El Laser

EL LÁSER Autor: VICENTE ABOITES COMITÉ DE SELECCIÓN EDICIONES DEDICATORIA PREFACIO I. LUZ Y MATERIA II. AMPLIFICADORES Y OSCILADORES ÓPTICOS III. SISTEMAS LÁSER ESPECÍFICOS RESEÑA HISTÓRICA AGRADECIMIENTOS COLOFÓN CONTRAPORTADA

COMITÉ DE SELECCIÓN Dr. Antonio Alonso Dr. Juan Ramón de la Fuente Dr. Jorge Flores Dr. Leopoldo García-Colín Dr. Tomás Garza Dr. Gonzalo Halffter Dr. Guillermo Haro † Dr. Jaime Martuscelli Dr. Héctor Nava Jaimes Dr. Manuel Peimbert Dr. Juan José Rivaud Dr. Emilio Rosenblueth Dr. José Sarukhán Dr. Guillermo Soberón Coordinadora Fundadora: Física Alejandra Jaidart † Coordinadora: María del Carmen Farías

EDICIONES Primera edición, 1991 La Ciencia desde México es proyecto y propiedad del Fondo de Cultura Económica, al que pertenecen también sus derechos. Se publica con los auspicios de la Subsecretaría de Educación Superior e Investigación Científica de la SEP y del Consejo Nacional de Ciencia y Tecnología. D.R. © 1991, FONDO DE CULTURA ECONÓMICA, S. A. DE C. V. Av. de la Universidad, 975; 03100 México, D.F. ISBN 968-16 -3578-7 Impreso en México.

DEDICATORIA Para Margarita con amor, y para los trabajadores mexicanos gracias a cuyos impuestos un pequeño grupo de personas en este país podemos dedicarnos al quehacer científico.

PREFACIO Son realmente pocos los descubrimientos científicos de este siglo que hayan tenido una repercusión tan profunda en nuestra vida científica y tecnológica como la ocasionada por el láser. Este instrumento ha permitido en muchas ramas de la ciencia un avance sin precedente que, sin él, no hubiera sido posible. Asimismo, son innumerables las aplicaciones del láser en diferentes campos tecnológicos. Ha permitido solucionar tantos problemas científicos y tecnológicos que se le llegó a definir como "instrumento que es solución en busca de problemas". ¿De qué manera funciona este versátil instrumento, capaz de permitirnos detectar un solo átomo o de cortar como si fuera mantequilla una placa de acero de varios centímetros de espesor? Explicar su funcionamiento es el objetivo del presente libro; esto es, presentar una exposición capaz de responder con claridad las siguientes preguntas: ¿qué es un láser?, ¿cómo funciona?, ¿cómo llegó a desarrollarse?, ¿cuántos tipos de láser existen y qué aplicación se da a cada uno de ellos? La exposición de este libro se ha tratado de mantener a un nivel básico, que pueda ser seguido con interés y sin dificultad por cualquier joven con educación media superior, en quien esperamos realmente ayudar a despertar el amor e interés por la ciencia y la tecnología.

I. LUZ Y MATERIA EL DESARROLLO del láser, como el de cualquier otro descubrimiento importante, fue posible gracias a los avances previamente logrados en otras disciplinas científicas. En el caso que nos ocupa, estas disciplinas las encontramos fundamentalmente en la física moderna y, en particular, en la parte de ésta llamada mecánica cuántica. A su vez, el germen que dio origen a la mecánica cuántica lo encontramos en el siglo XIX, cuando los científicos de la época trataron de encontrar la distribución del espectro emitido por un cuerpo caliente. Por tanto comenzaremos nuestra exposición aquí. RADIACIÓN TÉRMICA Si calentamos un objeto a 200° C podremos notar al acercar la mano a éste que emite cierta radiación invisible llamada calor o radiación infrarroja. Si ahora aumentamos la temperatura del objeto hasta 600° C (la que produce por lo común una estufa eléctrica) notaremos que una tenue luz roja empieza también a ser emitida. Aumentando la temperatura de1 objeto a 2 000° C (la del filamento interno de un foco eléctrico) emitirá radiación visible de color amarillo y si seguimos aumentando continuamente la temperatura el color, que observaremos será progresivamente, azul, violeta, etc. Este es un resultado fácil de comprobar. La figura I.1 muestra el espectro electromagnético, indicando la región del espectro que nos es visible, y la figura I.2 muestra los resultados experimentales observados al realizar un experimento como el anteriormente descrito. En esta figura aparece la intensidad de radiación emitida por longitud de onda para varias temperaturas.

Figura I.1. Líneas de potencia

Podemos observar que, a medida que aumenta la temperatura del cuerpo, el punto máximo de intensidad se desplaza hacia longitudes de onda cada vez menores. Este hecho se conoce como la ley de desplazamiento de Wien. Asimismo, de la figura I.2 podemos notar que la energía total emitida por un cuerpo caliente a una temperatura T es proporcional al área contenida bajo la curva a esa temperatura. Entre más caliente esté el cuerpo, más energía en forma de radiación emite. Este resultado es la ley de Stefan-Boltzmann, que expresa que la energía total irradiada por un cuerpo con una temperatura T aumenta en forma proporcional a la cuarta potencia de la temperatura a que se encuentra. Uno de los resultados más sorprendentes de este problema radica en que los resultados experimentales graficados en la figura I.2 no dependen de la naturaleza o forma del cuerpo en cuestión. Esto significa, por ejemplo, que si tenemos dos trozos de forma arbitraria, uno de platino y otro de acero, y los calentamos, la gráfica de intensidad de radiación emitida por longitud de onda (como la de la figura I.2) para varias temperaturas tendrá las mismas características generales en ambos casos. El problema al que se enfrentaron los científicos de fines del siglo XIX fue tratar de explicar teóricamente los resultados experimentales mostrados en la figura I.2. Su problema era construir un modelo teórico-matemático capaz de reproducir las observaciones experimentales. Claro está, inicialmente la herramienta de que ellos se valieron fue la física y la matemática entonces conocidas (¡no tenían otra alternativa!). En particular, hicieron uso de la física estadística que había sido previamente desarrollada por Ludwing Boltzmann, James Clerk Maxwell, Josiah Willard Gibbs y algunos otros. Un científico que trabajó intensamente en tratar de resolver el problema de la radiación térmica emitida por un cuerpo caliente fue James Jeans, quien planteó el problema esencialmente de la siguiente manera: dado que las leyes de la física estadística nos permiten determinar con precisión la distribución de energía de las moléculas de un gas y puesto que se quiere obtener la distribución de energía emitida por longitud de onda por un cuerpo caliente entonces sólo debemos aplicar los mismos métodos estadísticos a ambos problemas.

