech způsobů je nejúčinnější ozařování krátkodobé s větší intenzitou, jakého lze dosáhnout např. průchodem sypajících se zrn fokusovaným svazkem He-Ne laseru. Na základě těchto experimentů již byla setrojena linka vhodná pro ozáření několika tun semen za hodinu. Ze srovnávacích experimentů vyplývá, že např. u obilnin způsobí ozáření semen zvýšení úrody od několika až asi do 40 %, a to v závislosti na vedlejších podmínkách. Ozářená semena je třeba ponechat několik dní před setím v klidu. Stejný efekt byl nalezen i u zeleniny. Metoda může představovat významný zásah do produktivity zemědělské výroby. Mechanismus působení záření na semena nem dosud vyjasněn, a proto zde neuvádíme ani předpokládané hypotézy. 7.2 LASERY A ZÁZNAM INFORMACE V posledních letech se setkáváme s lasery i v polygrafickém průmyslu, např. v termotisku. Rozmítaný svazek výkonného laseru s modulovanou intenzitou záření zaznamená při dopadu na termocitlivý materiál ppžadovaný grafický záznam. Výhodou tohoto procesu je jeho veliká rychlost. Ve snaze urychlit a zdokonalit polygrafický proces byl navržen ofsetový automat (obr. 112). Zařízení využívá dvou laserů. Čtení se provádí pomocí svazku záření z He-Ne laseru rozmítaného v pj A ) Obr. 112. Laserový systém pro tvorbu ofsetové předlohy: TS — tisková strana, L — laser, V Z — vychylovací a fokusační zařízení, F — filtr, FN — fotonásobič, Z — zesilovač, PJ — procesorový řídicí prvek, PM — paměťová jednotka, V — vypínač, PL — přenosová linka, P — přijímač, VL — výkonový laser, M — modulátor intenzity, OP — ofsetová předloha dvěma rotujícími hranoly ve svislém a vodorovném směru (podobně jako elektronový svazek v obrazovce televizoru), takže postupně přeběhne přes celou stranu tiskové předlohy. Pomocí fotonásobiče se snímá intenzita rozptýleného záření, která je menší z míst tiskařskou černí pokrytých než nepokrytých. Získaný signál řídí modulátor intenzity výkonového laseru (C02-, resp. Nd : YAG), jehož fokusovaným, stejně rozmítaným svazkem se z tiskové desky odpařuje materiál. Větší množství materiálu se odpaří v místech, kde se v předloze nachází tiskařská čerň. Protože rychlost pohybu čtecího svazku může dosáhnout až 174 175 160 m/s, lze s takovýmto zařízením „vysázet" novinovou stranu za několik minut. Mezi čtecí a „rycí" zařízení může být vložena přenosová linka (kabel), která dovolí „číst" rukopis v redakci a „sázet" tiskovou desku v sazárně. V poslední době se velké oblibě těší laserové tiskárny, které umožňují dokonalou reprodukci barevných předloh s velkou prostorovou i odstínovou přesností. Pracují na principu přenosu částeček barviva na ionizovaná místa. Nevýhodou je pouze vysoká pořizovací cena. Lasery byly použity ke zhotovování diapozitivů z obrazových předloh. Obraz o rozměrech 10x8 mm se vytváří na tenkém filmu (bismut pokrytý tenkou vrstvou selenu na podložce z plastu) pomocí 2 000 X 1 600 bodů. Svazek z laseru s malým výkonem (Al-GaAs laser s výkonem 300 mW) vypaluje v příslušných místech otvory podle světlosti předlohy. Bílé plochy originálu odpovídají na replice místům s velkými otvory, které téměř splývají. Tyto oblasti diapozitivu propouštějí až 50 % záření. Čím tmavší je místo předlohy, tím více se zmenšuje energie impulsů laseru, zmenšují se otvory a místo na replice je méně transparentní. Propustnost téměř neodpařených míst nedosahuje ani 1 %. Přenos jednoho záznamu trvá asi 12 s, životnost repliky je 10 let, objem informace šestkrát větší než u televizní obrazovky (rozměru 625 x 900 bodů). Velmi podrobně byl studován problém využití laserů k záznamu informace (zmínka o holografické paměti, odst. 5.3). Byl vyvinut záznam připomínající gramofonovou desku se 45 000 drážkami ve spirálovém uspořádání. Tenká vrstva z telluru je překryta průhledným plastem. Při záznamu se fokusovaným laserovým svazkem vytvoří v tellurové vrstvě „puchýřky" a informace se snímá pomocí čtecího laseru. Jeho záření je v neporušených místech odráženo, kdežto na puchýřcích rozptylováno. Každá drážka má své adresové záhlaví a je rozdělena do 128 sekcí. Na desku se tedy vejde ohromné množství informace odpovídající 500 000 stránkám textu. Rychlost vyhledání uložené informace je kolem 250 ms. Vyplývá z doby přechodu čtecího raménka z okraje desky do středu (100 ms) a z frekvence otáčení desky (2,5 s_1). Podobné zařízení se používá pro záznam barevného televizního programu. Jedna deska poskytne zhruba hodinový pořad. Dosažená hustota informace je v popsaném zařízení přibližně jeden bit na 1 um2. Způsob snímání z desky je znázorněn na obr. 113. K nahrávání se používá fokusovaný argonový laser (šířka stopy svazku 0,4 (im). Při rozteči mezi drážkami 1,6 um musí být přesnost vedení čtecího svazku (laser He-Ne nebo polovodičový) ±0,1 fim. Informace je na desce zachycena v digitální podobě a k přeměně na analogový signál je potřebná vyhodnocovací elektronika. Protože se jedná o tzv. CAV systém („Constant Angular Velocity", Obr. 113. Varianta videogramofonu s laserovým čtením záznamu: VD — videodeska, LH ■— laserová hlavice, Ď/A •— digitálně-analogový převodník, Z — zesilovač, KP — korekce polohy, M ■—■ motorek pro posun hlavice; detail: L — laser, Ď — dělič svazku, Z>i a D2 — detektory, C ■— čočka, A/4 — čtvrtvlnná destička v překladu „systém s konstantní úhlovou rychlostí"), je možno obraz zastavit, vrátit anebo zrychlit chod. Bezkontaktní snímání signálu zaručuje prakticky neomezenou životnost záznamu, určenou jen životností použitých materiálů. Nahrávka se pořizuje s poměrem signálu a šumu 100 : 1, což převyšuje kvalitu běžného televizního přenosu. Jiný laserový systém používá k záznamu filmový pás. Ten obsahuje filtr, propouštějící laserové záření, a tepelnou vývojku. Záznam je k dispozici suchou cestou již po pěti sekundách expozice. Záznam se provádí rychlostí až 20 000 znaků za sekundu a doba expozice je kratší než 5 [ls. Byly vyvinuty i metody záznamu informace do „tvrdých' materiálů, a to jak gravírovaním (kontinuálním Nd : YAG lase rem), tak i vypalováním (impulsním výkonovým laserem) Záznam hluboký někdy až 0,5 mm je trvanlivý a neničí se otěrem Existují zařízení, s jejichž pomocí se může text přenášet z klávesni ce rychlostí asi 20 písmen za sekundu na štítky, nástroje apod Lasery bývají vybaveny i čtecí stroje pro dešifrování čárkového kódu. Tento kód sestává z řady rovnoběžných čar různé tloušťky a vzdálenosti a užívá se k označování druhu výrobku, jeho ceny apod. Kódové označení pak hraje roli při kontrole zboží procházejícího „automatickou" pokladnou. Při kontaktním způsobu kontroly se dá použít fotoluminescenční dioda, při dálkové kontrole laserový 176 177 svazek. Jako v předchozích případech se využije rozdílu v absorpci, resp. v rozptylu záření na označených a neoznačených plochách. Lasery se používají při kontrole počtu výrobků při pásové výrobě, ke kontrole jejich rozměrů, tedy přesněji k rozpoznávání výrobků, které svými parametry neodpovídají normou stanovené toleranci. Výrobky projíždějí dráhou svazku He-Ne laseru a z časových údajů o průchodu a přerušení svazku se získává potřebná informace. Poslední případ, který v tomto odstavci bude popsán, je televizní promítací zařízení. V současné době jsou tato zařízení konstruována tak, že se na zadní stranu difúzni plochy promítá obraz pomocí tří rozmítaných laserových svazků. Lasery jsou voleny tak, aby jimi emitované záření obsahovalo tři základní barvy barevné stupnice. Každý z laserů je zapojen na nezávislou modulační jednotku, řídící jeho jas. Promítání s tímto zařízením bylo Obr. 114. Schéma zařízení pro promítání barevného televizního obrazu: Ai, 2,2 a A3 —■ laserové záření tří rozdílných vlnových délek, M — modulátor intenzity, Z ■— zrcadlo, P — polopropustná destička, V —■ zařízení pro vychylování svazku, DP ■— difúzni plocha poprvé realizováno při Olympijských hrách v Tokiu v roce 1964 (obr. 114). Výsledný obraz z rozptýleného záření je dobře patrný i za slunečního dne. 7.3 VOJENSKÉ APLIKACE Právě tak jako jiné významné objevy, neunikl ani objev laseru pozornosti vojenského výzkumu. V současné době nabylo použití laseru ve vojenské technice již takového rozsahu, že jsme se rozhodli zařadit do této knihy zvláštní odstavec s nej významnej sírni aplikacemi. Na úvod se zmiňme o jednoduché možnosti využívání laserů ke střežení objektů. Svazek záření kontinuálního laseru o výkonu několika miliwattů je veden soustavou zrcadel kolem střeženého objektu a zachycován detektorem (obr. 115). Registruje se přerušení svazku při průchodu osoby střeženou zónou, které uvádí v činnost poplachové zařízení. Použije-li se laser emitující infračervené záření, není stopa svazku viditelná. Pro vyloučení planých popiachů, které by mohl vyvolat např. padající list, může být stře- 3 Obr. 115. Střežení objektu pomocí laserového svazku: L — laser, D — detektor ženou zónou vedeno několik svazků v různých výškách či vzdálenostech v samostatných obvodech. Vyhlášení poplachu je pak vázáno na postupné přerušování těchto obvodů, které může být způsobeno jen osobou pohybující se v příslušném směru. Výhoda zařízení spočívá v možnosti střežit rozsáhlé objekty (např. letiště) s minimální obsluhou. Jak známo, letí každá střela po tzv. balistické křivce. Přesnost zásahu tedy závisí na nastavení náměru, tj. úhlu svíraného osou hlavně s vodorovnou rovinou. K přesnému nastavení náměru je zapotřebí znát co nejpřesněji vzdálenost palebného postavení od cíle. Pro zpřesnění střelby se proto používají laserové dálkoměry, jejichž princip již byl popsán ve třetí kapitole. Tyto dálkoměry se používají především u tanků, kde dovolují natolik zpřesnit střelbu, že její účinnost na vzdálenost 4 000 m odpovídá účinnosti střelby na 300 m bez dálkoměru. Původně se pro tyto účely používaly lasery s neodymovým sklem, nebo lépe lasery Nd : YAG. Záření o vlnové délce 1,06 [xm emitované těmito lasery se však silně rozptyluje na částečkách aerosolů (např. prach), s jejichž výskytem je v bojových podmínkách zapotřebí počítat. Proto dospěl vývoj k zavedení miniaturních TEA C02-laserů, nebo vlnovodových C02-laserů s modulovaným svazkem. S pomocí dálkoměru vybaveného TEA C02-laserem, generujícím impulsy s energií 13 mJ a délkou 60 ns, je možno měřit vzdálenosti do 9 km s přesností ±5 m. Zařízení je schopno pracovat automaticky a ve zlomku sekundy dostavovat parametry střelby. Další zpřesnění palby umožňuje používání laserem naváděné 178 179 munice. Dostatečně známy jsou samonaváděcí střely, v jejichž hlavici je umístěn detektor infračerveného záření s řídicí elektronikou, která vede řiditelnou střelu na zdroj tepla, např. motor. Za jistých okolností a při velké hustotě bojové činnosti může dojít u řídicí elektroniky k omylu, ztrátě původního cíle, přičemž novým cílem se může stát i vlastní bojová technika. Tomu lze zabránit při použití laseru jako značkovače cíle. Zaměříme-li na cíl laserový svazek záření určité vlnové délky, bude na jeho povrchu rozptylován. Laserové záření je monochromatické a vybavíme-li detektor úzkopásmovým interferenčním filtrem propouštějícím pouze záření značkovacího laseru, bude rozptýlené záření z laseru jediným přijímaným signálem. Řízená střela pak bude směřovat do místa dopadu laserového svazku. Často bývá používán systém, kdy značkovací laser bývá umístěn mimo palebný prostředek a využívá se vzájemné koordinace mezi značkovačem a střelcem. Značkování laserovým svazkem se využívá jak u pozemních, tak i námořních a leteckých složek. Vzhledem k miniaturizaci a kompaktnosti mikroelektroniky mohou být laserem naváděny i relativně malé dělostřelecké projektily. Běžně se používá u raketových střel a bomb s jistou schopností korekce letu. Přesnost zásahu při bombardování se přitom zvyšuje z několika procent až asi na 95 %, což znamená téměř jistý zásah do označeného místa objektu. Používání laserových značkovačů umožňuje řadu taktických kombinací využitím různých vlnových délek infračerveného laserového záření pro různou munici, nebo využití impulsně kódované modulace laserového záření pro selektivní výběr určitých střel pro určitý cíl. V tomto případě je totiž na cíl navedena jen střela, u které by předem naprogramovaný kód odpovídal přijímacímu kódu z laserového záření rozptýleného cílem. Také Obr. 116. Zjednodušené schéma laserového lokátoru: L ■— laser, M — modulátor, Z —■ zrcadlo, FN — fotonásobič, S D -segmentový detektor, S ■— servosystém 180 ento systém může zmenšit nebezpečí reorientace střely na jiný než požadovaný cíl při masovém nasazení. Byla vyvinuta zařízení využívající laserů ke sledování létajících cílů. Záření z laseru je sinusově modulováno a vzdálenost cíle se určuje z fázového posunu modulace po detekci (obr. 116). Poloha objektu se sleduje na segmentovém detektoru, v jehož částech (segmentech) se cíl ozářený laserovým svazkem zobrazuje (např. jako ve včelím oku). „Chybový" signál (vystihující vztah mezi segmentem, v němž je objekt zobrazen, a středem detektoru) pomocí servosystému nastavuje optiku tak, aby byl sledovaný objekt ve středu detekčního systému. Má-li být kromě polohy a vzdálenosti měřena i rychlost sledovaného objektu, doplní se lokátor o směšovaě detekující Dopplerův posun frekvence odraženého laserového záření. Přesnost laserových lokátorů převyšuje přesnost klasických mikrovlnných lokátorů, ale jejich dosah je mnohem menší, a proto se jejich přednosti mohou uplatnit jen při sledování blízkých, přímo pozorovatelných cílů. S velkými úspěchy se laserová technika setkává v oblasti spojů. Na obr. 117 je schéma otevřené komunikační linky na přímou Obr. 117. Schéma ztrojnásobeného pojítka vzdálených stanovišť: V —■ vysílač, P — přijímač, iž — oblast rušení (např. déšť) viditelnost mezi vysílačem a přijímačem. Přenosná pojítka pracují nejčastěji s polovodičovými GaAs-lasery, k jejichž provozu postačí nepatrná napájecí energie. Uvážíme-li, že byl pomocí GaAs-laseru o výkonu 1 mW realizován televizní přenos na téměř 100 km, vidíme, že realizace spoje na na kratší vzdálenost není problémem. Velikou výhodou tohoto způsobu spojení je snížení možnosti odposlechu v porovnání s radiofrekvenčnlmi pojítky. Ve stádiu projektů a zkoušek jsou laserové systémy pro spojení s ponorkami. Mořská voda je poměrně dobře transparentní pro záření z modrozelené oblasti viditelného spektra. Uvažuje se o realizaci dvou variant. V prvé by byl výkonný laser umístěn na Zemi a záření by dopadlo na hladinu po odrazu od reflektoru 181 umístěného na družici, zatímco ve druhém by spojení mezi Zemí a družicí probíhalo na rádiových frekvencích a laser s menším nárokem na výkon, umístěný na družici, by předával informaci do určené oblasti oceánu. Pro realizaci systému se uvažuje o několika laserech. Jednak jde o excimerové lasery XeF (emitující záření o vlnové délce 350 nm) a XeCl (308 um), přičemž záření prvého z nich by se do požadované spektrální oblasti posunovalo Ramano-vým rozptylem na parách vodíku, a druhého pomocí téhož principu na parách olova. Třetím kandidátem je HgBrdaser, který generuje přímo záření s vlnovou délkou kolem 500 nm. Konečně čtvrtým kandidátem je laser Nd : YAG, jehož záření se transformuje na druhou harmonickou. Ten byl také používán při prvých úspěšných experimentech prozatím nikoliv z družice, ale z letadla letícího ve výšce 13 000 m. Výkon laseru činil 1 W. Tímto způsobem by byl vyřešen problém spojení s ponorkami pod hladinou, s nimiž není možno navázat obvyklé spojení, protože pro radiofrekvenční záření je voda nepropustná. Pro lokální přenosy informace jsou vhodné spojové prostředky využívající přenosu