LASER

LASER

. I l. sono dispositivi per la generazione di radiazioni elettromagnetiche nella regione dall'infrarosso all'ultravioletto, basati sul processo dell'emissione stimolata e in grado in molti casi di produrre fasci collimati di radiazione altamente coerente. Il nome costituisce l'acrostico delle parole inglesi Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation (amplificazione della luce mediante l'emissione stimolata di radiazione).

I l. possono considerarsi come un caso particolare dei maser, dai quali hanno derivato i fondamenti del principio di funzionamento. La possibilità di creare maser ottici appunto alle frequenze luminose fu per la prima volta chiaramente esaminata da A. L. Schawlow e C. H. Townes in un celebre lavoro comparso sulla rivista americana Physical review nel 1958. Circa nello stesso periodo A. M. Prochorov e N. G. Basov fecero analoghe proposte in URSS e R. G. Gould negli SUA sviluppava anche lui l'idea dei l.: tutte considerazioni fatte su materiali gassosi. Proposte utilizzanti semiconduttori vennero da Basov (1957) e P. Aigrain (1958). La prima realizzazione pratica con funzionamento a impulsi, si ebbe nel 1960 da parte di T. H. Maiman utilizzando una sbarretta di rubino. Alla fine dello stesso anno A. Javan realizzava il primo l. a gas (elio-neo), in emissione continua. Nel 1962 nascevano i l. a semiconduttori, sviluppati da numerosi ricercatori in tre laboratori americani: all'IBM, al Lincoln Laboratory MIT e alla General Electric. Oggi esistono l. di varia natura (allo stato solido, gassosi, liquidi, a semiconduttori), che coprono quasi con continuità l'intero arco delle radiazioni dall'ultravioletto (1400 Å, l. a idrogeno) all'infrarosso lontano (496 μm, l. a CH₃F, e 337 μm con HCN) e si vanno considerando le possibilità di realizzare l. per raggi X (o Xaser) e per raggi γ (o gaser).

Nelle tabb. 1 ÷ 4 sono indicate le caratteristiche di alcuni laser. Una classe di l. che sarà vista più avanti (i l. a coloranti organici) permette di ottenere un'emissione che può essere accordata in frequenza su un vasto intervallo spettrale: per es., il l. a rodamina 6G può funzionare fra 4000 e 6000 Å. Nella tab. 5 sono elencati alcuni dei coloranti usati. Utilizzando le tecniche proprie dell'ottica nonlineare (v. in questa App.) è poi possibile estendere la produzione di radiazioni coerenti sia nella regione dell'ultravioletto (seconda e terza armonica) sia nella zona dell'infrarosso (amplificatori parametrici).

Principio di funzionamento. - Un elettrone legato a un atomo o ad altro sistema può passare da uno stato di energia (livello) a un altro, emettendo oppure assorbendo un fotone di energia elettromagnetica, a seconda che nella transizione l'elettrone abbia perduto oppure acquistato energia. Se l'atomo è inizialmente in uno stato superiore rispetto allo stato fondamentale, esso può decadere spontaneamente su quest'ultimo emettendo un fotone di energia hν = ΔE, ove ΔE è il salto di energia fra i due livelli.

È questo il normale processo di emissione della luce (emissione spontanea), che ha luogo tutte le volte che un materiale decade dopo essere stato opportunamente eccitato. Dato il carattere spontaneo del decadimento i fotoni sono emessi dai vari atomi in modo indipendente uno dall'altro e l'emissione è incoerente. La probabilità di emissione spontanea cresce con il cubo della frequenza. Per tale ragione essa è inapprezzabile nelle transizioni a microonde, dove invece prevalgono gli effetti di rilassamento termico.

Nell'interazione fra una radiazione elettromagnetica e un insieme di particelle (atomi o molecole) che possono sussistere in più di uno stato energetico, se la radiazione ha una frequenza tale che hν corrisponda a uno dei possibili salti energetici ΔE fra i livelli delle particelle si possono invece distinguere due processi: a) il fotone colpisce una particella che si trova nel livello più basso di energia; in tal caso la radiazione è assorbita e la particella passa sul livello superiore; b) il fotone colpisce la particella che già si trova sul livello superiore. In questo caso la particella viene spinta a passare sullo stato di energia più basso, emettendo un altro fotone della stessa frequenza di quello incidente; in conseguenza di tale evento si hanno quindi due fotoni per uno incidente: il processo prende il nome di "emissione stimolata".

A differenza dell'emissione spontanea i fotoni emessi per emissione stimolata sono coerenti rispetto al campo inducente, cioè i loro contributi si sommano all'onda elettromagnetica iniziale con uguale fase temporale e uguale direzione di propagazione.

In genere le particelle dell'insieme considerato, in condizioni di equilibrio, si trovano più numerose sul livello di energia più basso. Ne consegue che facendo interagire il sistema con una radiazione di frequenza tale da corrispondere al salto fra due livelli (quello fondamentale e uno eccitato) si avranno contemporaneamente processi del tipo a e b, con prevalenza dei processi a, perché le particelle nello stato più basso sono più numerose. Questo significa che in genere si ha assorbimento di radiazione. Se però, in qualche modo, si altera la distribuzione fra un livello eccitato e quello fondamentale, in modo da avere più particelle nel livello eccitato che in quello fondamentale (si dice che si è ottenuta "inversione di popolazione") nel processo d'interazione con la radiazione elettromagnetica di frequenza opportuna si avrà un'eccedenza netta di fotoni emessi rispetto a quelli assorbiti, cioè un processo di amplificazione della radiazione. La radiazione emessa in questo modo sarà monocromatica, perché emessa in corrispondenza a una stessa ben definita transizione, e coerente, perché l'emissione avviene in modo forzato.