Figura I.2. Longitud de onda

Para ver el problema central al que se enfrentó Jeans realicemos el siguiente "experimento pensado" (Gedankenexperiment es el término original en alemán). Este tipo de experimentos, como su nombre lo indica, no son realizados físicamente sino sólo "pensados". En ellos se aplican las leyes físicas conocidas y se deduce el resultado que obtendríamos si realizáramos el experimento.

Consideremos dos cubos huecos rectangulares de dimensión L por lado. En el primero introduciremos algunas moléculas de gas y en el segundo introduciremos radiación electromagnética de cierta longitud de onda. Debemos añadir que las paredes internas de este último cubo están hechas de un material capaz de absorber (y por lo tanto de emitir) radiación de cualquier longitud de onda. Es decir, la radiación electromagnética contenida allí será indefinidamente absorbida y reemitida por las paredes del cubo. Al cabo de un cierto tiempo y debido a la transferencia de energía cuando las moléculas chocan unas contra otras, la distribución de energía de las moléculas contenidas en el primer cubo estará dada por las leyes de la física estadística. La energía promedio e de cada molécula será igual a la energía total disponible E, dividida entre el número total de moléculas N. Este resultado es conocido como la ley de equipartición de energía, y es un resultado básico de la física estadística. Si nosotros observáramos el espectro de radiación electromagnética contenido en el segundo cubo, veríamos que —como ya sabemos— es un espectro continuo cuya forma exacta está determinada por la temperatura a que se encuentran las paredes del cubo. Así, la energía de la radiación electromagnética inicialmente introducida en el cubo, debió distribuirse en los varios modos posibles de oscilación dentro de éste. Por simplicidad supongamos ahora un "cubo" unidimensional de longitud L. Si la longitud de onda de la radiación inicialmente introducida fue / = L vemos que los modos posibles de oscilación dentro del "cubo" son aquellos que tengan longitudes de onda //2, //3, //4,..., etc., esto es, longitudes de onda cada vez más cortas. Como vemos, el número de tales modos posibles de oscilación es infinito y, por lo tanto, si aplicamos la ley de equipartición de energía de la física estadística obtendremos que la energía promedio por modo de oscilación es nula, pues el número de grados de libertad es infinito. Aún más, su hubiéramos introducido, por ejemplo, luz roja en el cubo, ésta se hubiera convertido progresivamente en luz azul, violeta, ultravioleta, rayos X, rayos gamma, y así sucesivamente, sin límite alguno. Por lo tanto, al abrir el horno de la cocina deberíamos morir instantáneamente al ser alcanzados por una mortífera radiación de muy corta longitud de onda. Este hecho, conocido como la "catástrofe ultravioleta", mostró la incapacidad de la física del siglo XIX —ahora llamada física clásica— para resolver algunos problemas importantes. Para todo el mundo quedó entonces claro que si se quería evitar la catástrofe ultravioleta deberían realizarse cambios radicales en los modelos de la física clásica hasta entonces aceptada. LOS CUANTA DE ENERGÍA El problema de la radiación térmica también conocido como el problema del "cuerpo negro", fue resuelto por Max Planck en el año de 1900. Así se inició una de las más importantes ramas de lo que ahora llamamos física moderna. Planck halló la solución al postular que la energía de una onda electromagnética (o cualquier otro sistema oscilante) puede existir en forma de paquetes llamados cuanta. La energía E de cada cuanta es directamente proporcional a la frecuencia de oscilación. Esto es

E = hv donde h es una constante universal, hoy conocida como constante de Planck y que vale h = 6.6256 x 10-34 joulessegundo. Con esta suposición y haciendo uso de la física estadística se puede ahora calcular la distribución de energía emitida por longitud de onda por un cuerpo a la temperatura T. El resultado es una expresión matemática que concuerda maravillosamente con los resultados experimentales mostrados en la figura I.2. ¡El problema del cuerpo negro estaba así resuelto! Aunque Planck tuvo la necesidad de postular la cuantificación de la energía, él no creía realmente en la existencia física de tales paquetes energéticos. Sin embargo la evidencia experimental mostró, en efecto, que un sistema físico no puede intercambiar cantidades arbitrarias de energía sino sólo cantidades cuantizadas. Asimismo, dicha evidencia experimental mostró que los cuanta se comportan como partículas. Es decir, los cuanta no eran sólo un recurso matemático que permitió resolver un problema, sino entes físicos reales. Dos importantes experimentos