signálu vláknovou optikou. Především u lodí a letadel má tento způsob přenosu mimořádný význam. V prvé řadě dovolí použití světlovodných kabelů zmenšit hmotnost (např. u letadel až o 25 %), spoje nejsou náchylné k vnějšímu rušení ani při velké intenzitě ionizujícího záření, jemuž by mohly být vystaveny. Významným předmětem zájmu se v posledních letech stal optický gyroskop. činnost mechanického gyroskopu je založena na zachování momentu hybnosti otáčejícího se hmotného rotoru. Ten má snahu zachovávat osu rotace vůči prostoru. Umísťuje se do volně otočného pouzdra a jeho pomocí je možno přímo měřit např. natáčení letadla vůči konstantní ose rotoru. Laserový optický gyroskop využívá Dopplerova principu. Uspořádání vychází z tzv. kruhového laseru. Zatímco u klasického Obr. 118. Princip optického gyroskopu: D — detektor, C — čítač impulsů laseru se záření šíří podél osy rezonátoru, je dráha svazku v kruhovém laseru rozložena do plochy anebo prostoru pomocí minimálně tří zrcadel (obr. 118). Rezonátorem se přitom šíří záření v obou smyslech, tj. ve i proti smyslu otáčení hodinových ručiček. Je-li rezonátor v klidu, frekvence obou protisměrných svazků je stejná a výsledkem jejich vzájemné interakce je stojící interferenční obraz (složený z maxim a minim intenzity). Otáčí-li se však rezonátor jedním směrem, bude jedním směrem postupující svazek svoji frekvenci zvyšovat, kdežto protisměrný svazek snižovat, a to v důsledku Dopplerova jevu. Výsledný interferenční obraz již nebude stojící, ale proužky se budou pohybovat, a to tím rychleji, čím rychleji se bude rezonátor otáčet kolem osy kolmé k ploše laseru a čím větší bude frekvenční rozdíl v obou svazcích. Pohyb interferenčních proužků můžeme snímat detektorem. Změna smyslu otáčení vyvolá změnu směru posunu interferenčních proužků. Citlivost optického gyroskopu je mimořádně velká, rotační pohyb lze stanovit v řádu desítek úhlových vteřin za den. Obvyklý měřicí rozsah laserových gyroskopu je obrovský a zahrnuje úhlové rychlosti od zhruba 0,5 . 10-8 do 200 rad.s-1. Dolní mez je závislá na schopnosti detektoru sledovat pomalou změnu intenzity záření při posunech interferenčních proužků přes štěrbinu detekčního systému, horní mez je limitována rychlostí odezvy detektoru. Každý gyroskop vykazuje jistý drift (posun za čas způsobený vnějšími vlivy). Drift špičkových mechanických gyroskopu činí kolem dvou úhlových minut za den, u optických gyroskopu se setkáváme s podstatně menší hodnotou, asi 5 úhlových vteřin za den. Citlivost a přesnost nejsou jedinými výhodami optického gyroskopu. Při porovnání se značně choulostivým mechanickým protějškem je optický gyroskop odolný proti přetížení (zkoušen až na 280 g*) a rázům (testovánpři 1 700 g za sekundu), protože postrádá pohyblivé mechanické díly. Rozběh mechanického gyroskopu trvá téměř 30 minut, optický pracuje okamžitě po zapnutí laseru a elektroniky. Také svou hmotností je optický gyroskop výhodnější. Může být snadno spojen s vyhodnocovací elektronikou. Gyroskop nemusí mít tvar kruhového rezonátoru se zrcadly, ale k jeho provozu může být využito do kruhu stočených optických vláken. S každým závitem stočeného vlákna roste citlivost zařízení. Gyroskop by měl sloužit ke zpřesňování orientace letadel, ponorek, křižujících raket, právě tak jako ke stabilizaci tankových věží při střelbě za pohybu. Dnes je laserový gyroskop používán u některých moderních civilních letadel. g je tzv. tíhové zrychlení, platí přibližně g — 9,81 m .s-1. 182 183 Další oblast vojenských aplikací je založena na využití mohutného výkonu záření z laserů. Vyjděme z poznatku, že již poměrně malé výkony několika miliwattů kontinuálního výkonu mohou způsobovat trvalé poškození oční sítnice. Nebezpečí poškození oka je o to větší, že některé druhy záření (především záření z viditelné oblasti spektra) jsou oční čočkou fokusovány a hustota energie záření dopadajícího na sítnici je větší než v samotném laserovém svazku. Trvalé poškození oka může způsobit již středně velký výkon, jakého je schopna laserová puška. S ní je možno protivníka dočasně anebo trvale oslepit, zapálit mu oděv a způsobit povrchové popáleniny. Zdrojem zářivé energie v laserové pušce bývá nejčastěji laser buzený výbojkou, resp. chemickým palivem, při jehož hoření se uvolňuje energie potřebná k provozu laseru. Laserová puška je zbraň poněkud starší, a není proto vyloučeno, že se s jejím použitím již nepočítá. V poslední době se poměrně často hovoří o tzv. laserových kosmických zbraních, které by se měly stát páteří protiraketové ochrany. Ještě před několika lety se podobné úvahy i mezi laserovými odborníky hodnotily jako málo pravděpodobné. Uvážíme-li, že k propálení pláště rakety je zapotřebí hustota energie kolem 2 . 103 J . cm~2 a vezmeme v úvahu energetickou účinnost laserů, zdálo se prakticky nemožné realizovat podobná zařízení na oběžné dráze v rozumných dimenzích. Do výzkumu však byly vloženy obrovské prostředky, a tak je dnes stavba podobných systémů reálná. Souběžně se hodnotí možnost použití několika typů laserů. Jisté šance má elektroionizační C02-laser, zvažuje se použití laseru s volnými elektrony a velké naděje se vkládají do chemických laserů. Zatímco prvé dva typy vyžadují k buzení velký výkon elektrické energie, nabízí se u chemických laserů možnost použití chemického paliva. Pro provoz chemického laseru je třeba přivést do kontaktu reagující složky a účinně odčerpávat vznikající produkty. V pozemských laboratořích se to provádí odsáváním do prostorných evakuovaných tanků. V kosmickém prostoru je k dispozici dostatečně vysoké vakuum v neomezeném množství. Aby se chemický laser nechoval jako raketový motor, je třeba výsledný reaktivní tah vyvést do protilehlých směrů. Předpokládaný tvar zařízení je na obr. 119. Laserové zařízení by mělo ničit balistické rakety nebo kosmické objekty na vzdálenosti řádově tisíců kilometrů. Letí-li objekt prvou kosmickou rychlostí a laserový impuls je odpálen kolmo ke směru pohybu, pak stačí cíl uletět zhruba 26 m, než je zářením zasažen. Raketa nemá čas na jakékoliv manévrování, protože doba „letu" impulsu záření činí zhruba kolem 3 milisekund. V pozemních podmínkách se také počítá s použitím výkonových laserů proti letadlům. Bylo demonstrováno zničení letounu z pozemního laseru, právě tak jako 184 Obr. 119. Předpokládaný tvar družice s chemickým laserem o výkonu ~25 MW, zaměřovacím segmentovým zrcadlem o průměru 15 m a předpokládané hmotnosti 100 tun: LR ■—• laserové reaktanty, LQ — laserový generátor, ZT ■— zaměřovači teleskop, V S — zařízení pro vyhledávání a sledování cílů, KA — komunikační anténa, PO — pohon a orientace, P — průzkum, SB — sluneční baterie z laseru umístěného na jiném letadle. Zde může být navíc využit samofokusační efekt atmosféry. Při přesném dávkování hustoty energie záření by se v atmosféře v důsledku nelineárního působení záření vytvořil „kanál" s větším indexem lomu, který by pracoval jako světlovod fokusující záření. Pokud by nebyla překročena mez průrazu atmosféry elektrickým polem, byl by cíl zasažen s větší hustotou energie, než jakou poskytuje divergující svazek. Pro obranu proti samonaváděcím raketám není tak gigantických energií zapotřebí, neboť „oslepení" infračerveného detektoru rakety nebo vyvolaná porucha citlivé elektronické aparatury rakety způsobí ztrátu orientace, v jejímž důsledku raketa nezasáhne předpokládaný cíl. Uvažuje se o možnosti použití laserů s kontinuálním provozem. Zařazení zbraní tohoto typu do operačního stavu se předpokládá do roku 2 000. Zvláštní místo zaujímají projekty laserů emitujících rentgenové záření, tzv. X-lasery. Jsou zkoušeny při podzemních jaderných explozích, protože k buzení se využívá intenzivního ionizujícího záření vznikajícího při jaderném výbuchu. Samotný