Il principio di funzionamento del l. può essere così schematizzato. Supponiamo di avere tre livelli ottici (fig. 1) di una particella e sia, per es., il livello 1 quello fondamentale. Indichiamo con n_i il numero di particelle che si trovano sul livello i-esimo. Il numero totale N di atomi considerati nel nostro caso sarà N= n₁ + n₂ + n₃ e all'equilibrio è n₁ > n₂ > n₃. Con una frequenza ν₁₃, tale che hν₁₃ = ΔE₁₃, si eccitino ora particelle dal livello 1 al livello 3. I fotoni di questa frequenza vengono assorbiti e le particelle ricevono energia da questa radiazione. La distribuzione delle particelle sui vari livelli viene modificata. Se una radiazione di energia hν₃₂ = ΔE₃₂ incide sul materiale si potrà avere un'emissione stimolata, cioè coerente, nella transizione 3 → 2 quando la popolazione sul livello 3 è sufficientemente maggiore di quella sul livello 2. Questa radiazione è ovviamente amplificata e si è in tal modo ottenuto un amplificatore. Èchiaro da quanto detto che il processo è ottenuto in un sistema che non è all'equilibrio termodinamico.

Se il mezzo amplificante è posto in una cavità risonante in modo che la luce viaggi molte volte avanti e indietro nel materiale attivo prima di uscire fuori si può realizzare invece un oscillatore. La radiazione da amplificare in questo caso può essere semplicemente la radiazione emessa per emissione spontanea (rumore), sempre presente, che viene pertanto selezionata e amplificata. La cavità ottica risonante può essere realizzata con opportuni specchi.

Se un fotone, ottenuto per emissione spontanea, o inviato dall'esterno, viaggia nel materiale, ove si sia stabilita un'inversione di popolazione a seguito di un'interazione con una particella eccitata per emissione stimolata si hanno due fotoni che possiedono la stessa energia, sono in fase fra loro e viaggiano nella stessa direzione del fotone incidente; ciascuno di questi due fotoni produrrà con lo stesso meccanismo altri due fotoni, ecc. (fig. 2a). Si ha cioè il processo di amplificazione per emissione stimolata già ricordato.

Occorre però tener conto del fatto che ci sono particelle anche nello stato di energia più basso, e perciò alcuni fotoni possono essere assorbiti; inoltre, alcuni fotoni possono essere diffusi da impurezze nel materiale e uscire dal materiale stesso: questi processi rappresentano delle perdite per l'amplificazione. Si avrà amplificazione solo quando il guadagno costituito dall'emissione stimolata supera tali perdite. La presenza della cavità risonante migliora anche l'interazione dei fotoni con la materia, facendo sì che i fotoni restino il più a lungo possibile nella zona occupata dalla sostanza. Questo compensa le ulteriori perdite dovute alla parziale trasparenza di uno degli specchi e all'inevitabile assorbimento sugli specchi. Nel caso ottico, il tipo di cavità risonante più semplice è costituito da due specchi piani e paralleli fra cui è posta la sostanza (fig. 2b). Tutti i fotoni che viaggiano paralleli all'asse di questo sistema, giunti su uno dei due specchi vengono riflessi indietro e quindi il loro tempo di permanenza in contatto con la sostanza attiva viene enormemente aumentato. Se uno dei due specchi è reso parzialmente trasparente una parte dei fotoni che si generano può uscire a dar luogo al fascio che si osserva (fig. 2c).

Una cavità risonante del tipo mostrato nella fig. 2b si chiama cavità di Fabry-Perot. Essa può essere realizzata con specchi o prismi a riflessione totale e gli specchi possono essere piani o curvi, combinati in una varietà di modi, come mostrato nella fig. 3. Perché tali risonatori possano sostenere modi ad alto fattore di merito Q devono essere soddisfatte due condizioni: a) vi dev'essere una famiglia di raggi che multiplamente riflessi dai due specchi restino intrappolati nella cavità sufficientemente a lungo (se addirittura dopo un certo numero di passaggi i raggi ripercorrono lo stesso cammino la cavità si dice "stabile"); b) le dimensioni dei due specchi (di raggi R₁ e R₂) devono soddisfare la relazione R₁R₂/(λd) > 1 in ogni direzione arbitraria perpendicolare all'asse del risonatore. Questa relazione deriva dalla necessità di avere basse perdite per diffrazione, ossia dalla richiesta che l'angolo sotteso da un riflettore all'altro sia maggiore dell'angolo sotteso dalla figura di diffrazione del campo lontano di un'onda quasi-piana originantesi nel secondo riflettore e con le dimensioni dì questo. Il risonatore aperto di Fabry-Perot è in grado di sostenere un gran numero di modi discriminando fra i modi la cui energia si propaga lungo altre direzioni che non sia la normale ai riflettori. Questi modi irradiano via la loro energia attraverso i lati aperti e quindi hanno valori di Q relativamente bassi. I rimanenti modi con alto Q prendono allora la forma di fasci di onde per lo più piane che si propagano avanti e indietro fra i riflettori. L'onda luminosa che si genera non è ora più quella prodotta dall'emissione incoerente di tanti atomi, ma è coerente, simile a un'onda elettromagnetica coerente emessa, per es., da un klystron o da un magnetron.

In analogia con la teoria delle guide d'onda, questi modi sono discussi in termini di un insieme di configurazioni sulle superfici dei riflettori. Tale configurazione di campo è chiamata un "modo trasverso" se, dopo propagazione da un riflettore all'altro e indietro, il campo ritorna nella stessa configurazione moltiplicata per un numero complesso che dà la variazione di fase e le perdite del percorso avanti e indietro. Per ognuno di tali modi trasversi vi è una sequenza di "modi longitudinali" o "assiali" per i quali il cambiamento di fase del percorso avanti e indietro è un multiplo intero di 2π rad. Tali onde sono quasi-piane, e la distanza dei modi longitudinali per un dato modo trasverso è Δν = C/(2d).