que apoyaron decididamente esta idea fueron el efecto fotoeléctrico y el efecto Compton; el primero fue explicado por Albert Einstein en 1905 y el segundo por Arthur H. Compton en 1923. ÁTOMOS Y TRANSICIONES ELECTRÓNICAS El primer modelo "moderno" del átomo fue proporcionado por Ernest Rutherford. Este modelo estaba basado en sus resultados experimentales que mostraban conclusivamente que el átomo está formado por un núcleo muy masivo con carga positiva, alrededor del cual giraban los electrones, con carga negativa, formando un sistema similar a un pequeño sistema planetario. El problema fundamental de este modelo estaba en que, de acuerdo con la teoría electromagnética clásica, una partícula cargada como un electrón, girando en una órbita, debería radiar ondas electromagnéticas y perder así rápidamente toda su energía. Es decir, un átomo sería un sistema inestable en el cual sus electrones se colapsarían siguiendo órbitas espirales hacia el núcleo atómico y emitiendo en el proceso un breve destello de radiación electromagnética de una cienmillonésima de segundo. El universo, tal como lo conocemos, no podría existir. Nuevamente, como en el problema de la radiación térmica, la física clásica era incapaz de proporcionar una respuesta congruente con la observación experimental. Quien solucionó en 1913 esta paradójica situación fue el físico Niels Bohr al proponer un modelo atómico en el cual los electrones únicamente pueden encontrarse en un número discreto de órbitas alrededor del núcleo; para que un electrón pase de una órbita a otra debe emitir (o absorber, según el caso) un cuanto de energía. Así, Bohr sintetizó con su modelo los resultados experimentales de Rutherford y las proposiciones teóricas de Planck. La figura 1.3 muestra la estructura de un átomo de acuerdo con la teoría de Bohr. En este ejemplo tenemos que un electrón puede encontrarse solamente en una de las cinco órbitas mostradas. Para que el electrón pase de la primera a la segunda órbita necesita recibir un cuanto con energía exactamente igual a la diferencia de energía entre la primera y la segunda órbita. Igualmente, el paso de un electrón de una órbita superior a otra inferior sólo será posible si éste emite un cuanto con energía igual a la diferencia de energía entre dichas órbitas.

Figura I.3.

Nótese que si el electrón se encuentra en la primera órbita no podrá emitir ningún cuanto de energía puesto que ya no hay órbitas de menor energía a las cuales pueda descender. Por otra parte, también debe observarse que a partir

de la última órbita (en el caso de la figura, la 5ª. órbita), si el electrón recibe otro cuanto de energía éste pasará a ser un "electrón libre" y se separará del átomo, pues ya no hay más órbitas superiores a las cuales pasar. Entonces decimos que el átomo está ionizado, esto es, se ha convertido en un átomo que ha perdido uno o varios de sus electrones. El modelo de Bohr explicó los espectros de emisión de átomos simples como el hidrógeno y el helio, y proporcionó las bases para comprender el espectro de átomos más complejos. Claro está, la física atómica no se detuvo allí; pronto este modelo fue incapaz de explicar nuevas observaciones experimentales y como consecuencia tuvo que ser mejorado. No obstante, las ideas esencial es del modelo atómico de Bohr que hemos expuesto son suficientes para comprender lo que veremos a continuación. INTERACCIÓN ÁTOMO-CUANTO Ahora enunciaremos los procesos básicos de interacción entre la materia y la radiación electromagnética que en su más pequeña escala se reducen a los procesos de interacción entre átomos y cuantos de energía de radiación electromagnética. Supondremos un sistema atómico elemental con dos niveles de energía E1 y E2 en el cual el primer nivel corresponde a un electrón en su órbita inferior y el segundo nivel corresponde a un electrón en su órbita superior. En el primer caso diremos que el átomo se encuentra en su estado base y en el segundo caso en su estado excitado. Como vimos en la sección anterior, este sistema atómico sólo podrá interaccionar con cuantos que tengan una energía E igual a la diferencia de energía E = E2 - E1. Por lo tanto, la frecuencia v asociada a dichos cuantos de energía es

E2 - E1 v

= h

En tal caso diremos que la interacción átomo-cuanto es un proceso resonante. En este libro sólo consideraremos interacciones resonantes. Por brevedad, de ahora en adelante llamaremos fotón a un "cuanto de radiación electromagnética". El término fotón fue introducido por Einstein al estudiar el efecto fotoeléctrico. El primer proceso de interacción átomo-fotón que veremos es el proceso de absorción, que se muestra esquemáticamente en la figura I.4. Consiste en la interacción entre un fotón y un átomo que inicialmente se encuentra en su estado base. El resultado de esta interacción es que el átomo "absorbe" al fotón y usa su energía para pasar a su estado excitado.

Figura I.4. Absorción

El siguiente proceso importante de interacción átomo- fotón es el proceso de emisión espontánea, el cual se muestra esquemáticamente en la figura I.5. Ahora tenemos un átomo ya excitado inicialmente, que en forma espontánea (y generalmente en un tiempo breve, del orden de 10-8 segundos) pasa a su estado base emitiendo en el proceso un fotón con energía igual a la diferencia de energía entre los dos estados. El fotón se emite en una dirección totalmente aleatoria.

Figura I.5. Emisión espontánea

Finalmente, el otro proceso importante de interacción átomo-fotón es el proceso de emisión estimulada. Su existencia fue propuesta por Albert Einstein en 1917 y es el proceso fundamental gracias al cual existe el láser. La figura I.6 muestra esquemáticamente tal proceso. En él tenemos la interacción entre un fotón y un átomo que inicialmente se encuentra en su estado excitado. Como resultado de esta interacción el átomo pasa a su estado base emitiendo en el proceso un fotón que tiene las mismas características de dirección y de fase que el fotón inicial. Por lo tanto, decimos que la radiación electromagnética que resulta es coherente.

Figura I.6. Emisión estimulada

Podemos realmente afirmar que el germen que dio origen al desarrollo del láser fue dado a la vida cuando este fenómeno de "emisión estimulada" fue propuesto. De hecho, la palabra láser es el acrónimo de la expresión en inglés Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation, que en español podemos traducir como "amplificación de la luz por emisión estimulada de radiación".