laser je vlastně svazek kovových tyčí nebo drátů, v nichž je vzbuzena inverzní populace na rentgenových přechodech. Intenzívním rentgenovým zářením z X-laserů umístěných v kosmu by byla ničena naváděcí elektronika raket. Nebezpečí umísťování vojen- 185 skýeh laserů v kosmickém prostoru má kromě obecně známých důsledků také ekologický dopad. Pokud by se měla vytvořit dostatečně účinná protiraketová clona, bylo by nutno na oběžnou dráhu dopravit značnou hmotnost. Tím by byla vážně ohrožována ozónová vrstva chránící život na Zemi před intenzívním ultrafialovým a kosmickým zářením. Použití laserů v armádě může mít i zcela jiný charakter. Pro cvičnou střelbu byly vyvinuty laserové simulátory, používané při taktických cvičeních pro simulaci ostré střelby. Každé vojenské cvičení vyžaduje značné finanční prostředky, a proto je výhodné používat systémy, které s malými náklady dovolují napodobit např. skutečnou střelbu. Místo střely směřuje na cíl laserový paprsek. Protože se šíří přímočaře a rychlostí světla, musí korekci na balistickou dráhu a rychlost střely provést mikropočítač. Zásah je zjišťován sadou detektorů a zvuková kulisa z magnetofonového pásku může vytvořit dokonalou iluzi střelby. Simulace střelby byla natolik zdokonalena, že se jí používá i u pěchotních zbraní. Zdrojem záření bývají polovodičové lasery umístěné na hlavních zbraní a cílem je opět detektor. Navíc záření každého druhu zbraně je charakteristicky impulsně kódově modulováno, a proto z pěchotní zbraně nelze „zlikvidovat" tank, kdežto simulovanou střelou z protitankového děla s „příslušnou municí" ano. Protože svazek je v důsledku divergence na větší vzdálenosti rozptýlen, je možno z velikosti detekovaného signálu simulovat i dostřel zbraně, přesnost zásahu apod. Jak je patrno, jsou vojenské aplikace laserové techniky velmi mnohotvárné a podléhají neustálému vývoji. Podle zveřejněných nákladů na výzkum byly největší prostředky vloženy do dálko-měrů a značkovačů, velký zájem je o optický gyroskop a v poslední době o projekty laserových zbraní v kosmu. 7.4 LASEROVÁ FOTOCHEMIE Chemické reakce jsou procesy, které jsou obvykle zahájeny roztržením chemické vazby, k čemuž je u stabilních sloučenin nutno reagujícímu systému dodat energii. Tu část energie molekuly, k jejímž změnám v průběhu chemické reakce dochází, můžeme vyjádřit jako součet energetických příspěvků E = Ee + Ev + ET + Et, (77) kde Ee je energie elektronová, Ev energie vibračního, ET rotačního a Et translačního pohybu molekuly. Obvykle platí, že Ee > Ev > ET > E%. Molekuly si při vzájemných srážkách vyměňují energii, přičemž může docházet k transformaci energie z kvantovaných forem {Ee, Ey a ET) na nekvantovanou energii translačního pohybu (proces se nazývá termalizace), ale i k transformaci opačné, z translační na kvantované formy energie. Tento druhý proces se výrazněji uplatní u silně zahřátých systémů. Při velké četnosti srážek a pomalém přísunu energie dochází v soustavě molekul k rozdělení energie podle Maxwellovy—Boltzmannovy distribuce (srov. rovnici 6). S růstem energie získává stále větší počet molekul v soustavě energii potřebnou k zahájení reakce. Minimální potřebná energie se nazývá energie aktivační (označuje se En) a její vztah k rychlostní konstantě k reakce popisuje výraz k = K exp [—EJBT], . (78) kde K a, R jsou konstanty a T termodynamická teplota. Z rovnice (78) je patrno, že vyžadují-li reagující molekuly větší aktivační energii, je nutno systému dodat větší tepelnou energii, nemá-li se rychlost reakce zmenšit. Vztah reakční rychlosti k teplotě jako nezávislé veličině určuje Arrheniova rovnice, kterou je možno získat logaritmováním rovnice (78): log {klK) = AjT, (79) kde A je konstanta. Představu o průběhu reakce typu A + B = C + D přináší obr. 120. Považujeme-li horizontální osu za reakční koordinátu (A+Bf Obr. 120. Energetické schéma průběhu exotermní reakce A + BC + D; £?a — aktivační energie popisující průběh reakce ve směru zleva doprava, je patrné, že reaktanty A-f B musí získat aktivační energii E&, aby vytvořily aktivovaný komplex (A + B)* na vrcholu potenciálové bariéry, která brání samovolnému spuštění reakce. Za potenciálovou bariérou se vytvářejí stabilní produkty. Je-li jejich energie menší než energie reaktantů, hovoříme o exotermní reakci, je-li větší, o reakci endotermní. Pro iniciaci reakce je však rozhodující aktivační energie Ea, kterou je soustavě reaktantů zapotřebí dodat. V klasické chemii se to provádí nejčastěji dodáním tepla, u fotochemických reakcí excitací molekul do vzbuzených stavů. Laserofá iniciace chemických reakcí využívá mechanismu fotochemických reakcí. V klasické fofochemii se k excitaci elektrono- 186 187 vých stavů využívá zářivé energie výbojek, které produkují širokopásmová spektra. Při takové excitaci dochází k současnému vzbuzení většího počtu hladin, přičemž monochromatizace záření vede ke značnému zeslabení jeho intenzity. Naproti tomu je základní vlastností laserového zdroje jeho vysoká monochroma-tičnost vedoucí k ovlivnění jediného, přesně určeného energetického přechodu, a k selektivní excitaci jediné vzbuzené hladiny. Jedna z možností iniciačního kroku je zobrazena na obr. 121. Molekula je excitována do vyššího elektronového stavu. Pokud má Obr. 121. Iniciace fotochemické reakce predisociací přes Rydber-gův stav; r je vzdálenost atomů A,B tento stav velkou pravděpodobnost přechodu z vazebného stabilního do nestabilního Rydbergova stavu, dojde k rozpadu molekuly a ke vzniku radikálů. Po tomto prvém kroku se další průběh řídí zákony termodynamiky, které mohou poněkud zkomplikovat selektivitu laserem zahájeného procesu. Je proto výhodné, pro-běhhe-li reakce velmi rychle, rychleji než probíhají relaxační procesy vedoucí ke vzbuzení jiných než buzených hladin. Excitace může proběhnout bud jednofotonově, anebo vícefotonově za využití velké hustoty záření emitovaného impulsními lasery. Při použití laserů je zapotřebí vzít v úvahu ekonomiku procesu. Chemická výroba je provozně poměrně levná, a proto použití drahých laserů (často i s drahým provozem) může učinit proces ekonomicky nevýhodným. Proto lasery mají naději na využití spíše při výrobě drahých chemikálií v maloobjemových šaržích (léků, výrobků pro parfumerii), anebo k iniciaci řetězových reakcí* * Řetězové reakce jsou zahájeny tvorbou radikálů, které postupně vytvářejí další a další radikály (nejčastěji v uzavřených cyklech) až do vyčerpání reaktantů a zastavení reakce. Řetězové reakce mohou, ale nemusí mít charakter explozí. V průmyslovém měřítku bylo využito laseru k přípravě vinylchloridu sledem reakcí, přičemž prvý krok představuje tvorba radikálu C1CH2—CHj z 1,2-dichlorethanu působením záření exoimerového (KrF) laseru s vlnovou délkou 247 nm: hv C1CH2—CH2C1 — A = 247nm Cl' + C1CH2—CH2C1 -» C1CH2—CHCI" -» C1CH2—CH' + Cľ -» C1CH2—CHj + Cl' C1CH2—CHCI' + HC1 H2C=CHC1 + Cl' H2C=CHC1 + HC1 iniciace, propagace, terminace. Uvedené schéma je typickým příkladem řetězové reakce iniciované laserovým zářením. Zatímco klasická výroba vinylchloridu touto cestou vyžaduje použití katalyzátoru a vysokých teplot (asi 500 °C) s výtěžky kolem 50 až 60 % (současně vzniká i řada dalších produktů nežádoucí struktury), vyžaduje laserová iniciace jen asi 200 °C a vede k vinylchloridu s výtěžkem 80 % a naprostým minimem vedlejších produktů (kolem 0,1 %). Laserová technologie je tedy výhodnější a levnější. K iniciaci postačí excimerový laser s opakovací frekvencí 100 impulsů za sekundu, z nichž každý nese energii záření několika joulů. K iniciacím chemických reakcí, jejichž prvým stupněm je excitace vyšších elektronových stavů, se používá laserů emitujících viditelné a ultrafialové záření. Očekává se uplatnění excimerových laserů s poměrně velkým pulsním