Lasery

Kvantové generátory světla

Slovo LASER bylo vytvořeno z počátečních písmen anglického popisu činnosti tohoto zařízení (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation – zesilování světla pomocí stumulované emise záření). Princip laseru předpověděl již v roce 1916 Albert Einstein. K realizaci tohoto zařízení však došlo až téměř o padesát let později, v roce 1960, kdy fyzika a technologie, zejména polovodičových struktur dosáhly potřebného stupně vývoje.
V dnešní době je laserový paprsek využíván ve velmi mnoha oborech lidské činnosti. Je jemným chirurgickým nástrojem, zaznamenává informace a snímá jejich záznam z kompaktních disků, slouží k přenosu dat, obrábí tvrdé materiály, vrtá díry do diamantu, brousí nástroje, zaměřuje letící tělesa, slouží ve vojenství k zaměření cílů, rozpouští molekuly látek, dokáže proniknout do nitra atomů a zažehnout termonukleární reakci apod. Důležité je uplatnění v optoelektronice a kvantové elektronice.
Moderní fyzika mluví o tzv. duálním charakteru světla. Dokázala, že na světlo, v širším smysli slova na záření, je nutné pohlížet současně jako na elektromagnetické vlnění (mluvíme o vlnovém charakteru světla) i jako na proud částic (korpuskulární charakter světla).

V této tabulce jsou některé důležité konstanty, související s touto problematikou.

Rychlost světla ve vakuu c = 2,997925 . 108 m . s-1
Náboj qe = - 1,60219 . 10-19 C
Klidová hmotnost me = 9,10956 . 10-31 kg
elektronvolt 1 eV = 1,60219 . 10-19 J
Planckova h = 6,62620 . 10-34 J . s

Dva způsoby vytvoření laserového aktivního prostřed

Způsob, jakým bude po přívodu budící energie do určitého objemu látky dosaženo stavu s inverzní populací, závisí na uspořádání energetických hladin příslušných kvantových soustav i na dalších fyzikálních vlastnostech těchto soustav, zejména na působení výběrových pravidel pro přeskoky elektronů mezi hladinami a na dobách, po které se mohou elektrony na jednotlivých energetických hladinách udržet. Podle způsobu, kterým je v látkách možné vytvořit laserové aktivní prostředí, můžeme látky rozdělit na látky s tříhladinovou a na látky s čtyřhladinovou soustavou kvantových přechodů.

Vznik laserového aktivního prostředí v látkách s tříhladinovou soustavou kvantových přechodů.