II. AMPLIFICADORES Y OSCILADORES ÓPTICOS EN RARAS ocasiones nos hallaremos en una situación en la que debamos considerar la interacción de un solo átomo con un solo fotón, tal como hemos hecho en el capítulo anterior. En vez de esto tendremos la interacción de un gran número de fotones con una enorme cantidad de átomos. Debemos por tanto discutir esta última situación y obtener resultados que nos permitan saber cuál será el resultado neto de la interacción entre grandes cantidades de átomos con fotones para posteriormente comprender qué es un amplificador y un oscilador láser. ABSORCIÓN Y AMPLIFICACIÓN DE LUZ En esta sección discutiremos cómo podemos describir la interacción de grandes cantidades de fotones con átomos. Consideremos un flujo S de fotones propagándose a lo largo de una cavidad cilíndrica de longitud L, tal como se muestra en la figura II.1.

Figura II.1.

Supondremos que dicha cavidad tiene N átomos por unidad de volumen de los cuales una cantidad N2 son átomos que se encuentran en su estado excitado y N1 en su estado base, que se representan como puntos blancos o negros, respectivamente, en la figura II.1. Esto es, el número total de átomos por unidad de volumen N está dado por la suma de los que se encuentran en el estado excitado N2 y aquellos que están en su estado base N1:

N = N1 + N2 Al propagarse el flujo S de fotones a través de la cavidad y entrar en interacción con átomos que estén excitados, ocurrirá el proceso de emisión estimulada. Como hemos visto en el capítulo anterior, este proceso traerá como consecuencia la amplificación del flujo inicial de fotones S. Esto debido a que, como ya sabemos, cada fotón del flujo incidente que interactúe con un átomo inicialmente excitado puede dar lugar por medio del proceso de emisión estimulada a la emisión de un segundo fotón, conjuntamente con la transición del átomo del estado excitado al estado base o no excitado. Sin embargo, debido a que en dicha cavidad también hay átomos que se encuentran en su estado base, al interactuar el flujo S de fotones con dichos átomos el proceso de absorción de fotones ocurrirá, y con esto disminuye el flujo inicial S de fotones. Ello se debe a que cada fotón que interactúe con un átomo inicialmente en su estado base será absorbido por dicho átomo y éste pasará a un estado excitado. Si por un momento consideramos solamente el proceso de emisión estimulada, vemos que la amplificación de un

flujo incidente, que designaremos por Si, después de propagarse a lo largo de una distancia arbitraria ∆Z a lo largo de un eje Z (véase la figura II.2) será mayor si la cantidad de átomos excitados N2 crece. Es decir, mientras mayor sea N2, mayor será el incremento en el flujo inicial de fotones. Claro está que mientras mayores sean las distancias recorridas (∆Z) por el flujo inicial de fotones, también aumentará la amplificación que el mismo sufrirá. Por tanto, si aumentamos cualquiera de las cantidades ∆Z, N2 o Si, el incremento en el flujo inicial de fotones también aumentará.

Figura II.2.

De forma similar, si ahora consideramos únicamente el proceso de absorción, vemos que la absorción del flujo incidente Si después de propagarse a lo largo del eje Z una distancia arbitraria ∆Z (véase la figura II.3) será mayor cuanto más grande sea la cantidad de átomos ~ que se encuentran en su estado base. Cuando crece N1, mayor será el decremento en el flujo inicial de fotones. Esto es, por un razonamiento análogo al anterior tenemos que el decremento en el flujo inicial de fotones será mayor cuando crezca la longitud ∆Z en que se propaga dicho flujo, la cantidad de átomos en su estado base N1 y la cantidad inicial de fotones Si. Aumentando cualquiera de las cantidades ∆Z, N1 o Si, el decremento en el flujo inicial de fotones también aumentará. Sin embargo, en la realidad debemos considerar simultáneamente los dos procesos anteriores de emisión estimulada y de absorción. Dado que el primer proceso tiende a amplificar el flujo incidente dependiendo de la cantidad de átomos que se encuentran en el nivel superior N2, mientras que el segundo proceso tiende a disminuir el flujo incidente dependiendo de la cantidad de átomos que se encuentran en el nivel base N1, al considerar simultáneamente los dos procesos el resultado final dependerá de la cantidad de átomos que se encuentran en el estado excitado y en el base. Si estas cantidades son iguales, tendremos entonces que en promedio la amplificación y la absorción que sufre el pulso inicial son iguales, y por tanto el flujo final no será ni mayor ni menor que el flujo de fotones inicialmente incidente. Esto es, si

N2 = N1 entonces el cambio neto del flujo de fotones por unidad de longitud es cero, es decir, la cantidad de fotones que sale de la cavidad cilíndrica mostrada en la figura II.1 es la misma que la que entró. Por otra parte, si el número de átomos excitados N2 que hay en la cavidad es menor que el número de átomos en su estado base N1, el resultado promedio total será de una reducción del flujo inicial de fotones. Esto es, si

N2 < N1 el flujo inicial de fotones será absorbido. Ello implica que disminuye el flujo inicial de fotones Si a lo largo de su propagación por la cavidad cilíndrica mostrada en la figura II.1. Esto es, el flujo de fotones es absorbido por el medio, lo cual se muestra en la figura II.3.

Figura II.3.

Finalmente, si el número de átomos excitados N2 que hay en la cavidad es mayor que el número de átomos en estado base N1, el resultado promedio total será de un incremento al flujo inicial de fotones. Entonces, si

