Lasery - podstawy działania

Lasery – podstawy działania

W 1960 r., po wieloletnich próbach, w kilku laboratoriach świata uruchomiono źródła promieniowania optycznego zupełnie nowego typu - lasery. Promieniowanie wysyłane przez te źródła charakteryzuje daleko posunięta monochromatyczność, kierunkowość rozchodzenia się, spójność i znaczna gęstość mocy
w porównaniu z promieniowaniem otrzymywanym ze źródeł klasycznych (rys. 1 i tabela str. 357).
Spójność promieniowania z lasera jest tak wielka, że przy jego użyciu można wykonać doświadczenie Young’a, otrzymując bez wstępnej szczeliny piękny obraz interferencyjny. Doświadczenie z interferometrem Michelsona wskazuje na czasy spójności rzędu 1 ns (długość spójności, czyli różnica dróg optycznych interferujących wiązek wynosi kilkaset metrów). W laserach gazowych specjalnej konstrukcji jest możliwe uzyskanie szerokości linii widmowej około 2Hz; odpowiada to spójności przy różnicy dróg optycznych 150000km! Czynnikami ograniczającymi spójność promieniowania są: niejednorodność ośrodka, w którym się rozchodzi promieniowanie, i drgania mechaniczne, na które narażone są poszczególne elementy układu laserowego.
Perspektywa praktycznych i badawczych zastosowań laserów sprawiła, że prace w tej dziedzinie podjęły setki laboratoriów, a minione lata przyniosły olbrzymi postęp zarówno w konstruowaniu ruch urządzeń, jak i w zrozumieniu podstawowych procesów związanych z ich działaniem i wykorzystaniem. Prowadzone są prace nad objęciem przez promieniowanie z laserów coraz szerszych obszarów widmowych (aż do obszaru rentgenowskiego włącznie), nad uzyskaniem coraz większych gęstości mocy promieniowania, coraz krótszych impulsów itp. Należy tu jednak podkreślić, że wiele z tych wymienionych właściwości ma charakter przeciwstawny (np. bardzo silnemu zwężeniu spektralnemu linii widmowej towarzyszy silny spadek mocy promieniowania, krańcowym zaś skróceniom czasu impulsu - duże rozszerzenie obszaru widmowego).