Il problema di trovare i modi trasversi viene risolto secondo due vie. Una è di cercare soluzioni delle equazioni di Maxwell tali che la riflessione alle superfici avvenga lungo la superficie di fase, in modo da assicurare la riflessione dell'onda indietro esattamente su se stessa. L'altro metodo, introdotto da A. G. Fox e T. Li, impiega l'uso della formulazione scalare del principio di Huyghens per calcolare il campo su uno specchio causata dall'illuminazione dell'altro. Si calcola poi in modo simile la configurazione del campo di ritorno e si richiede che essa s'identifichi, a meno di una costante, con la configurazione iniziale di campo. Le soluzioni dell'equazione integrale risultante dànno i modi e le perdite per diffrazione.

La configurazione di campo elettrico del modo dominante e di alcuni modi di ordine più alto per specchi piani quadrati e circolari sono mostrati nelle figg. 4 e 5.

Considerazioni sulla soglia per l'azione laser. - Vogliamo ora brevemente discutere a quali condizioni deve soddisfare un materiale perché si possa avere azione l. in esso. Le condizioni di soglia per l'oscillazione di un l. sono state date in un gran numero di forme differenti, ma sostanzialmente equivalenti fra loro. Alla base di tutte queste forme c'è il fatto che l'oscillazione può avvenire solo quando la potenza prodotta dall'emissione stimolata è uguale o maggiore delle perdite di potenza della struttura risonante.

Una tale condizione può esprimersi come un valore minimo della densità di popolazione richiesta per produrre l'oscillazione: nel caso di un sistema a due soli livelli, se n₁ e n₂ sono rispettivamente le popolazioni degli stati fondamentale ed eccitato di pesi statistici g₁ e g₂, e se il profilo della riga connessa alla transizione è lorentziano, alcentro della riga di larghezza Δν si ha:

dove τ_spon è il tempo di vita media dell'atomo per l'emissione spontanea e τ_c il tempo di smorzamento della struttura risonante. Questa espressione è valida per ogni tipo di laser. La formula mostra chiaramente l'influenza dei vari parametri: una piccola inversione è sufficiente in un sistema la cui sostanza attiva ha: 1) una piccola larghezza della riga di emissione Δν; 2) un breve tempo di decadimento τ_spon; 3) una bassa frequenza. Le proprietà della cavità risonante entrano in gioco anche tramite τ_c; più questo tempo, che rappresenta il tempo che i fotoni restano nella cavità, è lungo e minore occorre che sia Δn.

Per avere una stima di τ_c si consideri un risonante ottico del tipo Fabry-Perot con specchi che hanno un coefficiente di riflessione R posti a distanza d uno dall'altro. Se la perdita frazionale (d'intensità) per passo è L, la perdita frazionale per unità di tempo è cL/d. Nei casi in cui la perdita è principalmente dovuta al coefficiente di trasmissione, finito, dello specchio, T = 1 − R, si ha L = 1 − R e quindi τ_c = d/[c(1 − R)].

Tipi di laser. - Esistono oggi numerosissimi l., i più comuni e noti dei quali sono quelli a stato solido pompati otticamente, a stato gassoso (pompati per scarica elettrica, oppure otticamente), a semiconduttori (che sono pompati per iniezione di cariche), a stato liquido (pompati otticamente), chimici e gas-dinamici.

a) Laser a stato solido; laser a rubino. - Nel caso dei l. a stato solido, le sostanze che meglio si prestano sono solidi che presentano una fluorescenza il cui spettro d'emissione consiste di una o più righe spettrali strette. Infatti, perché la luce emessa sia monocromatica, occorre che il livello che si dissecita durante l'emissione stimolata sia di energia ben definita (cioè una riga sottile) e lo stesso valga per il livello terminale. Qualora il livello eccitato fosse, peraltro, corrispondente a una riga sottile non sarebbe facile variare la sua popolazione perché occorrerebbe usare luce monocromatica molto intensa, quale le normali sorgenti a nostra disposizione non sono capaci di fornire. La difficoltà può essere sormontata semplicemente scegliendo un materiale che, al disopra del livello su cui si vuole invertire la popolazione, abbia una banda di livelli i quali, se eccitati, si diseccitino decadendo su questo livello senza emettere radiazioni (transizioni non-radiative) cioè perdendo l'eccesso in energia fra la banda e il livello in urti con gli atomi del reticolo. In questo modo per eccitare gli atomi al livello superiore si può usare luce in una certa banda di frequenza e la potenza luminosa pompante necessaria può essere facilmente ottenuta anche da normali sorgenti. L'emissione stimolata avviene allora nella transizione fra il livello (che dev'essere metastabile) sotto la banda e il livello inferiore.

I materiali, che hanno una configurazione dei livelli energetici di un tale tipo, mostrano appunto il fenomeno della fluorescenza su una o più linee strette.

In questo schema molti l. operano usando tre o quattro livelli, come schematizzato nelle figg. 6 e 7.

Nella configurazione mostrata nella fig. 6 si ha la situazione più semplice. Il livello 1 è quello fondamentale. Da questo si eccitano con una radiazione opportuna gli atomi alla banda 3. Essi poi decadono, in parte non radiativamente sul livello 2 e in parte sul livello 1. L'emissione stimolata avviene fra il livello metastabile 2 e lo stato fondamentale 1 quando la densità di popolazione sul livello 2 è sufficientemente grande (un esempio di questi dispositivi è il l. a rubino).

Il caso a quattro livelli (fig. 7) utilizza, invece, la transizione 3 → 2 per ottenere l'emissione stimolata. Gli atomi sono sempre eccitati con un'opportuna frequenza, dal livello fondamentale 1 alla banda 4 e da questa decadono non-radiativamente, in parte sul livello 3. La transizione che interessa ai fini dell'emissione l. è quella fra il livello metastabile 3 e un livello intermedio 2. Se questo livello 2 è abbastanza lontano dal livello fondamentale 1, su di esso praticamente non si troveranno atomi e quindi il vantaggio di usare quattro livelli è quello di poter ottenere più facilmente l'inversione della popolazione fra il livello metastabile e il livello terminale della transizione (un esempio di questi dispositivi è costituito dai l. a stato solido in cui lo ione attivo è uno ione di terre rare, Nd, U, ecc.).