Můžeme na něm sledovat cyklus změn energie elektronů kvantové soustavy při absorpci a emisi fotonů. Absorpcí budícího fotonu s energií hf01 = W1 – W0 je v okamžiku t1 vyzvednut elektron na hladinu s energetickou úrovní W1. Aby mohlo dojít v určitém objemu látky s uvažovaným uspořádáním energetických hladin k převaze počtu kvantových soustav ve stavu excitace, musí použitý materiál splňovat ještě následující podmínky:
a) Přímý přeskok elektronů z hladiny s energií W1 na hladinu s energií W0 není dovolen. Jinak by fotony budící energie samy způsobovaly návrat elektronů na základní hladinu. I při silném buzení by se dosáhlo nanejvýš toho, že by se počet kvantových soustav excitovaných přiblížil počtu soustav neexcitovaných. V takovém případě k zesilování světla nemůže dojít.
b) Elektrony musí za velmi krátkou dobu sestupovat nezářivým přechodem z hladiny W1 na hladinu W2 (čas t2, obr. 1). Rozdíl energií W1 – W2 musí být malý jednak proto, aby foton uvolněný při přeskoku elektronu z hladiny W1 na W2 měl malou energii a nedocházelo k velkému zahřívání látky, jednak proto, aby rozdíl energií W2 – W0 zůstal velký a foton emitovaný při přeskoku elektronu z hladiny W2 na hladinu W0 měl co největší energii.
c) Aby se co nejvíce kvantových soustav rozmístěných v objemu látky mohlo současně nacházet ve stavu excitace (tj. aby došlo k inverzi populace), musí být doba, po kterou se elektrony udrží na hladině W2, dlouhá ve srovnání s dobou, která uplyne mezi okamžikem, kdy elektron dosáhne hladiny W1, a jeho sestupem na hladinu W2. (Kvantové soustavy jsou jednotlivě v nahodilých okamžicích excitovány na úroveň W1 nekoherentním zářením. Tento stav rychle opouštějí, avšak na hladinách s energií W2 „na sebe počkají“. Po příchodu stimulujícího fotonu se pak soustavy koordinovaně zbaví nahromaděné energie a vyzáří impuls koherentního záření.)
d) Aby popsané děje mohly v dostatečném počtu kvantových soustav současně probíhat a mohlo dojít ke stavu s inverzní populací, musí mít budící záření dostatečnou, alespoň prahovou intenzitu. (Musí být přiváděn alespoň prahový budící výkon.)
Pro co nejlepší využití energie budícího záření (aby se budící záření v látce co nejvíce absorbovalo) je nutné zajistit, aby se elektrony ihned po vyzáření fotonů navracely v co největším počtu kvantových soustav až na hladinu (W0), z níž mohou být opět excitovány. (Musí být stále k dispozici co největší počet elektronů schopných přeskoku z hladiny W0 na hladinu W1.)
U některých druhů laserů (u některých materiálů aktivního prostředí) odpovídá hladině W0 velmi malá energie. Proto je tato hladina rychle zaplňována jen při velmi nízké teplotě. Proto aktivní látka v laserech využívající popsaný způsob buzení musí být při činnosti, zejména při kontinuálním provozu, ochlazována na co možná nejnižší teplotu (několik Kelvinů). Při vyšších teplotách silně roste požadavek na velikost budícího zdroje a klesá výkon výstupního zařízení. Naproti tomu z hlediska snadného dosažení stavu inverze je předcházející požadavek nevýhodný, neboť se velmi mnoho kvantových soustav nachází v základní energetické úrovni, a proto musí být velmi mnoho elektronů vyzvednuto na vyšší energetckou úroveň, než nastane inverze. (Buzení se provádí proti silně obsazené hladině.)
Důležité je, aby budící záření mělo dostatečnou intenzitu k rychlé excitaci velkého množství kvantových soustav z úrovně W0 na W1 tak, aby počet excitovaných soustav převládl nad počtem neexcitovaných.
Jak bylo uvedeno, musí být k dosažení stavu s inverzí populace přiváděn alespoň prahový budící výkon. Tento výkon je v případě tříhladinové soustavy kvantových přechodů značný.

Vznik laserového aktivního prostředí v látkách s čtyřhladinovou soustavou kvantových přechodů

V případě, že se použije látka, v níž se k vytvoření cyklu absorpce a emise fotonů využívá čtyř energetických hladin, dosahuje se stavu inverze podstatně snadněji.
V okamžiku t1 budící foton s energií W1 – W0 vyzvedne elektron základní hladiny na hladinu s energií W1.
Má-li popisovaným způsobem dojít k vytvoření laserového aktivního prostředí, musí být použita taková látka, v níž jsou výběrovými pravidly zakázány příme přeskoky elektronů z energetické úrovně W1 na úrovně W3 i W0
Naopak přeskok z hladiny W1 na hladinu W2 je povolen a musí k němu dojít téměř okamžitě po dosažení hladiny W1. Přeskok je nezářivý a vznikne při něm foton. Aby bylo možné v použité látce dosáhnout převahy počtu excitovaných kvantových soustav nad neexcitovanými, musí podobně jako v tříhladinovém systému elektrony setrvávat na hladině s energetickou úrovní W2 podstatně delší dobu než v hladině W1 (aby se nashromáždil velký počet kvantových soustav, které jsou současně ve stavu excitace). Potud je situace stejná jako v případě tříhladinové soustavy kvantových přechodů.