Fizyczne zasady działania laserów

Najprostszy układ kwantowy - mikroukład (atom lub cząsteczka), w którym mogą zachodzić procesy absorpcji i emisji promieniowania, ma dwa dyskretne stany energetyczne: stan podstawowy 1 o energii W1 i stan wzbudzony 2 o energii W2, przy tym W2 > W1. Przyjmujemy, że przejścia promieniste między tymi stanami są dozwolone przez reguły wyboru, a częstość promieniowania z nimi związana wynosi vo = = ΔW/h = (W2-W1)/h. Takie uproszczenie można przyjąć z dobrym przybliżeniem dla każdego układu kwantowego o większej liczbie poziomów, jeśli oddziaływanie wybranych dwóch poziomów z wszystkimi pozostałymi jest tak niewielkie, że można je pominąć. W ośrodku złożonym z bardzo wielkiej liczby N (w 1 cm3) identycznych mikroukładów rozkład obsadzeń w warunkach równowagi termodynamicznej między stan 1 (N1) i 2 (N2) jest opisany zależnością N2/N1=e-ΔW/kT (prawo Boltzmanna); k = 1,38•10-23 J/K oraz N1 > N2. Zgodnie z tym prawem w parze sodu w temperaturze 400 K rozkład obsadzeń między stan podstawowy atomów (3S) i rezonansowy (3P) o energii 2,09 eV jest określony stosunkiem N2/N1≈10-27, w temperaturze zaś 2100 K stosunek ten jest równy 10-5. Widać że w stanie równowagi termodynamicznej w niezbyt wysokiej temperaturze obsadzenie wzbudzonych stanów atomowych jest znikome.
W 1917 r. Einstein, analizując wyrażenie na rozkład natężeń w widmie ciała doskonale czarnego, doszedł do wniosku, że aby uzyskać zgodność opisu teoretycznego z doświadczeniem, należy oprócz absorpcji i emisji samorzutnej promieniowania wprowadzić pojęcie emisji wymuszonej - procesu symetrycznego w stosunku do absorpcji i zależnego od natężenia promieniowania znajdującego się w obszarze, w którym się znajduje atom wzbudzony; częstość promieniowania wymuszającego musi być równa możliwej częstości przejścia atomu. Bilans obsadzeń stanów w przypadku równowagi można zapisać następująco:
B12 N1u(v)v=vo=B21N2 u(v)v=vo+A21N2.
B12 = B21 są to współczynniki Einsteina absorpcji i emisji wymuszonej, A21 jest współczynnikiem emisji samorzutnej, u(v)v=vo jest gęstością promieniowania o częstości vo. Lewa strona równości przedstawia więc (odniesioną do 1cm) liczbę procesów absorpcji kwantów o energii hvo, prawa - liczbę procesów emisji wymuszonej i samorzutnej łącznie (rys. 2).
Z analizy przeprowadzonej przez Einsteina wynika, że promieniowanie wymuszone winno być zgodne w fazie i kierunku rozchodzenia się z promieniowaniem wymuszającym (powinno być z nim spójnej. Tej własności nie ma promieniowanie samorzutne o izotropowym rozkładzie przestrzennym i chaotycznie rozłożonych fazach drgania. W zwykłych warunkach --- wobec N1 > N2 i bardzo niewielkich gęstości mocy promieniowania u(v) w wąskim przedziale częstości obejmującym vo - udział emisji wymuszonej jest znikomy i może być pominięty.
