KVANTINĖS ŠVIESOS SAVYBĖS. LAZERIAI

KVANTINĖS ŠVIESOS SAVYBĖS. LAZERIAI

Fotono hipotezės atsiradimo priežastys.

Atomų linijiniai spektrai. Vandenilio atomo spektras.Vandeniliškųjų sistemų Boro teorija. Boro postulatai.

Ryšys tarp atomo arba molekulės spinduliuojamos arba sugeriamos energijos ir kitų dydžių.

Planko konstanta: jos fizikinė prasmė ir vertė, matavimo vienetas.

Pagrindiniai kvantinės mechanikos teiginiai. Kvantinių šuolių tipai.

Spektrinė analizė.

Lazerio sandara ir veikimas. Užpildos apgrąža.

Lazerio spinduliuotės ypatybės.

Lazerių taikymas medicinoje.

7.5.1. Fotono hipotezė

Norėdamas paaiškinti absoliučiai juodo kūno spinduliavimą, 1900 metais M. Plankas (M. Planck) pasiūlė hipotezę, kad šviesa spinduliuojama kvantais. Aiškindamas fotoefektą, A. Einšteinas (A. Einstein) 1905 metais pasiūlė hipotezę, kad šviesa ne tik spinduliuojama kvantais, bet ir sklinda tam tikromis energijos porcijomis, t.y. savotiškomis dalelėmis fotonais, ir sugeriama taip pat kvantais. Šios hipotezės prieštaravo klasikinės fizikos teiginiams, nes pagal iki tol egzistavusią ir gerai išvystytą klasikinę Maksvelo elektromagnetinio lauko teoriją šviesa buvo laikoma tam tikro dažnio elektromagnetine banga. Šitokia banga apibūdinama dažniu n, bangos ilgiu l amplitude E_m, pradine faze, poliarizacija ir kt. Banginis požiūris leido paaiškinti šviesos interferencijos, difrakcijos, poliarizacijos ir dispersijos reiškinius, tačiau buvo nepakankamas aiškinant jau minėtus absoliučiai juodo kūno spinduliavimo ir sugerties dėsningumus, fotoefektą, Komptono reiškinį. Pastarieji reiškiniai buvo paaiškinti šviesą laikant fotonų srautu. Tada šviesa apibūdinama mikrodalelėms būdingais fizikiniais dydžiais: energija e, judesio kiekiu p, mase m. Šie dydžiai susiję su banginėmis šviesos charakteristikomis taip:

n e h, (7.5.1)

l = h / p, (7.5.2)

m = hn c²; (7.5.3)

čia h Planko konstanta, c 10⁸ m/s šviesos greitis vakuume. Vėlesni eksperimentai patvirtino Planko ir Einšteino hipotezių teisingumą. Taigi šio amžiaus pirmą ir antrą dešimtmetį buvo įrodyta dvejopa šviesos prigimtis: tiek banginė, tiek dalelinė (fotoninė). Klasikinė fizika tokios dvejopos šviesos prigimties negalėjo paaiškinti, nes jos požiūriu dalelės judėjimas iš esmės skiriasi nuo bangos sklidimo: bangai būdingas tolydumas, o fotonui diskretumas. Toliau plėtojant fizikos mokslą, paaiškėjo, kad kai kurie klasikinės fizikos dėsniai mikropasaulio objektams netinka. Mikroobjektams aprašyti trečią šio amžiaus dešimtmetį buvo sukurta fizikos šaka, vadinama kvantine mechanika. Pagal ją dvejopa (banginė ir dalelinė) prigimtis būdinga ne tik šviesos dalelėms, bet ir visoms kitoms mikrodalelėms.

M. Plankas įvedė konstantą h, atsisakydamas nuo klasikinių vaizdinių ir spėdamas, kad osciliatorius, virpantis savuoju dažniu , gali atiduoti arba gauti energiją porcijomis, kurių dydis yra . Šioje lygybėje atitinka naują fundamentaliąją gamtos konstantą. Dabartiniai eksperimentiniai faktai rodo, kad Planko konstanta visoms mikrodalelėms yra vienoda. Planko konstantos dimensija yra: [laikas x energija = ilgis x impulsas = judesio kiekio momentas]. Dydis su tokia dimensija vadinamas veikimu, todėl ir Planko konstanta taip pat vadinama elementariuoju veikimo kvantu. Būtent konkrečios fizikinės sistemos judesio kiekio momento sulyginimas su Planko konstanta leidžia nusakyti, kuriais atvejais būtina taikyti kvantinę mechaniką, o kada tinka klasikinė teorija. Pasirodo, kad tais atvejais, kai sistemos parametrai, turintys veikimo dimensiją, yra sulyginami su Planko konstanta, tai sistemos elgsena aprašoma kvantinės mechanikos dėsniais. Kita vertus, jei visi turintys veikimo dimensiją kintamieji labai dideli, palyginti su , tai sistemos elgseną pakankamu tikslumu aprašo klasikinės fizikos dėsniai. Planko konstanta yra maža, todėl aprašant mikroskopinius reiškinius ji išreiškiama mažais skaičiais, o makropasaulio dydžiai, turintys veikimo dimensiją, vienetais išreiškiami labai dideliais skaičiais. Pavyzdžiui, laikrodžio švytuoklės judesio kiekio momentas yra didesnis nei 10²⁶h. Todėl švytuoklės klasikinis aprašymas yra visiškai teisingas.

7.5.2. Atomo linijiniai spektrai. Vandeniliškųjų sistemų Boro teorijos pradmenys

Bandymai rodo, kad paprasčiausios atominės atominio vandenilio sistemos spinduliavimo spektras yra linijinis. Linijas galima suskirstyti į grupes, vadinamas spektro linijų serijomis.

Šveicarų fizikas J. Balmeris (J. Balmer) 1885 metais išvedė formulę, pagal kurią galima apskaičiuoti visų atominio vandenilio spinduliavimo spektro linijų, esančių regimojoje srityje, bangų ilgius:

l = l_o[m /(m² (7.5.4)

čia l_o = 364,613 nm, o m = 3, 4, 5, .. sveikieji skaičiai.

Ši formulė spinduliavimo dažniams yra:

n c / l = R 1/m²); (7.5.5)

čia R = 3,29^.10^-15 s^-l Rydbergo konstanta. Vėliau XX amžiaus pradžioje buvo atrastos atominio vandenilio spektro linijų serijos ultravioletinėje srityje (Laimano serija) ir infraraudonojoje srityje (Pašeno, Breketo ir kitos). Jų dėsningumai buvo tie patys ir tai leido visas vandenilio spektro serijas aprašyti apibendrinta Balmerio formule:

n R(1/n² 1/m²). (7.5.6)

Kai n = l, o m = 2, 3, 4, . , gaunama Laimano serija;

kai n = 2, o m = 3, 4, 5.. Balmerio serija;

kai n = 3, o m = 4, 5, 6.. Pašeno serija ir t. t.

Iš (7.5.6) formulės matyti, kad didėjant m, visų vandenilio spektro serijų dažniai didėja ir artėja prie serijai būdingo ribinio dažnio. Šių dėsningumų tyrimai turėjo lemiamą reikšmę atomo sandaros teorijos raidai.

Aiškinant spinduliavimo ir sugerties dėsningumus, svarbus E. Rezerfordo (E. Rutherford) dar 1911 metais pasiūlytas ir dabar visuotinai priimtas branduolinis atomo modelis. Pagal jį beveik visa atomo masė ir visas teigiamas krūvis sukoncentruotas apie l0^-15 m skersmens atomo branduolyje. Jo krūvis q = Ze; čia Z elemento eilės numeris periodinėje elementų lentelėje, vadinamas atominiu skaičiumi. Apie branduolį maždaug 10^-10 m atstumu skrieja elektronai. Jų skaičius taip pat lygus Z. Pagal E. Rezerfordo branduolinį atomo modelį vandenilio atomas turi vieną elektroną. Jonizavus kitų elektronų atomus, galima gauti joną su vienu elektronu, pavyzdžiui, He⁺ , Li²⁺, Be³⁺ ir t.t. Tokie jonai vadinami vandeniliškosiomis sistemomis. Tai pačios paprasčiausios atominės sistemos, todėl joms pirmiausia ir buvo pradėta kurti teorija. N. Boras (N. Bohr) 1913 metais pabandė sujungti į vieningą teoriją empirinius linijinių spektrų dėsningumus, Rezerfordo atomo modelį ir šviesos spinduliavimo bei sugerties kvantiškumą. Jo teorijos pagrindą sudaro du teiginiai postulatai.