N2 > N1 el flujo inicial de fotones será amplificado. Entonces el flujo de fotones Si se incrementa a lo largo de su propagación por la cavidad cilíndrica mostrada en la figura II.1. Esto es, el flujo de electrones es amplificado por el medio, como se muestra en la figura II.3. AMPLIFICADORES ÓPTICOS Contamos ahora con las ideas básicas necesarias para la comprensión del funcionamiento de un amplificador óptico, también conocido como amplificador láser. Este es un sistema tal que al introducirle un flujo inicial de fotones Si nos proporciona en su salida un flujo final de fotones Sf mayor que el flujo inicial Si. Dichos amplificadores ópticos generalmente tienen un aspecto similar al mostrado en la figura II.1, es decir, un cilindro por un extremo del cual entra en flujo inicial de fotones Si y otro por el cual sale el flujo final de fotones amplificado Sf. Como hemos visto en la sección anterior, la condición necesaria para tener amplificación del flujo inicial de fotones Si es que el número de átomos excitados N2 que se encuentra en la cavidad amplificadora sea mayor que el número de átomos que se encuentra en su estado base N1. La condición anterior se conoce como condición de inversión de población y el problema central para la realización práctica de un amplificador óptico está en cómo lograr dicha inversión de población. Es decir, el problema es conseguir que la mayoría de los átomos que se encuentran en la cavidad amplificadora pasen de su estado base, que es el estado normal en que cualquier átomo se encuentra cuando no es perturbado, a un estado excitado. Para lograr dicha inversión de población es necesario algún dispositivo que proporcione la energía que los átomos de la cavidad amplificadora requieren para pasar de su estado base a un estado excitado. Este dispositivo recibe el

nombre de "sistema de bombeo" y puede ser de varios tipos, aunque los más usuales son de tipo óptico o de tipo eléctrico. En el caso de un sistema de bombeo de tipo óptico lo que tenemos es la cavidad amplificadora circundada por una o varias lámparas luminosas de destello flash muy potentes. Al ser disparadas dichas lámparas, los fotones que éstas emiten son absorbidos por los átomos de la cavidad amplificadora, los cuales pasan de su estado base a un estado excitado. Con esto se logra la inversión de población. La figura II.4 muestra la sección transversal de dos arreglos posibles para la colocación de las lámparas flash en un amplificador bombeado ópticamente.

Figura II.4.

En un sistema de bombeo de tipo eléctrico se produce una intensa descarga eléctrica a través de los átomos que se encuentran en la cavidad amplificadora. De este modo los energéticos electrones de la descarga transfieren por colisiones electrón-átomo parte de su energía a los átomos contenidos en la cavidad, logrando que éstos pasen de su estado base a un estado excitado. Así se da la inversión de población. La figura II.5 muestra la sección transversal de un amplificador óptico bombeado eléctricamente, usando un cañón de electrones.

Figura II.5.

Para amplificar un pulso de luz usando un amplificador óptico dotado de un sistema de bombeo óptico o eléctrico, se sincroniza el paso del pulso de luz con el disparo del sistema de bombeo. Es importante que estos dos eventos estén perfectamente sincronizados, pues si el sistema de bombeo es disparado antes o después de que llegue el pulso de luz al amplificador, dicho pulso no será amplificado. La figura II.6 muestra la simulación computacional de la amplificación de un pulso de luz que pasa a través de un amplificador óptico. Pueden observarse el pulso inicial y el pulso final amplificado.

Figura II.6.

OSCILADOR ÓPTICO Después de exponer el principio básico de operación de un amplificador óptico, podemos fácilmente comprender el principio de funcionamiento de un oscilador óptico, también conocido como oscilador láser, o simplemente

láser. Consideremos una cavidad amplificadora con un sistema de bombeo, a la cual hemos colocado en sus extremos un par de espejos planos (o ligeramente cóncavos) tal como se muestra en la figura II.7, donde la línea punteada indica el eje óptico del sistema. Este par de espejos paralelos recibe el nombre de resonador óptico. Uno de los espejos del resonador es casi 100% reflejante, y el otro tiene una reflectancia típica de alrededor del 90%. Para comprender qué función tiene el resonador óptico nos referiremos a la figura II.8, la cual muestra al oscilador óptico inmediatamente después de que el sistema de bombeo fue disparado. Podemos ver que cualquier fotón que sea emitido en una dirección diferente de la definida por el eje óptico del resonador óptico se perderá, mientras que cualquier fotón emitido a lo largo del eje óptico del oscilador será amplificado por el proceso de emisión estimulada e inmediatamente generaremos un enorme flujo de fotones confinados por el resonador óptico, que se propaga a lo largo del eje óptico. Si el resonador óptico no estuviera allí, después de disparar el sistema de bombeo los átomos que fueron excitados pasarían a su estado base debido al proceso de emisión espontánea, emitiendo fotones en todas direcciones y perdiendo la energía recibida por el sistema de bombeo.

Figura II.7.

La presencia del resonador óptico nos permite extraer en forma eficiente la energía que el sistema de bombeo ha depositado en los átomos contenidos en la cavidad amplificadora. Debido a que uno de los espejos del resonador tiene una reflectancia del 90%, esto permitirá que el 10% de los fotones que incidan allí sean transmitidos fuera del resonador óptico, formando un haz de luz muy intenso, monocromático (formado por fotones de idéntica energía), coherente (pues todos sus fotones están en fase, ya que fueron producidos por el proceso de emisión estimulada) y altamente direccional. Estas son las propiedades fundamentales de la luz láser que es generada por todo oscilador óptico.

Figura II.8.

En el tercer capítulo veremos las características específicas de construcción y funcionamiento de varios de los láseres más importantes. CONMUTACIÓN DE Q Como veremos en el próximo capítulo hay osciladores ópticos o láseres que operan en forma pulsada y otros que lo hacen en forma continua. En general, el tiempo que dura un pulso de luz láser producido por un láser pulsado depende de la duración del pulso óptico o eléctrico que produce el sistema de bombeo. Para muchas aplicaciones prácticas la duración de tales pulsos láser es bastante grande y la intensidad del pulso es demasiado pequeña. Por lo tanto, se han diseñado varias técnicas que permiten obtener pulsos láser de duración muy corta y de muy alta intensidad, características que son necesarias casi para toda aplicación de un láser pulsado. En esta sección veremos el principio de una de las más importantes técnicas para obtener pulsos cortos e intensos. Esta técnica es conocida como "conmutación de Q" (Q-Switching es el término original en inglés). En el estudio de los sistemas oscilantes se ha definido una cantidad llamada "factor de calidad", que se denota generalmente por la letra Q. Esta cantidad se define como el cociente de la energía E almacenada por el sistema oscilante dividido entre la rapidez con que dicha energía es perdida por el sistema. Como sabemos, la rapidez con que un sistema pierde energía se denomina potencia P. La expresión matemática para el factor de calidad es

