Wykład 24 Oddziaływanie promieniowania elektromagnetycznego z
advertisement
Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 1 Wykład 24 WERSJA ROBOCZA Oddziaływanie promieniowania elektromagnetycznego z materią. Polaryzacja światła. Lasery. 24.1 Dyspersja światła. Dyspersją światła nazywamy zależność współczynnika załamania światła n substancji od częstości ν (długości fali λ) światła, albo zależność prędkości fazowej v światła w ośrodku od jego częstości. Dyspersję światła można, zatem przedstawić w postaci zależności n f 24.1 Rysunek 24.1 Konsekwencją dyspersji jest rozkład wiązki światła białego na barwy spektralne po przejściu przez pryzmat. Taka zależność została po raz pierwszy opisana przez I. Newtona w 1672 roku. Rozważmy dyspersję światła w pryzmacie. Niech wiązka monochromatycznego światła pada na pryzmat posiadający współczynnik załamania n pod kątem α1 (Rysunek 24.1). Po dwukrotnym załamaniu promień jest odchylony od początkowego kierunku o kąt φ. Z rysunku wynika, że 1 1 2 2 1 2 A 24.2 Załóżmy, że kąty A i α1 są małe, wtedy kąty α2, β1 i β2 też będą małe i zamiast sinusów tych kątów można podstawić ich wartości. Dlatego α1/ β1 = n, α2/ β2 = 1/n, a ponieważ β1 + β2 A, to Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 2 2 2 n nA 1 nA 1 / n nA 1 , 1 2 nA 24.3 Z równań 24.2 i 24.3 wynika, że An 1 , 24.4 tzn. kąt o jaki odchyla pryzmat promienie jest tym większy, im większy kąt łamiący pryzmatu A. Z równania 24.4 wynika, że kąt odchylenia promieni przez pryzmat zależy od (n – 1), ale n jest funkcją długości fali, dlatego promienie różnych długości fal, przechodząc przez pryzmat, będą odchylane o różne kąty, a to oznacza, że wiązka światła białego zostanie rozciągnięta w widmo, co właśnie, zaobserwował Newton. W ten sposób, za pomocą pryzmatu, jak i za pomocą siatki dyfrakcyjnej, rozkładając światło spektralnie można określić jego skład widmowy. Rozważmy różnice między widmami pochodzącymi od siatki dyfrakcyjnej i pryzmatu. 1. Siatka dyfrakcyjna rozkłada światło na określone długości fal, dlatego też mierząc kąty kolejnych maksimów można obliczyć te długość fali. Rozłożenie światła w widmo za pomocą pryzmatu odbywa się w zależności od wartości współczynników załamania, dlatego, aby obliczyć długość fali należy znać funkcję n = f(λ) (24.1). nm Rysunek 24.2 2. Składowe kolorów w widmie pochodzącym od siatki dyfrakcyjnej i pryzmatu rozkładają się różnie. Z rozważań z poprzedniego wykładu wynika, że dla siatki dyfrakcyjnej sinus kąta odchylenia promieni świetlnych jest proporcjonalny do długości fali. W związku z tym promienie czerwone, mające większą długość fali niż promienie fioletowe, odchylą się bardziej. Natomiast pryzmat rozkłada promienie w widmo w zależności od współczynnika załamania, który dla wszystkich ciał przezroczystych maleje wraz z długością fali (Rysunek Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 3 24.2). W związku z tym promienie czerwone, posiadające mniejszy współczynnik załamania niż promienie fioletowe, będą odchylane słabiej. Wielkość D dn , d zwana dyspersją materiału, wskazuje jak szybko zmienia się współczynnik załamania wraz z długością fali. Z rysunku 24.2 wynika, że współczynnik załamania światła n dla materiałów przezroczystych wzrasta monotonicznie wraz z maleniem długości fali λ; w związku z tym wartość bezwzględna dn/dλ również rośnie wraz z maleniem λ. Taką dyspersję nazywamy dyspersją normalną. Jak będzie wyjaśnione dalej, zależność krzywej n(λ) – krzywej dyspersji, w pobliżu linii lub pasm absorpcji, będzie inny, tzn. wraz ze zmniejszaniem się λ, będzie zmniejszał się współczynnik załamania światła. Ten rodzaj dyspersji nazywamy dyspersją anomalną. Na bazie zjawiska dyspersji normalnej oparta jest budowa spektrografów pryzmatycznych. Pomimo pewnych ich niedostatków podczas wyznaczania składu widmowego ciała (na przykład, konieczność kalibracji), spektrografy pryzmatyczne znajdują szerokie zastosowanie w analizie widmowej. Dzieje się tak, dlatego że przygotowanie pryzmatów dobrej jakości jest łatwiejsze od przygotowania dobrych siatek dyfrakcyjnych. Spektrografy pryzmatyczne dają też większe natężenie światła. 24.2 Elektronowa teoria dyspersji światła. Z makroskopowej teorii Maxwella wynika, że bezwzględny współczynnik załamania światła ośrodka n , gdzie ε – stała dielektryczna ośrodka, μ – przenikalność magnetyczna. Dla części optycznej widma 1 i dlatego n . 9.5 Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 4 Rysunek 24.3 Z powyższego równania wyłania się pewna sprzeczność z doświadczeniem: wielkość n z jednej strony jest zmienna (Rysunek 24.3), z drugiej strony jest określona przez stałą . Oprócz tego, wielkości n otrzymane za pomocą tego wyrażenia nie zgadzają się z wartościami otrzymywanymi eksperymentalnie. Te trudności powstające na gruncie teorii Maxwella można wyjaśnić za pomocą teorii dyspersji Lorentza. W teorii Lorentza dyspersja światła jest traktowana jako wynik wzajemnego oddziaływania fal elektromagnetycznych z naładowanymi cząsteczkami, z których składa się ośrodek, i które wykonują drgania wymuszone w zmiennym polu fal elektromagnetycznych. Rozpatrzmy teorię elektronową dyspersji w przypadku jednorodnego dielektryka. Załóżmy, że dyspersja światła jest konsekwencją zależności ε od częstości ω fal świetlnych. Jak było pokazane na jednym z wcześniejszych wykładów przenikalność elektryczna ośrodka jest równa 1 1 P / 0 E , gdzie κ – podatność dielektryczna ośrodka, ε0 – stała dielektryczna próżni, P- chwilowa wartość wektora polaryzacji. W związku z tym n 2 1 P / 0 E , 24.6 zależy od P. W tym przypadku podstawowe znaczenie ma polaryzacja elektronowa, tzn. drgania wymuszone elektronów pod wpływem składowej elektrycznej fali, ponieważ dla określonej zorientowanej polaryzacji cząstek częstość drgań fali świetlnej jest bardzo duża ( 1015 Hz ). Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 5 W pierwszym przybliżeniu można przyjąć, że drgania wymuszone wykonują tylko zewnętrzne, najsłabiej związane z jądrem elektrony – tzw. elektrony optyczne. Dla prostoty rozpatrzmy drgania tylko jednego elektronu optycznego. Indukowany moment dipolowy elektronu, wykonującego drgania wymuszone, jest równy p = ex, gdzie e – elementarny ładunek, x – przesunięcie elektronu pod wpływem zewnętrznego pola elektrycznego fali świetlnej. Jeżeli gęstość atomów w dielektryku wynosi n0, to wartość chwilowa wektora polaryzacji P n 0 p n 0 ex . 24.7 Z równań 24.6 i 24.7 wynika, że n 2 1 n 0 ex / 0 E . 24.8 W rezultacie problem sprowadza się do określenia przesunięcia x elektronu pod wpływem zewnętrznego pola E. Zakładamy, że pole fali świetlnej jest sinusoidalną funkcją częstości ω tzn. E E 0 cos t . Równanie różniczkowe ruchu harmonicznego wymuszonego (nie uwzględniając pochłaniania energii padającej fali) można zapisać w postaci x 02 x e E 0 cos t , m 24.9 gdzie: eE – maksymalna wartość siły działającej na elektron od strony pola fali, 0 k / m - częstość drgań własnych elektronu, m – masa elektronu. Rozwiązując równanie 24.9 znajdziemy n 2 w zależności od stałych dla atomu (e, m, ω0), tzn. rozwiążemy problem dyspersji. Rozwiązaniem równania 24.9 jest funkcja x A cos t , 24.10 gdzie A eE 0 . m 02 2 24.11 Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 6 Podstawiając powyższe równania do 9.8 otrzymamy n 0e 2 1 n 1 . 2 0 m 0 2 2 24.12 Jeżeli w ośrodku istnieją różne ładunki ei, wykonujące drgania wymuszone z różnymi częstościami własnymi ω0i, to n n 1 0 0 2 e i2 / m i 2 2 , 0i 24.13 gdzie mi – masy ładunków. Z wyrażeń 24.12 i 24.13 wynika, że współczynnik załamania światła n zależy od częstości ω zewnętrznego pola. Z wyrażeń 24.12 i 24.13 wynika, że w obszarze od ω0 = 0 do ω = ω0 n2 jest większe od jedności i rośnie wraz ze wzrostem ω (dyspersja normalna); dla ω = ω 0 n2 = ; w obszarze od ω = ω0 do ω = n2 jest mniejsze od jedności i rośnie od do 1 (dyspersja normalna). Zależność n od ω przedstawiona jest na rysunku 24.3. Zależność współczynnika załamania w pobliżu częstości własnej ω0 zostało otrzymane przy założeniu, że siły oporu są nieobecne podczas drgań elektronów. Jeżeli uwzględnić siły tłumiące, to wykres funkcji n(ω) w pobliżu punktu ω0 będzie wyglądać tak jak ten zaznaczony linią przerywaną AB. Obszar AB jest obszarem dyspersji anomalnej (n maleje wraz ze wzrostem ω), pozostałe części n od ω są obszarami dyspersji normalnej (n wzrasta wraz ze wzrostem ω). 24.3 Absorpcja światła. Absorpcją (pochłanianiem) światła nazywamy zjawisko tracenia energii przez falę świetlną podczas przechodzenia przez ośrodek. Te straty energii są skutkiem zamiany energii fali w różne formy energii wewnętrznej ośrodka lub w energię promieniowania wtórnego o innych kierunkach i częstościach. W wyniku absorpcji natężenie światła podczas przechodzenia przez ośrodek maleje. Pochłanianie światła w substancji opisane jest prawem Bouguera: Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 7 I I0e x , 24.14 gdzie I0 i I – natężenia płaskiej monochromatycznej fali podczas padania i wychodzenia z warstwy pochłaniającej światło o grubości x, α - współczynnik pochłaniania, zależny od długości fali światła, składu chemicznego i stanu skupienia substancji, a nie zależny od natężenia światła. Dla x = 1/α natężenie światła maleje e razy. Współczynnik pochłaniania zależy od długości fali świetlnej λ (lub częstości ω) i jest różny dla różnych substancji. Na przykład gazy jednoatomowe i pary metali (tj. gazy, w których atomy położone są w znacznych odległościach od siebie i można je uważać za izolowane) posiadają współczynnik pochłaniania bliski zeru i tylko dla bardzo wąskich obszarów widmowych (mniej więcej 10-12 – 10-11m) obserwowane są ostre maksima (tzw. liniowe widmo pochłaniania). Linie te odpowiadają częstością własnym drgań elektronów w atomie. Widmo pochłaniania cząstek wynika z drgań atomów w cząstkach i charakteryzuje się pasmami pochłaniania (mniej więcej 10-10 – 10-7m). Współczynnik pochłaniania dla dielektryków jest raczej niewielki (około 10-3 – 10-5 cm-1), jednak obserwuje się w nich selektywne pochłanianie światła w pewnych przedziałach długości fal. W przedziałach tych α gwałtownie wzrasta i obserwowane są stosunkowe szerokie przedziały pochłaniania (rzędu 10-7 – 10-6 m) zwane ciągłym widmem pochłaniania. Związane jest to z tym, że w dielektrykach praktycznie nie występują swobodne elektrony i pochłanianie światła uwarunkowane jest zjawiskiem rezonansu podczas wymuszonych drgań elektronów w atomach i atomów w cząsteczkach dielektryka. Współczynnik pochłaniania światła dla metali ma dużą wartość (103 – 104 cm-1), i dlatego metale są praktycznie nieprzezroczyste. W metalach, z powodu obecności swobodnych elektronów poruszających się pod wpływem pola elektrycznego fali świetlnej, powstają szybkozmienne prądy, którym towarzyszy wydzielanie ciepła Joule’a. Z tego powodu energia fali świetlnej szybko maleje, zamieniając się w energię wewnętrzną metalu. Im większe przewodnictwo metalu, tym silniejsze pochłanianie światła. Na rysunku 24.4 pokazana jest typowa zależność współczynnika pochłaniania α od długości fali λ i zależność współczynnika załamania n od λ w obszarze pasma pochłaniania. Z wykresów wynika, że wewnątrz pasma pochłaniania obserwuje się dyspersję anomalną (n maleje wraz ze zmniejszaniem się λ). Jednak pochłanianie ośrodka powinno być znaczne, aby mogło wpłynąć na przebieg współczynnika załamania. Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 8 Rysunek 24.4 Na podstawie zależności współczynnika pochłaniania światła od długości fali można wytłumaczyć zabarwienie pochłaniających ciał. Na przykład szkło, które słabo pochłania promienie czerwone i pomarańczowe, a silnie promienie zielone i niebieskie, podczas oświetlania białym światłem bezie wydawać się czerwonawym. Jeżeli na takie szkło skierować światło zielone i niebieskie, to z powodu silnego pochłaniania tych długości szkło będzie wydawać czarnym. Zjawisko to wykorzystuje się w filtrach świetlnych, które w zależności od składu chemicznego (szkła z domieszkami różnych soli, plastikowe płytki zawierające barwniki) przepuszczają światło tylko o określonych długościach fal pochłaniając resztę. Różnorodność kolorów i bogactwo barw przedmiotów w otaczającym świecie wyjaśnia się właśnie na podstawie różnorodnych przedziałów selektywnego pochłaniania światła. 24.4 Światło naturalne i spolaryzowane. Z teorii Maxwella wynika, że fale świetlne są poprzeczne: wektory natężenia pola elektrycznego E i pola magnetycznego H fali świetlnej są prostopadłe do siebie i drgają w kierunkach prostopadłych do prędkości v rozchodzenia się fali (prostopadle do promienia). W związku z tym aby w pełni opisać stan polaryzacji fali świetlnej wystarczy znać zachowanie się tylko jednego z wektorów. Zwykle wszystkie analizy dotyczą wektora świetlnego – wektora natężenia pola elektrycznego E (nazwa ta jest związana z tym, że podczas oddziaływania fali świetlnej na substancję podstawowe znaczenie ma składowa elektryczna pola, która działa na elektrony w atomach substancji). Płaszczyzna, w której zachodzą drgania wektora E, nazywa się płaszczyzną polaryzacji. Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 9 a b c Rysunek 24.5 Światło jest złożeniem promieniowania elektromagnetycznego ogromnej ilości atomów. Jednak atomy wysyłają promieniowanie niezależnie od siebie, dlatego też, fala świetlna wysyłana przez całe ciało, charakteryzuje się wszystkimi możliwymi równie prawdopodobnymi drganiami wektora świetlnego (Rysunek 24.5a). W tym przypadku równomierne rozłożenie wektorów E można wyjaśnić tym, że mamy do czynienia z ogromną ilością promienników światła, a równość wartości wektorów E tym, że (średnio) natężenie światła wysyłanego przez każdy atom jest jednakowe. Światło posiadające wszystkie możliwe orientacje wektora E (i tym samym wektora B) nazywamy światłem naturalnym, lub niespolaryzowanym. Światło, w którym kierunki drgań w jakiś sposób są uporządkowane nazywamy światłem spolaryzowanym. Jeżeli w wyniku jakiś zewnętrznych oddziaływań pojawia się jakiś dominujący kierunek drgań wektora E (ale nie jedyny), to światło nazywamy częściowo spolaryzowanym (Rysunek 24.5b). Światło, w którym wektor drga w ściśle określonej płaszczyźnie nazywamy światłem spolaryzowanym liniowo (Rysunek 24.5c). Światło spolaryzowane liniowo jest granicznym przypadkiem światła spolaryzowanego eliptycznie, w którym to świetle wektor natężenia pola elektrycznego zmienia się w czasie w ten sposób, że koniec jego wektora opisuje elipsę. Światło spolaryzowane eliptycznie może być traktowane jako złożenie dwu drgań wektora E wzajemnie prostopadłych, różniących się między sobą określoną różnicą faz (patrz figury Lissajous). Jeżeli elipsa przechodzi w prostą (dla różnicy faz φ = π/2 i równości dodających się fal), to mamy do czynienia z ze światłem spolaryzowanym kołowo. Jako miarę stopnia polaryzacji światła przyjmuje się P I max I min I max I min , Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 10 gdzie Imax i Imin – maksymalne i minimalne natężenie światła, odpowiadające dwóm wzajemnie prostopadłym składowym wektora E. Dla światła naturalnego Imax = Imin i P = 0, dla światła spolaryzowanego liniowo Imin = 0 i P = 1. Światło naturalne Światło spolaryzowane Rysunek 24.6 Światło naturalne można przekształcić w światło spolaryzowane liniowo stosując polaryzatory, które przepuszczają drgania tylko w określonym kierunku (na przykład przepuszczające drgania równoległe do płaszczyzny polaryzacji, a zatrzymujące w pełni drgania prostopadłe do tej płaszczyzny). Jako polaryzatorów można używać ośrodki, które przejawiają anizotropię w stosunku do drgań wektora E, na przykład kryształy. Od dawna takim kryształem wykorzystywanym jako polaryzator jest naturalny kryształ – turmalin. Rozpatrzmy typowe doświadczenia z polaryzatorami (Rysunek 24.6). Skierujmy wiązkę światła na płytkę polaryzatora T1 wyciętą równolegle do osi optycznej OO’ kryształu polaryzatora (kierunek w krysztale względem którego atomy albo jony usytuowane są symetrycznie). Obracając polaryzator T1 wokół kierunku rozchodzenia się światła nie obserwuje się żadnych zmian natężenia światła. Jeżeli na drodze promienia umieścić drugą płytkę turmalinu T2 i obracać nią wokół kierunku rozchodzenia się światła, to natężenie światła, które przeszło przez obie płytki zmienia się w zależności od kąta α między osiami optycznymi kryształów zgodnie z prawem Malusa: I I0 cos 2 , 24.15 Rysunek 24.7 Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 11 gdzie I0 i I – odpowiednio natężenie światła, padającego na drugi kryształ i natężenie światła, które wychodzi z niego. W rezultacie natężenie światła, które przeszło przez płytki zmienia się od minimum (całkowite wygaszenie światła) dla α = π/2 (osie optyczne płytek są prostopadłe) do maksimum dla α = 0 (osie optyczne są równoległe). Jak wynika z rysunku 24.7, amplituda drgań E wektora świetlnego