Gdy promieniowanie (monochromatyczne i tworzące równoległą wiązkę) przechodzi przez ośrodek pochłaniający, jego natężenie maleje w miarę przenikania promieniowania w głąb ośrodka. Tę zmianę natężenia opisuje prawo Lamberta 1 = Ioe-xЖ; lo- jest natężeniem początkowym, I- natężeniem po przebyciu warstwy grubości x, Ж jest współczynnikiem absorpcji promieniowania w ośrodku (w ogólności Ж=Ж(v) - zależy on od częstości fali). W zwykłych warunkach Ж ∫ N1. Gdy jednak uwzględnimy istnienie emisji wymuszonej (a emisję samorzutną pominiemy, bo przy jej izotropowym rozkładzie jej udział w określonym kierunku jest znikomy), to wówczas
Ж(v) ∫ N1 (1-N2/N1).

Jeśli więc będziemy powiększali obsadzenie stanu o większej energii, udział emisji wymuszonej będzie wzrastał, a x(v) będzie malało. Gdyby się nam udało uzyskać tak znaczne obsadzenie stanu 2, by N2 /N1 > 1 wówczas Ж(v) stałoby się mniejsze od zera i zamiast osłabienia wiązki nastąpiłoby jej wzmocnienie. Wiązka miałaby przy tym właściwości, jakie Einstein przewidział dla promieniowania wymuszonego. Oczywiście nie ma tu sprzeczności z zasadą zachowania energii, bo uzyskanie stanu odwrócenia obsadzeń (tak nazywamy stan, w którym obsadzenie poziomu o wyższej energii jest większe od obsadzenia poziomu o niższej energii) wymaga dostarczenia energii na przepompowanie atomów z 1 do 2. Łatwo zauważyć (w równaniu bilansu w stanie równowagi B12=B21 i A21>0), że pompowanie w układzie dwupoziomowym nie może doprowadzić do odwrócenia obsadzeń. Jest to możliwe w układach bardziej złożonych, których rozważenie zaproponowali Ch. H. Townes i A. L. Schawlow w 1958 r.
Zatem warunki, jakie winny być spełnione, by uzyskać możliwość wytwarzania promieniowania spójnego w ośrodku czynnym, są następujące: wytworzenie w ośrodku czynnym stanu odwrócenia obsadzeń (wystarczającego na to, by wzmocnienie wiązki przewyższyło możliwe straty jej natężenia) oraz wstępne naświetlenie ośrodka czynnego promieniowaniem wymuszającym o gęstości mocy dostatecznej na to, by efektywnie spowodować emisję wymuszoną w określonym, celowo wybranym kierunku. Pierwszy warunek realizuje się przez pompowanie ośrodka czynnego, drugi - przez zastosowanie komory rezonansowej (rezonatora).
Metoda, którą się uzyskuje stan odwrócenia obsadzeń, nawiązuje do technik stosowanych i sprawdzonych w mikrofalowych generatorach kwantowych maserach (--> Spektroskopia mikrofalowego rezonansu rotacyjnego). Niezbędne jest w tym celu uźycie układu mającego co najmniej 3 dyskretne poziomy energetyczne (rys. 3), co jest typowe dla znacznej liczby substancji fluoryzujących (są to albo substancje zawierające centra utworzone przez domieszki jonów metali w osnowach krystalicznych i szkliwach, albo roztwory barwników organicznych). Błysk lampy wyładowczej przenosi przeważającą część centrów czynnych ze stanu 1 do 3 (absorpcja promieniowania), z którego oprócz powrotu promienistego do stanu 1 możliwe jest bardzo szybkie - w porównaniu z przejściem 3 -. 1 - przejście bezpromieniste do stanu 2, do którego zostaje przeniesiona przeważająca część atomów wzbudzonych (energia uwolniona w przejściach bezpromienistych zamienia się w energię cieplną)