I l. a rubino sono fra i più comuni; questo perché il rubino è facile da ottenersi con il grado di perfezione e di purezza desiderati e anche perché la potenza della luce coerente emessa è notevole. L'emissione è nel visibile a 6943 Å a temperatura ambiente. Nel rubino (Cr₂O₃ • Al₂O₃) i livelli di energia che interessano sono quelli degli ioni Cr³⁺ dispersi nell'Al₂O₃ A concentrazioni sufficientemente basse si può ritenere che gli ioni Cr³⁺ non interagiscano fra loro. I livelli dello ione sono mostrati nella fig. 8. I livelli indicati con 3 formano delle bande. Il livello indicato con 2 è un livello metastabile. Esso è in realtà formato da due livelli molto vicini fra loro. Il livello 1 è il livello fondamentale dello ione. L'inversione di popolazione viene creata fra il livelli 2 e 1 pompando dal livello fondamentale 1 alla banda 3, da cui v'è decadimento non-radiativo sul doppietto metastabile 2, con un tempo di vita di circa 5 • 10^-8 sec. La transizione dal livello 2 avviene radiativamente sul livello fondamentale, con un tempo di vita dell'ordine di 3 • 10^-3 sec. Questa transizione 2 → 1 dà luogo a una fluorescenza che è facilmente visibile, irradiando, per es., con luce verde. L'emissione avviene su due componenti indicate con R₁ e R₂ e corrispondenti a 6943 Å e 6929 Å a temperatura ambiente. Se la luce di pompa è tale da permettere l'inversione di popolazione fra i livelli 2 e 1, al posto della luce di fluorescenza si ha l'effetto laser.

Di solito questi l. a rubino vengono fatti funzionare a impulsi perché durante il funzionamento il materiale si scalda e non si riesce più ad avere la condizione d'inversione di popolazione. Raffreddando peraltro a basse temperature e conmeto di di pompa efficienti si possono realizzare l. a rubino a funzionamento continuo. Qui nel seguito saranno trattate solo le sorgenti impulsate, che sono le più comuni. La sorgente di luce di pompa è un flash a scarica in un gas. Lo xeno è generalmente prescelto perché presenta una buona emissione nelle bande utili per il pompaggio.

Tali lampade sono costruite in diverse forme. Fra queste ne menzioniamo alcune. La forma a elica è stata la prima a essere utilizzata. Il materiale attivo viene sagomato a forma di sbarretta che viene posta nell'asse della lampada, che a sua volta è racchiusa in un cilindro a superfici interne altamente riflettenti. In tal modo la maggior parte della luce emessa dal flash viene concentrata sul materiale attivo. La cavità ottica è realizzata ricoprendo le due basi della sbarretta, previamente lavorate piane e parallele fra loro, con strati riflettenti (Ag o strati dielettrici), oppure ponendo, lungo l'asse, degli specchi esterni in modo da realizzare una delle cavità di fig. 3.

Altri tipi di lampade sono invece cilindrici. Questi tipi vengono usati, per es., nell'asse focale di una cavità riflettente cilindrica a sezione ellittica, mentre nell'altro asse focale viene posto il materiale (fig. 9). La concentrazione di luce di pompa che si ottiene con questo metodo è molto maggiore del precedente. Le dimensioni della sbarretta di rubino variano da 5 ÷ 6 cm di lunghezza e diametri di 5 ÷ 10 mm a diverse decine di cm di lunghezza e diametri di 2 ÷ 3 cm.

La durata di emissione di luce coerente nelle disposizioni impulsate descritte prima è dell'ordine di circa 0,5 msec; la potenza è fra i e 100 kW.

L'emissione di luce durante l'impulso l. non è continua ma ha un caratteristico andamento nel tempo costituito da tanti picchi elementari (spikes), ciascuno della durata di circa 1 μsec, separati all'incirca per lo stesso intervallo di tempo (fig. 10). Una tale struttura a picchi è una caratteristica dell'emissione stimolata e avviene in tutte le cavità risonanti di uso corrente e all'incirca per tutti i l. a stato solido. Se la luce di pompa viene gradatamente aumentata in intensità, si passa da una situazione in cui non si è ancora ottenuta l'inversione di popolazione (si dice che si è sotto la soglia) e quindi l'unica luce emessa è quella di fluorescenza (fig. 10a), alla situazione in cui la popolazione è invertita e l'azione l. innescata (si dice che si è sopra la soglia, fig. 10b). Tra le due situazioni si ha quella in cui l'intensità di pompa è proprio quella di soglia e pertanto si ha solo un picco di luce stimolata.

Un altro indice dello stabilirsi dell'azione l. è dato dall'improvviso restringersi della riga alla soglia. Sotto la soglia la larghezza della riga naturale di fluorescenza del rubino a temperatura ambiente è circa 0,2 Å; sopra la soglia la riga si restringe drasticamente a circa 5 • 10^-2 Å.

La divergenza del fascio di luce che esce dalla cavità è tipicamente di 4 primi sessagesimali. Le proprietà di coerenza temporale e spaziale possono essere misurate con tecniche interferenziali e risultano discrete.

La luce emessa non ha una sola frequenza ma è composta da una serie di linee separate da una frequenza pari alla differenza in frequenza fra due modi successivi risonanti della cavità ottica. Per un cristallo di lunghezza, per es., 120 mm tale frequenza è circa 700 MHz. Di tali linee se ne possono avere fino a 15 entro la larghezza di riga dell'emissione.