fali, które przeszły przez płytkę T2, będzie mniejsza od amplitudy drgań świetlnych E0 padających na T2: E E 0 cos . Ponieważ natężenie światła jest proporcjonalne do kwadratu amplitudy, to otrzymujemy wyrażenie 24.15. Wyniki doświadczeń z kryształami turmalinu można wyjaśnić stosukowo prosto, jeżeli za punkt wyjścia przyjąć przedstawione wyżej warunki przepuszczania światła przez polaryzator. Pierwsza płytka turmalinu przepuszcza drgania tylko w określonym kierunku (na rysunku 24.6 kierunek ten jest zaznaczony strzałką AB), tzn. przekształca światło naturalne w światło spolaryzowane liniowo. Z kolei druga płytka turmalinu w zależności od jej orientacji przepuszcza ze światła spolaryzowanego tylko większą lub mniejszą część, która odpowiada składowej E, równoległej do osi drugiego turmalinu. Na rysunku 9.6 obie płytki ustawione są tak, że kierunki przepuszczania przez nie drgań AB i A’B’ są wzajemnie prostopadłe. Przy takim ustawieniu płytek, zgodnie z prawem Malusa, światło nie będzie przepuszczane. Płytka T1 przekształcająca światło w spolaryzowane liniowo nazywa się polaryzatorem. Płytka T2, służąca do analizy stopnia polaryzacji nazywa się analizatorem. Obie płytki są oczywiście identyczne (można je zamienić miejscami). Jeżeli przepuszczać światło naturalne przez dwa polaryzatory, których płaszczyzny polaryzacji tworzą kąt α, to z pierwszego polaryzatora wychodzi światło spolaryzowane liniowo, którego natężenie I0 = 1/2Inat, z drugiego, zgodnie ze wzorem 24.15, wychodzi światło o natężeniu I I 0 cos 2 . W rezultacie, natężenie światła przechodzącego przez dwa polaryzatory: I 1 I 0 cos 2 , 2 Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 12 skąd otrzymujemy, że Imax = 1/2Inat (polaryzatory są równoległe) i Imin = 0 (polaryzatory skrzyżowane). 24.5 Polaryzacja światła podczas odbicia i załamania światła na granicy d wóch dielektryków. Normalna Promień padający niespolaryzowany Normalna Promień odbity spolaryzowany Promień padający spolaryzowany Promień spolaryzowany Promień lekko spolaryzowany a) Brak odbicia Rysunek 24.8 b) Jeżeli światło niespolaryzowane pada na granicę dwu dielektryków (na przykład powietrza i szkła), to część światła odbija się, a część ulega załamaniu i rozchodzi się w drugim ośrodku. Stawiając na drodze promieni odbitych i załamanych analizator, możemy się przekonać, że światło odbite i załamane jest częściowo spolaryzowane: podczas obracania analizatora wokół promieni natężenie światła będzie zmieniać się okresowo (jednak pełnego wygaszenia nie zaobserwuje się!). Dalsze badania wykazały, że w wiązce odbitej dominują drgania, które są prostopadłe do płaszczyzny padania (na rysunku 24.8a,b punktami zaznaczone są drgania, które leżą w płaszczyźnie prostopadłej do rysunku, a strzałkami te, które leżą w płaszczyźnie rysunku). Stopień polaryzacji zależy od kąta padania promieni i współczynnika załamania. Szkocki uczony Brewstera określił prawo zgodnie, z którym dla kąta padania iB (kąt Brewstera),określonego zależnością Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 13 tgi B n 21 24.16 (n21 – współczynnik załamania drugiego ośrodka względem pierwszego), promień odbity będzie promieniem całkowicie spolaryzowanym liniowo (drgania będą odbywać się tylko w płaszczyźnie prostopadłej do rysunku). Promień załamany dla kąta padania iB będzie spolaryzowany maksymalnie, ale nie całkowicie liniowo. Jeżeli światło pada na granicę dwu ośrodków pod kątem Brewstera, to promień odbity i załamany są do siebie prostopadłe ( tgi B sin i B / cos i B n 21 sin i B / sin i 2 , i2 – kąt załamania, ponieważ i B i 2 / 2 ,stąd cos i B sin i 2 , ponieważ i B i 2 / 2 i otrzymujemy równanie 24.16). Stopień polaryzacji światła odbitego i załamanego można obliczyć stosując prawa Maxwella, jeżeli uwzględnić warunki graniczne dla pola elektromagnetycznego na granicy dwóch dielektryków izotropowych (tzw. wzory Fresnela). Chociaż wiązka odbita jest całkowicie spolaryzowana dla kąta Brewstera, to wiązka załamana jest tylko częściowo spolaryzowana, ponieważ tylko mała część światła ulega odbiciu. Jeżeli światło padające jest spolaryzowane w płaszczyźnie padania 𝐸 , wtedy przy kącie Brewstera nie zachodzi odbicie. Można to jakościowo wytłumaczyć na podstawie rysunku 24.8b. Jeżeli rozpatrywać cząsteczkę w drugim ośrodku jako dipol elektryczny drgający równolegle do pola elektrycznego odbitego promienia, to odbicia nie będzie, ponieważ żadna energia nie zostanie wypromieniowana w kierunku oscylacji. Stopień polaryzacji światła załamywanego można znacznie zwiększyć na drodze wielokrotnego załamywania się światła przechodzącego przez kolejne równoległe płytki dielektryka i padającego na nie pod kątem Brewstera. Jeżeli na przykład dla szkła (n = 1,53) stopień polaryzacji światła załamywanego wynosi 15% , to po załamaniu w 8 –10 nałożonych na siebie płytek szklanych promień wychodzący z nich będzie praktycznie całkowicie spolaryzowany liniowo. 