7.5.2.1. Pirmasis Boro (stacionariųjų būsenų) postulatas

Jis teigia: elektronas atome gali būti tik tam tikrų pastovių būsenų, kurios vadinamos stacionariosiomis. Tokios būsenos atomo elektronai juda tam tikromis stacionariomis orbitomis. Būdamas stacionarios būsenos (sukdamasis stacionaria orbita), atomas (elektronas) nespinduliuoja ir nesugeria elektromagnetinių bangų. Be to, elektronas atome gali suktis tik griežtai apibrėžtomis orbitomis. N. Boras nurodė stacionarių orbitų kvantavimo sąlygą: stacionaria orbita judančio elektrono judesio kiekio momentas mvr yra santykio h/2p kartotinis, t.y.

mvr = nh/ p (n=1, 2, 3, ) arba mvr = n (7.5.7)

čia sveikasis skaičius n vadinamas pagrindiniu kvantiniu skaičiumi, m elektrono masė, v sukimosi greitis ir r orbitos spindulys. Iš (7.5.7) formulės matyti, kad atome judančio elektrono judesio kiekio momentas yra diskretus, ir kartu orbitų spinduliai yra diskretūs. Kelių pirmųjų n verčių elektrono orbitos atome parodytos 7.5.1 paveiksle, o šias orbitas atitinkantys energijos lygmenys 7.5.2 paveiksle.

Lygmens energija randama iš sąryšio:

E_n me 8h²e_o n (7.5.8)

čia e elektrono krūvis, o e_o vakuumo dielektrinė konstanta. Iš šios formulės matyti, kad pagal Boro teoriją tokio atomo energija gali kisti tik diskrečiai, t. y. ir energija yra kvantuota. Būsena, kurioje yra mažiausia energija E₁ (n = 1), vadinama normaliąja. Dėl išorinio poveikio atomo energija gali padidėti (n > 1), tokios būsenos vadinamos sužadintosiomis. Be to, atomo energija yra neigiama, vadinasi, elektroną atome riša traukos jėgos. Didėjant skaičiui n, atomo energija didėja ir artėja prie 0, tačiau tarpas tarp energijos lygmenų mažėja. Energija E = 0 atitinka atomo jonizavimą, t.y. elektrono atsiskyrimą nuo atomo.

Norint sužadinti elektroną, esantį artimiausiame lygmenyje prie branduolio (n = 1), reikia 620 eV, išoriniams elektronams sužadinti užtenka 1,5-6,2 eV. Didėjant pagrindiniam kvantiniam skaičiui, sužadinimo energija ir spinduliuotės dažnis mažėja.

7.5.2.2. Antrasis Boro (dažnių) postulatas

Atomui peršokant iš vienos stacionarios būsenos į kitą, išspinduliuojamas arba sugeriamas vienas fotonas. Jo energija e = hn lygi abiejų stacionariųjų būsenų energijų skirtumui, t. y.

hn = E_n E_m. (7.5.9)

Ši lygtis vadinama Boro dažnių sąlyga. Kai E_n > E_m, fotonas išspinduliuojamas; jį sugeriant atomas pereina į didesnės energijos stacionariają būseną.

Galimų šuolių skaičius, o tuo pačiu ir spektro linijų skaičius priklauso nuo atomo sandaros, tiksliau nuo išorinių elektronų skaičiaus ir jų išsidėstymo. Lengvai sužadinami išoriniai elektronai vadinami optiniais, o jų energijos šuoliai sudaro optinius sugerties ar spinduliavimo spektrus. Šie spektrai aprašomi spektro linijų bangos ilgiu ir intensyvumu.

7.5.2.3. Vandenilio atomo spektras

Energijos (7.5.9) išraiška lengvai paaiškinami vandenilio spektro dėsningumai. Vandenilio atomui peršokant iš būsenos, aprašomos kvantiniu skaičiumi m, į būseną, aprašomą kvantiniu skaičiumi n (kai m > n), išspinduliuojamas fotonas. Jo dažnis:

n R(1/n² 1/m²), (7.5.10)

čia R = me⁴/(8e_o²h Rydbergo konstanta. Taigi pastaroji formulė sutampa su (7.5.4) Balmerio formule. Dydžiai R/n² ar R/m² yra atomo spektriniai termai. Jie yra būdingi konkretaus atomo sandarai ir apibūdina jo energinę būseną. Vandenilio atomo energijos lygmenys parodyti 7.5.3 paveiksle. Kiekviena horizontali linija vaizduoja atomo energiją, kai jis yra stacionarios būsenos, atitinkančios konkretų kvantinį skaičių n. Paveiksle parodyti šuoliai, atitinkantys Laimano, Balmerio bei Pašeno serijų linijas. Taigi Laimano serija susidaro sužadintiems vandenilio atomams grįžtant į pagrindinę (stacionariąją) būseną (n = 1); Balmerio grįžtant į stacionarią būseną, atitinkančią n = 2 ir t. t.

7.5.3. Kvantinių šuolių tipai. Savaiminiai ir priverstiniai šuoliai

Šuolis, kuris vyksta savaime iš kvantinės sistemos (atomo, molekulės, kristalo) vieno energijos lygmens į kitą, vadinamas savaiminiu. Jie galimi tik iš didesnės energijos (E_n) lygmens į mažesnės energijos (E_m) lygmenį. Šį šuolį lydi energijos e = E_n E_m = hn kvanto išspinduliavimas. Savaiminiam spinduliavimui būdinga tai, kad jis vyksta atsitiktinai. Negalima numatyti šuolio pradžios momento, galima tik įvertinti tikimybę, kad per tam tikrą laiko tarpą jis įvyks. Dėl savaiminio šuolio atsitiktinio pobūdžio įvairūs atomai spinduliuoja nepriklausomai vienas nuo kito, ne tuo pačiu laiko momentu. Dėl to jų elektromagnetinio spinduliavimo bangų fazės, poliarizacija (elektrinio lauko stiprio vektorių E kryptys), spinduliavimo sklidimo kryptys yra įvairiausios, t.y. tarpusavyje nesuderintos. Savaiminis spinduliavimas yra nekoherentinis, nors spinduliavimo dažnis gali ir sutapti.

Savaiminius spindulinius šuolius apibūdina Einšteino koeficientas A_nm, nusakantis spindulinio šuolio iš būsenos E_n į būseną E_m tikimybę, bei būdingoji atomo gyvavimo trukmė t energijos E_n lygmenyje, kuri lygi 1/A_nm ir nusako laiką, per kurį atomų skaičius šiame energijos lygmenyje savaime sumažėja e kartų. Jeigu iš šio lygmens savaiminiai šuoliai leistini, tai t s, jeigu draustini - t 10^-2 s arba dar ilgesni. Sužadintųjų energijų lygmenys, iš kurių spontaninių šuolių tikimybė yra palyginti maža, vadinami metastabiliaisiais.

A. Einšteinas 1918 metais atkreipė dėmesį, kad turėtų būti dar vieno tipo spinduliniai šuoliai. Jeigu sužadinto lygmens E_n atomą veikia kintamas elektro­magnetinis laukas, kurio dažnis tenkina (7.5.9) sąlygą, tai spindulinio šuolio E_n E_m tikimybė padidėja dydžiu P_nm. Toks spindulinis šuolis vadinamas priverstiniu. Jo tikimybė tiesiog proporcinga šį spinduliavimą suke­liančio elektromagnetinio lauko energijos tūriniam tan­kiui r_n, t.y.

P_nm = B_nmr_n (7.5.11a)

čia B_nm teigiamas proporcingumo koeficientas, dar va­dinamas Einšteino koeficientu. Šiuo atveju elektromag­netinio lauko veikiamas sužadintas atomas (7.5.4 a pav.) pereina į mažesnės energijos būseną (7.5.4 b pav.). Šio priverstinio šuolio metu išspinduliuoto fotono energija taip pat apibrėžiama (7.5.9) lygybe. Priverstinio spindu­liavimo esminė ypatybė yra ta, kad naujai susidariusio fotono energija, dažnis, sklidimo kryptis, poliarizacija, pradinė fazė yra tapatūs jį sukėlusio fotono atitin­kamoms charakteristikoms. Taikant spinduliavimui ban­gines sąvokas, galima sakyti, kad priverstinis spinduliavimas yra koherentus jį sukėlusiajam, todėl pirminis signalas sustiprinamas.