Ze stanu 2 następuje przejście 2 -. 1 (fluorescencja) z niewielką szybkością, zależną od natury centrów, np. w różowym rubinie (domieszka 0,05% Cr3+ w osnowie kryształu Al2O3), który jest typowym materiałem laserowym, czas życia poziomu 2 wynosi 3 ms. W ten sposób, przy dostatecznej mocy błysku, możliwe jest uzyskanie odwrócenia obsadzeń między stanami 2 i 1. Tego typu układy działają w sposób impulsowy. Efektywność działania można zwiększyć przez zastosowanie substancji o układzie 4 poziomów (np. jony uranu lub samaru w osnowie kryształu fluorytu), gdyż w takim wypadku fluorescencja jest wywołana przejściem między stanami 3 i 2, a z dolnego stanu 2 następuje szybkie bezpromieniste przejście do stanu podstawowego (rys. 4). W takim układzie można uzyskać stacjonarne odwrócenie stanów 3 i 2.
Ośrodek czynny lasera w postaci walca umieszcza się w rezonatorze, którego zasadniczą częścią jest układ dwóch zwierciadeł (płaskich lub sferycznych). Zwierciadła zmuszają promieniowanie zapoczątkowane w pompowanym ośrodku czynnym do rozchodzenia się w nim wzdłuż osi walca wielokrotnie tam i z powrotem. Promieniowanie to wymusza przejścia promieniste wzbudzonych centrów i w ten sposób się wzmacnia. Jedno ze zwierciadeł maksymalnie odbija padające na nie promieniowanie (współczynnik odbicia R~ 100%), drugie - ma zdolność odbijającą nieco mniejszą (R≈95~) i niewielką transmisję (T≈5%), co pozwala na wyprowadzenie części promieniowania na zewnątrz. W rzeczywistości przy każdym odbiciu zachodzą pewne straty i wzmocnienie przez napompowany ośrodek czynny winno być wystarczająco duże, by pokryło zarówno straty przy odbiciu, jak i odpływ energii promieniowania na zewnątrz rezonatora.
Aby działanie wymuszające promieniowanie była jak największe, rezonator winien być dostrojony do wzmacnianej długości fali (oprócz wyjustowania zwierciadeł ściśle prostopadle do osi rezonatora). Dostrojenie do rezonansu jest wtedy, gdy w obszarze między zwierciadłami rezonatora zawiera się całkowita liczba połówek długości fali światła: 2L/λ=n. Długość rezonatora L jest rzędu kilkudziesięciu cm, a λ jest ułamkiem um, a więc liczba całkowita n jest ogromna (ok. 106) i w szerokości linii fluorescencji (wynoszącej np. w rubinie ok. 0,2nm, tj. ok. 100GHz, a w laserze gazowym He-Ne ok. 0,0015nm, tj. 0,8GHz) znajdzie się przy określonym L kilka, a czasem kilkanaście możliwych długości fali spełniających warunek rezonansu, można też dla nich wzbudzić kilka lub kilkanaście rodzajów drgań, czyli modów (łac. modus 'rodzaj, sposób'; -. Ultrakrótkie impulsy światła). Najsilniej wzbudzają się drgania w pobliżu maksimum rozkładu linii absorpcyjnej (najsilniejsze wzmocnienie). Ten obraz drgań w rezonatorze jest bardzo uproszczony z powodu uwzględnienia tylko osiowych modów drgania. Ponieważ w rzeczywistości drgania zachodzą w trójwymiarowym rezonatorze o symetrii cylindrycznej, obraz jest o wiele bardziej złożony.
Przejście od fluorescencji do wymuszonej generacji promieniowania przejawia się w skokowej zmianie rozbieżności wiązki wysłanej z ośrodka czynnego: od rozkładu izotropowego (równomiernego we wszystkich kierunkach) do postaci niemal doskonale równoległego promienia. Przejściu temu towarzyszy bardzo silne zwężenie linii widmowej.
Przy pompowaniu metodą impulsową oscylacje ośrodka czynnego rozpoczynają się z chwilą, gdy zostaje przekroczony próg generacji (wzmocnienie większe niż straty), a trwają one tak długo, jak długo pompowanie utrzymuje niezbędne do tego odwrócenia obsadzeń. Natomiast w układzie o pompowaniu ciągłym ustala się stan równowagi, w którym wzmocnienie uzyskane w ośrodku pompowanym kompensuje straty (w które wliczamy energię wyprowadzonej na zewnątrz wiązki promieniowania).