L'andamento irregolare nell'emissione della luce (gli anzidetti spikes) dai l. a rubino può disturbare in molte applicozioni. Fortunatamente è possibile controllare l'uscita luminosa in modo da avere un solo impulso di luce. In questo modo si aumenta anche enormemente la potenza di emissione. Vari metodi possono essere impiegati per questo. Descriviamo qui brevemente quelli che vanno sotto il nome di metodi di "controllo del fattore di merito" (Q-switching).

Il principio generale di questi metodi consiste nell'escludere uno degli specchi terminali della cavità l. durante l'accensione del flash. In questo modo le condizioni per l'emissione l. non sono soddisfatte (la cavità del l. non è chiusa o, in altri termini, il suo fattore di merito Q è molto basso). Gli atomi di rubino vengono quindi eccitati in gran numero senza che si raggiunga mai la condizione d'innesco per l'azione laser. Se si mantiene escluso lo specchio finché un gran numero di atomi è eccitato e poi lo s'inserisce rapidamente in modo da chiudere la cavità ottica (il Q sale notevolmente), tutti gli atomi eccitati si diseccitano rapidamente in un tempo molto breve. Si ottengono in questo modo solo pochi impulsi di luce o anche uno solo, e il tempo durante il quale la luce viene emessa varia fra qualche decina di nanosecondi e qualche microsecondo. Durante questo tempo tutta l'energia del l. viene scaricata, e quindi la potenza di emissione aumenta per un fattore fra 1000 e 100.000. Uno schema di principio è mostrato nella fig. 11. Un disco rotante D recante una fenditura in una piccola zona alla sua periferia è messo in rotazione all'atto dell'innesco del flash in modo tale da schermare lo specchio S₁ durante i primi istanti d'illuminazione del rubino. Le cose sono regolate in modo che dopo un opportuno ritardo, dell'ordine del millisecondo, l'apertura del disco si trova interposta fra la bacchetta di rubino e lo specchio chiudendo così la cavità e permettendo l'emissione.

In questo modo si ottengono alcuni impulsi e l'aumento di potenza è relativamente modesto. Tecniche più raffinate di controllo del fattore di merito possono essere ottenute facendo rotare velocemente uno degli specchi terminali della cavità (o meglio un prisma a riflessione totale): solo nell'istante in cui tale specchio è perfettamente allineato con la bacchetta di rubino e l'altro specchio la cavità è chiusa e si ha l'emissione laser.

Un metodo estremamente semplice consiste nell'interporre fra uno degli specchi e la bacchetta di rubino un assorbitore saturabile, cioè un materiale che inizialmente è assorbente ma diventa trasparente sotto forte illuminazione. Esistono vetri colorati contenenti composti di Se e Cd che hanno un coefficiente di trasmissione iniziale di circa 10^-6 per una radiazione di 6943 Å e che se fortemente illuminati arrivano a trasmettere fino al 30%: la variazione nel coefficiente di trasmissione avviene reversibilmente in tempi brevissimi, dell'ordine del nanosecondo. Anche soluzioni di criptocianina presentano comportamento analogo.

Con queste tecniche si riescono ad avere potenze dell'ordine da 500 a 1000 MW. Questi metodi possono essere usati per ottenere l'emissione su un solo impulso praticamente per tutti i l. emettenti a impulso. Altri l. a stato solido sono elencati nella tab. 1. Molti di essi funzionano secondo lo schema a quattro livelli. Praticamente tutte le terre rare mostrano l'effetto l. una volta immerse in un'opportuna matrice.

b) Laser a stato gassoso. - In questo tipo di l. l'eccitazione degli atomi non avviene con radiazioni luminose, ma trasferendo a essi l'energia necessaria mediante collisioni anelastiche.

Nel l. a elio-neo (tab. 3 A) la sostanza in cui si provoca l'inversione di popolazione è il neo. Per eccitare questi atomi si ricorre al trasferimento di energia per urti anelastici con gli atomi di elio eccitati in una miscela di elio e neo.

I livelli di energia del neo e dell'elio sono mostrati nella fig. 12. Una scarica a radiofrequenza viene generata in un tubo contenente una miscela dei due gas, dove l'elio ha una pressione intorno al millimetro di mercurio e il neo una pressione circa dieci volte minore. A causa di questa scarica viene creato un gran numero di atomi di elio eccitati. Di questi gli atomi eccitati nel livello 2³S e 2¹S sono metastabili. Quando uno di questi atomi metastabili nello stato 2³S collide con un atomo di neo che si trova nello stato fondamentale vi è una certa probabilità che la sua energia venga trasferita al neo, eccitandolo in uno dei livelli 2s(2p⁵4s). La probabilità che il neo venga innalzato ai livelli 2p (2p⁵ 3p) o 1s (2p⁵ 3s) è molto minore data la molto maggior differenza di energia fra questi e il livello 2³S dell'elio.

In questo modo si realizza l'inversione della popolazione fra i livelli 2s e quelli 2p del neo e fra questi avvengono le transizioni. Le lunghezze d'onda di queste transizioni sono assai numerose, data la struttura fina dei livelli; il loro numero totale è trenta, e fra esse la linea più intensa è quella a 11.530 Å.

Un'altra eccitazione che si può avere è quella fra i livelli 2¹S dell'elio e 3s del neo. L'inversione di popolazione si ha ora fra il livello 3s e 3p con una serie di lunghezze d'onda fra 2,8 e 4,0 con la più intensa a 3,95 μm, e fra il livello 3s e 2p con una serie di lunghezze d'onda fra 5900 e 7300 Å, con la più intensa a 6328 Å. Due disposizioni sperimentali molto usate sono mostrate nella fig. 13. Nella prima gli specchi sono piani paralleli interni al tubo di scarica; nella seconda il tubo dove avviene la scarica è terminato con due superfici di vetro piane inclinate ad angolo di Brewster in modo tale che solo la luce polarizzata nel piano della figura passa attraverso la faccetta. Poiché il guadagno della miscela è piuttosto basso, particolari cure sono prese per evitare perdite negli specchi, che sono costituiti con deposizione di strati dielettrici per minimizzare le perdite per assorbimento.