Būsenos E_m kvantinė sistema, sugėrusi energijos hn fotoną, kuriam tenkinama sąlyga E_m + hv = E_n, pereina į didesnės energijos E_n būseną vyksta priverstinis sugerties šuolis (7.5.4 c pav.). Dėl energijos tvermės dėsnio savaiminiai šuoliai E_n E_m negalimi. Taigi sugerties šuoliai būna tik priverstiniai. Šio reiškinio tikimybė P_nm taip pat proporcinga krintančios elektromagnetinės energijos hn (energijos fotonų) tūriniam tankiui r_n, t. y.

P_nm=B_nmr_n (7.5.11b)

čia B_nm irgi vadinamasis Einšteino koeficientas, bet jau priverstiniam šuoliui iš energijos lygmens m į lygmenį n.

7.5.4. Nuosekli kvantinė teorija

Lygybės (7.5.7 7.5.9) buvo gautos naudojant du sąryšius: klasikinės fizikos sąryšį (antrąjį Niutono dėsnį krūviui, veikiamam Kulono jėgos ir judančiam apskritimu) bei kvantinės fizikos sąryšį (elektrono judesio kiekio momento kvantavimo sąlygą). Čia pasireiškė Boro teorijos nenuoseklumas, dėl ko šioje teorijoje atsirado klasikinės fizikos terminas elektrono orbita. Nuoseklioje kvantinėje teorijoje elektrono orbitų atome nėra. Čia kalbama apie elektroninį debesėlį, kurio tankis įvairiuose taškuose apie branduolį proporcingas elektrono radimo tikimybei tame taške. Elektrono tokiu pačiu atstumu nuo branduolio kaip ir Boro teorijoje radimo tikimybė yra didžiausia, bet nelygi nuliui visoje erdvėje. Vandenilio atomui elektrono krūvio debesies tankis yra sferiškai simetriškas, kai orbitinio kvantinio skaičiaus l, kvantuojančio elektrono orbitinį judesio kiekio momentą ir galinčio įgyti sveikas vertes nuo 0 iki n 1, vertė yra 0. Bet kai l = 0, elektrono orbitinis judesio kiekio momentas L = 0, taigi beprasmiška kalbėti apie šios būsenos elektrono judėjimą taip, kaip tai suprantama klasikinėje fizikoje. Tačiau esant kitoms l vertėms, net ir vandenilio atomui elektrono krūvio debesies tankis yra aprašomas sudėtingesnėmis funkcijomis, smarkiai besiskiriančiomis nuo sferos.

Tačiau (7.5.8) lygybė, gauta taikant elementariąją Boro teoriją, sutampa su kvantinėje mechanikoje gaunamomis išvadomis. Taigi vandeniliškojo atomo energija priklauso nuo pagrindinio kvantinio skaičiaus ir, jam didėjant, diskretiškai didėja, t.y. atomo energija tampa kvantuota. Todėl energijos lygmenų struktūra, pateikta 7.5.2 paveiksle, yra teisinga ir kvantinės mechanikos požiūriu.

Pagal nuoseklią kvantinę teoriją elektrono būsena atome aprašoma keturiais kvantiniais skaičiais: pagrindiniu n, orbitiniu l, magnetiniu m ir sukinio magnetiniu m_s. Jie gali įgyti tokias kvantuotas reikšmes:

pagrindinis n (n

orbitinis l (l 1, 2, 3, , n

magnetinis m (m l),

sukinio magnetinis m_s (m_s

Kvantinės mechanikos požiūriu, ir fotonui būdingas savasis judesio kiekio momentas, vadinamas sukiniu ir lygus s 1. Todėl susidaręs fotonas išsineša tam tikrą atomo judesio kiekio momento dalį, o sugertasis tokį pat judesio kiekio momentą perduoda atomui, nes uždarajai kvantinei sistemai, kaip ir klasikinei, galioja judesio kiekio momento tvermės dėsnis, pagal kurį galimi tik tokie spinduliniai šuoliai, kurių metu orbitinis kvantinis skaičius pakinta vienetu (nes fotono s 1), t.y.

Dl (7.5.12)

Ši lygybė vadinama atrankos taisykle.

Kai kurie pagal (7.5.12) atrankos taisyklę leistini šuoliai parodyti 7.5.5 paveiksle. Čia vaizduo­jamos lygmenų sistemos atsižvelgiant ne tik į pagrindinį kvantinį skaičių n, bet ir į orbitinį kvantinį skaičių l, galintį turėti sveikas reikšmes nuo 0 iki n 1. Todėl, kai n = 1, l gali turėti tik vieną reikšmę, lygią 0, kurią atitinka s būsenos lygmuo. Kai n = 2, l gali turėti tik dvi reikšmes, t.y. 0 ir 1, kurias atitinka po vieną s ir p būsenos lygmenį su n = 2. Kai n = 3, l gali turėti tik tris reikšmes, t.y. 0, 1 ir 2, kurias atitinka po vieną s, p ir d būsenos lygmenį su n = 3, ir taip toliau. Vykstant kvantiniams šuoliams np 1s (n = 2, 3, 4, . ), susidaro Laimano serija. Atitinkamai dėl kvantinių šuolių np 2s, ns 2p ir nd 2p (n = 3, 4, 5, ) susidaro Balmerio serija. Analogiškai galima aprašyti kvantinius šuolius, dėl kurių susidaro kitos serijos. Kaip matyti iš 7.5.5 paveikslo, atomo energijos lygmenų sistema pagal nuoseklią kvantinę mechaniką yra labiau komplikuota ir iš principo šuoliams galioja papildomos atrankos taisyklės, kurių nenurodo Boro modelis. Visų elementų atomai spinduliuoja linijinius spektrus, tačiau didėjant elektronų skaičiui atome šis spektras turi daugiau linijų ir jų interpretacija darosi sudėtingesnė.

7.5.5. Spektrinė analizė

Skirtingos sandaros atomai skleidžia tik jiems būdingą linijinį spektrą. Vadinasi, pagal linijinius spektrus galima atlikti medžiagos kokybinę analizę nustatyti jos cheminę sudėtį. Tam sudarytos visų elementų atomų spektrinių linijų lentelės ir atlasai. Norint nustatyti kūno cheminę sudėtį, gaunamas jo linijinis spinduliavimo arba sugerties spektras ir spektro linijos palyginamos su pateiktomis lentelėse ar atlase. Linijų intensyvumas proporcingas to elemento atomų koncentracijai, todėl kiekybinė spektrinė analizė pagrįsta spektro linijų intensyvumo matavimu ir lyginimu su etaloninių linijų intensyvumu. Tam tikromis sąlygomis spinduliavimo spektrinės analizės jautris siekia 10^-6 g, o sugerties net 10^-10 g.

Sugerties analizės metu į ištisinio spektro (baltos šviesos) pluošto kelią talpinami tiriamo elemento atomai, kurie atrankiai sugeria šviesą (fotonus) tik tų dažnių, kurie tenkina (7.5.9) sąryšį. Todėl atomų sugerties spektras taip pat yra linijinis, tik šiuo atveju ištisiniame spektre stebimos tamsios sugerties linijos (žr. 7.6 skyrių, taip pat šiame skyriuje plačiau apie spektrinę analizę).

7.5.6. Lazeriai

Lazeris tai koherentinių optinio dažnio elektromagnetinių bangų generatorius, veikiantis priverstinio spinduliavimo būdu. Pats žodis „lazeris“ yra sudarytas iš pirmųjų angliškojo šio įrenginio pavadinimo „Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation“ (t.y. šviesos stiprinimas priverstiniu spinduliavimu). Pavadinimas iš esmės atspindi lazerio veikimo principą.