Další podmínkou, kterou musí splňovat daná látka, je zákaz přímého přeskoku elektronů z hladiny W2 na W0. Z hladiny W3 musí elektrony opět velmi rychle sestupovat nezářivými přeskoky na hladinu základní. Odtud jsou opět vyzvedávány v důsledku absorpce energie budícího zdroje na hladinu W1 atd.
Rychlé uvolňování hladiny W3 je nutné k tomu, aby v látce převládl počet kvantových soustav, jež jsou excitovány na úroveň W2, nad počtem soustav neexcitovaných, nacházejících se na úrovni W3. To odpovídá stavu inverzní populace mezi hladinami W2 a W3, mezi nimiž dochází k emisi.
Protože počet kvantových soustav, které jsou v určitém okamžiku na energetické úrovni W3, je malý, převládne nad tímto počtem počet excitovaných soustav dosti snadno, a to již při poměrně malém prahovém budícím výkonu. V tomto případě se mluví o buzení proti málo obsazené hladině. Prahový budící výkon je v čtyřhladinovém způsobu oproti tříhladinovému podstatně menší. Také zde musí být splněn požadavek nízké provozní teploty, aby se po emisi fotonů dostatečný počet kvantových soustav rychle navracel až do základní energetické úrovně s obsazenou hladinou W0, z níž mohou být elektrony opět převáděny na úroveň W1. Jedině tak dochází k účinné absorpci přiváděného budícího záření. Během vývoje byl nalezeno mnoho látek umožňujících vytvoření laserového aktivního prostředí. Jako například uveďme dvě látky: z tříhladinových kvantových soustav trojmocné ionty chrómu Cr3+ rozmístěné v krystalu rubínu(Al2O3); zástupcem čtyřhladninových kvantových soustav jsou dvojmocné ionty samaria S2+. Vytvoření laserového aktivního prostředí lze dosáhnout i v plynu. Příkladem je směs helia a neonu. Elektrickým výbojem dochází k excitaci atomů helia. Ty absorbovanou energii srážkami předávají atomům neonu, které jsou schopny získanou energii vyzářit stimulovanou emisí.

Činnost a konstrukční principy laserů

Běžně slovem laser rozumíme generátor (zdroj) světla, který ke své činnosti kvantové zesilování světla využívá.
Tří základní typy laserů:
- s aktivním prostředím tvořeným pevnou látkou (pevnolátkové) s výjimkou polovodičů,
- plynové,
- polovodičové.
Z každého jmenovaného druhu budou uvedeny někteří základní představitele.

RUBÍNOVÝ LASER

Je to první skutečně fungující laser, sestrojený v roce 1960 americkým vědcem T. H. Mainmanem ( dnes je už nahrazen polovodičovými lasery). Jeho konstrukce dovoluje názorně osvětlit celou řadu pojmů a principů, které jsou v různých modifikacích využívány ve všech, i nejmodernějších konstrukcích laserů včetně polovodičových.
Aktivní prostředí rubínového laseru je tvořeno krystalem syntetického rubínu (Al2O3), v němž jsou rovnoměrně rozptýleny trojmocné ionty chrómu Cr3+ v koncentraci asi 0,05 %. Tyto ionty patří do skupiny materiálů, v nichž je možné dosáhnout inverze populace v tříhladinové soustavě kvantových přechodů. Užívá se optického buzení.
Osvětlí-li krystal dostatečně intenzivním impulsem světla vhodné vlnové délky, např. z xenonové výbojky (doba trvání impulsu řádu desetin milisekundy), dojde k excitaci iontů chrómu. Jsou-li splněny některé další podmínky, vznikne uvnitř krystalu laserové aktivní prostředí, schopné stimulovanou emisí zesílit vstupní světelný paprsek (obr. 3a).
Jestliže si uvědomíme, že v laserovém aktivním prostředí probíhá současně kromě stimulované též spontánní emise fotonů, dojdeme k závěru, že funkci vstupních fotonů by mohly zastávat fotony spontánně emitované v tomto prostředí, pokud bychom je vhodně umístěnou zrcadlovou plochou odrazili z výstupu zpět do prostoru, v němž k emisi dochází.
Odražené fotony při své cestě od výstupní strany krystalu zpět ke vstupní vyvolají stimulovanou emisi fotonů z dalších excitovaných kvantových soustav, ty opět z dalších atd.
Pokud také druhá z čelních stěn krystalu bude opatřena zrcadlem, dojde k novému odrazu již zesíleného světla zpět do prostoru krystalu. Při cestě paprsku od vstupní stěny krystalu k výstupní jsou uvolňovány další fotony. Po dosažení výstupní stěny dojde k novému odrazu světla atp.