L'eccitazione degli atomi di elio avviene mediante una scarica a radiofrequenza, come detto, o trasferendo l'energia mediante collisione della miscela con un fascio di elettroni accelerati da una differenza di potenziale continua lungo l'asse del tubo.

L'emissione di luce è continua. La lunghezza d'onda d'operazione nel visibile o nell'infrarosso viene ottenuta scegliendo opportunamente specchi terminali della cavità che siano riflettenti solo a 6328 Å o nell'infrarosso. Le potenze continue variano fra qualche decimo di milliwatt a circa 100 mW. Lo spettro in frequenza è composto anche qui da una serie di frequenze discrete. Ciascuna riga è larga usualmente circa 1 kHz. Di tali righe se ne trova un certo numero entro la larghezza di riga dell'emissione spontanea, che per il neo è circa 600 MHz.

La stabilità nella frequenza di oscillazioni di tali l. può essere resa molto grande (in brevi tempi, fino a 1 parte in 10¹³); la divergenza del fascio è tipicamente 1 primo sessagesimale.

I l. a elio-neo e gli altri tipi di l. gassosi a emissione continua possono essere fatti lavorare in modo da emettere un treno continuo di impulsi calibrati, mediante una tecnica nota come mode locking, che consiste nell'inserire nella cavità risonante un modulatore eccitato alla frequenza di separazione fra i modi assiali.

Il l. a CO₂ (tab. 3B) è il rappresentante di una classe di l. detti "l. molecolari", in cui i livelli di energia usati nella transizione involvono le vibrazioni interne delle molecole. Le molecole di CO₂, consistendo di tre atomi, possono eseguire tre vibrazioni interne fondamentali, i cosiddetti modi normali di vibrazione, mostrati nella fig. 14. In prima approssimazione si può supporre che i tre modi normali siano indipendenti uno dall'altro, cosicché lo stato della molecola di CO₂ può essere descritto da un insieme di tre numeri interi (v₁, v₂, v₃) che corrispondono rispettivamente al grado di eccitazione dei tre modi descritti. Alcuni dei livelli vibrazionali più bassi del CO₂ sono mostrati nella fig. 15. Il livello l. superiore (001) è quindi uno che ha solo il modo di vibrazione asimmetrica di valenza o di stiramento asimmetrico (asymmetric stretch, fig. 14d) eccitato con un quanto di eccitazione; la transizione l. a 10,6 μm avviene fra i livelli (001) e (100). L'eccitazione è ottenuta in una scarica in una miscela di CO₂ e di solito N₂ e He. Il l. a CO₂ possiede un'efficienza di circa il 30%. Questi l. possono inoltre dare grandi potenze, fino a megawatt, in funzionamento continuo per applicazioni industriali.

Tra i l. a stato gassoso vanno considerati anche quelli ionici, alcuni dei quali sono indicati in tab. 3 C.

c) Laser chimici. - In essi l'inversione di popolazione e l'emissione l. sono prodotte direttamente da una reazione chimica.

L'energia chimica immagazzinata nei reagenti (i gas combustibile e ossidanti) è convertita direttamente in radiazione coerente con poco o nessun impiego di altre forme di energia.

Vi sono vari tipi di transizioni fra livelli atomici e molecolari nei gas che possono funzionare.

Uno dei l. più studiati è quello a HF. Nella reazione H + F₂ circa il 60% della energia di reazione appare sotto forma di energia vibrazionale della molecola di HF frenata che viene così prodotta in media in un livello vibrazionale di numero quantico ν = 6. L'emissione di questo l. avviene fra 2,6 e 3,5 μm.

Altri l. sono mostrati nella tab. 4:

I tipi più importanti per la potenza di emissione sono: DF(λ ≈ 4 μm; 200 joule per impulso), HF(λ ≈ 2,9 μm; 15 kW in funzionamento continuo) e il l. a iodio fotochimico (λ ≈ 1,3 μm e 300 joule per impulso).

d) Laser gas-dinamici. - In essi l'inversione di popolazione è ottenuta dal moto del fluido attivo mediante, per es., il raffreddamento rapido ottenuto nell'espansione di gas a velocità supersoniche o il riscaldamento mediante onde d'urto.

Un l. di questo tipo sfrutta una miscela di CO₂ − N₂ − H₂O/He.

e) Laser a seminconduttori. - In un l. a semiconduttori le transizioni indotte hanno luogo in una giunzione p-n fra stati elettronici occupati nella banda di conduzione e stati vuoti nella banda di valenza. Una notevole differenza fra questi l. e gli altri è che la transizione si ha fra stati che sono distribuiti in energia e non fra due ben definiti livelli di energia.

La distribuzione degli stati per gli elettroni in un semiconduttore è mostrata nella fig. 16 per un caso semplice (bande paraboliche). I vari cerchietti in fig. 16a indicano la posizione in energia degli stati elettronici permessi in funzione della costante di propagazione k dell'elettrone (momento di cristallo) per le bande di conduzione e di valenza. Nella fig. 16b è mostrata la situazione per un semiconduttore intrinseco a bassissima temperatura. Tutti gli stati nella banda di valenza sono riempiti con elettroni (cerchietti neri), mentre quelli nella banda di conduzione sono vuoti. In fig. 16c è mostrato ciò che accade quando il semiconduttore è pesantemente drogato con un'impurità donatrice. Tutti gli stati nella banda di valenza e anche quelli nella banda di conduzione fino all'energia di Fermi E_F sono riempiti con elettroni. Questo è un semiconduttore di tipo n degenere. Un drogaggio pesante con un'impurità accettatrice produce un abbassamento del confine fra livelli pieni e vuoti, cioè l'energia di Fermi viene a cadere nella banda di valenza, cosicché tutti gli stati nella banda di valenza sono ora vuoti. Una caratteristica comune alle situazioni da b a d è che tutti gli stati elettronici fino al livello di Fermi E_F sono pieni, e quelli sopra sono vuoti.