Pirmasis koherentinių elektromagnetinių bangų spinduolis, sukonstruotas 1954 metais beveik tuo pačiu metu Č. Taunso (C. H. Townes) su bendradarbiais bei N. Basovo (Н. Басов) ir A. Prochorovo (А. Прохоров), buvo mazeris. Mazerio pavadinimas sudarytas taip pat iš pirmųjų raidžių angliškosios apibrėžties, analogiškos minėtajai, tik vietoje žodžio „light“ yra „microwave“. Pirmajame mazeryje buvo stiprinamos centimetrinio ilgio bangos (mikrobangos), naudojant iš dalies sužadintas amoniako molekules. Už šiuos darbus 1964 metais N. Basovui, A. Prochorovui ir Č. Taunsui buvo suteikta Nobelio premija.

Pirmasis optinės srities koherentinių elektromagnetinių bangų spinduolis lazeris buvo sukurtas 1960 metų birželio mėnesį T. Meimeno (T. H. Maiman) JAV. Tai buvo rubino lazeris. Rubinas yra aliuminio oksido (Al₂O₃) kristalas, turintis nedaug (apie 0,05 ) chromo jonų (Cr³⁺) priemaišų. Šie jonai ir yra priverstinio spinduliavimo centrai. Tų pačių metų gale A. Džavanas (A. Javan) su bendradarbiais sukūrė l mm bangos ilgio He-Ne dujinį lazerį.

7.5.6.1. Lazerių veikimo principai

Lazerių veikimas pagrįstas trimis fundamentaliais principais. Pirmasis elektromagne-tinės spinduliuotės energija yra kvantuota, t.y. sudaryta iš diskrečių energijos porcijų. Tas diskretumas pirmiausia pasireiškia sąveikaujant spinduliuotei su medžiaga, kai fotonai yra sugeriami arba išspinduliuojami. Antrasis fotonų spinduliavimas, esant pakankamai didelei spinduliuotės įtėkio spartai (proporcingai tapačių fotonų srautui), yra iš esmės priverstinis. Priverstinio spinduliavimo atveju pirminiai ir antriniai kvantai yra tapatūs (tos pačios fazės, dažnio, poliarizacijos ir sklidimo krypties), o spinduliavimo tikimybė proporcinga spinduliuotės įtėkio spartai. Trečiasis tapačių elektromagnetinės spinduliuotės kvantų skaičius yra neribojamas.

Be to, lazeriui veikti dar būtinas toks medžiagos energijos pusiausvyros pakeitimas, kad energija būtų sukaupta šios medžiagos atomuose, jonuose ar molekulėse. Tai pasiekiama veikiant išoriniam kaupinimo šaltiniui, kuris perkelia atomus, jonus ar molekules iš žemesnio energijos lygmens į aukštesnįjį ir sukuria užpildos apgrąžą. Užpildos apgrąža atitinka termodinamiškai nepusiausvirą energijos skirstinys, todėl elektromagnetinio lauko stiprinimas ir generacija dėl priverstinio spinduliavimo galimi tik termodinamiškai nepusiausvirose kvantinėse sistemose.

7.5.6.2. Lazerio veikimui svarbūs šuoliai

Atomų jonų ir molekulių energija gali šuoliškai pasikeisti ne tik joms sugėrus arba išspinduliavus elektromagnetinį kvantą, apie ką nuosekliai buvo kalbama aukščiau, bet ir kitokių vyksmų metu, pavyzdžiui, susidūrus dujų molekulėms arba kietajame kūne sužadinimo energiją perduodant kristalo gardelės jonams. Tokie šuoliai, kai išspinduliuojamas elektromagnetinis kvantas, vadinami spinduliniais, o kai ne nespinduliniais. Lazerių veikimui svarbūs abiejų rūšių šuoliai.

Iš spindulinių šuolių lazeriui svarbiausi yra priverstiniai šuoliai, vykstantys veikiant vadinamajam rezonansiniam elektromagnetiniam laukui, kurio kvantų dažnis atitinka šuolio energiją. Pagrindinė priverstinio spinduliavimo ypatybė yra naujai išspinduliuotų kvantų tapatumas žadinimo kvantams: jų dažniai, fazės, sklidimo kryptys ir poliarizacijos sutampa. Dėl to pirminis signalas sustiprinamas tai ir yra kvantinio stiprintuvo veikimo esmė. Tačiau lazerio veikimo metu taip pat pasireiškia priverstinė sugertis ir savaiminis spinduliavimas. Savaiminio spinduliavimo metu atsiradę fotonai yra pradinis elektromagnetinis laukas, nuo kurio prasideda lazerio generacija.

Lazeriams naudojamų medžiagų atomai, jonai, molekulės nėra izoliuoti, taigi pasireiškia jų sąveika su aplinka. Todėl realiose lazerinėse medžiagose viršutinio energijos lygmens atomai relaksuos į daug skirtingų žemesnių lygmenų tiek dėl spindulinių, tiek ir nespindulinių šuolių. Nespinduliniai šuoliai vyksta dėl kvantinės dalelės (atomo, jono ar molekulės) sąveikos su aplinka. Šių šuolių metu sužadinimo energija virsta aplinkos šilumine energija. Esant tam tikrai lazerinės medžiagos energijos lygmenų struktūrai, nespindulinių šuolių tikimybė gali būti daug didesnė už spindulinių šuolių. Nespinduliniai šuoliai yra svarbūs užpildai sudaryti.

7.5.7. Elektromagnetinės spinduliuotės sugertis ir stiprinimas

Įprastomis sąlygomis nusistovėjus termodinaminei pusiausvyrai dalelių pasiskirstymą pagal energijas nusako Bolcmano pasiskirstymas:

.

Atomams ir molekulėms, kurių energija kvantuota, t.y. gali įgyti tik tam tikras diskrečias vertes, Bolcmano pasiskirstymas taip pat galioja. Iš 7.5.6 paveikslo matyti, kad žiūrint nuo mažiausios energijos E₀ lygmens aukštyn lygmenų užpildos n_i eksponentiškai mažėja (7.5.6 a pav.). Mažesnė didesnių energijų lygmenų užpil­da pusiausvirojoje sistemoje iš­lieka esant bet kokiai temperatū­rai. Jeigu medžiaga su tokiu užpildų pasiskirstymu sklistų re­zonansinė kurių nors dviejų lyg­menų E_i > E_k atžvilgiu banga, jos kvantų skaičius tolydžio ma­žėtų, nes kiekvienam kvantui ti­kimybė susidurti su energijos E_k atomu yra didesnė negu su ener­gijos E_i atomu.

Nesunku suvokti, kad jei pavyktų taip pakeisti lygmenų užpildas, kad kokiai nors porai lygmenų E_i > E_k galiotų užpildų nelygybė n_i > n_k, (7.5.6 pav. b), tai tokia medžiaga sklindanti rezonansinė dažnio n_ik spinduliuotė stiprėtų. Kvantai su didesne tikimybe sutiktų didesnės energijos E_i atomus ir sužadintų priverstinį spinduliavimą.

Tokia medžiagos būsena, kai kurio nors aukštesnio lygmens užpilda didesnė už bent vieno žemesniojo, vadinama užpildos apgrąža (7.5.7 pav.). Apgrąžinės užpildos lygmenys tampa priverstinių spindulinių šuolių lygmenimis. Jiems rezonansinė spinduliuotė sklisdama tokia, vadinamąja veikliąja, medžiaga stiprinama. Būtent taip vyksta lazerinis stiprinimas.

Kuo didesnis krintančių į medžiagą rezonansinių kvantų skaičius, tuo daugiau priverstinio spinduliavimo vyksmų jis sužadina, nes priverstinio šuolio tikimybė yra tiesiog proporcinga išorinio rezonansinio dažnio elektromagnetinio lauko energijos tankiui r_n ir pradinio lygmens užpildai n_i. Kvantų, priverstinai išspinduliuotų iš tūrio vieneto per l s, skaičius yra

B_ikn_ir_n (7.5.13)

čia B_ik yra Einšteino priverstinio spinduliavimo koeficientas. Taigi jeigu įtėkio spartos I banga sklinda medžiaga išilgai pasirinktos krypties l, tai spinduliuotės įtėkio spartos padidėjimas dI tiesiog proporcingas pačiai įtėkio spartai ir atstumui dl, kurį nusklinda banga veikliąja medžiaga, nes nuo dl priklauso sutiktų sužadintųjų atomų skaičius. Šiuos minėtuosius dydžius sieja lygybė:

dI aIdl. (7.5.14)

Šią lygybę suintegravus, gaunama stiprinamos bangos spinduliuotės įtėkio spartos priklausomybė nuo nueito veikliąja medžiaga atstumo l:

; (7.5.15)

čia I₀ krintančios bangos intensyvumas, a kvantinio stiprinimo koeficientas. Taigi bangos amplitudė didėja eksponentiškai.