Działanie wybranych typów laserów

Mimo że od uruchomienia pierwszych laserów nie upłynęło jeszcze 20 lat, technika laserowa poczyniła w tym czasie olbrzymie postępy. Skonstruowano dziesiątki typów różnych laserów, uzyskano efekt laserowy w setkach różnych ośrodków czynnych (gazowych, ciekłych i stałych), a liczba zidentyfikowanych przejść laserowych wynosi zapewne kilkanaście tysięcy. W dalszym ciągu artykułu omówimy najbardziej powszechne typy laserów, a mianowicie lasery krystaliczne - rubinowy i neodymowy, laser gazowy He-Ne i lasery barwnikowe, wspomnimy także o laserach chemicznych. Lasery półprzewodnikowe omówione są w artykule „Optoelektronika półprzewodnikowa", natomiast otrzymywanie impulsów gigantycznych oraz bardzo krótkich opisane jest w artykule „Ultrakrótkie impulsy światła".

Laser rubinowy i neodymowy

Ośrodek czynny lasera krystalicznego ma postać cylindrycznego pręta o średnicy ok. 1 cm i długości do kilkunastu cm ustawionego między zwierciadłami. laserów W laserze rubinowym osnową, jest kryształ
szafiru (Al2O3) domieszkowany jonami Cr3+, w neodymowym - szkło lub kryształy CaF2, CaWO4, YAG (granat itrowo- glinowy) i inne domieszkowane jonami Nd3+. Monokryształy stanowiące osnowę muszą wykazywać wielką doskonałość struktury. Pręty wycina się tak, że oś walca tworzy z osią optyczną kryształu określony kąt, zadany warunkami doświadczenia. Ścianki czołowe pręta są oszlifowane z dokładnością co najmniej .λ/20, a nierzadko pokryte są warstwą odbijającą tworzącą rezonator (w pewnych typach doświadczeń konieczne jest jednak używanie zwierciadeł zewnętrznych).
Pompowanie ośrodka czynnego prowadzi się za pomocą wyładowczych lamp błyskowych wypełnionych ksenonem. Błysk uzyskuje się rozładowując przez lampę baterię kondensatorów o pojemności od kilkuset do kilku tysięcy uF przy napięciu kilku kV. W celu jak najlepszego wykorzystania strumienia świetlnego lampie nadaje się kształt linii śrubowej owijającej pręt i dodatkowo otacza się ją osłoną pokrytą chromem odbijającym promieniowanie. W innych układach stosuje się oświetlacze skupiające na pręcie promieniowanie wysyłane przez podłużną lampę wyładowczą. Mimo tych zabiegów zaledwie drobna część energii elektrycznej dostarczonej do lampy zostaje efektywnie przemieniona w energię wypromieniowaną przez laser (mniej niż 0,1%); przeważająca część energii zamienia się w ciepło; co narzuca konieczność silnego chłodzenia układu.
Korzystną sytuację stwarza okoliczność, że absorpcja promieniowania pompującego zachodzi w stosunkowo szerokim obszarze widmowym (poziom 3 należy zastąpić szerokim ciągłym pasmem). Mimo to, obszar widmowy absorpcji pokrywa zaledwie drobną część widma wysyłanego przez lampę. Po przekroczeniu progu generacji zostaje wypromieniowany w błysku krótszym niż 1ms impuls laserowy odpowiadający fluorescencji R1 rubinu(λ=694,3nm).Przebieg czasowy wzbudzonej akcji laserowej jest na ogół bardzo złożony, składa się z szeregu kolejnych rozbłysków odpowiadających różnym modom drgań rezonatora (w miarę dopompowywania ośrodka czynnego przez lampę.
Wobec tego, że różnica energii między poziomami 2 i 1 równa 2000 cm-1 (tj. 4• 10-6J) w temperaturze pokojowej (300 K) jest rzędu kT, uzyskanie odwrócenia obsadzeń między poziomami 3 i 2 jest znacznie łatwiejsze niż w rubinie, a ochłodzenie ośrodka czynnego do temperatury ciekłego azotu (77 K) pozwala na uzyskanie pracy ciągłej tego lasera na długości fali 1,05um przy niezbyt wysokiej mocy (ok. 1mW) Laser Nd3+ w YAG pozwala na uzyskanie w impulsie olbrzymich mocy. W podobny sposób jak laser neodymowy działają lasery, w których w różnych osnowach krystalicznych centrami są jony metali ziem rzadkich i uranu.