24.6 Podwójne załamanie. Rysunek 24.9 Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 14 Wszystkie przezroczyste kryształy (oprócz kryształów należących do układu regularnego, które są optycznie jednorodne) posiadają własność podwójnego załamania (dwójłomności), tzn. rozszczepiania się każdej padającej na nie wiązki światła. Zjawisko to można wyjaśnić w oparciu o szczególny sposób rozchodzenia się światła w ośrodkach anizotropowych i wynika ono bezpośrednio z równań Maxwella. Jeżeli na gruby kryształ szpatu islandzkiego (CaCO3 – odmiana kwarcu) Oś optyczna skierować wąską wiązkę światła, to z kryształu wyjdą dwa o - promień zwyczajny oddzielne promienie równoległe do siebie i do e - promień nadzwyczajny promienia padającego (Rysunek 24.9). Nawet wtedy, kiedy promień pierwotny pada na kryształ pod kątem prostym, to Rysunek 24.10 wiązka załamana będzie rozdzielona na dwie wiązki, przy czym jedna z nich będzie przedłużeniem wiązki padającej, a druga odchyli się (Rysunek 24.10). Drugi z tych promieni nazywamy nadzwyczajnym (e), a pierwszy – zwyczajnym (o). W krysztale szpatu islandzkiego istnieje jeden kierunek, wzdłuż którego nie obserwuje się podwójnego załamania. Kierunek, wzdłuż którego promień rozchodzi się nie ulegając podwójnemu załamaniu nazywa się osią optyczną kryształu. Dowolna płaszczyzna przechodząca przez kierunek promienia światła i osi optycznej kryształu nazywa się przekrojem głównym lub główną płaszczyzną kryształu. Analiza promieni świetlnych wychodzących z kryształu (na przykład za pomocą turmalinu) pokazuje, że promienie te są liniowo spolaryzowane w kierunkach wzajemnie prostopadłych: drgania wektora świetlnego (wektora E pola elektrycznego) promienia zwyczajnego zachodzą w płaszczyźnie prostopadłej do głównej płaszczyzny, a promienia nadzwyczajnego – w płaszczyźnie głównej kryształu (Rysunek 24.10). Załamanie światła promienia zwyczajnego i nadzwyczajnego pokazuje, że współczynniki załamania tych promieni są różne. Jest jasne, że dla dowolnego rozchodzenia się promienia zwyczajnego drgania wektora świetlnego są prostopadłe do osi optycznej kryształu, dlatego też promień zwyczajny rozchodzi się we wszystkich kierunkach z jednakową prędkością, a tym samym współczynnik załamania n0 jest wielkością stałą. W przypadku promienia Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 15 nadzwyczajnego kąt między kierunkiem drgań wektora świetlnego i osią optyczną nie jest kątem prostym i zależy od kierunku promienia, dlatego też promienie nadzwyczajne rozprzestrzeniają się wzdłuż różnych kierunków z różnymi prędkościami. W rezultacie współczynnik załamania ne promienia nadzwyczajnego jest wielkością zmienną, zależną od kierunku promienia. W ten sposób, promień zwyczajny podlega prawu załamania (stąd nazwa: „zwyczajny”), a promień nadzwyczajny nie podlega prawu załamania. Po wyjściu z kryształu, jeżeli nie uwzględniać polaryzacji we wzajemnie prostopadłych kierunkach, promienie te niczym się nie różnią od siebie. Jeżeli światło pada prostopadle na płytkę równoległościenną i prostopadle do kierunku osi optycznej, wtedy dwa promienie poruszają się w tym samym kierunku, ale z różnymi prędkościami. długości fal Liczba dla obu 𝑬 𝒑𝒓𝒐𝒎𝒊𝒆𝒏𝒊𝒂 "𝒆" promieni w płytce będzie oś optyczna różna, z powodu różnej długości fal (λ = v/f). Promienie wyjdą z płytki z różnicą faz, która będzie Polaryzator Płytka zależeć od grubości płytki i długości fali padającej. W płytce ćwierćfalowej 𝑬 𝒑𝒓𝒐𝒎𝒊𝒆𝒏𝒊𝒂 "𝒐" Rysunek 24.11 𝑬 𝒑𝒓𝒐𝒎𝒊𝒆𝒏𝒊𝒂 "𝒆" oś optyczna grubość jest tak dobrana, 𝑬 𝒑𝒓𝒐𝒎𝒊𝒆𝒏𝒊𝒂 "𝒆" 𝑬 𝒑𝒓𝒐𝒎𝒊𝒆𝒏𝒊𝒂 "𝒐" że ta różnica faz wynosi 900. W płytce półfalowej różnica faz obu promieni wynosi 1800. Płytka Załóżmy, że światło padające Rysunek 24.12 𝑬 𝒑𝒓𝒐𝒎𝒊𝒆𝒏𝒊𝒂 "𝒐" jest spolaryzowane tak, że wektor pola elektrycznego tworzy z osią optyczną kąt 45 0, jak jest to przedstawione na rysunku 24.11. Na powierzchni, na którą pada światło promień nadzwyczajny i zwyczajny mają jednakową fazę i amplitudę. Po przejściu przez płytkę ćwierćfalową promienie różnią się fazą o 900, co w rezultacie powoduje, że wypadkowe natężenie wektora E fali ma składowe: Ex = E0 sin(ωt) i Ey = E0 sin(ωt+900) = E0 cos(ωt). W rezultacie wektor pola elektrycznego obraca się, a światło jest spolaryzowane kołowo. Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 16 Po przejściu przez „półfalówkę” różnica faz wynosi 1800, co powoduje, że światło po wyjściu jest spolaryzowane liniowo i posiada składowe: Ex = E0 sin(ωt) i Ey = E0 sin(ωt+1800) = –E0 sin(ωt) (Rysunek 24.12). 24.7 Dwójłomność wymuszona i jej zastosowanie w technice. Dwójłomność zachodzi w naturalnych ośrodkach anizotropowych. Istnieją jednak sposoby wywołania sztucznej dwójłomności, tzn. wywołania sztucznego anizotropii optycznej w ośrodkach z natury izotropowych. Ośrodki optycznie izotropowe stają się ośrodkami anizotropowymi pod wpływem: 1) jednokierunkowego ściśnięcia lub rozciągnięcia (kryształy o symetrii regularnej, szkła i inne); 2) pola elektrycznego (efekt Kerra, ciała amorficzne, ciecze, gazy); 3) pola magnetycznego (ciecze, szkła). W wymienionych przypadkach substancja przybiera własności kryształu jednoosiowego, której oś optyczna pokrywa się z kierunkiem deformacji, kierunkiem pola elektrycznego lub magnetycznego odpowiednio do przytoczonych wyżej oddziaływań. Miarą powstania anizotropii optycznej jest różnica współczynników załamania promienia zwyczajnego i nadzwyczajnego w kierunku prostopadłym do osi optycznej: n 0 n e k1 ( w przypadku deformacji) n 0 n e k 2E2 ( w przypadku pola elektrycznego) n 0 n e k 3H 2 ( w przypadku pola magnetycznego), 24.17 gdzie k1, k2, k3 – stałe charakteryzujące substancję, σ – naprężenie normalne, E i H – odpowiednio natężenie pola elektrycznego i magnetycznego. Rysunek 24.13 Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 17 Na rysunku 24.13 pokazany jest układ do obserwacji efektu Kerra w cieczach. Komórka Kerra (kuweta z cieczą (na przykład z nitrobenzenem), do której wprowadzone są płytki kondensatora) umieszcza się między skrzyżowanymi polaryzatorem P i analizatorem A. Jeżeli nie ma pola elektrycznego, to światło nie przechodzi przez kuwetę. Po włączeniu pola ciecz staje się dwójłomną; wraz ze zmianą różnicy potencjałów między elektrodami zmienia się stopień anizotropii substancji, a tym samym, natężenie światła przechodzącego przez