Wykład 24 - Urząd Miasta Łodzicmf.p.lodz.pl/posmykiewicz/wyklady_wl/wyklad_24/wyklad_w24n.pdf · Wykład 24 WERSJA ROBOCZA Oddziaływanie promieniowania elektromagnetycznego z

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

fn 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

A212211 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

Rysunek 24.1


11122 nAn/AnAnn ,

nA21 24.3

Z równań 24.2 i 24.3 wynika, że

1nA , 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).

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

Rysunek 24.2

nm


24.2). W związku z tym promienie czerwone, posiadające mniejszy współczynnik załamania

niż promienie fioletowe, będą odchylane słabiej.

Wielkość

d

dnD ,

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


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

E/P11 0 ,

gdzie κ – podatność dielektryczna ośrodka, ε0 – stała dielektryczna próżni, P- chwilowa

wartość wektora polaryzacji. W związku z tym

E/P1n 0

2 , 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 (

Hz1015 ).

Rysunek 24.3


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

exnpnP 00 . 24.7

Z równań 24.6 i 24.7 wynika, że

E/exn1n 00

2 . 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. tcosEE 0 .

Równanie różniczkowe ruchu harmonicznego wymuszonego (nie uwzględniając

pochłaniania energii padającej fali) można zapisać w postaci

tcosEm

exx 0

2

0 , 24.9

gdzie: eE – maksymalna wartość siły działającej na elektron od strony pola fali, m/k0

- częstość drgań własnych elektronu, m – masa elektronu. Rozwiązując równanie 24.9

znajdziemy 2n w zależności od stałych dla atomu (e, m, ω0), tzn. rozwiążemy problem

dyspersji.

Rozwiązaniem równania 24.9 jest funkcja

tcosAx , 24.10

gdzie

22

0

0

m

eEA

. 24.11


Podstawiając powyższe równania do 9.8 otrzymamy

22

00

2

02 1

m

en1n

. 24.12

Jeżeli w ośrodku istnieją różne ładunki ei, wykonujące drgania wymuszone z różnymi

częstościami własnymi ω0i, to

22

i0

i

2

i

0

02 m/en1n

, 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 = ω0 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:


x

0eII , 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

– 10-11

m) 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

– 10-7

m).

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 – 10

4 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.


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.

Rysunek 24.4


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

minmax

minmax

II

IIP

,

a b c

Rysunek 24.5


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 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:

2

0 cosII , 24.15

Światło

naturalne

Światło

spolaryzowane

Rysunek 24.6

Rysunek 24.7


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:

cosEE 0 .

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 2

0 cosII . W rezultacie, natężenie światła przechodzącego przez dwa

polaryzatory:

2

0 cosI2

1I ,


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.

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

Rysunek 24.8

Promień padający

niespolaryzowany

Normalna

Promień odbity

spolaryzowany Brak odbicia

Promień lekko

spolaryzowany

Promień

spolaryzowany

Normalna

Promień padający

spolaryzowany

a) b)


21B ntgi 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 ( BBB icos/isintgi 2B21 isin/isinn , i2 – kąt załamania,

ponieważ 2/ii 2B ,stąd 2B isinicos , ponieważ 2/ii 2B 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


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)

skierować wąską wiązkę światła, to z

kryształu wyjdą dwa oddzielne

promienie równoległe do siebie i do

promienia padającego (Rysunek 24.9).

Nawet wtedy, kiedy promień pierwotny

pada na kryształ pod kątem prostym, to

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

Rysunek 24.10

Oś optyczna

o - promień

zwyczajny

e - promień

nadzwyczajny


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. Liczba

długości fal dla obu

promieni w płytce będzie

różna, z powodu różnej

długości fal (λ = v/f).

Promienie wyjdą z płytki z

różnicą faz, która będzie

zależeć od grubości płytki i

długości fali padającej. W

płytce ćwierćfalowej

grubość jest tak dobrana,

że ta różnica faz wynosi

900. W płytce półfalowej

różnica faz obu promieni

wynosi 1800.

Załóżmy, że światło

padające jest

spolaryzowane tak, że wektor pola elektrycznego tworzy z osią optyczną kąt 450, 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.