Jestliže jsou zrcadla rovnoběžná a kolmá na podélnou osu krystalu, dochází ak mnohonásobnému odrazu jen těch fotonů, které dopadají na zrcadla kolmo. Šikmo dopadající fotony jsou již po několikátém odrazu vyzářeny mimo krystal .Uvnitř krystalu dojde za velmi krátkou dobu k obrovskému zvětšení intenzity světla šířícího se ve směru jeho podélné osy. Doba trvání tohoto světelného impulsu odpovídá času, během něhož se jednotlivé excitované kvantové soustavy navracejí do základního stavu s minimální energií.
Aby se záblesk světla v krystalu opakoval, musíme přivést další impuls budícího záření a kvantové soustavy opět excitovat (impulsní provoz laseru).
Vidíme, že uvnitř krystalu vznikl světelný impuls i přes to, že jsme z vnějšku do aktivního prostředí žádný stimulující foton nepřivedli. Zesilovač světla se změnil na zdroj světla. Je důležité si uvědomit, že jsme této změny dosáhli tím, že jsme odražením světla zpět do krystalu zavedli v zesilovači světla silnou optickou kladnou zpětnou vazbu, zajišťující při daném zesílení dostatečně velký vstupní signál zesilovače.
Čelní stěny krystalu musí být buď rovinné a velmi rovnoběžné, nebo jsou zabroušeny do částí kulových ploch odrážejících světlo do osy krystalu.
Uspořádání zrcadel zajišťující mnohonásobný odraz světla uvnitř krystalu představuje z optiky známý Fabryův-Perotův interferometr, nazývaný v laserové technice Fabryův-Perotův rezonátor.
Jestliže jedno ze zrcadel rezonátoru je vhodnou technologií upraveno tak, aby bylo pro generované záření částečně propustné, proniká část záření z rezonátoru do okolního prostředí. Vzniká výstupní paprsek laseru.
Výkon výstupního záření se přičítá ke ztrátám v rezonátoru. Musí být hrazen absorpcí energie budícího zdroje, která převádí kvantové soustavy opět do excitovaného stavu a vytváří podmínky pro opakování stimulované emise. Je nutné, aby zesílení světla převládalo nad ztrátami. V opačném případě výstupní záření nevznikne. Princip uspořádání rubínového laseru ukazuje obr.4. Aby se světlo budící výbojky co nejvíce soustředilo do prostoru krystalu, využívá se vlastností eliptického zrcadla. Výbojka se umístí do jedné ohniskové přímky a krystal do druhé. Světlo výbojky se pomocí odrazů soustřeďuje do krystalu.