výkonem, dále laserů barvivových a některých jiných (výkonový argonový, dusíkový), někdy i na vyšších harmonických frekvencí cích. Možnost používat zdroje impulsů o délce mikrosekund až desítek femtosekund posunuje vpřed nejen samotnou fotochemii, ale i diagnostiku krátkodobě žijících částic. Použití laserů umožňuje v reálném čase sledovat meziprodukty, jejich excitované stavy a relaxační doby až do časového rozlišení v řádu 10-12 s. Novou oblast fotochemie otevřely lasery emitující infračervené záření. Energie fotonu infračerveného záření je mnohonásobně menší než aktivační energie průměrné reakce a postačí pouze k excitaci vibračních stavů molekul. V počáteční éře infračervené fotochemie byly v její možnosti vkládány přehnaně velké naděje. Uvažovalo se o možnosti „lokálního ohřevu" jediné molekuly v místech jejích různých vazeb, který by mohl vést k chemické reakci v místě excitace. Myšlenka je velmi prostá: postačí dodat jedné chemické vazbě dostatek energie bez podstatného ovlivnění ostatních vazeb v molekule. Za ohřev bylo považováno zvětšení vibrační energie přechodem do excitovaného stavu na určitém, lokalizovaném vibračním modu. U dvouatomové molekuly lze rozložení vibrační energie znázornit způsobem uvedeným na obr. 122. V modelu harmonického 188 189 oscilátoru je možno předpokládat vzbuzení molekul postupnou absorpcí několika rezonančních fotonů (v modelu harmonického oscilátoru jsou hladiny rozděleny pravidelně, energetické rozdíly mezi nimi jsou stejné) až do úrovně disociačního limitu. Ve skutečnosti však vibrace molekul harmonické nejsou a v anharmo- /3 l\ —Á Q) b) Obr. 122. Potenciálové křivky modelu: a) harmonického oscilátoru, b) anharmonického oscilátoru (anharmoničnost zabraňuje přímému pohlcení druhého fotonu) nickém modelu reálných molekul se hladiny směrem k větším hodnotám energie „zhušťují". Největší pravděpodobnost má přechod ze silně obsazeného základního do prvého excitovaného stavu. Popsané schéma platí striktně jen pro dvouatomové molekuly, problémy polyatomových molekul jsou složitější, i když v podstatě podobné (rostou dimenze problému). Reálné, anharmonicky vibrující molekuly tedy mohou bez problému pohltit jediný foton. Protože však k dosažení disociačního limitu je třeba molekulu dostat do značně vysokého vibračního stavu (u SF6 je disociačního limitu dosaženo na vibrační hladině zhruba n x 36), musí se vibrační energie určitým způsobem akumulovat. 3-©- 2- 1- + . AEkir M (v=3)+ M (v - 1) — M (v- 4) + M (v = 0) + aEkío Obr. 123. Přenos vibrační energie mezi molekulami 190 Buzení do vyšších vibračních stavů, vedoucí k vyvolání chemické reakce, je možno vysvětlit pomocí relaxačních přenosů energie. Setkají-li se dvě vibračně excitované molekuly, jedna na nižší a druhá na vyšší energetické úrovni, dochází díky anharmonič-nosti vibrací \ke zdánlivě absurdnímu jevu, při němž energií bohatší molekula přijme vibrační energii od molekuly energií chudší. Při tomto^procesu znázorněném na obr. 123 se ještě zbylá část energie z vibračního kvanta přemění na energii translačního pohybu. Při opačném procesu by bylo naopak nutno část energie dodat. Opakovaným procesem může dojít ke „šplhání molekul po žebříku vibračních stavů" až k disociačnímu limitu. Do procesu však silně zasahuje energie tepelného pohybu. Je to patrné např. z výsledků měření absorpce molekuly SF6 (nejčastěji studovaný absorbér infračerveného záření z C02-laseru) znázorněného na obr. 124. Při interakci molekul SF6 se zářením C02-laseru -34 32 30 28 26 24 22 20 18 16 14 12 Obr. 124. Absorpční spektrum SF6 : S ■— klasické měření ve spektrometru, L — diskrétní měíení pomocí jednotlivých čar COj-laseru (křivka proložená jednotlivými body) dochází při zvětšování výkonu laseru k posunu absorpčního maxima k větším vlnovým délkám. Posun polohy maxima (tzv. rudý posuv) souvisí s tím, že se stává pravděpodobnější jednofoto-nová absorpce z vyšších hladin než ze základní hladiny (tzv. absorpce na horkých pásech). Absorpcí a relaxací vibrační energie na translaění (tzv. V-T relaxace) dochází ke zvyšování populace nízkoležících hladin, odkud startuje absorpce a V-V (vibraěně-vib-raění) přenos energie až do disociace. Procesu excitace napomáhá zvětšování počtu energetických hladin (rotačně-vibračních) s růstem energie molekul. Tak např. pro SF6 připadá u 3 000 cm-1 (kolem 6 . 10"20 J) asi 1 000 hladin na 1 cm-1, to znamená, že po absorpci 3 fotonů z C02-laseru (vlnočet zhruba 1 000 cm-1) se silně zvětšuje pravděpodobnost další absorpce na některou z četně zastoupených hladin. Hovoříme zde o kvazikontinuu energetických hladin. 191 Naopak některé víceatomové molekuly, u kterých jsou i dolní energetické hladiny relativně husté, podléhají velmi rychlé intramolekulární relaxaci (přerozdělení energie uvnitř molekuly bez vnějšího vlivu, např. srážek, a beze změny energie translace). Energie pak rychle přechází z absorpcí excitované hladiny na nižší energetické hladiny, a uvolňuje se tak hladina pro absorpci dalšího fotonu. Vnitřní energie molekuly tak může narůstat rychleji než tepelná energie soustavy. Velké naděje vkládané do selektivního vibračního „ohřátí" molekul, a tím do řízení průběhu jejich reaktivity, jsou bohužel omezovány relaxačními procesy. Tyto procesy se ukázaly jako velký konkurent, kterým je proces selektivní excitace termalizován (uváděn do stavu termodynamické rovnováhy). V některých případech se však podařilo dosáhnout odchylek od tepelného procesu. Klasická práce tohoto typu je věnována demethylaci methylbromboranů bromovodíkem: a) B(CH3)3 + HBr b) B(CH3)2Br -f HBr c) BCH3Br2 + HBr R(12) 10 um P(28) 9 um R(12) i P(28) -->- B(CH3)2Br + CH4 (970 cm-1, 180 °C), BCH3Br2 + CH4 (1 039 cm-i, 250 °C), BBr3 + CH4 (970/1 039 cm"1, 450 °C). Údaje nad šipkami uvádějí iniciační laserové přechody, v závori kách za rovnicemi je uveden vlnočet laserového záření a minimální teplota, při níž příslušné reakce probíhají termálně. Ozáří-li se však zářením na čáře R(12) směs B(CH3)2Br, BCH3Br2 a bromo-vodíku, proběhne výlučně reakce c. Kdyby byla reakce iniciována teplem, musela by přednostně proběhnout reakce b, která má nižší iniciační teplotu. Protože však probíhá reakce c s vyšší iniciační teplotou, je jediným vysvětlením reakce vyvolaná selektivní excitací BCH3Br2. To znamená, že se uplatnila selektivita působení laserového záření i v podmínkách kontinuálního buzení. Tento selektivní mechanismus je spíše výjimkou a pomocí kontinuálních laserů se převážně provádí jednoduchá simulace vysokoteplotních reakcí. Na rozdíl od klasických tepelných pyrolýz, při nichž se uplatňuje vliv horké stěny reaktoru, není tomuto faktoru u laserových pyrolýz zapotřebí věnovat pozornost. Laserových excitací se nejčastěji používá k iniciacím reakcí v plynech, jsou však známy i případy aplikací laserů na reakce heterogenně katalyzované. V těchto případech dochází k ovlivnění chodu reakcí fotoaktivací reaktantů na površích katalyzátorů. Se zcela novým způsobem iniciace chemických reakcí se setkáme při použití impulsního C02-laseru. V impulsu z TEA C02-laseru s energií kolem 1 J trvajícím zhruba 10-7 sekundy je hustota fotonů asi o 7 řádů větší než ve svazku kontinuálního C02-laseru. V tomto případě je excitace založena na zcela odlišném fyzikálním principu, než který byl popisován v předcházejících odstavcích, na tzv. multifotonové absorpci a excitaci. Při tomto procesu jediná molekula současně pohltí několik desítek až stovek fotonů a disociuje ještě dříve, než se srazí s další molekulou. Proces je samozřejmě vysoce selektivní a je jen nepatrně ovlivněn relaxačními procesy. Mechanismus multifotonové absorpce může být vysvětlen pomocí schématu uvedeného na obr. 125. Díky velké hustot Disociace Kvazikontinuum Diskrétni hladiny Obr. 125. Energetické