donde v, es la frecuencia del oscilador y π= 3.1416. Podemos ver que el factor de calidad Q nos permite caracterizar las pérdidas de un sistema oscilante. Un oscilador con bajas pérdidas se caracteriza por tener un alto valor de Q mientras que un oscilador con altas pérdidas se caracteriza por tener un bajo valor de Q. La figura II.9 muestra un oscilador óptico con altas pérdidas, es decir, con un bajo valor de Q. Las pérdidas en este caso son producidas al introducir un "objeto extraño" en el interior del resonador óptico que impide que el sistema entre en oscilación. Por otra parte, la figura II.8 muestra un oscilador óptico con bajas pérdidas y por tanto con un alto valor de Q. En este último caso no hay nada que impida la oscilación óptica del sistema.

Figura II.9.

Es posible construir un oscilador óptico que contenga en el interior de su resonador un interruptor óptico que nos permita variar a voluntad el valor Q de la cavidad. Esto se muestra en la figura II.10. Si el interruptor está encendido un flujo de fotones puede pasar a través de él; esto nos da un alto valor de Q. Por otro lado, si el interruptor está apagado el flujo de fotones no puede atravesarlo; tenemos entonces un bajo valor de Q.

Figura II.10.

Podemos ahora preguntarnos lo siguiente: ¿qué ocurre en los átomos contenidos en la cavidad amplificadora cuando se tiene el interruptor óptico apagado (o sea, un bajo valor de Q) y simultáneamente se dispara el sistema de bombeo? En este caso, dado que el sistema no puede entrar en oscilación y por lo tanto no puede perder radiación láser

hacia el exterior, toda la por el sistema de bombeo será asimit contenidos en la cavidad amplificadora. Así, casi todos los átomos pasarán a su estado excitado y muy pocos permanecerán en su estado base. Por tanto, la cantidad N2 - N1 alcanzará un valor muy grande. A esta última cantidad se le conoce como "nivel de inversión de población" o simplemente "inversión de población". Si en este momento, en que tenemos un valor muy alto de inversión de población, repentinamente encendemos el interruptor óptico (obteniéndose así un alto valor de Q) el sistema entrará violentamente en oscilación y muy pronto se generará un corto e intenso pulso de luz láser. Esto se muestra en la figura II.11. Allí podemos ver el bajo valor inicial de Q; el disparo del sistema de bombeo se inicia produciendo un incrementó en el valor del nivel de inversión de población N2 - N1. En el instante ti en que accionamos el interruptor óptico y tenemos un alto valor de Q, el nivel de inversión de población rápidamente decrece, produciéndose un corto e intenso pulso de luz láser.

Figura II.11.

Los valores típicos de duración y potencia de pulsos láser generados mediante esta técnica son del orden de 10 a 100 x 10-9 segundos de duración y de 1x106 a 1 x 10 8 watts de potencia. UN POCO DE HISTORIA

Como hemos visto a lo largo de estos capítulos, los conceptos básicos que dieron origen al láser se remontan al siglo pasado, con el nacimiento de la física cuántica. La física cuántica, relativista y clásica forman los pilares básicos en que se sustenta la física moderna. Como se ha dicho, la física cuántica surgió gracias a la incapacidad de la física de la época, ahora conocida como física clásica, para explicar algunos fenómenos observados. El concepto básico de la física cuántica es, como vimos en el primer capítulo, el del "cuanto" de energía, introducido por Max Planck en 1900. A partir de allí se inicia un vertiginoso desarrollo de la física cuántica y en 1917 Albert Einstein introduce el concepto de emisión estimulada, idea básica en la cual se sustenta el láser. Los primeros esfuerzos encaminados a construir dispositivos prácticos que hacían uso del concepto de emisión estimulada no se dieron sino hasta 1954, año en el cual, de manera simultánea pero independiente, Nikolay G. Basov y Alexander M. Prokhorov del Instituto Lebedev de Moscú, y Charles H. Townes de la Universidad de Columbia, en Estados Unidos de América, construyeron un amplificador de microondas llamado MÁSER (por el acrónimo de Microwave Amplification by Stimulated Emission of Radiation), cuyo funcionamiento es básicamente el descrito en este capítulo (cuando los fotones de la radiación amplificada caen en el rango de las microondas, figura I.1). La contribución de estos tres científicos fue internacionalmente reconocida cuando en 1964 se les otorgó el premio Nobel de física. Inmediatamente después de la construcción de los primeros MÁSER, varios científicos intentaron poner dicho aparato en operación a longitudes de onda cada vez menores. Pronto se dieron cuenta de que las condiciones físicas de operación para producir la emisión estimulada en la región de luz visible (Figura 1.1) eran muy diferentes de las requeridas en un MASER. Nuevamente en forma simultánea pero independiente, en la Unión Soviética Alexander M. Prokhorov y en Estados Unidos de América Charles H. Townes y Arthur L. Schawlow —este último investigador de los Laboratorios Bell—, justificaron teóricamente la idea del LÁSER (palabra compuesta, como hemos visto, por el acrónimo de Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation). A partir de ese momento se inició una carrera por construir el primer láser. Schawlow, como muchos otros investigadores, pensó que el mejor medio activo que se podría utilizar sería un gas, mientras que Theodore H. Mainman, entonces joven investigador de los Laboratorios Hughes en Malibú, California, prefirió trabajar utilizando como medio activo cristales sintéticos de rubí. En 1960, Mainman mostró orgullosamente al mundo el primer láser en operación; posteriormente, aunque también en 1960, el investigador de los Laboratorios Bell , Ali Javan, puso a funcionar el primer láser de gas en el mundo, utilizando una mezcla de helio y neón. Resulta interesante recordar que cuando Mainman intentó publicar sus resultados sobre el láser de rubí en la prestigiada revista científica Physical Review Letters, su artículo fue rechazado, pues de acuerdo a los editores de la revista se trataba "sólo de un láser más". Desde entonces la carrera por desarrollar nuevos láseres y estudiar nuevas aplicaciones para éstos ha continuado sin cesar, debido a que la curiosidad por entender y utilizar el que nos rodea es propia de todo ser humano. Lo más probable es que dicha carrera nunca se detenga. La breve "reseña histórica" incluida al final de este libro muestra cronológicamente algunas de las más importantes contribuciones realizadas en esta carrera.