Rubínový laser pracuje obvykle v impulsním režimu. Délka budícího impulsu je několik desetin milisekundy, až jedna milisekunda. Doba trvání výstupního impulsu by měla být co možná nejkratší, aby se dosáhlo co největší časové koncentrace energie, tj. co největší hustoty zářivého toku. Bez zvláštní konstrukční úpravy laseru trvá výstupní impuls přibližně jednu milisekundu a sestává z několika kratších impulsů. Výstupní impuls začíná se zpožděním za počátkem budícího impulsu, v okamžiku, kdy se dosáhne inverze populace a dostatečně se zvýší stimulovaná emise. Laser za této situace pracuje
v režimu tzv. „relaxačního vyzařování”, tzn. na dolní hranici větší rezervy zesílení. Tento stav není výhodný. Výstupní impulsy jsou široké a hustota zářivého toku je malá. Lepších výsledků se dosáhne následující úpravou: Čelní stěny krystalu nejsou opatřeny odrazivou vrstvou, ale jsou zabroušeny do rovin, svírajících s podélnou osou krystalu určitý úhel, nazývaný Brewsterův. Za těchto podmínek se světlo procházející ve směru podélné osy krystalu na rozhraní mezi krystalem a okolím neodráží ani nelomí. Fabryův-Perotův rezonátor, který je pro činnost laseru nutný, vznikne přidáním vnějších zrcadel
Mezi krystalem a jedno ze zrcadel se vloží vrstva vhodné látky (tzv. optický modulační prvek). Tím se dosáhne zpoždění okamžiku, kdy vznikne lavinový proces nárůstu stimulované emise v důsledku mnohonásobných odrazů světla v rezonátoru. Během tohoto času však probíhá proces buzení, tj. excitace dalších a dalších kvantových soustav. Dochází k nahromadění počtu excitovaných kvantových soustav.
Po překonání určitého stavu modulačního prvku náhle ztráty v rezonátoru klesnou, převládne zesílení a dojde k prudkému vzrůstu stimulované emise. Výstupní světelný impuls je pak velmi krátký, řádu 10-9 až 10-12 sekundy. Záření má obrovskou hustotu, odpovídající okamžitému výkonu řádu 109 wattů. Střední hodnota výkonu rubínových laserů je však malá, řádu desítek miliwattů. Celková účinnost je pouze několik procent. Při kontinuálním provozu je nutné účinné chlazení celého zařízení.

NEODYMOVÉ LASERY

Z laserů užívajících jako aktivní prostředí pevnou látku alespoň jmenujme laser s krystalem yttrito-hlinitého granátu s aktivními ionty neodymu Nd3+. Pro tento typ se užívá označení laser Nd: YAG. Optickým buzením se excitují ionty neodymu. V nich nastává absorpce a emise fotonů v čytřhladinové soustavě kvantových přechodů. Laser pracuje v kontinuálním režimu. Výstupní záření má vlnovou délku 1,06 m (blízká infračervená oblast).
Čtyřhladinová soustava kvantových přechodů má poměrně nízký prahový budící výkon, tj. výkon budícího záření, při němž laser začíná generovat. Výstupní výkon v kontinuálním režimu může přesáhnout 1 kW. K chlazení laseru se užívá voda.
Laser Nd: YAG je podobný laser s neodymovým sklem. Výroba skla pro tyto lsery je jednodušší než výroba krystalů. Nevýhodou skle je však jejich horší tepelná vodivost, takže se obtížně při provozu chladí, a proto se nehodí pro kontinuální provoz. Generují infračervené záření.