Lasery gazowe

Odwrócenie obsadzeń poziomów jako przygotowanie do akcji laserowej w gazach może być uzyskane przez wyładowanie elektryczne. Ogromne znaczenie mają wówczas atomy w stanach metatrwałych, ich energia może być przekazana w zderzeniach atomom lub cząsteczkom właściwego ośrodka laserującego. Tak jest właśnie w laserze He-Ne, w którym ciałem roboczym jest mieszanina helu i neonu o ciśnieniu cząstkowym helu ok. 130 Pa i neonu ok. 13 Pa.
Wyładowanie elektryczne prowadzone w tej mieszaninie wzbudza atomy helu i neonu do różnych stanów. Najważniejsze jednak dla uzyskania akcji laserowych jest wzbudzenie atomów helu do stanów metatrwałych 21 So (o energii 20,61 eV) oraz 23S1 (o energii 19,82 eV). Energia pierwszego z wymienionych stanów niemal dokładnie odpowiada energii wzbudzenia stanu 3s2 neonu, drugiego - energii stanu 2s2. Wobec tego wzbudzenie może być bardzo efektywne w zderzeniach przebiegających według symbolicznych równań:
He(21 So)+Ne(11So) → He(11 So)+Ne(3s2)
He(23S1)+Ne(11So) → He(11So)Ne(2s2).
Ten rodzaj pompowania prowadzi do bardzo skutecznego wytworzenia nadwyżki obsadzenia stanu 3s2 nad 3p4 i 2p4 oraz stanu 2s2 nad 2p4 i do możliwości uzyskania między nimi akcji laserowej.
Rura laserowa (szklana lub kwarcowa) zamknięta jest doskonale płasko-równoległymi okienkami nachylonymi do osi rury pod kątem Brewstera (w celu minimalizacji strat przy odbiciu); jej typowe wymiary: długość - kilkanaście cm do kilku m, średnica wewnętrzna - kilka do kilkunastu mm. Do rury wlutowane są elektrody, do których przykłada się napięcie powodujące wyładowanie. Rezonator tworzą zewnętrzne zwierciadła (płaskie lub sferyczne w ustawieniu współogniskowym), z których jedno ma pewną, niewielką przepuszczalność, co umożliwia wyprowadzenie wiązki laserowej na zewnątrz.
Zastosowanie zwierciadeł dielektrycznych o dużej zdolności odbijającej w wąskim paśmie widmowym umożliwia wybór jednej z licznych możliwych akcji laserowych. Inna metoda selekcji polega na zamknięciu rury pryzmatem i takim ustawieniu zwierciadła rezonatora, by wracało do rury tylko promieniowanie o wybranej długości fali. W tych warunkach łatwo można otrzymać jedną z trzech bardzo silnych akcji laserowych o długościach fali λ1= 3,39um, λ2=15um i λ3=0,6328um.Liczba zidentyfikowanych przejść, w laserze He~Ne przekracza już 70. Obejmują one obszar od 0,63um do pośredniej podczerwieni.
W czasie trwania akcji laserowej wyładowanie stale podtrzymuje różnicę obsadzeń, otrzymuje się zatem akcję laserową o działaniu ciągłym. Moc laserów tego typu wynosi, zależnie od konstrukcji i wymiarów, od kilkunastu do stu mW.
Laser He-Ne pracuje na ogół w układzie, w którym jest wzbudzonych jednocześnie wiele modów. Często jednak w pracach badawczych, zwłaszcza wówczas, gdy istotne jest uzyskanie wysokiego stopnia spójności promieniowania, należy doprowadzić laser do pracy jednomodowej. Można to uzyskać m.in. przez odpowiednie skrócenie lasera. Odległość między modami wynosi 150 MHz. Można obliczyć, że przy skróceniu lasera do 10cm odległość sąsiadujących modów wzrośnie do 1,5 GHa i w praktyce można oczekiwać wówczas wzbudzenia tylko jednego modu. Równocześnie jednak skrócenie ośrodka czynnego wywołuje znaczne zmniejszenie wzmocnienia i moc lasera maleje (poniżej 100uW).
Oprócz laserów gazowych, w których ciałem roboczym jest gaz szlachetny (lub mieszanina gazów szlachetnych), Zbudowano wiele typów laserów jonowych. Lasery na jonach gazu szlachetnego (wśród nich jest szczególnie ważny ze względu na zastosowanie laser na jonach argonu Ar+) pokrywają swym promieniowaniem obszar widmowy od nadfioletu do bliskiej podczerwieni. W każdym gazie szlachetnym (przeważnie przy jednokrotnej jonizacji) zidentyfikowano po kilkadziesiąt przejść laserowych. Warto wymienić również lasery na jonach metali ziem alkalicznych (Mg+, Ca+, Ba+, Sr+), na jonach grupy kadmu (Cd+, Hg+ i Zn+), ważne wreszcie znaczenie mają lasery gazowe, w których ciałem roboczym są jony chlorowców (F+2, Cl+2, Br+2, J+2).