Užpildos apgrąžos sudarymas vadinamas kaupinimu. Medžiaga su užpildos apgrąža turi didesnę energiją negu pusiausviroji sistema. Tokiai sistemai sukurti būtina papildoma energija, kuri gaunama iš kaupinimo šaltinio. Yra keletas kaupinimo būdų. Kietakūniuose, pavyzdžiui, rubino, neodimio stiklo lazeriuose kaupinama didelės galios blykste. Iš jos spinduliuotės spektro veikliosios medžiagos atomai išrenka kvantus, kurie atitinka sugerties šuolį iš pagrindinio E_o į lygmenį E_i, ir juos sugeria. Kuo daugiau kvantų sugeria, tuo lygmens E_i užpilda n_i didėja ir tampa didesnė už žemesniojo (bet ne pagrindinio) lygmens E_k užpildą n_k.

Užpildos apgrąžos sudarymo sunkumai iš dalies susiję su sąveikaujančių dalelių sistemos tendencija atstatyti šiluminę pusiausvyrą, t. y. Bolcmano pasiskirstymą. Šis reiškinys vadinamas relaksacija. Dėl relaksacijos vyksta nespinduliniai šuoliai, griaunantys užpildos apgrąžą. Tačiau relaksaciniais šuoliais galima pasinaudoti, kuriant didesnę užpildą metastabiliuose lygmenyse, kurių gyvavimo trukmės apie 10^‑3 s.

7.5.8. Lazerinių medžiagų lygmenų sandara

Iš ankstesnio nagrinėjimo aišku, kad užpildos apgrąža sudaroma tarp gretimų energijos lygmenų. Tačiau dviejų lygmenų schemoje užpildos apgrąža nėra pasiekiama. Net ribiniu atveju, t.y. kai išorinio kaupinimo šaltinio galia yra labai didelė, abiejų lygmenų užpilda tik išsilygina. Detalesni tyrimai rodo, kad užpildos apgrąža lazerinėse medžiagose gali būti sudaryta tik tuo atveju, kai yra bent trijų lygmenų struktūra, tačiau efektyvesnė yra keturių lygmenų schema.

Trijų lygmenų modelis. Čia kaupinimo ir priverstinio spinduliavimo kanalai iš dalies atskirti (7.5.8. a pav.). Šuolis 1 3 vyksta veikiant optiniam kaupinimui, o šuolis 2 1 atitinka lazerinį šuolį. Čia 3-asis lygmuo sužadinamas dėl išorinės kaupinimo spinduliuotės, kurios dažnis , sugerties. Tiek dėl spindulinių, tiek ir nespindulinių šuolių 3-ojo ir 2-ojo lygmenų užpilda mažėja, tačiau 2-asis lygmuo yra metastabilus, t.y. jo savaiminio spinduliavimo tikimybė yra maža, ir todėl jo užpilda dėl relaksacijos mažėja lėtai. Trijų lygmenų sistemoje apgrąža sukuriama tarp lygmenų, iš kurių pagrindinis yra labai užpildytas. Todėl apgrąžai sudaryti tenka iš 1-ojo lygmens per 3-ąjį permesti į 2-ąjį lygmenį bent pusę visų dalelių. Tai reikalauja tam tikro išankstinio energijos išeikvojimo, iki bus pasiekta užpildos apgrąža. Todėl efektyvesnės schemos, kuriose optinis kaupinimas sukuria apgrąžą termiškai neužpildyto lygmens atžvilgiu. Tai gali būti įvykdoma keturių lygmenų schemoje.

Keturių lygmenų modelis. Apgrąžos tarp 3-ojo ir 2-ojo lygmenų sudarymo mechanizmas ir atitinkamų šuolių schemos keturių lygmenų modeliui pateiktos 7.5.8 b paveiksle. Čia kaupinimo ir generacijos kanalai visiškai išskirti, 3-iasis lygmuo taip pat yra metastabilus. Slenkstinė keturių lygmenų sistemos kaupinimo galia yra daug mažesnė negu trijų lygmenų sistemos, nes čia šuolis vyksta iš 3-ojo lygmens į 2-ąjį, kuris, esant dideliam energijų skirtumui tarp 1-ojo ir 2-ojo lygmenų, yra beveik neužpildytas.

7.5.9. Lazerio sandara. Rezonatorius, generacijos sąlyga

Kiekvieną lazerį sudaro trys pagrindinės dalys (7.5.9 pav.): 1) veiklioji lazerinė medžiaga, kurios atomai, jonai arba molekulės turi reikiamą energijos lygmenų struktūrą užpildos apgražai sudaryti, 2) kaupinimo šaltinis, kuriam veikiant veikliojoje medžiagoje sukuriama užpildos apgrąža ir 3) rezonatorius veidrodžių sistema, kurios paskirtis grąžinti į veikliąją medžiagą tam tikrą dalį elektromagnetinės spinduliuotės kvantų, kad būtų prailgintas generaciją inicijuojančių fotonų sąveikos su veikliąja medžiaga ilgis ir būtų formuojamos spinduliuotės spektrinės ir erdvinės charakteristikos. Paprastai vienas veidrodis būna neskaidrus,o kitas dalinai skaidrus.

Lazeriniai stiprintuvai, veikiantys priverstinio spinduliavimo principu, leidžia sustiprinti patenkančią į jo įvadą spinduliuotę, tačiau nėra tinkami tokios spinduliuotės generacijai. To priežastis yra per mažas stiprinimas. Todėl kuriant lazerius, kurie ir yra koherentinių optinio dažnio elektromagnetinių bangų generatoriai, generacijai būtinus stiprinimus pasiekti buvo pasirinktas tas pats kelias kaip ir radiotechnikoje, kur negęstančių virpesių generacijai naudojamas stiprintuvas su teigiamu grįžtamuoju ryšiu. Lazeriuose teigiamas grįžtamasis ryšys sudaromas įdėjus lazerio aktyviąją terpę (lazerinį stiprintuvą) į optinį rezonatorių, kurį paprasčiausiu atveju sudaro du vienas į kitą nukreipti atspindintys veidrodžiai. Šiuo atveju spinduliuotė daug kartų pereina per aktyviąją terpę vis joje sustiprėdama (7.5.4 pav.). Veidrodžiai leidžia pailginti kelią stiprintuve 10³ 10⁶ kartų ir, net esant mažoms stiprinimo koeficiento reikšmėms, pasiekti generacijai reikiamą suminį stiprinimą. Spinduliuotei išvesti naudojamas pusiau skaidrus veidrodis.

Aišku, kad ne kiekviena sistema, susidedanti iš stiprinančios terpės ir rezonatoriaus, yra generatorius. Būtina dar patenkinti susižadinimo sąlygą, kurios prasmė lazerio atveju yra ta, kad vieno rezonatoriaus lėkio metu nuostoliai turi būti kompensuoti stiprinimu. Jei optinė spinduliuotė sklinda tarp dviejų veidrodžių su atspindžio koeficientais r₁ ir r₂ ir lazerinės terpės ilginis stiprinimo koeficientas yra a, o ilginis bendrų nuostolių koeficientas yra b tai susižadinimo sąlyga yra

. (7.5.16)

Iš pastarosios formulės išplaukia, kad lazerio ge­neracija galima tada, kai kvantinio stiprinimo koeficientas viršija suminį nuostolių rezona­toriuje ir aktyvioje terpėje koeficientą. Kadan­gi proporcinga užpildos apgrąžos tankiui, todėl susižadinimas galimas pasiekus tam tikrą slenkstinį užpildos apgrąžos tankį. Generacija šiuo atveju prasideda iš bet kurio savaiminio spinduliavimo fotono, turinčio tą patį kaip ir lazerinis šuolis dažnį bei kryptį, sutampančia su rezonatoriaus ašimi (7.5.10 pav.). Reikia atkreipti dėmesį į tai, kad kvantiniame stip­rintuve stiprinimas pasiekiamas sumuojant di­delio skaičiaus identiškų dalelių (jonų) spinduliavimo energiją. Reikiami tokiam sumavimui faziniai sąryšiai gaunami dėl priverstinio spinduliavimo koherentinių savybių. Energija, būtina dalelėms sužadinti ir užpildos apgrąžai sudaryti, imama iš kaupinimo sistemos. Taigi pagrindinė kaupinimo sistemos funkcija užtikrinti aktyvioje aplinkoje užpildos apgrąžą, ne žemesnę už slenkstinę, kurios reikšmė apibrėžta (7.5.16) susižadinimo sąlyga.