PLYNOVÉ LASERY

Pracovním prostředím plynových laserů je zpravidla směs plynů uzavřená v trubici kruhového průřezu ze speciálního skla. Její vnitřní průměr bývá několik milimetrů až desítek milimetrů. Délka trubice může být několik desítek milimetrů až několik metrů. Princip uspořádání plynového laseru ukazuje obr. 6.
Podobně jako pro pevné látky je i pro kvantové soustavy tvořící plyn možné nalézt energetické hladiny odpovídající drahám valenčních elektronů a mající význam pro absorpci a emisi energetických kvant. Osamocená kvantová soustava má energetické hladiny úzké a velmi přesně vyjádřené.
Kdybychom však sledovali uspořádání energetických hladin u celého souboru kvantových soustav tvořících plynné prostředí, zjistili bychom rozšíření energetických hladin oproti osamocené kvantové soustavě.
Je to způsobeno zejména dvěma jevy:
a) Při nízkých tlacích plynu se kvantové soustavy pohybují velkými rychlostmi různými, nahodilými směry. Projevuje se změna délky vlny emitovaného nebo absorbovaného záření v důsledku působení Dopplerova jevu. (Jestliže se zdroj vlnění pohybuje směrem k provozovateli, zkracuje se délka vlny, na rozdíl od případu, kdy se vzdálenost zdroje vlnění od provozovatele nemění. Jestliže se zdroj vlnění od provozovatele vzdaluje, dochází k opačné změně – délka vlny se zvětšuje.)
b) Při větších tlacích plynu se kvantové soustavy nemohou pohybovat velkými rychlostmi v důsledku mnohočetných vzájemných srážek.
Dopplerovské rozšíření energetických hladin je malé. Při srážkách se však kvantové soustavy navzájem ovlivňují podobně jako v pevných látkách, což vede k štěpení energetických hladin. Toto rozšíření energetických hladin se nazývá srážkové.
K buzení plynových laserů se nejčastějji používá elektrického výboje v plynu, který tvoří aktivní prostředí. Jsou však používány i jiné způsoby. (např. adiabatická expanze).

HELIUM-NEONOVÝ LASER

Tento typ laseru byl objeven v roce 1960 a byl nejrozšířenějším před nástupem polovodičových laserů.Aktivní prostředí tvoří směs 5 až 10 dílů hélia na jeden díl neonu. Buzení se provádí přímo v trubici se směsí doutnavým elektrickým výbojem vysokého elektrického napětí.
Výboj excituje (nestabilní stav s přebytkem energie) atomy helia, které při vzájemných srážkách předávají energii atomům neonu. Tím vzniká stav inverze populace v souboru atomů neonu. V důsledku toho se objeví výstupní záření laseru.
Vzhledem k velkému množství energetických úrovní (energetické spektrum) v atomech neonu, kde může inverze vzniknout je helium-neonový laser schopen generovat záření řady vlnových délek. Nejčastější jsou konstrukce pro generování červeného světla o vlnové délce 633 nm. Dále může generovat záření v infračervené oblasti.
Laser je napájen z vysokonapěťové zdroje o desítkách mA. Celková účinnost je pouze několik procent.

LASERY S KYSLIČNÍKEM UHLIČITÝM

Prostředí tohoto molekulárního laseru je tvořeno směsí kysličníku uhličitého, dusíku a helia v poměru 1 : 2 : 8. K stimulované emisi dochází v molekulách CO2, ostatní plyny zlepšují podmínky vzniku inverzní populace. Laser generuje infračervené záření několika vlnových délek, které je možno oddělit hranolem.

Existují dva druhy laserů s CO2:
- Laser využívající buzení elektrickým výbojem v trubici se směsí plynů. Při průměru trubice 20 mm a délce1 m laser vyprodukuje záření kolem 50 W. Používá se vysokonapěťový zdroj (1000 – 1700 V) o proudu 30 až 50 mA. Účinnost přesahuje 20%.
- Expanzní CO2 laser. Je tvořený expanzní komorou do které se vhání plyny podle obrázku (č. 7). K excitaci molekul CO2 dochází díky elektrickému obloukovému výboji o vysoké teplotě. Plyn s excitovaným CO2 proudí rychlostí několikrát převyšující rychlost zvuku ve vzduchu štěrbinovou tryskou do vakua. Díky rychlému snižování tlaku dochází k poklesu teploty plynu. Energetické hladiny s velkými energiemi v molekulách CO2 zůstávají po určitou dobu zaplněny elektrony. Říká se tomu „zamrzání“ vyšších energetických hladin. Tím dosáhneme inverzní populace hned za ústím trysky, zde je nutné umístit zrcadla Fabryova-Petrova rezonátoru.