analizator. Na drodze l między promieniem nadzwyczajnym i zwyczajnym powstaje różnica dróg ln o n e k 2 lE 2 (uwzględniając wzór 24.17), a to odpowiada różnicy faz 2 2BlE 2 , gdzie B = k2/λ – stała Kerra. Efekt Kerra – optyczna anizotropia wywołana pole elektrycznym – jest tłumaczony różną polaryzowalnością cząstek cieczy w zależności od różnych kierunków. Zjawisko to charakteryzuje się praktycznie zerową inercją, tzn. czas przejścia cieczy ze stanu izotropowości do anizotropowości i odwrotnie podczas włączania i wyłączania pola jest rzędu 10-10s. Dlatego też komórka Kerra okazuje się być idealnym zaworem i stosuje się w procesach, które przebiegają bardzo szybko w czasie (zapis dźwięku i odtwarzanie dźwięku, otrzymywania silnych impulsów laserowych, pomiary bardzo krótkich impulsów). Sztuczna anizotropia pod wpływem oddziaływań mechanicznych umożliwia badanie naprężeń powstających w ciałach przezroczystych. W tym przypadku o stopniu deformacji oddzielnych części wyrobu (na przykład resztkowych deformacji powstałych podczas hartowania szkła) można wyrokować na podstawie rozłożenia się w nim zabarwienia. Ponieważ stosowane zwykle w technice materiały są nieprzezroczyste, to badanie naprężeń przeprowadza się na modelach przezroczystych, a następnie wykorzystuje się określone przeliczenia, adekwatne do projektowanej konstrukcji. Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 18 24.8 Obrót płaszczyzny polaryzacji. Pewne substancje (na przykład z ciał stałych – kwarc, cukier, cynober; z cieczy – wodny roztwór cukru, kwas winowy, terpentyna) zwane optycznie aktywnymi posiadają zdolność obracania płaszczyzny polaryzacji. Obrót płaszczyzny polaryzacji można obserwować w następującym doświadczeniu (Rysunek 24.14). Jeżeli między skrzyżowanymi polaryzatorem P i analizatorem A umieścić optycznie aktywną substancję (na przykład kuwetę z roztworem cukru), to pole widzenia Rysunek 24.14 ulegnie rozjaśnieniu. Obracając analizator o określony kąt φ można znów przywrócić zaciemnienie w polu widzenia. Kąt φ jest właśnie tym kątem, o który ośrodek aktywny obróci płaszczyznę polaryzacji światła, które przeszło przez analizator. Ponieważ poprzez obrót analizatora można otrzymać ciemne pole widzenia, to światło przechodzące przez ośrodek aktywny jest spolaryzowane liniowo. Doświadczenie pokazuje, że kąt obrotu płaszczyzny polaryzacji dla optycznie aktywnych kryształów i czystych cieczy wynosi d , w przypadku optycznie aktywnych roztworów Cd 24.18 gdzie d – odległość, którą przebywa światło w optycznie aktywnym ośrodku, ( ) – tak zwana zdolność skręcająca, równa liczbowo kątowi obrotu płaszczyzny polaryzacji światła przez warstwę ośrodka aktywnego substancji o jednostkowej grubości (jednostkowego stężenia – roztworów), C – objętościowo – masowe stężenie optycznie substancji aktywnej w Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 19 roztworze (kg/m3). Zdolność skręcająca zależy od natury substancji, temperatury i długości fali świetlnej w próżni. Doświadczenie pokazuje, że wszystkie substancje optycznie aktywne w stanie ciekłym, posiadają tę własność w stanie krystalicznym. Jednak jeżeli substancje są aktywne w stanie krystalicznym, to nie zawsze są aktywne w stanie ciekłym (na przykład stopiony kwarc). W rezultacie, zdolność skręcająca uwarunkowana jest zarówno budową cząsteczek substancji (ich asymetrią), jak i położeniem cząsteczek w siatce krystalicznej. Rysunek 24.15 Optycznie aktywne substancje w zależności od kierunku obrotu płaszczyzny polaryzacji dzielą się na prawo- i lewoskrętne. Istnieje więc prawo- i lewo skrętny kwarc, prawo- i lewoskrętny cukier itd. Cząsteczki lub kryształy jednej odmiany stanowią lustrzane odbicie cząsteczek lub kryształów odmiany drugiej (Rysunek 24.15). Teorię obrotu płaszczyzny polaryzacji opracował Fresnel. Zgodnie z tą teorią, prędkość rozchodzenia się światła w ośrodkach optycznie aktywnych jest różna dla promieni spolaryzowanych kołowo w prawo i w lewo. Zjawisko skręcenia płaszczyzny polaryzacji i w szczególności, wzór 24.18 jest podstawą metody pozwalającej z dużą dokładnością określić stężenie roztworów optycznie aktywnych, zwaną polarymetrią (sacharymetrią). W tym celu stosuje się układ przedstawiony na rysunku 24.12. Znając zdolność skręcającą substancji i mierząc kąt φ obrotu płaszczyzny polaryzacji ze wzoru 24.18 można znaleźć stężenie rozpuszczonej substancji. 24.9 Absorpcja, rozproszenie i emisja wymuszona. Promieniowanie jest emitowane wtedy, gdy atom przechodzi ze stanu wzbudzonego do stanu niższego, a promieniowanie jest pochłaniane, gdy atom przechodzi z niższego stanu energetycznego do wyższego. Gdy atomy są oświetlane przez światło o widmie ciągłym, wtedy na tle tego widma widać ciemne linie odpowiadające pochłanianiu (absorpcji) światła przez atomy. Widma absorpcyjne atomów były pierwszymi obserwowanymi widmami. Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 20 Ponieważ w temperaturach pokojowych atomy i cząsteczki znajdują się w stanie albo podstawowym, albo w stanach o niskich energiach wzbudzenia, to widma absorpcyjne są na ogół prostsze od widm emisyjnych. Rysunek 24.16 ilustruje szereg ciekawych zjawisk, jakie powstają, gdy foton pada na atom. Na rysunku 24.16a energia padającego fotonu jest za mała, aby wzbudzić atom na wyższy poziom energetyczny, w związku z czym atom pozostaje w stanie podstawowym, a foton po prostu ulega rozproszeniu. Ponieważ fotony padające i rozproszone mają jednakową energię, to mówimy w tym wypadku o rozproszeniu sprężystym. Jeżeli długość fali a) Rozproszenie sprężyste hν b) Rozproszenie niesprężyste hν hν jest duża w porównaniu z rozmiarem atomu, wtedy takie rozproszenie możemy hν’ rozpatrywać w podejściu klasycznym i nazywamy je rozproszeniem Reyleigha. Prawdopodobieństwo zachodzenia c) Absorpcja rezonansowa hν hν rozproszenia Reyleigha jest proporcjonalne do 1/λ4. Oznacza to, że światło niebieskie jest rozpraszane w znacznie większym d) Fluorescencja hν’ hν’’ hν’’’ hν stopniu niż światło czerwone, co powoduje, że niebo ma kolor niebieskawy. Z kolei brak światła niebieskiego reyleighowsko zabarwienie rozpraszanego powoduje nieba w czasie e) Zjawisko fotoelektryczne wyemitowany elektron hν czerwone zachodów słońca. wyemitowany elektron f) Efekt Comptona hν g) Emisja wymuszona hν hν’ Rysunek 24.16b przedstawia rozproszenie niesprężyste, które występuje, gdy padający foton ma dostatecznie dużo energii, aby hν hν spowodować przejście atomu do wyższego poziomu energetycznego. Energia Rysunek 24.16 rozproszonego fotonu hν’ jest mniejsza o ΔE od energii fotonu padającego hν, to jest o różnicę energii między stanem wzbudzonym i podstawowym. Ten typ rozproszenia nazywa się rozproszeniem ramanowskim. Na rysunku 24.16c energia padającego fotonu jest dokładnie równa różnicy energii między stanem podstawowym, a stanem wzbudzonym. Atom przechodzi do pierwszego stanu wzbudzonego i następnie, po krótkim opóźnieniu, przechodzi z powrotem do stanu Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 21 podstawowego w wyniku emisji spontanicznej fotonu, energia którego jest taka jak fotonu padającego. Faza emitowanego fotonu nie jest w żaden sposób związana z fazą fotonu padającego. Ten wielostopniowy proces nazywa się absorpcją rezonansową. Na rysunku 24.16d energia padającego fotonu jest na tyle duża, że powoduje przejście atomu do jednego z wyższych stanów. Następnie atom traci swoją energię poprzez przejście lub przejścia do niższych stanów. Typowym przykładem jest sytuacja, gdy atom jest oświetlany światłem ultrafioletowym i emituje światło widzialne przechodząc do stanu podstawowego. Zjawisko to nosi nazwę fluorescencji. Ponieważ średni czas życia atomu wzbudzonego jest rzędu 10-8s, to taki proces wydaje się zachodzić natychmiast. Jednak część stanów wzbudzonych posiada średnie czasy życia znacznie dłuższe – rzędu milisekund, a nawet czasami rzędu sekund, czy minut. Takie stany nazywamy metastabilnymi. Substancje fosforyzujące mają stany metastabilne bardzo długie i dlatego emitują światło długo po tym jak atomy zostały wzbudzone. Rysunek 24.16e opisuje zjawisko fotoelektryczne, w którym absorpcja fotonu powoduje jonizację atomu, poprzez wybicie elektronu. Rozproszenie fotonu w efekcie Comptona przestawione jest na rysunku 24.16f. Występuje ono wtedy, gdy energia padającego fotonu jest znacznie większa, niż energia jonizacji atomu. Zwróćmy uwagę, że w rozproszeniu Comptona foton jest emitowany, podczas gdy w zjawisku fotoelektrycznym foton jest pochłaniany. Rysunek 24.16g ilustruje emisję wymuszoną. Proces ten zachodzi, gdy atom początkowo znajduje się w stanie wzbudzonym E2, a energia padającego fotonu jest równa E2 – E1, gdzie E1 jest energią niższego stanu lub stanu podstawowego. W tym przypadku zmienne pole elektromagnetyczne związane z padającym fotonem działa wymuszająco na wzbudzony atom lub cząsteczkę i w wyniku tego emitowany jest foton wtórny posiadający ten sam kierunek i fazę co foton padający. Podczas emisji wymuszonej faza światła emitowanego z jednego atomu jest związana z fazą światła wysyłanego przez wszystkie inne atomy, w wyniku czego emitowane światło jest spójne. W rezultacie można obserwować interferencję światła pochodzącego od różnych atomów. Lasery. Laser (light amplification by stimulated emission of radiation) jest urządzeniem, które wytwarza silną wiązkę spójnych fotonów w wyniku emisji wymuszonej. Rozważmy układ składający się z atomów, które mają stan podstawowy E1 i metastabilny stan wzbudzony E2. Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 22 Jeżeli atomy te są naświetlane przez fotony o energiach E2 – E1, to atomy te mogą pochłaniać fotony i przechodzić do stanu E2, podczas gdy atomy znajdujące się już w stanie wzbudzonym E2 mogą poprzez emisję wymuszoną wracać do stanu podstawowego. Względne prawdopodobieństwa absorpcji i emisji wymuszonej zostały po raz pierwszy policzone przez Einsteina, który wykazał, że są sobie równe. Zwykle prawie wszystkie atomy w temperaturach pokojowych są w stanie podstawowym, w Wiązka laserowa Elektroda związku z czym absorpcja jest inicjująca procesem dominującym. Aby wytworzyć więcej przejść w wyniku Lampa błyskowa Rysunek 24.17 emisji wymuszonej niż przejść w wyniku absorpcji, musimy spowodować, aby więcej atomów znajdowało się w stanie wzbudzonym niż podstawowym. Takie warunki, zwane obsadzeniem inwersyjnym, można osiągnąć poprzez metodę zwaną pompowaniem optycznym, w której atomy są „wpompowywane” na poziom o energii wyższej niż E2 poprzez pochłanianie intensywnego, pomocniczego promieniowania. Następnie atomy przechodzą do niższego stanu E2, albo w wyniku emisji spontanicznej, albo w wyniku przejść Absorpcja nieradiacyjnych, takich jak zderzenia. Rysunek 24.17 przedstawia schematycznie pierwszy laser zbudowany w 1960roku przez Rysunek 24.18 Theodora Maimana. Składa się on z pręta rubinowego o długości kilku centymetrów, który otoczony jest przez spiralną lampę błyskową – rurkę z Przejście nieradiacyjne gazem wysyłającym promieniowanie w Stany metastabilne E2 Zielony Akcja laserowa szerokim zakresie. Końce pręta są płaskie i prostopadłe do osi pręta. Rubin jest kryształem domieszkowanym przezroczystym Al2O3 Niebieski Foton 694,3nm Pochłanianie Emisja wymuszona Stan podstawowy niewielką