Nella fig. 16e è mostrata una nuova situazione in cui l'occupazione della banda di valenza è come in un semiconduttore p degenere, mentre quella della banda di conduzione è simile a quella in un caso n degenere. Si ha qui un semiconduttore doppiamente degenere che dev'essere caratterizzato da due energie di Fermi E_Fv E_Fc, come mostrato nella figura (queste due energie sono chiamate "quasi-livelli di Fermi"). Una situazione di questo genere può esistere solo in condizioni di non-equilibrio termico e può aversi in connessione con una giunzione p-n.

Si consideri ora ciò che accade se un'onda elettromagnetica di frequenza ν si propaga nel semiconduttore. Il campo di radiazione può indurre gli elettroni a transire solo verso stati vuoti. Nelle figg. 16b, c, d gli stati vuoti sono sempre sopra quelli pieni e quindi dall'onda si può solo assorbire energia. Questo non è più vero nel caso del semiconduttore doppiamente degenere e. Frequenze ν tali che E_g 〈 hν 〈 E_Fc − E_Fv possono indurre solo transizioni verso il basso da stati occupati nella banda di conduzione a stati vuoti nella banda di valenza. Una frequenza ν₁ che soddisfa a questa relazione è mostrata nella figura. Questa frequenza guadagna energia dall'elettrone e quindi viene amplificata. Frequenze ν > (E_Fc − E_Fv)/h, come ν₂, sono invece assorbite. La condizione per l'amplificazione è quindi E_Fc − E_Fv > hν > E_g.

Le condizioni per il funzionamento in un l. a seminconduttore sono ottenute usando una giunzione p-n con entrambe le regioni degeneri. La posizione delle bande d'energia e l'occupazione degli elettroni lungo la giunzione senza alcuna polarizzazione applicata sono mostrate nella fig. 17A. L'energia di Fermi ha lo stesso valore in tutto il campione (condizione di equilibrio). Se si applica una polarizzazione diretta (fig. 17B) con un potenziale applicato V_appl, il livello di Fermi nella regione n è innalzato per la quantità e V_appl rispetto a quello nella regione p. Esiste ora una stretta zona, chiamata regione attiva, che contiene sia elettroni sia lacune ed è doppiamente degenere. Una radiazione elettromagoetica, di frequenza E_g/h 〈 ν 〈 (E_Fc − E_Fv)/h, che si propaga lungo questa regione è amplificata.

I primi l. a semiconduttore sono stati realizzati utilizzando la radiazione di ricombinazione nel GaAs. L'efficienza quantica per la ricombinazione radiativa in questo semiconduttore, definita come numero di fotoni prodotti diviso il numero di portatori iniettati, è estremamente alta: a basse temperature (77 °K) è stata stimata dell'ordine del 100% e diminuisce al crescere della temperatura. Il l. è costituito da un normale diodo a giunzione p-n sagomato in modo da realizzare una cavità appropriata (fig. 18): questa in genere è del tipo Fabry-Perot, con due delle pareti perpendicolari alla giunzione, piane e parallele fra loro. Dimensioni tipiche sono 250 × 5 × 50 μm³. Poiché l'indice di rifrazione del GaAs è ≈ 3,6 non è necessario porre rivestimenti riflettenti alle terminazioni. La riflettività, di circa 0,32, dato l'alto guadagno della regione (≈ 1000 cm^-1), è sufficiente a garantire il funzionamento. I diodi sono di solito fatti funzionare a basse temperature: 77 °K o 4,2 °K, immersi in un bagno di azoto liquido o elioliquido rispettivamente. Esistono oggi anche diodi che funzionano a temperatura ambiente.

L'andamento dell'uscita luminosa in funzione della corrente applicata ha un andamento tipico, come mostrato nella fig. 19. I diodi l. sono particolarmente interessanti, oltre che per le loro piccole dimensioni, anche per la possibilità di modulare la loro emissione luminosa, modulando direttamente la corrente di pompa.

Oltre al GaAs sono stati trovati altri materiali utilizzabili come sorgenti laser. Oggi la semplice struttura a giunzione viene perfezionata ricorrendo a strutture a molti strati di vario drogaggio che permettono un miglior confinamento dei modi nella cavità e consentono di abbassare la soglia per il funzionamento e di migliorare le caratteristiche d'emissione (fig. 20).

f) Laser a stato liquido. - Molte molecole complesse di coloranti organici (dyes), ciascuna contenente un gran numero di atomi, mostrano azione laser.

Una rappresentazione schematica dei livelli energetici di una molecola di colorante (come, per es., la rodamina 6G) è mostrata nella fig. 21. Lo stato S₀ è lo stato fondamentale. S, S₂, T₁ e T₂ sono stati elettronici eccitati, cioè stati in cui un elettrone è eccitato. Negli stati S (singoletti) lo spin dell'elettrone eccitato è antiparallelo allo spin della restante molecola. Negli stati T (tripletti) gli spin sono paralleli. Le transizioni singoletto-tripletto o tripletto singoletto involvono un'inversione dello spin e sono quindi molto meno probabili delle transizioni fra due stati singoletti o fra due tripletti. Queste ultime dànno luogo a un'intenso assorbimento e a fluorescenza. Il colore caratteristico dei coloranti organici è dovuto all'assorbimento S₀ → S₁. Gli stati di singoletto e tripletto a loro volta sono composti da numerosi livelli vibrazionali, mostrati come linee marcate nella fig. 21. La separazione fine corrisponde ai livelli rotazionali. L'eccitazione avviene tramite l'assorbimento della luce di pompa che innalza l'energia delle molecole dallo stato fondamentale di singoletto a un livello vibrazionale più alto del primo stato eccitato di singoletto (per es. b). La molecola decade, non radiativamente, al livello di energia più bassa dello stato di singoletto eccitato. Questo livello è indicato con B ed è il livello superiore laser. L'emissione l. risulta dalla transizione stimolata dal livello B ad a, che è un livello altamente vibrazionale dello stato di singoletto fondamentale. Un decadimento non radiativo da questo livello allo stato fondamentale termina il processo laser.