Lasery tohoto typu jsou schopné generovat infračervené záření velkých výkonů (stovky kW). Nevýhody jsou rychlé zaplňování vakuového prostoru za tryskou a velká spotřeba plynů. Principiálně podobné jsou chemické lasery které využívají k vytvoření aktivního prostředí chemických reakcí.
Vývoj laserů chemických i expanzních je z vojenských důvodů pečlivě utajován. Lasery pracují na podobných principech a v lepších podmínkách (v kosmu, kde neexistuje vakuum,..).

POLOVODIČOVÉ LASERY

Pro pochopení dějů je potřeba znát princip polovodičových součástek

Vstřikování nosičů náboje elektrickým zdrojem

Elektrony z polovodiče typu N a díry z P se driftovými rychlostmi přibližují oblasti přechodu PN. Zde (zejména v P) dochází k rekombinaci párů elektron-díra.
Při rekombinaci zaplňuje elektron (s energií příslušné vodivostní sféry) místo v nenasicené vazbě akceptoru, které odpovídá menší energetické úrovni než sféra vodivostní. Atom akceptoru se mění na excitovaný iont (záporný iont s přebytkem energie). Přebytku energie se iont (a kvantová soustava) za velmi krátkou dobu zbaví a přitom uvolní množství energie odpovídající zmenšení energie příslušného elektronu.
- Energie se může uvolňovat postupně tzv. nepřímým přechodem. Elektron přestupuje na nízkou stabilní energetickou hladinu po malých skocích přes nižší hladiny, na kterých se nemůže udržet. Přitom vznikají fotony a dochází k zahřívání krystalu.
- Elektron může také na stabilní energetickou hladinu sestoupit naráz tzv. přímým přeskokem, přičemž je vyzářen foton. Dochází k zářivé rekombinaci.
V některých materiálech působí oba popsané jevy.
Volný elektron doplní při rekombinaci kovalentní vazbu na nasycenou, ale z hlediska mocenství prvku příměsi-akceptoru jde o elektron přebytečný, který je po určité době znovu z vazby uvolněn, čímž opět vzniká pár elektron-díra. Napájecí zdroj odsává z části P elektrony a vstřikuje je do vodivostního pásu části N. Tím zajišťuje dostatečný počet volných nosičů náboje pro vznik a udržení popsaného děje.
Počet rekombinací, k nimž v oblasti přechodu PN dochází je přímo úměrný procházejícímu proudu (ten je tvořen rekombinujícími částicemi).
Energie vyzářených fotonů je závislá na šířce zakázaného pásu základního materiálu a na příměsích, kterými je materiál dotován. Volbou příměsy je možné do určité míry měnit a tím ovlivnit vlnovou délku generovaného záření.
Záření je nekoherentní, tohoto principu je využíváno ve světelných diodách a používají ho polovodičové lasery.