Rysunek 24.19 E1 Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. ilością chromu. (0,05%) Ma on Posrebrzona ścianka 23 Częściowo posrebrzona ścianka zabarwienie czerwone, ponieważ jony chromu (Cr+3) posiadają silne pasmo absorpcji w obszarze niebieskim i zielonym widma widzialnego, jak Rysunek 24.20 zostało to pokazane na rysunku 24.18. Kiedy następuje zapłon lampy błyskowej pojawia się intensywny błysk światła trwający kilka milisekund. Pochłonięcie tej energii powoduje, że atomy chromu zostają wzbudzone do pasm energetycznych jak zostało to pokazane na rysunku 24.19 (zacienione obszary). Następnie jony chromu, w wyniku przejść nieradiacyjnych, przechodzą do pary stanów metastabilnych oznaczonych przez E2. Znajdują się one około 1,79eV powyżej stanu podstawowego. Jeżeli światło lampy jest dostatecznie intensywne, wtedy więcej atomów przejdzie do stanów metastabilnych niż pozostanie w stanie podstawowym. W wyniku tego nastąpi inwersja obsadzeń. Kiedy niektóre atomy w stanach E2 zaczną przechodzić do stanu podstawowego w wyniku spontanicznej emisji, wtedy Hel Zderzenie Neon Emisja wymuszona wyemitują fotony o energii 1,79eV i długości fali 694,3nm. Część z tych fotonów zmusi niektóre atomy do emisji fotonów o tej samej energii i Absorpcja Emisja spontaniczna długości fali. W laserze rubinowym oba końce kryształu są posrebrzone w ten sposób, że jeden prawie całkowicie odbija Rysunek 24.21 padające fotony, a drugi częściowo (około 99%). Fotony poruszając się równolegle do osi kryształu są całkowicie odbijane od tylnego lustra i prawie całkowicie od lustra przedniego, przy czym kilka z nich wydostaje się przez częściowo przezroczystą przednią ściankę. Podczas każdego przejścia przez kryształ fotony wymuszają coraz większą ilość przejść Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 24 atomów, co prowadzi do rozbudowy wiązki fotonów, a tym samym jej natężenia (rysunek 24.20). Współczesne lasery rubinowe są w stanie generować wiązki o energiach rzędu 50 – 100J w postaci oddzielnych impulsów trwających parę milisekund. Promień może mieć średnicę do 1mm i odchylenie kątowe w przedziale od 0,25 do 7 miliradianów. Laser rubinowy jest laserem impulsowym. W laserze helowo – neonowym pracującym w sposób ciągły obsadzenia inwersyjne realizowane są w inny sposób. Poziomy energetyczne helu i neonu, które odgrywają rolę w akcji laserowej pokazane są na rysunku 24.21. Hel posiada poziom energetyczny wzbudzenia E2,He znajdujący się 20,61eV powyżej poziomu podstawowego. Atomy helu są wzbudzane do tego stanu poprzez wyładowane elektryczne. Neon posiada stan wzbudzony E3,Ne, który jest o 20,66eV stanu podstawowego. Jest to zaledwie o 0,05eV powyżej pierwszego poziomu wzbudzenia helu. Atomy neonu są wzbudzane do stanu poprzez zderzenia z atomami helu. Dodatkowa energia 0,05eV potrzebna do wzbudzenia atomów neonu jest dostarczana dzięki energii kinetycznej atomów helu. Oprócz tego istnieje jeszcze jeden poziom wzbudzenia neonu – E2,Ne, który leży 18,70eV powyżej stanu podstawowego i 1,96eV poniżej poziomu E3,Ne. Ponieważ w zwykłych warunkach stan E2,Ne nie jest zajęty, to obsadzenie inwersyjne między stanami E3,He i E2,He zostanie osiągnięte prawie natychmiast. Emisja wymuszona, która zachodzi między tymi stanami prowadzi do emisji fotonów o energiach 1,96eV i długościach fal 632,8nm, co daje jasne światło czerwonej barwy. Po emisji wymuszonej atomy ze stanu E2,Ne przechodzą do stanu podstawowego dzięki emisji spontanicznej. Zwróćmy uwagę, że laserze helowo – neonowym zaangażowane są cztery poziomy energetyczne, podczas gdy w laserze rubinowym zaangażowane są tylko trzy poziomy. W trójpoziomowym laserze obsadzenie inwersyjne jest trudne do osiągnięcia, ponieważ więcej niż połowa atomów ze stanu podstawowego musi być wzbudzona. W czteropoziomowym laserze obsadzenie inwersyjne jest łatwo osiągane, ponieważ stan po emisji wymuszonym nie jest stanem podstawowym, ale stanem wzbudzonym, który nie jest zwykle zajęty. Rura lasera Płaskie zwierciadło: 100% odbicie Równoległa wiązka laserowa Wklęsłe zwierciadło: odbicie 99% przejście 1% Rysunek 24.22 Rysunek 24.22 przedstawia schematycznie typowy laser helowo – neonowy, używany w pracowni fizycznej. Składa się on z rury zawierającej 15 helu i 85% neonu. Na jednym końcu umieszczane jest całkowicie odbijające płaski lustro, a na drugim lustro wklęsłe częściowo Piotr Posmykiewicz – Wykłady z fizyki. 25 przezroczyste. Wklęsłe zwierciadło ogniskuje równoległe światło z płaskiego zwierciadła, a jednocześnie działa jak soczewka kształtująca wychodzące fotony w równoległą wiązkę. Wiązka laserowe jest spójna, bardzo wąska i posiadająca duże natężenie. Jest spójność pozwala na tworzenie hologramów. Ścisły kierunek rozchodzenia się wiązki laserowej i bardzo mały kąt rozproszenia powodują, że wiązka laserowa używana jest jako precyzyjne narzędzie chirurgiczne. Lasery służą do precyzyjnego pomiaru odległości. Umieszczono na Księżycu zwierciadło i zmierzono za pomocą lasera jego odległość od Ziemi z dokładnością do kilku centymetrów. Przeprowadzane są próby syntezy jądrowej z użyciem silnych laserów, które rozgrzewają kapsułki zawierające deuter i tryt do temperatur rzędu 108K. Technika laserowa ciągle się rozwija. Oprócz lasera rubinowego istnieje cały szereg laserów stałokrystalicznych, które dają wiązki światła o długościach fal z przedziału od 170 nm do 3900nm. Zbudowano lasery, które wytwarzają moc w sposób ciągły większą niż 1kW. Impulsowe lasery dostarczają w impulsie nanosekundowym moc powyżej 1014W. Lasery półprzewodnikowe (diody laserowe) mają rozmiary mniejsze niż jedna miliardowa metra.