schéma molekuly a princip multifotonové absorpce a disociace fotonů se zvětší pravděpodobnost yícefotonové absorpce, s její-pomocí je překonána oblast řídce rozložených hladin nad základž ním stavem. Tak se dostaneme do oblasti kvazikontinua, kdy téměř každý foton je rezonanční a je absorbován (na některém rotačně-vibraěním modu molekuly). Z kvazikontinua již pokračuje absorpce až do oblasti disociace. Proces lze zjednodušeně přirovnat k prudkému „nafouknutí" molekuly energií, po němž následuje rozpad ne vždy shodný s rozpadem iniciovaným tepelně. Metoda přináší více výhod než excitace s kontinuálním laserem. Její význam spočívá především v možnosti rychlého rozkladu molekul bez ohřevu okolí. Hodí se např. k čištění směsí sloučenin, při němž jsou nežádoucí složky selektivně rozkládány, ale především k separaci izotopů, jak bude uvedeno v následujícím odstavci. Laserů bylo použito k iniciacím reakcí molekul izolovaných ve zmrazených maticích. Tyto matice se připravují prudkým ochlazením plynné směsi reaktantů a některého z inertních plynů až na teplotu kapalného helia. Molekuly reaktantů uzavřené a izolované v matici tvořené molekulami inertního plynu mohou po ozáření 192 193 podlehnout chemické reakci. Při těchto experimentech je zapotřebí uvážit možnost uplatnění tepelných efektů, které působí vytékání reaktantu z matice. Jak se zdá, nalezne metoda laserové iniciace chemických reakcí široké pole působnosti v oblasti chemické kinetiky a při detailním studiu mechanismů reakcí. Ačkoliv lasery dosud nepřinesly zvrat v laboratorní chemii, vyvolaly v život studium problémů dříve pro chemii nezajímavých a obtížně zpracovatelných. 7.5 LASEROVÁ SEPARACE IZOTOPŮ Atomy se stejným atomovým číslem, ale s rozdílným číslem nukleonovým, se nazývají izotopy. Protože se od sebe liší jen rozdílným počtem neutronů v jádře, jsou mnohé fyzikální vlastnosti izotopů stejné, anebo jen nepatrně odlišné. Současná věda a technika jeví'o izotopy velký zájem. Uranu 235U se užívá jako paliva v jaderných reaktorech, uhlík 14C slouží v archeologii k datování, jod 129J v medicíně pro diagnostické účely, o izotopy biogenních prvků (13C, 15N a 180) projevují zájem biologové apod. Izotopy se proto vydělují z přírodních směsí procesem označovaným jako obohacování. Jeho kvalita se hodnotí pomocí tzv. obohacovacího faktoru /3, definovaného vztahem č =[z'/(l-*')]/[*/(!-*)], (80) kde x a x' jsou molární zlomky izotopu ve směsi před a po obo- 0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 110 120 130 140 N —► Počet neutronů Obr. 126. Posun elektronového spektra izotopů v závislosti na počtu neutronů v jádře V současné době existuje řada postupů, při nichž se k separaci izotopů využívá záření laserů; pracují bud na úrovni atomů, nebo molekul. Při separacích atomárních se nejčastěji využívá rozdílů v elektronových spektrech izotopů (obr. 126). Laserovým zářením se selektivně excituje jeden z izotopů a vyvolá se změna, která dovolí izotopy ze směsi izolovat. Nejčastěji se používá excitace vedoucí k ionizaci. Přímá ionizace by vyžadovala značnou energii fotonů (až 10 eV, což odpovídá fotonům z ultrafialové oblasti Ionizace b) Obr. 127. Energetické,schéma dvoustupňové ionizace: a) kombinací nestejných fotonů, b) kombinací stejných fotonů spektra, A — 120 nm). Proto se častěji provádí ionizace dvoustupňové (obr. 127). V prvém kroku sé\absorpčním procesem selektivně excituje elektronová hladina žádaného izotopu, a z ní po absorpci dalšího fotonu se atom (odtržením elektronu) přivede k ionizaci. Separace se nejčastěji provádí v atomárním svazku, v němž prakticky nedochází k vzájemným srážkám atomů. LS D i. Z MS Obr. 128. Zjednodušené experimentální schéma 1 separace izotopů při dvoustupňové fotoionizaci: LS —■ laserový svazek, MS ■—• molekulární svazek, D — dělič, Z — zrcadlo, S •— separátor Ionizovaný izotop se od neutrálních částic oddělí v elektrickém poli (obr. 128). Lasery používané pro tento druh separace jsou nejčastěji barvivové a proces dvoufotonové absorpce může být jedno- i dvoufrekvenční. Metoda byla např. použita k separaci izotopů 6Li, *°Ca, 80Rb apod. Při separaci 235U byl pro prvou excitaci užit xenónový laser (A = 378,1 nm), pro ionizaci kryptonový laser (A = 350,7, resp. 350,4 nm). Excitace se provádí uvnitř 194 195 r rezonátoru laseru, kde je hustota záření mnohem větší než na výstupu. Faktor obohacení pro 235U činil v tomto experimentu j8 = 84. K separaci izotopů byl také uplatněn proces dvoustupňové disociace (obr. 129). Hodí se spíše pro separaci izotopů lehkých Disociace Obr. 129. Energetická schémata fotodisociačních procesů: a) přímá jednofotonová disociace, 6) dvoustupňová disociace (fotony z viditelné oblasti), c) dvoustupňová disociace se selektivní absorpcí fotonu infračerveného záření atomů (10B, 13N, 3SC1) při iniciovaných rozpadech jednoduchých molekul. Faktor obohacení v tomto případě dosahuje hodnot /? = 6. Zajímavý způsob obohacení byl použit u barya 137Ba. Využila se možnost předávání hybnosti fotonu při absorpci, v • důsledku čehož je absorbující atom vychylován ze své dráhy. Velikost hybnosti p = A/A (h je Planckova konstanta, X vlnová délka záření) je však nepatrná, takže teprve opakovaná, postupná absorpce asi 200 fotonů může způsobit účinné vychýlení z dráhy, použitelné pro separaci. Při této metodě se využívá excitace hladin s velmi krátkou dobou života pro zvýšení četnosti absorpčních kroků při průletu atomu excitační zónou. Obohacovací faktor pro i3-»Ba je /S = 13. Zatímco se izotopový efekt u atomů projeví jen malými rozdíly vlastností, u molekul se uplatní výrazněji, a to posuny čar vibračních a rotačních přechodů. Pro separaci izotopů na úrovni molekul se ukázaly vhodné především procesy multifotonové disociace, které následují po multifotonové absorpci záření impulsních laserů. K rozpadu excitovaných molekul dochází v čase kratším, než dojde ke srážce s jinou molekulou. Izotopová selektivita je zaručena prvým krokem procesu, tj. rezonanční absorpcí prvého fotonu. Princip byl ověřen na molekule SF6, která se rozpadá zářením z impulsního C02-laseru s energií v impulsu 2 J. Použije-li se záření s vlnočtem 947,6 cm-1, proběhne v přítomnosti vodíku reakce, zapsaná formálně rovnicí SF6 + H2 SF4 2HF. Produktem reakce je stabilní SF4. Po iniciaci 2 000 impulsy došlo k obohacení 34SF6 s faktorem /S = 2 800. K disociaci je zapotřebí, abv molekula pohltila najednou alespoň 30 fotonů. Multifotonová absorpce a disociace byla využita i k separaci řady dalších izotopů. Přestože proces probíhá nespojitě, tj. k reakci dochází jen v době emise laseru, doznala již metoda na něm založená komerčního uplatnění. Efektivnost metody je značně velká, jak bylo ukázáno v případě 34SF6. Dokonce i při separaci izotopů tak těžkého atomu, jako je osmium, dosahuje faktor obohacení hodnoty /9 = 70. V polovině sedmdesátých let se objevila řada prací zabývajících se vývojem laserů pro oblast 16 pim. Jejich vývoj zřejmě souvisel s představou o separaci izotopů uranu na bázi UFô. Zvládnutí tohoto procesu však není jednoduché, vzhledem k malému rozlišení pásů obou izotopomerů (tj. 23SUF6, 235UF6) v infračerveném spektru 19G Obr. 130. Infračervené spektrum TJFe v oblapti 620 cm"1 při 300 K a 50 K pro "5UF6 a «8UF« (obr. 130). K zúžení spektrálních čar za účelem lepšího rozlišení bylo použito expanze UF6 z trysky a některých dalších postupů. Jedna z velmi zajímavých metod separace izotopů využívá možnosti disociace molekuly komplexu bis(perfluorpentandionátu) uranylu s koordinovaným tetrahydrofuranem. Molekula absorbuje na přechodu odpovídajícím valenční vibraci U02, který leží v oblasti emise C02-laseru. Rychlou intramolekulární relaxací je absorbovaná energie přesunuta na jiné vibrační mody, především však na mod s nejmenší vazební energií, který je lokalizován do koordinační vazby mezi atomem uranu a kyslíkem tetrahydro-furanu. Při excitaci dojde v tomto místě k disociaci, tetrahydro-furan je odtržen a koordinační sloučenina se rozpadne. Tím se sníží těkavost chelátu, který se vyloučí na stěnách reaktoru. Tato metoda je pozoruhodná tím, že je izotopově selektivní, ač k její iniciaci bylo použito kontinuálního laseru. 