7.5.10. Lazerinės spinduliuotės savybės

Šviesa, spinduliuojama įprastų šviesos šaltinių savo savybėmis, labai skiriasi nuo lazerių spinduliuojamos šviesos. Šie skirtumai daugiausia atsiranda dėl skirtingų spinduliavimo mechanizmų. Įprastuose šviesos šaltiniuose (elektrinė lemputė) šviesa spinduliuojama dėl savaiminių šuolių, t.y. kiekvienas atomas spinduliuoja nepriklausomai vienas nuo kito. Kartu ir išspinduliuotų fotonų, sudarančių šviesos srautą, dažniai, kryptys, fazės ir poliarizacijos yra atsitiktiniai. Lazeriuose šviesos spinduliuotei gauti naudojamas priverstinio spinduliavimo mechanizmas ir dar papildomai rezonatorius. Dėl to lazerio išspinduliuoti fotonai yra tapatūs, t.y. turi tą pačią fazę, dažnį, kryptį ir poliarizaciją. Todėl lazerių spinduliuotė pasižymi koherentiškumu, monochromatiškumu ir kryptingumu. Čia koherentiškumo nuotolis gali viršyti dešimtis kilometrų, t.y. būti apie 10⁷ karto didesnis negu įprastų šviesos šaltinių. Šio spindu­liavimo spektrinės linijos plotis gali būti 10^-11 m, t.y. 10⁶ 10⁸ karto mažesnis už įprastų šviesos šaltinių spinduliuojamos šviesos linijos plotį. Erdvinis lazerio spinduliuotės koherentiškumas taip pat labai didelis, todėl spinduliuojamas pluoštas yra artimas plokščiai bangai, sklindančiai su labai maža skėstimi. Apskritai lazerių spinduliuotės skėstis gali būti 10⁶ 10⁸ kartų mažesnė nei įprastinių šviesos šaltinių. Lazerio monochromatinės ir kryptingos spinduliuotės energija lengvai gali būti sufokusuota į dėmelę, kurios skersmuo artimas bangos ilgiui (~1 mm). Šiuo atveju šviesos lauko elektrinis stipris gali būti artimas atomo vidiniam elektriniam laukui ir net 10⁸ karto viršyti laukus, gaunamus iš tokios pat galios įprasto šviesos šaltinio.

7.5.10. He-Ne lazeris

He-Ne lazerio veiklioji medžiaga yra inertinių dujų helio ir neono mišinys. Šis lazeris, tolydžiai skleidžiantis nedidelės galios griežtai monochromatinę šviesą, yra naudojamas optinėms sistemoms derinti, interferometrijoje, įvairių optinių elementų (pavyzdžiui, difrakcinių gardelių) kokybei nustatyti, lazeriniams giroskopams ir t.t..

Pagal veikliųjų dalelių rūšį He-Ne lazeris yra atominis (būna dar joniniai ir molekuliniai), pagal kaupinimo metodą dujų išlydžio. Tokiuose lazeriuose užpildos apgrąža susidaro vykstant atomų ir elektronų susidūrimams elektros išlydžio metu. Kaupinimo efektyvumą galima padidinti, sumaišius dviejų rūšių dujas: vienų (Ne) atomai yra veikliosios dalelės, o kitų (He), vadinamųjų buferinių, atomai reikalingi energijai savo metastabiliajame lygmenyje sukaupti.

Kaupinimas He ir Ne mišinyje vyksta dviem pakopomis: pirmiausia dėl atomų ir elektronų susidūrimų He atomai sužadinami ir sukaupiami metastabiliajame lygmenyje, po to vykstant netampriems sužadintųjų He ir nesužadintųjų Ne atomų susidūrimams energija perduodama Ne atomams. Pirmoje pakopoje pagreitinto elektrono energija gali smarkiai skirtis nuo He metastabiliojo lygmens, o antroje He ir Ne atomų sužadintųjų būsenų energijos turi gana tiksliai sutapti, kad sužadinimas būtų rezonansinis.

He ir Ne atomų energijos lygmenų schema pateikta 7.5.11 paveiksle. Neono lygmenys E₂, E₄ ir E₆ atitinka būsenas 1s, 2s ir 3s (s žymi, kad būsenos orbitinis kvantinis skaičius l = 0), o E₃ ir E₅ 2p ir 3p būsenas (p, kai l 1). Lygmenys 2s ir 3s susideda iš 4 polygmenių, o 2p ir 3p iš 10 polygmenių. Spinduliniai šuoliai gali vykti tik tarp lygmenų su skirtingomis l vertėmis. Atrodytų, kad dėl didelio polygmenių skaičiaus spinduliuojamų kvantų spektras turėtų susidėti iš daugelio linijų. Iš tikrųjų tėra trys priverstinio spinduliavimo linijos: 3s 2p (0,6328 mm), 3s 3p (3,3913 mm) ir 2s 2p (1,1523 mm) ir dvi savaiminio spinduliavimo linijos: 3p 1s ir 2p 1s. Iš visų galimų šuolių tarp polygmenių vyksta tik po vieną tikimiausią kiekvienai lygmenų porai. Iš nurodytųjų trijų priverstinio spinduliavimo linijų bangos ilgio 3,39 mm linija pati intensyviausia. Medžiagos stiprinimo koeficientas, sąlygojamas šio šuolio, yra šimtus kartų didesnis negu šuolio, išspinduliuojant 0,63 mm ilgio bangą. Taip yra dėl to, kad lygmens E₅ (3p) užpilda yra daug kartų mažesnė negu lygmens E₃ (2p), o pradinis šuolio lygmuo E₆ (3s) tas pats. Šuoliai į lygmenį E₂ (1s) yra tik savaiminiai, nes šis lygmuo metastabilus, todėl jo užpilda labai didelė. Šuolis 2p 1s lemia būdingą neono išlydžio spalvą.

7.5.12. Lazerių taikymas medicinoje

Tik atsiradus pirmiesiems lazeriams, jie iškart susilaukė didelio medikų dėmesio. Šis susidomėjimas susietas su unikaliomis lazerio spinduliuotės savybėmis: dideliu intensyvumu, maža skėstimi ir didele vidutine galia. Pirmieji naudoti lazerius medicinoje pradėjo oftalmologai, ir jau 1965 metais buvo sėkmingai atliktos pirmosios operacijos privirinant argono lazerio spinduliuote akies dugno tinklainę.

Šiuo metu lazeriai taikomi daugelyje medicinos sričių: diagnostikoje, terapijoje, chirurgijoje, oftalmologijoje, dermatologijoje, stomatologijoje, ir t.t. Pagal lazerio spinduliuotės poveikį biologiniams objektams skiriamos tokios lazerių taikymo medicinoje kryptys: lazerinė chirurgija, įskaitant oftalmologiją, lazerinė terapija ir lazerinė fotodinaminė terapija.

Lazerinėje chirurgijoje naudojami galingi lazeriai, kurių vidutinė galia ~ 10 100 W. Tokios galingos spinduliuotės poveikis biologiniams audiniams yra terminis arba hidrodinaminis. Terminio poveikio atveju lazerio spinduliuotė audinyje sugeriama, pakyla jo temperatūra ir priklausomai nuo sugertos energijos kiekio biologinis audinys įšyla, koaguliuoja, verda ar garuoja. Toks poveikis dažniausiai naudojamas audinių chirurgijoje tuo atveju, kai reikia padaryti mikropjūvius. Unikalios lazerinių skalpelių savybės chirurgijoje – tai absoliutus tokio įrankio sterilumas (su operaciniu lauku kontaktuoja tik lazerio spinduliuotė, t.y. šviesa), atliekamos operacijos mažiau kraujingos (lazerio spinduliuotė pjaudama biologinį audinį kartu užlipdo mažas kraujagysles). Lazeriai taip pat naudojami aterosklerotinėms plokštelėms kraujagyslėse, ypač koronarinėse garinti, inkstų ir šlapimo pūslės akmenims garinti ir skaldyti; apgamams bei tatuiruotėms šalinti; stomatologijoje karieso pažeistiems audiniams šalinti ir t.t.