Na zakończenie przeglądu laserów gazowych wspomnimy jeszcze o dwóch, ważnych ze względu na zastosowanie, laserach molekularnych: azotowym i na CO2. Pierwszy, wzbudzany wyładowaniem elektrycznym, pracuje w bliskim nadfiolecie i w obszarze promieniowania widzialnego (przejścia zachodzą między wzbudzonym stanem elektronowe-oscylacyjno-rotacyjnym i jednym ze stanów oscylacyjno-rotacyjnych stanu elektronowo nie wzbudzonego); drugi pracuje zarówno w sposób ciągły, jak i impulsowy, a emituje promieniowanie w pośredniej (9,6-10,6um) podczerwienj (przejścia zachodzą między wzbudzonymi stanami oscylacyjno-rotacyjnymi elektronowe nie wzbudzonymi). Dzięki dużemu zagęszczeniu poziomów molekularnych sprawność pompowania jest większa w laserach molekularnych niż w atomowych i jonowych, a dodatek azotu (N2) do dwutlenku węgla powiększa efektywność lasera na CO2 przez przekazywanie energii wzbudzenia oscylacyjnego od cząsteczek N2 do CO2 w trakcie ich zderzeń.
Laser azotowy służy do pompowania laserów barwnikowych, a laser CO2 jest źródłem promieniowania podczerwonego wielkiej mocy (w pracy impulsowej moc szczytowa wynosi do 50 kW w impulsach trwających ok. 150ns przy częstości powtórzeń 400Hz, a w pracy ciągłej - 500W).
Lasery barwnikowe
Opisane dotąd lasery obejmują wprawdzie szeroki obszar widmowy, jednakże możliwości ich przestrajania w sposób ciągły są bardzo ograniczone. Tymczasem takie przestrajanie jest warunkiem licznych zastosowań laserów w spektroskopii. Właściwość tę można uzyskać w laserach barwnikowych, tj. takich, w których ośrodek czynny stanowi roztwór silnie fluoryzującego barwnika (np. fluoresceiny, rodaminy).
Ciągłe pasma energetyczne So i S1 powstały z układów poziomów oscylacyjno-rotacyjnych barwnika w wyniku oddziaływań z cząsteczkami rozpuszczalnika. W zwykłych warunkach obsadzone są najniższe poziomy pasma So, a pasmo S1- (fluorescencyjne) jest próżne. Po wzbudzeniu (zależnie d energii kwantu pochłoniętego) do jednego z wyższych poziomów pasma wzbudzonego S1 następuje najpierw szybkie (w czasie 10-12s) bezpromieniste przejście do dna pasma S1, a następnie, po czasie rzędu 10-9s, emisja kwantu fluorescencji i przejście do jednego z poziomów oscylacyjno-rotacyjnych So. W ten sposób widmo absorpcji (przy wzbudzeniu źródłem o widmie ciągłym) wykazuje zwierciadlaną symetrię w stosunku do widma fluorescencji (rys. 11). Widać również, że przy silnym wzbudzeniu cząsteczek barwnika można uzyskać znaczne odwrócenie obsadzenia dna pasma S1 względem górnego obszaru pasma So.
Uzyskanie akcji laserowej w takim układzie wymaga nie tylko umieszczenia kuwety rezonatorze roztworem w rezonatorze i intensywnego pompowania optycznego, lecz również wyposażenia rezonatora w element rozszczepiający, który umożliwia wybranie odpowiednio wąskiego pasma widma do zainicjowania i podtrzymania akcji laserowej na określonej długości fali. Stosuje się tu różne układy (rys. 12), od pryzmatu począwszy, a na kombinacji siatki dyfrakcyjnej schodkowej z interferometrem Fabry'ego-PĆrota skończywszy. Ten ostatni układ pozwala na otrzymanie wiązki promieniowania o szerokości widmowej kilku MHz. Przestrajanie następuje albo przez powolną zmianę drogi optycznej w interferometrze (przestrajanie precyzyjne), albo przez niewielkie zmiany nachylenia siatki (przestrajanie zgrubne). Obszar przestrajania wynosi kilkadziesiąt nanometrów, a użycie zestawu kilku barwników pozwala na otrzymanie szerokiego obszaru widmowego. Z rys. 11 widać również, że warunki uzyskania promieniowania laserowego w obszarze nakrywania się widm absorpcji i fluorescencji są niekorzystne, absorpcja powiększa bowiem straty w układzie.
Lasery barwnikowe pompuje się bądź lampą błyskową (podobnie jak laser rubinowy), bądź też odpowiednio dostrojonym laserem argonowym lub azotowym.


Bibliografia:
„Encyklopedia Fizyki Współczesnej”- wyd. PWN