III. SISTEMAS LÁSER ESPECÍFICOS EN ESTE capítulo presentaremos el detalle de operación de algunos de los más importantes sistemas láser. Aunque en los dos capítulos anteriores se ha supuesto que en la cavidad amplificadora tenemos átomos en los cuales ocurren los procesos de absorción y emisión, esto no es esencial. Los procesos anteriores pueden también ocurrir en otro tipo de sistemas microscópicos, como por ejemplo las moléculas, los iones atómicos o incluso los electrones libres. En general, cualquier sistema microscópico en el cual los procesos de absorción y emisión puedan ocurrir será llamado centro activo y el medio macroscópico que éstos forman se llama medio activo. Este último puede ser por ejemplo una mezcla gaseosa, un cristal, un semiconductor y varios otros. A pesar de las grandes diferencias que existen en la extensa variedad de láseres actuales, se puede lograr una clasificación general de éstos tomando como parámetro el tipo de medio activo y el tipo de sistema de bombeo que utilizan. El cuadro III.1 muestra la agrupación bajo este criterio de los láseres más comunes. De esta forma se distingue un láser de rubí de un láser molecular de bióxido de carbono, porque en el primero el medio activo es un cristal sólido que es bombeado ópticamente, mientras que en el segundo el medio activo es una mezcla gaseosa bombeada por una descarga eléctrica. En general, cuando es posible, la presentación de cada láser aquí tratado abarca: a) la esquematización de los niveles de energía de los centros activos en los cuales tiene lugar la emisión láser, b) la explicación del efecto que el bombeo particular tiene sobre el medio activo, c) un resumen de las dificultades que presenta el funcionamiento del láser, y d) la forma en que éstas son solucionadas en la práctica. Finalmente, se incluye una sección donde se mencionan algunas de las aplicaciones más importantes actuales o potenciales para cada tipo de láser. EL LÁSER DE RUBÍ Históricamente éste fue el primer láser que funcionó en el mundo. Fue construido por Theodore Maiman en 1960, quien usó como medio activo un cristal de rubí sintético. El rubí es una piedra preciosa formada por cristales de óxido de aluminio Al2O3, que contiene una pequeña concentración de alrededor de 0.05% de impurezas de óxido de cromo Cr2O3 (el óxido de aluminio puro, Al2O3, se llama zafiro). La presencia del óxido de cromo hace que el transparente cristal puro de óxido de aluminio se torne rosado y llegue a ser hasta rojizo si la concentración de óxido de cromo aumenta. La forma geométrica típica que adopta el rubí usado en un láser es la de unas barras cilíndricas de 1 a 15 mm de radio y algunos centímetros de largo. CARACTERÍSTICAS ESPECTRALES DEL RUBÍ Los centros activos en el rubí son los iones de cromo, Cr+++, que se presentan como impurezas en el cristal de Al2O3. Los niveles energéticos del ion Cr+++, fundamentales para el funcionamiento del láser de rubí, se muestran en la figura III.1. Puede notarse la presencia de dos bandas de absorción cuya notación espectroscópica es 4F1 y 4F2. Estas bandas pueden absorber muy eficientemente fotones de longitud de onda de 0.42 µm y 0.55 µm (la relación entre la longitud de onda λ y la frecuencia v es λ = c/v, donde c es la velocidad de la luz; c = 3 x 10 10 cm/seg). La vida media de los iones excitados en estas dos bandas es muy breve, del orden de nanosegundos (1 nanosegundo 1 x 10-9 segundos). Transcurrido este tiempo, dichos iones decaen de manera espontánea a un nivel energéticamente inferior cuya notación espectroscópica es 2E. Este último nivel tiene una vida media bastante larga (del orden de milisegundos; 1 milisegundo = 1 x 10-3 segundos) y debido a esto se conoce como nivel "metaestable". Este último nivel, de hecho, está formado por dos subniveles cuya notación espectroscópica es 2

y

.

Cuadro III.1.

Cuando un ion de cromo sufre una transición de los subniveles 2 FUNCIONAMIENTO DE UN LÁSER DE RUBÍ

y

al nivel base denotado por 4A2, se emiten fotones con longitudes de onda de 0.6929 µm y 0.6943 µm.

Figura III.1.

Si un ion de cromo se encuentra en cualquiera de los estados 4F2 o 4F1 experimenta una transición rápida hacia los subniveles 2 subnivel 2

podrá pasar al estado base 4A2 emitiendo un fotón a 0.6228 µm, mientras que silo hace hacia el subnivel

longitud de onda. Dado que, por razones estadísticas, es más probable encontrar al ion de cromo en el estado µm.

o

(véase la figura III.1). Si lo hace hacia el

pasará al estado base 4A2 emitiendo un fotón a 0.6943 µm de

que en el estado 2 , el láser de rubí funciona usualmente a 0.6943

Para el estudio teórico de estos láseres es habitual considerar solamente tres niveles energéticos. En este caso el estado base 4A2 es interpretado como el primer nivel denotado por 1>, los niveles 4F2 y 4F1 como un solo tercer nivel denotado por 3> y los subniveles

y2

como un único segundo nivel energético denotado por 2>.