Lazerinės terapijos pagrindiniai įrankiai yra labai mažos galios (1–10 mW) lazeriai. Dažniausiai lazerinėje terapijoje naudojami He Ne, He Cd dujiniai ir GaAsAl puslaidininkinis lazeriai. Veikiant biologinius objektus labai mažos galios lazerio spinduliuote, ląstelėse žadinami fotofizikiniai ir fotocheminiai vyksmai. Lazerio spinduliuotę gyvajame organizme sugeria įvairūs chromatoforai, fermentai, pigmentai, baltymai, dezoribonukleininės rūgštys ir kt. Sugerto šviesos kvanto energija molekulėje yra naudojama įvairioms cheminėms reakcijoms skatinti arba slopinti. Taip organizme suaktyvinami vieni ar kiti procesai. Lazeriai plačiai naudojami refleksoterapijoje – biologiškai aktyviems taškams veikti, gastroenterologijoje žarnyno opoms gydyti ir t.t.

Lazerinės fotodinaminės terapijos pagrindas – tai atrankus žadinimas navikinėje ląstelėje tokių fotocheminių procesų, kurie pagreitina tokios ląstelės žūtį. Yra tam tikra grupė cheminių junginių – porfirinų, kurie susikaupia navikinėse ląstelėse (palyginti su sveikomis, porfirinų koncentracija navikinėse yra iki 1000 kartų didesnė). Įšvirkštus į organizmą tokį vaistą, po 24–48 valandų vaisto koncentracija navikinėse ląstelėse tampa maksimali. Šiuo momentu apšvietus naviką spinduliuote, kurios dažnis yra porfirino sugerties juostoje, yra žadinama fotocheminė reakcija, kuri ląstelės viduje generuoja labai aktyvius radikalus arba singletinį deguonį – abu labai efektyvius oksidatorius. Vykstant tolesniems cheminiams virsmams, navikinė ląstelė žūsta.

A. Laboratorinis darbas “Kvantinių šviesos savybių tyrimas. Planko konstantos nustaty­mas”.

Darbo užduotys

Kokybiškai ištirkite:

vandenilio (deuterio) spinduliavimo spektrinius dėsningumus;

kaitrinės lemputės spinduliavimo spektro pokyčius.

Nustatykite:

deuterio atomų spinduliuočių bangos ilgius ir iš jų apskaičiuokite Rydbergo bei Planko konstantas;

kalio bichromato šviesos sugerties bangos ilgį.

Apskaičiuokite Planko konstantą.

Darbo priemonės ir prietaisai

Spektrofotometras CФ-46 arba šviesolaidiniu spektrofotometru CHEM2000 (apie jį plačiau žr. 7.6 skyriaus laboratorinį darbą “Šviesos sugerties tirpaluose tyrimas”), kiuvetės, kalio bichromato tirpalas, monochromatorius УM-2.

Darbo metodika

Šio darbo užduotys atliekamos spektrofotometru CФ-46, kurio optinė grandinė pateikta 7.5.12 paveiksle. Spektrofotometrui kaip šviesos šaltinis gali būti naudojama deuterio (vandenilio izotopo, kurio masė 2) lempa (DL) arba kaitrinė lemputė (KL). Deuterio slėgis šioje lempoje (DL) yra parinktas toks, kad ji spinduliuotų ištisinį spektrą ultravioletinėje srityje, todėl šios lempos regimos srities spinduliuojamame spektre yra matomos tik dvi Balmerio serijos linijos: raudona, atitinkanti šuolį 3 2, ir žaliai žydra, atitinkanti šuolį 4 2. Lempoje, be atominio deuterio (D), yra ir molekulinio deuterio (D₂), todėl šios lempos spektre ryškios ir jo juostos. Jos yra spektro srityje tarp anksčiau minėtų Balmerio serijos linijų ir trukdo jas indentifikuoti. Todėl joms pašalinti naudojamas filtras, nepraleidžiantis daugumos D₂ spinduliuojamų juostų. Kaitrinė lemputė spinduliuoja ištisinį spektrą. Naudojamos lempos šviesa veidrodžiu V₁ nukreipiama į veidrodį V₂ ir toliau į difrakcinę gardelę (DG). Skirtingo bangos ilgio šviesą, iš pradžių sklindančią viena kryptimi, difrakcinė gardelė atspindi skirtingais kampais, todėl ji lempos spinduliuojamą šviesą išskaido į spektrines komponentes. Plyšys (PL) iš viso spektro išskiria tik siaurą spektrinį diapazoną. Jo plotis yra tuo siauresnis, kuo siauresnis yra plyšys. Plyšio vieta yra fiksuota, todėl norint pasirinkti kitokį spektrinį diapazoną keičiamas šviesos kritimo į gardelę kampas. Tam gardelės posūkio kampas vertikalioje plokštumoje keičiamas rankenėle, esančia prie bangų ilgių skalės. Bangų ilgių skalės parodymai atitinka bangos ilgį tokios šviesos, kuri yra leidžiama per plyšį. Už plyšio yra kiuvečių skyrius, kur yra dedami tiriamieji pavyzdžiai. Šviesos pluoštas, perėjęs per tiriamus pavyzdžius, patenka į fotoelementą, kuris matuoja šviesos pluošto srautą. Išmatuotos šviesos pluošto srauto vertės rodomos mikroprocesoriaus ekrane arba prie jo prijungtame voltmetre.

Darbo eiga

1 užduotis

Iš pradžių įjungiama deuterio lempa. Tam spektrofotometro apšvietimo bloko rankenėlė (L) perjungiama į padėtį „D“. Tada, paspaudus jungiklį prietaiso priekyje, įjungiamas prietaiso maitinimas. Po 1 2 min. deuterio lempa užsidega ir pradeda šviesti mėlynai.

Papildomu veidrodėliu prieš spektrofotometro monochromatorių deuterio lempos šviesa nukreipiama į monochromatorių УM-2, leidžiančiu stebėti spektrą akimi.

Sukant mikrometrinį monochromatoriaus sraigtą, peržiūrima visa regimoji sritis ir trumpai aprašoma, kaip atrodo deuterio spektras šioje srityje.

2 užduotis.

Prieš pradedant šios užduoties matavimus, pirmiausia ištraukiamas papildomas veidrodėlis, nukreipiantis šviesą į monochromatorių. Todėl šviesa tiesiogiai patenka į spektrofotometro CФ-46 monochromatorių ir išskaidoma į spektrą.

Po to atidaroma užtvara prieš fotoelementą. Tada spektrinių komponenčių, perėjusių per plyšį, srautas išmatuojamas ir parodomas mikroprocesoriaus ekrane. Tose spektro srityse, kur yra deuterio linijos, šviesos srautas yra didžiausias, o tarpuose jis mažėja. Todėl spinduliuojamų linijų bangos ilgius galima rasti iš lėto (~1 nm per 1 s) sukant bangos ilgių rankenėlę ir užsirašant mikroprocesoriaus ar voltmetro parodymus esant įvairiems bangos ilgiams. Matavimai atliekami 475 500 ir 640 670 nm srityje kas 1 nm, o tarp 500 ir 640 nm srityse kas 10 nm. Matavimai mikroprocesoriumi atliekami taip:

a) nustatomas bangos ilgis;

b) uždaroma užtvara prieš fotoelementą (pasukant rankenėlę į padėtį „3akp“) ir paspaudus mikroprocesoriaus klavišą „ŠČ(0)“ išmatuojama tamsinė srovė. Jei ji yra intervale nuo 0,05 iki 0,1, tamsinės srovės potenciometro judinti nereikia, jei ne, tai juo srovė sureguliuojama;

c) pasukant rankenėlę į padėtį „Otkp“, atidaroma užtvara prieš fotoelementą;

d) iš eilės paspaudus klavišus K(1) ir t (2), ekrane matomos šviesos srauto vertės;

e) pasukant bangos ilgių rankenėlę, pasirenkamas kitas bangos ilgis ir vėl pakartojami matavimai.