I livelli vibrazionali dello stato fondamentale, se sono sufficientemente alti in energia, possono essere normalmente non occupati. Esiste allora la possibilità di avere un'inversione di popolazione sufficiente per l'azione l. fra gli stati di singoletto eccitato e qualcuno dei livelli vibrazionali più alti dello stato fondamentale. Questa condizione impone un vincolo fra la lunghezza d'onda della luce di pompa, il coefficiente di assorbimento nel materiale a quella lunghezza d'onda e la lunghezza d'onda a cui si ha emissione laser.

Vi è anche una certa probabilità, che dipende dalla struttura della molecola, che una molecola nel livello di singoletto eccitato rilassi a uno stato di tripletto che è metastabile, poiché le transizioni fra lo stato tripletto e il singoletto fondamentale sono proibite. Questo è dannoso per l'emissione l. per due ragioni. In primo luogo, l'accumulazione delle molecole nello stato di tripletto diminuisce la concentrazione di molecole disponibili per partecipare al processo laser. Secondo, e più serio, vi è l'assorbimento ottico associato con lo stato di tripletto che lambisce la fluorescenza del singoletto e può asportare luce di pompa nel caso di eccitazione con flash. Se si pompa con flash, occorre quindi avere cortissimi impulsi di pompa per evitare l'eccessivo accumulo di molecole nello stato di tripletto. Un'altra proprietà fondamentale delle molecole è che il picco nello spettro d'assorbimento si ha a lunghezze d'onda più corte del picco del corrispondente spettro d'emissione (fig. 22). L'oscillazione laser che si ha alla lunghezza d'onda che corrisponde all'incirca al picco della curva d'emissione è così debolmente assorbito.

Il largo spettro di fluorescenza dei coloranti organici permette di variare la lunghezza d'onda d'emissione in un largo intervallo. Per es., lo spettro della fig. 22 corrisponde a una larghezza di Δν = 1000 cm^-1. Una soluzione elegante per realizzare questa variazione consiste nel sostituire uno degli specchi con un reticolo di diffrazione (fig. 23).

La tab. 5 fornisce dati su molti dei coloranti usati. Si può considerare provato che la proprietà di generare radiazione è caratteristica non dei tipi individuali delle molecole complesse, ma è una proprietà universale di tutti i coloranti organici.

Applicazioni dei laser. - Si può dire che non c'è oggi alcun importante laboratorio di fisica che non sia attrezzato con l., usati in molteplici modi nella ricerca per la loro monocromaticità; coerenza spaziale e grande intensità. In esperienze di spettroscopia e diffusione della luce i l. sono ormai divenuti sorgenti indispensabili. Gli effetti non-lineari sono ottenuti nella maggior parte dei casi usando laser. I l. sono anche usati per la diagnostica dei plasmi e per misure ottiche di precisione. L. elio-neo stabilizzati in frequenza possono essere usati come standard di frequenza. L'alta coerenza spaziale dei l. rende possibile concentrare i loro fasci su regioni piccolissime, con dimensioni dell'ordine del micron. Numerose sono le applicazioni in campo industriale che sfruttano questa proprietà per eseguire, per es., fori piccolissimi e calibrati, microsaldature, ecc.

L'olografia (v. in questa App.), e tutte le sue numerose applicazioni pratiche, che vanno dallo studio delle vibrazioni al controllo di produzione, necessitano l'uso di sorgenti altamente coerenti e sono state rese possibili dall'uso dei laser.

L. sono impiegati nella trasmissione dell'informazione ancora a causa della loro coerenza. In questo campo il l. può costituire un mezzo per allargare la porzione dello spettro di onde elettromagnetiche attualmente impiegabile allo scopo, e la maggior frequenza delle onde luminose permette in linea teorica di affidare a un'unica sorgente luminosa una grandissima quantità di informazioni da trasmettere. La più grande difficoltà che s'incontra è dovuta alla propagazione del fascio l. nell'atmosfera. La turbolenza di questa infatti rovina le caratteristiche del fascio che sono sfruttate nella trasmissione.

Numerosi progetti di applicazione dei l. per collegamenti fra terra e veicoli spaziali o fra veicoli spaziali o ancora per la localizzazione di questi, sono allo studio. Gl'inconvenienti dovuti alla propagazione in atmosfera libera possono d'altra parte essere superati usando propagazione in guide ottiche opportune (fibre ottiche).

Oggi sono disponibili commercialmente vari tipi di l. capaci di rivelare ostacoli e misurare distanze con capacità di dettaglio molto superiori a quelle dei radar a microonde. Essi, usati in modo opportuno, dànno anche la possibilità di vedere particelle o disomogeneità disperse nell'atmosfera aventi dimensioni o concentrazioni talmente piccole da non poter essere rivelate dai radar normali. Ciò mette questi radar ottici (detti "lidar") al servizio della geofisica, della topografia, della meteorologia, del controllo dell'inquinamento atmosferico, ecc.

L'alta potenza che si può ottenere permette di utilizzare gl'impulsi l. per produrre plasmi, ed è questa una delle possibili vie alla realizzazione della fusione termonucleare.

Infine ricordiamo che anche in medicina e in biologia il l. ha trovato interessanti applicazioni: per es., nella terapia di alcune affezioni dell'occhio e in studi sul cancro. Vedi tav. f. t.

Bibl.: W. V. Smith, P. P. Sorokin, The laser, New York 1966; M. Ross, Laser receivers, devices, techniques, systems, ivi 1966; M. L. Wolbarsht, Laser applications, in Medicine and biology, ivi 1971; B. A. Lengyel, Lasers, ivi 1971²; M. Sargent III, M. O. Scully, W. E. Lamb, Laser physics, Londra 1974.