197 Laserové ozařování směsi izotopomerů bylo aplikováno i při řízené difúzi průzračnou a průlinčitou přepážkou. S využitím tohoto principu (při němž rezonanční absorpci podléhá jen jeden izotopomer) byl obohacen 10BC13 s faktorem obohacení ^ = 1,23. Z dalších metod je třeba uvést např. selektivní odpařování molekul z ochlazených matic inertních plynů. Při selektivní absorpci molekul jednoho z izotopomerů dojde po termalizaci absorbované energie k vytržení absorbujících molekul z matice. Faktor obohacení pro nBCl3 při ozařování svazkem C02-laseru (záření s vlnočtem 927 cm-1) při hustotě výkonu menší než 1 W/cm2 je /? = 2,7. Největšímu zájmu a současně i největšímu utajení se samozřejmě těší problematika separace izotopu uranu Z35U. Množství 235TJ vyrobeného v nesocialistických státech v roce 1980 separační-mi procesy dosáhlo 30 tisíc tun; do roku 1985 vzrostla výroba na 40 tisíc tun a do roku 1990 má vzrůst na zhruba 54 až 79 tisíc tun. Náklady na separaci jsou vysoké a používané klasické postupy i energeticky náročné (separace jednoho kilogramu 235U si žádá zhruba 2 400kWh). Proto jsou stále hledány cesty vedoucí ke snížení pracnosti a náročnosti procesu separace. Propočty ukazují, že např. metoda laserové dvoufotonové ionizace by vedla ke snížení výrobních nákladů na přípravu kilogramu uranu 235U z 600 na zhruba 100 dolarů. V nižší ceně jsou samozřejmě i úspory za investice do laserového separačního procesu, které by také byly menší. Navíc dovoluje laserová separace využít materiál z vyhořelých palivových článků, což by vedlo k lepšímu využití jaderného paliva. Projekty na průmyslovou separaci uranu laserovými metodami jsou již ověřeny a s uvedením do chodu se počítá zhruba na konci osmdesátých let. 8. ZÁVĚREM V závěrečné kapitole bychom se rádi se čtenáři podělili o přehled možností, jež lasery nabízejí a které činí právě z laserů objekty mimořádné pozornosti. Podíváme se na otázku výkonů a energií záření emitovaného lasery, zamyslíme se nad generací ultrakrátkých impulsů, znovu zhodnotíme frekvenční stabilitu laserů, probereme extrémně úzkou spektrální šířku čáry laseru a zmíníme se o citlivosti laserové analýzy dovolující detekci jediného atomu. 8.1 VÝKON A ENERGIE Mnohé laserové systémy jsou schopny emitovat záření s velikou hustotou energie. Všimněme si nejprve kontinuálních laserů. Největšího publikovaného výkonu — asi 400 kW — bylo dosaženo u expanzního C02-laseru.* Energie jednoho fotonu záření C02-lase-ru je asi 2 . 10-20 J, to znamená, že tento laser vyzáří každou sekundu zhruba 2 . 1025 fotonů. Za předpokladu, že výstupní svazek má průměr kolem 10 cm, dosahuje hustota počtu fotonů ve svazku hodnoty 8,5 .1012 cm-3. To je o sedm řádů menší hustota, než je hustota počtu molekul v plynu při atmosférickém tlaku. Mnohem větší hustoty počtu fotonů bylo dosaženo v záření z impulsních laserů, především z těch, o nichž se uvažuje jako o zdrojích pro termojaderné experimenty. Již dnes pracuje systém s výstupní energií 10 k J v impulsu trvajícím 10~9 s. Jde o C02-laser buzený elektronovým svazkem. V jediném impulsu je neseno 5 . 1023 fotonů. Záření je však soustředěno v časovém úseku jedné nanosekundy a tak krátký impuls je protažen po délce asi 30 cm. Bude-li jeho průměr (teoreticky) 10 cm, dosáhne hustota počtu fotonů hodnoty 2 . 1020 cm-3, což je již desetkrát více, než je hustota počtu molekul v plynu za atmosférického tlaku. Při interakci molekulárního prostředí se zářením tohoto impulsního laseru by byly molekuly „rozpuštěny" v nadbytku fotonů. Hrubý odhad meze ionizačního průrazu záření s vlnovou délkou 10 fxm je asi 1 GW/cm2. Impuls s energií 10 kJ o délce 1 ns má' špičkový výkon kolem 1013 W, neboli 10 TW! Kdybychom tuto * Pro vojenské účely byl již realizován chemický laser s kontinuálním výkonem přes 2 MW. 198 199 energii chtěli přenést prostorem beze ztrát ionizačním průrazem, museli bychom průměr svazku zvětšit asi na 1 m2. Pro kratší vlnové délky je situace poněkud příznivější, protože účinnost přenosu zářivé energie na ionty přítomné v prostředí je nepřímo úměrná druhé mocnině frekvence záření. Přenos velikých zářivých výkonů je proto možný jen ve vysokém vakuu. S tímto omezením je zapotřebí počítat ve všech případech, kdy pracujeme s lasery o velkém špičkovém výkonu. Proto např. koncové stupně kaskádových zesilovačů laserového záření, projektované pro iniciaci termojaderné reakce, mívají velké průměry aktivního prostředí. Při velké hustotě zářivé energie se již uplatňuje nelineární závislost mezi polarizovatelností a susceptibi-litou prostředí, a ta se projeví zvětšením indexu lomu v místě velké intenzity záření, obvykle ve středu svazku. Důsledkem je samofokusace svazku do úzkých kanálků, v nichž ohromná hustota energie již může způsobit dielektrický průraz. Těmito podmínkami je vlastně limitován výkon laseru, jehož záření se má šířit atmosférou nebo transparentním prostředím. 8.2 DÉLKA IMPULSU Doba, po níž zdroj vyzařuje elektromagnetické vlnění, nemůže být neomezeně krátká. Např. perioda mikrovlnného záření o vlnové délce 1 cm (tj. s frekvencí zhruba 3 . 1010 Hz) činí 33 ps. Pokud má zůstat zachován charakter vlnového procesu, uvažuje se alespoň o deseti sinusových kmitech. Mikrovlnný impuls o délce 330 ps se však dosud nepodařilo generovat. Naproti tomu se podařilo generovat impuls záření o délce 30. 10~15s s vlnovou délkou 600 nm. Tento femtosekundový impuls sestává asi z patnácti kmitů elektromagnetického pole. U laserového impulsu se tedy dostáváme k limitu, při němž je zapotřebí uvažovat o tom, co je ještě vlnový proces. Ačkoliv energie takového impulsu nebývá velká, prostorová hustota fotonů v něm je obrovská. Krátkých a ultrakrátkých impulsů je možno výhodně využít ke sledování dynamiky dějů, jejichž doba trvání je srovnatelná SS < Obr. 131. Princip měření s pikosekundovým rozlišením: S S — saturační svazek, TS —■ testovací svazek, Š ■— štěrbina spektrometru, S — stínítko s délkou impulsu, nebo větší. K účelům této tzv. „časově rozlišené" spektroskopie byly vypracovány originální experimentální postupy, při nichž se využívá vzájemného ovlivnění dvou časově a prostorově posunutých impulsů. Schéma měření na obr. 131 je variantou saturační anebo spíše dvoufotonové spektroskopie. Jedním z impulsů se ve sledovaném systému vyvolá změna a pomocí druhého, časově zpožděného impulsu, se měří vyvolaný jev (stav). Metoda otevírá možnosti sledování relaxací kmitů v krystalové mřížce, procesů excitace a relaxace elektronových stavů v pevné fázi, chování roztoků a kapalin apod. V chemii a biologii se používá ke studiu velmi rychlých reakcí. Zvláště významné jsou informace pro biochemii a biologii, kde s dobou trvám velmi krátkých impulsů korespondují rychlosti průběhu fotosyntézy, a snad i přenosy informace v nukleových kyselinách. Jak se zdá, je s pomocí laserů možno sledovat mimořádně rychlé procesy, které nelze zachytit žádnou jinou experimentální technikou. 