POLOVODIČOVÝ LASER S DVOJTOU HETEROSTRUKTUROU

Při malých proudových hustotách je počet iontů vznikajících rekombinací, které jsou připra- vené emitovat foton, malý. Nevzniká stav s inverzí po-pulace. Převládá spontální emise. Zvětšíme-li však prou-dovou hustotu nad určitou praho-vou hodnotu, vznikne a pře-vládne stimulovaná emise.
Jako Fabryův-Perotův rezonátor působí přímo krystal, v němž je vytvořen přechod PN. Čelní stěny krystalu se vzhledem k velkému indexu lomu na rozhraní arzenidu galia a vzduchu (asi 4) chovají jako zrcadla odrážející asi polovinu světla zpět do krystalu. Zesílení záření v krystalu GaAs je veliké. Proto tato poměrně slabá optická zpětná vazba postačuje k vytvoření podmínek pro generování světla.
Takto sestrojený laser je málo účinný a je schopný konti-nuálního provozu jen při nízkých teplotách.
Porovnání šířky pásma emitovaného záření při spontální a stimulované emisi u mono-krystalu GaAs.
Vytvořením tzv. dvojité hetero-struktury se dosáhne výrazného zlepšení činnosti, tento typ laseru se nazývá DH laser.
V tomto případě dochází k rekombinaci jen ve velmi tenké vrstvě GaAs, obvykle ve vodivosti typu P. Vrstvička má tloušťku 100 – 200 nm a je obklopena vrstvami jiného chemického složení (GaAs s příměsí hliníku).
Polovodičový laser s dvojitou heterostrukturou. Čelní stěny aktivní vrstvy působí jako zrcadla Fabryova-Perotova rezonátoru.
Působením napájecího zdroje jsou do aktivní vrstvy vstřikovány z části N elektrony a z P díry. V důsledku potenciálových valů, vznikajících na styku aktivní vrstvy s okolními chemicky rozdílnými vrstvami nedochází k roztékání nábojů do okolí. Nahromadění nosičů náboje v aktivní vrstvě je vzhledem k jejímu malému průřezu tak velké, že proudové hustoty potřebné ke vzniku inverze populace a převládnutí stimulované emise dosahuje již při prahových proudech několika desítek mA.

Účinnost je kolem 75%. Laser je schopný pracovat kontinuálně při pokojové teplotě. V základním provedení emituje záření v blízké infračervené oblasti. Vhodnými příměsemi v aktivní vrstvě lze vytvořit laser vyzařující červenou barvu.

K vedení světla dochází v aktivní vrstvě, protože má index lomu světla větší než sousední vrstvy. To přispívá ke směrování světla vystupujícího z aktivní vrstvy do prostoru do tvaru plochého úzkého svazku.
Protože je zesílení záření v GaAs velké, můžeme dosáhnout toho, že celkové zesílení podél dráhy paprsku v krystalu převládne nad ztrátami.

LASERY S KVANTOVOU JÁMOU

Jestliže se zmenší tloušťka aktivní vrstvy pod hodnotu asi 100 nm, zhorší se schopnost aktivní vrstvy vést světelné vlny. V těch případech je nutné k tenké ploché aktivní vrstvě s vysokým indexem lomu světla přidat z obou stran tlustší vrstvy s indexem lomu trochu menším, než má aktivní vrstva. Světlo je pak vedeno z větší části těmito vrstvami. Nosiče náboje, jejichž pohyb ve směru kolmém na rovinu aktivní vrstvy je omezen již zmíněnými potenciálními valy dvojité struktury procházející velice tenkou vrstvičkou uvnitř aktivní vrstvy, tzv. kvantovou jámou. Proudová hustota v této vrstvičce je vysoká, takže prahový proud laseru je malý. Jedná se o laser s odděleným soustředěním záření a nosičů náboje, označených SCH (Separate Confinement Heterostructure).
Omezením nosiče náboje (potenciálními valy) na úzkou dráhu tvaru přímky vzniká laser s kvantovým drátem (QWi), zkrácením kvantového drátu je možné vytvořit laser s tzv. kvantovou tečkou (QB). Vzhledem k extrémě malým rozměrům je však vybuzení kmitů obtížné.
Zmenšení průřezu Fabryova-Perotova rezonátoru zabraňuje vzniku nežádoucích vidů generovaného vlnění. V důsledku toho má výstupní záření velm i úzké spektrum.
Dostatečné zmenšování laserových struktur může vést k nahrazení běžných obvodů využívajících el. proudu. Tyto struktury využívají poznatků kvantové fyziky a kvantové elektroniky a umožňují zpracovávat informace obrovskými rychlostmi.
Na vývoj těchto struktur je v dnešní době vynakládáno velké množství finančních prostředků.