Rysunek 24.12

Rysunek 24.11

oś optyczna

oś optyczna

Polaryzator

𝑬 𝒑𝒓𝒐𝒎𝒊𝒆𝒏𝒊𝒂 "𝒐"


𝑬 𝒑𝒓𝒐𝒎𝒊𝒆𝒏𝒊𝒂 "𝒆"


Płytka

Płytka




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:

1e0 knn ( w przypadku deformacji)

2

2e0 Eknn ( w przypadku pola elektrycznego) 24.17

2

3e0 Hknn

( w przypadku pola magnetycznego),

gdzie k1, k2, k3 – stałe charakteryzujące substancję, σ – naprężenie normalne, E i H –

odpowiednio natężenie pola elektrycznego i magnetycznego.

Rysunek 24.13


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

2

2eo lEknnl

(uwzględniając wzór 24.17), a to odpowiada różnicy faz

2BlE22

,

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 10-10

s. 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.


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

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

Rysunek 24.14


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.

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.

Rysunek 24.15


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

jest duża w porównaniu z rozmiarem atomu,

wtedy takie rozproszenie możemy

rozpatrywać w podejściu klasycznym i

nazywamy je rozproszeniem Reyleigha.

Prawdopodobieństwo zachodzenia

rozproszenia Reyleigha jest proporcjonalne

do 1/λ4. Oznacza to, że światło niebieskie

jest rozpraszane w znacznie większym

stopniu niż światło czerwone, co powoduje,

że niebo ma kolor niebieskawy. Z kolei brak

światła niebieskiego rozpraszanego

reyleighowsko powoduje czerwone

zabarwienie nieba w czasie zachodów

słońca.

Rysunek 24.16b przedstawia rozproszenie

niesprężyste, które występuje, gdy padający

foton ma dostatecznie dużo energii, aby

spowodować przejście atomu do wyższego

poziomu energetycznego. Energia

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

hν hν

hν

hν

hν

hν

hν

hν

hν’

hν

hν’

hν’’

hν’’’

hν’

hν

hν

wyemitowany

elektron

wyemitowany

elektron

a) Rozproszenie

sprężyste

b) Rozproszenie

niesprężyste

c) Absorpcja

rezonansowa

d) Fluorescencja

e) Zjawisko

fotoelektryczne

f) Efekt

Comptona

g) Emisja

wymuszona

Rysunek 24.16


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 10-8

s, 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.


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

związku z czym absorpcja jest

procesem dominującym. Aby

wytworzyć więcej przejść w wyniku

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

nieradiacyjnych, takich jak zderzenia.

Rysunek 24.17 przedstawia schematycznie

pierwszy laser zbudowany w 1960roku przez

Theodora Maimana. Składa się on

z pręta rubinowego o długości

kilku centymetrów, który

otoczony jest przez spiralną lampę

błyskową – rurkę z gazem

wysyłającym promieniowanie w

szerokim zakresie. Końce pręta są

płaskie i prostopadłe do osi pręta.

Rubin jest przezroczystym

kryształem Al2O3

domieszkowanym niewielką

Rysunek 24.18

Absorpcja

Rysunek 24.17

Elektroda

inicjująca

Lampa

błyskowa

Wiązka

laserowa

Rysunek 24.19

Pochłanianie

Zielony

Niebieski

Akcja laserowa

Foton

694,3nm

Emisja

wymuszona

Przejście

nieradiacyjne

Stany metastabilne E2

Stan podstawowy E1


ilością (0,05%)

chromu. Ma on

zabarwienie

czerwone, ponieważ

jony chromu (Cr+3

)

posiadają silne

pasmo absorpcji w

obszarze niebieskim

i zielonym widma

widzialnego, jak

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

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

długości fali.

W laserze rubinowym oba końce

kryształu są posrebrzone w ten sposób,

że jeden prawie całkowicie odbija

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

Rysunek 24.20

Częściowo

posrebrzona

ścianka Posrebrzona

ścianka

Hel Zderzenie Neon

Emisja

wymuszona

Emisja

spontaniczna

Absorpcja

Rysunek 24.21


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.

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

Rysunek 24.22

Płaskie zwierciadło:

100% odbicie

Wklęsłe zwierciadło:

odbicie 99%

przejście 1%

Równoległa

wiązka laserowa Rura lasera


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 1014

W. Lasery

półprzewodnikowe (diody laserowe) mają rozmiary mniejsze niż jedna miliardowa metra.

Documents

Wykład 24 - Urząd Miasta Łodzicmf.p.lodz.pl/posmykiewicz/wyklady_wl/wyklad_24/wyklad_w24n.pdf · Wykład 24 WERSJA ROBOCZA Oddziaływanie promieniowania elektromagnetycznego z