8.3 STABILITA FREKVENCE Lasery samy o sobě představují snad nejmonochromatičtější zdroj záření. Jak již bylo uvedeno v kap. 6, dají se lasery ještě frekvenčně stabilizovat. Pomocí saturační absorpce na čáře P(7) přechodu v3 methanu bylo dosaženo takové stability He-Ne laseru na čáře s vlnovou délkou X = 3,39 [xm, že frekvence laseru kolísá pásmu ±0,5 s_1. To znamená, že přesnost určení frekvence při takové stabilizaci reprezentuje plných Jedním z důsledků je, že se podařilo do-v určení hodnoty rychlosti světla na s-1. V důsledku toho již nemůže být normálem pro délku vlnová délka záření kryptonové lampy. Stabilizace laserů se dostává do situace, kde jejím limitem je možnost sledování změny chybového signálu potřebného pro ovládání stabilizační regulační smyčky zpětnou vazbou. A tak se i v tomto případě dostáváme k fyzikálnímu limitu, kdy další zpřesnění přestává být efektivní. Příliš malý signál zavedený do zpětnovazebního regulačního obvodu totiž způsobí zhroucení stabilizace. v v oblasti 88 THz 14 platných cifer, sáhnout zpřesnění c = 299 792 458 m 8.4 ŠÍŘKA SPEKTRÁLNÍ ČÁRY Pomocí některých spektroskopických metod založených na použití laserů byla nejprve prolomena bariéra Dopplerova rozšíření čar (srov. kap. 6). Přitom se podařilo získat spektrální čáry, jejichž šířka byla limitována již jen fyzikálními procesy při vyzařování fotonů (tzv. přirozená šířka čáry). Tato hranice se již zdála prakticky nepřekonatelná, avšak objevila se metoda, 200 201 s jejíž pomocí je možno určit spektrální čáru s polovičkou přirozené šířky. Jde o metodu polarizační spektroskopie, jejíž experimentální uspořádání je na obr. 132a. Podobá se saturační spektroskopii, protože i zde je měrný a excitační svazek. Měrný svazek je však polarizátorem Pi lineárně polarizován a detekován za zkříženým polarizátorem P2, propouštějícím jen složku záření s polarizac Z PF a) Obr. 132. Polarizační spektroskopie: a) schéma zařízení pro měření disperzních křivek, 6) disperzní křivka, c) srovnání šířky přirozené, lorentzovské čáry (vnější křivka) s prvou derivací disperzní křivky; L —• laser, D —• dělič, Z ■—■ zrcadla, K •— kyveta, KP ■—■ kruhový polarizátor (čtvrtvlnná destička), Pi a P2— vzájemně kolmo orientované polarizátory, PF — prostorový filtr, D — detektor odkloněnou po průchodu vzorkem od směru původní polarizace. Stočení roviny je iniciováno kruhově polarizovaným zářením excitačního svazku. Přelaďováním laseru však neměříme spektrální čáru, protože v polarizační spektroskopii se získává disperzní křivka (obr. 1326), to znamená závislost změny indexu lomu na vlnové délce v oblasti absorpčního přechodu. Tu lze derivací převést v křivku závislosti absorpce (obr. 132c), jejíž šířka je ve srovnání s přirozenou šířkou zhruba poloviční. Tak se podařilo pomocí laserové techniky obejít nejen problém dopplerovského rozšíření čáry, ale i „nepřekonatelnou" překážku přirozené šířky čáry. 8.5 CITLIVOST LASEROVÉ SPEKTROSKOPIE A DETEKCE JEDNOTLIVÝCH ATOMŮ Pomocí některých laserových analytických metod bylo dosaženo citlivosti sahající až na samý práh reálných možností. Pomocí fluorescence vyvolané kadmiovým laserem s excitační vlnovou 202 délkou 325 nm byly stanoveny nebezpečné aflatoxiny s průměrnou citlivostí 750 . 10-15 gramu v kapce vytékající z vysokotlaké promývací chromatografické aparatury. Nejvyšší dosažená citlivost představuje odezvu ještě o dva řády větší, tj. 7 . 10~15 g v jedné kapce. To je zřejmě největší analytická citlivost dosažená při určování přítomnosti molekulární sloučeniny v kapalném stavu. Mnohem větší citlivosti však bylo dosaženo při použití metody atomární fluorescence vzbuzené laserovým zdrojem. Na obr. 133 je schéma experimentu, při němž se atomární svazek .zavádí do Obr. 133. Princip detekce jednotlivých atomů metodou LIF: L — laser, PL — lineární polarizátor, PK — kruhový polarizátor, C ■— čočka, ZS — zdroj atomárního svazku, FN — fotonásobiě, O — půleliptický odrážeě svazku záření laseru a sběrnou optikou (ve tvaru dvou polovičních elipsoidů) se zachycuje fluorescence z co největšího prostorového úhlu. K detekci fluorescenčního signálu se používá fotonásobiěů, schopných zachytit fluorescenční signál v případě, že atom ve svazku záření absolvuje asi 102 absorpčních kroků. Pak je možno zaznamenat fluorescenční odezvu několika atomů. LS £>-1-■£> VN EL AS Obr. 134. Princip rezonanční ionizační spektroskopie pro detekci jednotlivých atomů: L — laser, LS ■— laserový svazek, AS — atomární svazek, VN —■ zdroj vysokého napětí, EL — detekční elektronika 203 Jiná metoda vhodná ke sledování jednotlivých atomů je založena na principu přímé ionizace (obr. 134), sledováním ionizace po pohlcení dostatečné energie záření. Ion se urychlí vysokým napětím (vloženým na vodič vedený středem kyvety) a na své cestě ionizuje atomy nárazníkového plynu. Dojde k lavinovému průrazu, který je možno snadno detekovat. Pomocí popsaných metod bylo dosaženo maxima analytické citlivosti — stanovení jediného atomu. Prvý popis detekce jediného atomu pochází z roku 1977, kdy S. Hurst, M. Nayfeh a J. Young stanovili jediný atom cesia v prostředí 1019 atomů argonu, resp. 1018 molekul methanu. To je koncentrace odpovídající zastoupení jediného atomu v objemu zhruba 1 cm3. Provede-li se stanovení v atomovém svazku, je možno stanovit jediný atom cesia dokonce v objemu 5 cm3. Dá se proto říci, že bylo skutečně dosaženo limitu určení „jediného" atomu, který v analytické chemii není možno překročit. 8.6 DOSLOV V Laser se postupem doby stal přístrojem vhodným pro sledování fyzikálních, chemických a biologických procesů, jakož i pro jejich vyvolání. Neobyčejná šíře jeho aplikačních možností souvisí i s mimořádným rozsahem vlastností laserového záření, jako jsou vlnová délka (od vzdálené infračervené přes viditelnou do vzdálené ultrafialové; v projektu jsou lasery generující rentgenové záření i záření gama), výkon (v kontinuálním režimu od několika mikro-wattů do megawattu), energie (v impulsním režimu od energií nanojoulů do stovek kilojoulů v jediném impulsu), a doba trvání impulsu (od „dlouhých" impulsů v délce milisekund do „ultrakrátkých" s dobou trvání kolem 30 fs). Tento velký rozsah vlastností záření, v jehož rámci lze s lasery pracovat, naznačuje, že problematika vývoje a využívání laserů nebude ještě dlouho uzavřena a přinese v budoucnu ještě nejedno překvapení. LITERATURA [1] Kvasil, B.: Kvantová elektronika. Praha, Academia 1968. [2] Trkal, V.: Stavba atomů a molekul. Praha, SNTL 1968. * [3] Kvasil, B.: Vybrané kapitoly z radiotechniky. Praha, Academia 1969. [4] Kvasil, B.: Teoretické základy kvantové elektroniky. Praha, Academia 1983. [5] Peřina, J'.: Teorie koherence. Praha, SNTL 1975. [6] Pátek, K.: Lasery, kvantové generátory světla. Praha, SNTL/SBTL 1964. [7] Taraba, O. — Kodeš, J'.: Zázraky světla, lasery. Praha, SNTL/Práce 1965. [8] Blabla, J. — Šimeček, T. ■— Trkal, V.: Kvantové generátorv. Praha SNTL 1968. [9] Sedláček, K.: Laser v mnoha podobách. Praha, Naše vojsko 1983. [10] Stolí, I.: Paprsek budoucnosti. Praha, Pressfoto (ČTK) 1975. [11] Klejman, H.: Masery a lasery. Bratislava, ALFA 1969 (z polského originálu přeložil A. Jablonský). [12] Miler,'M.: Holografie. Praha, SNTL 1974. [13] Misek, J. — Kraténa, L.: Optoelektronika. Praha, SNTL 1979. [14] Ctyroký, J. — Huttel, I. — Šimánková, L. — Schrôfl, J.: Integrovaná optika. Praha, SNTL 1986. [15] Kvasil, B.: Teorie otevřených rezonátorů. Praha, Academia 1971. 204 t Populární přednášky o fyzice — svazek 34 Ing. Pavel Engst, CSc. — RNDr. Milan Horák, CSc. APLIKACE LASERŮ DT 621.375.826 Vydalo SNTL — Nakladatelství technické literatury, n. p., Spálená 51, 113 02 Praha 1 v roce 1989 jako svou 10 688. publikaci Redakce teoretické literatury Odpovědný redaktor RNDr. Martin Kapoun Obálku navrhl Zbyněk Weinfurter Technická redaktorka Jana Doubětová Vytiskl Tisk, knižní výroba, n. p. závod 1, Brno 208 stran, 134 obrázky, 3 tabulky Typové číslo LI 1-E1-IV31/11940. Vydání první Náklad 5 000 výtisků. 14,21 AA, 14,46 VA 03/5 Cena brožovaného výtisku Kčs 22,— 505/21,826 Publikace je určena nejSirH technické veřejnosti, která se zajímá o moderní fyziku a přírodní védy. 04-006-89 Kčs 22,-