Nubrėžiamas priklausomybės t t l grafikas ir randami deuterio spinduliuotės bangų ilgiai l ir l

Žinant bangos ilgį, iš (7.5.5) lygybės randamas jį atitinkantis dažnis.

Iš lygybės R = n raudonai linijai ir lygybės R = n žaliai žydrai linijai apskaičiuojamos Rydbergo konstantos. Randamas jų vidurkis.

Iš lygybės apskaičiuojama Planko konstanta.

3 užduotis

Spektrofotometre CФ-46 vietoje deuterio lempos įjungiama kaitrinė lemputė: rankenėlė (L) iš padėties „D“ perjungiama į padėtį „H“.

Įstatomas papildomas veidrodėlis, kuriuo kaitrinės lemputės šviesa nukreipiama į monochromatorių УM-2.

Sukant mikrometrinį sraigtą, peržiūrima visa regimoji spektro sritis ir trumpai aprašomas kaitrinės lemputės spektras.

Tada prieš monochromatorių įstatomas kalio bichromato tirpalas ir, vėl peržiūrėjus visą regimąją spektro sritį, trumpai aprašomi kaitrinės lemputės spektro pokyčiai.

4 užduotis.

Planko konstanta gali būti rasta ir kitais eksperimentais, kurių metu molekulėse dėl šviesos kvantų poveikio atsiranda cheminiai pokyčiai. Pavyzdžiui, tai gali būti molekulės skilimas arba dažų išblukimas. Šiuo atveju kiekvieną sugertą energijos kvantą atitinka vienas šviesą sugėrusios molekulės skilimas. Suskaldyti gali tik tos bangos, kurių kvantų energija yra ne mažesnė už energiją W_o, reikalingą molekulei suskaldyti: hn W_o. Planko konstantai rasti galima naudoti kalio bichromato (K₂Cr₂0₇) tirpalą vandenyje. Nustatyta, kad tirpale esantį joną Cr₂O šviesa gali suskaldyti į tokias dalis:

Cr₂O₇^--+ hn = Cr0₃ +CrO₄. (7.5.17)

Ilgiausia banga, dar skaidanti joną ir atitinkanti sugerties tirpalo spektre pradžią, tenkina sąlygą:

hc/l = W_o (7.5.18)

Reakcijos

Cr₂O₇^--+ W_o = Cr0₃ +CrO₄^-- (7.5.19)

šiluminis efektas W_o yra žinomas ir lygus 53,2 kcal/mol. Norint jį išreikšti džiauliais vienai molekulei, reikia W_o padalyti iš Avogadro skaičiaus N_A ir padauginti iš mechaninio šilumos ekvivalento k = 4,18 J/cal. Taigi Planko konstantą galima išreikšti taip:

h = W_ok/N_An = W_okl/N_Ac (7.5.20)

Šiuo metodu Planko konstanta randama taip:

Į spektrofotometro kiuvečių skyriaus laikiklio (4) sekciją įstatoma kiuvetė su kalio bichromato tirpalu.

Iš pradžių:nustatomas bangos ilgis (700 nm). Toliau bangos ilgio mažėjimo kryptimi kas 10 nm bus matuojamas tirpalo pralaidumas.

Uždaroma užtvara prieš fotoelementą (pasukant rankenėlę į padėtį „3akp“) ir paspaudus klavišą ant mikroprocesoriaus „ŠČ(0)“ išmatuojama tamsinė srovė. Jei ji yra intervale nuo 0,05 iki 0,1, tamsinės srovės potenciometro judinti nereikia, jei ne, tai juo srovė sureguliuojama.

Kiuvečių keitiklis pastatomas į tokią padėtį (1 ar 2), kad šviesos pluoštas eitų per sekciją, kurioje nėra kiuvetės.

Pasukant rankenėlę į padėtį „Otkp“, atidaroma užtvara prieš fotoelementą.

Iš eilės spaudžiant klavišus K(1) ir t (2) ekrane turi būti matoma pralaidumo vertė, lygi 100.

Kiuvečių keitiklis pastatomas į padėtį (4), kad šviesos pluoštas eitų per sekciją, kurioje yra kiuvetė su kalio bichromato tirpalu.

Paspaudus klavišą t (2), ekrane pasirodo skaičius, kuris lygus tirpalo pralaidumui esant pasirinktam bangos ilgiui.

Sukant rankenėlę pasirenkamas kitas bangos ilgis ir visi matavimai pakartojami.

Taip nustatomas pralaidumas esant įvairiems bangos ilgiams. Sugerties pradžia laikomas bangos ilgis, kuriam esant tirpalo pralaidumas sumažėja per pusę, t.y. iki 50%.

Duomenys įstatomi į (7.5.20) sąryšį ir apskaičiuojama h.

B. Laboratorinis darbas “He-Ne dujinis lazeris ir kai kurie jo taikymai”

Darbo užduotys

Nustatykite

dujinio lazerio spinduliuotės bangos ilgį;

atstumą tarp dviejų fotoplokštelės plyšių;

lazerio spinduliuotės santykinę vidutinę galią šviesolaidžio išvade.

Darbo priemonės ir prietaisai

He-Ne lazeris, veidrodžiai, ekranas, difrakcinė gardelė, liniuotė, oscilografas, šviesolaidis.

Darbo metodika

Visoms užduotims atlikti naudojamas He-Ne lazeris, kurio sandara ir veikimo principai išdėstyti aukščiau. Lazeris įjungiamas tik dėstytojui leidus!

Darbo eiga

1 užduotis.

Mikroskopu nustatoma gardelės konstanta (žr. 7.2 skyriaus laboratorinio darbo “Matavimai mikroskopu” metodikos 1-ąją dalį).

Pagal parodytą 7.5.9 paveiksle schemą sudaroma optinė grandinė.

Keičiant (rankenėle A) veidrodžio V₂ padėtį, ekrane gaunamas aiškus ir ryškus difrakcinis vaizdas.

Išmatuojami atstumai Dx_m tarp pagrindinių difrakcijos maksimumų ir atstumas L nuo difrakcinės gardelės iki ekrano.

Iš difrakcijos maksimumų sąlygos dsinj ml m , išsireiškiamas bangos ilgis l ir apskaičiuojamas.

Į lentelę surašomos pamatuotų Dx_m, L, gardelės konstantos d, maksimumo eilės m ir apskai­čiuotų sinj_m tgj_m , l_m ir l_vid. vertės.

2 užduotis

Pagal 7.5.14 paveiksle pateiktą schemą sudaroma optinė grandinė.

Išmatuojami keli atstumai Dx_n tarp interferencijos minimumų ir atstumas L nuo ekrano iki fotoplokštelės.

Iš interferencijos minimumų sąlygos gaunama bei ir apskaičiuojamas atstumas d tarp dviejų plyšių.

Matavimų ir skaičiavimų rezultatai surašomi į lentelę.

3 užduotis

Pagal parodytą 7.1.15 paveiksle schemą sujungiama optinė grandinė.

Oscilografo ekrane ant tinklelio apatinės linijos nustatoma ištisinė horizontali (žalia) linija.

Galios matuoklio imtuvas nukreipiamas į veidrodį V₃ (iš jo lazerio spinduliuotė patenka į šviesolaidžio įėjimą) ir oscilografo ekrane stebima, per kiek langelių ištisinė linija pakyla į viršų.

Pažymėjus oscilografo atlenkimo koeficientų vertes, apskaičiuojama vidutinė spinduliuotės šviesolaidžio įėjime galia P_į.

Matuoklio imtuvas nukreipiamas į šviesolaidžio išėjimą ir oscilografo ekrane stebima, kaip pasikeis ištisinės linijos padėtis. Pažymėjus oscilografo atlenkimo koeficientų vertes, apskaičiuojama vidutinė spinduliuotės šviesolaidžio išėjime galia P_iš.

Apskaičiuojamas šviesolaidžio pralaidumas procentais T P_iš./ P_į)