La excitación del rubí se realiza mediante la energía óptica proporcionada por lámparas flash conectadas a un banco de capacitores. Esto se muestra en la figura III.2. Una de las grandes desventajas de los láseres bombeados ópticamente (incluido, claro está, el láser de rubí), es su baja eficiencia, que por lo general es menor del 0.1%. Otro inconveniente del láser de rubí consiste en la dificultad del crecimiento de los cristales sintéticos de rubí. Ello ha ocasionado que en la actualidad se prefiera como medio activo el uso de vidrios de fácil fabricación (como por ejemplo, vidrios con impurezas de neodimio) y no de cristales como el rubí.

Figura III.2.

ALGUNAS APLICACIONES DEL LÁSER DE RUBÍ Este láser ha sido utilizado con éxito en aplicaciones industriales, militares, médicas y científicas. No obstante, hay que mencionar que debido a lo costoso y complicado de fabricación de las barras sintéticas de rubí, desde hace algunos años este tipo de láser ha sido desplazado por láseres similares en concepción y diseño que utilizan como centros activos iones de neodimio. La diferencia básica entre ambos láseres está en la longitud de onda de emisión: en el láser de rubí es de 0.6943 µm y en el de neodimio de 1.064 µm. Por lo tanto, prácticamente en todas las aplicaciones que a continuación se describen debemos tener en mente que se puede usar indistintamente un láser de rubí o uno de neodimio. Entre sus aplicaciones industriales destaca su uso en la microperforación, así como en la producción de componentes electrónicos de precisión, como por ejemplo resistencias, en las cuales es necesario volatilizar muy pequeñas cantidades de material para fabricar resistencias de muy alta precisión. Otra importante aplicación de estos láseres se encuentra en el mercado de productos de venta con logotipos comerciales, la cual se muestra esquemáticamente en la figura III.3 (a).

Figura III.3 (a)

En el campo de la industria militar, estos láseres han sido utilizados como "marcadores de blanco". Con un láser de baja potencia de este tipo se apunta hacia el objetivo que se desea destruir; en seguida un misil o cohete con un sensor adecuado, diseñado para identificar el lugar en donde el láser está siendo apuntado se dirige a dicho lugar y logra así la destrucción del objetivo. Esto se muestra esquemáticamente en la figura III.3 (b). Entre las aplicaciones médicas se puede mencionar su uso en el tratamiento de problemas dermatológicos y tumores cancerosos, y su uso como cauterizador o bisturí láser. Ya que la radiación producida por este láser puede propagarse a través de fibras ópticas, es posible realizar en forma simple, segura y sin muchas molestias para el paciente, intervenciones en el estómago para el tratamiento de úlceras, o en las venas para destruir obstrucciones que podrían causar serios problemas circulatorios. En ambos casos dichas operaciones pueden realizarse en cuestión de minutos, y no requieren hospitalización ni cirugía mayor. Las aplicaciones científicas de estos láseres son muy variadas. Difícilmente un solo libro dedicado tan sólo a este tema sería suficiente para mencionarlas. Comentaremos aquí una de las aplicaciones actuales más espectaculares y prometedoras de este tipo de láseres. La idea principal consiste en obtener energía por medio de microexplosiones termonucleares de fusión que puedan ser utilizables para fines civiles. Así como existen bombas atómicas de fisión que funcionan utilizando átomos pesados de uranio o plutonio (como las que desgraciadamente fueron detonadas en Hiroshima y Nagasaki), también existen bombas de fusión (mucho más poderosas en capacidad destructiva que las anteriores) que funcionan utilizando átomos ligeros como el hidrógeno o isótopos del hidrógeno (la llamada "Bomba H").

Figura III.3. (b)

Un reactor nuclear es un dispositivo que nos permite utilizar reacciones nucleares de fisión con átomos pesados para producir energía eléctrica con fines pacíficos. Sin embargo, debido a que las reacciones nucleares de fusión liberan mucha más energía que las de fisión y a que las reservas mundiales de combustible para producir reacciones de fusión son mucho mayores que las reservas conocidas para producir reacciones de fisión, existe en el mundo un intenso esfuerzo científico por producir un nuevo tipo de reactores nucleares para producir electricidad con fines pacíficos, que funcionen haciendo uso de reacciones nucleares de fusión y no de fisión como los actuales. Una de las alternativas que actualmente está en investigación para la construcción de este nuevo tipo de reactores nucleares de fusión consiste en utilizar intensos pulsos láser, localizados en microesferas (de 0.1 a 1 mm de diámetro) que contienen el combustible nuclear (átomos de hidrógeno y algunos de sus isótopos como el deuterio y tritio), como se muestra en la figura III.3 (c). Debido a la intensa radiación láser incidente, la superficie de la microesfera se volatiliza casi instantáneamente, produciendo un gas de muy alta temperatura —llamado plasma—, en expansión alrededor de la esfera, como se muestra en la figura III.3 (d). Como reacción a la expansión de dicho plasma, el interior de la esfera se comprime (sufre una implosión) y alcanza temperaturas y densidades similares a las que ocurren en las estrellas.

De esta forma el combustible nuclear reacciona fusionándose y liberando energía que podría ser utilizada para generar electricidad.

Figura III.3 (c)

Figura III.3 (d)

LÁSER DE HELIO-NEÓN El láser de helio-neón fue el primer láser de gas que se construyó. Actualmente sigue siendo muy útil y se emplea con mucha frecuencia. Los centros activos de este láser son los átomos de neón, pero la excitación de éstos se realiza a través de los átomos de helio. Una mezcla típica de He-Ne para estos láseres contiene siete partes de helio por una parte de neón.ç Características espectrales del helio-neón La figura III.4 muestra el diagrama de niveles de energía para el sistema He-Ne. Ahí se exponen las tres transiciones láser más importantes, las cuales ocurren a 3.39 µm, 1.15 µm y 0.6328 µm. Puede notarse que los niveles del helio, espectroscópicamente denotados como 21Sy 23S, coinciden con los niveles 3s y 2s del neón. Como veremos en seguida, este hecho es fundamental para la excitación de los átomos de neón. En este láser los centros activos son los átomos de neón y la inversión de población se logra entre los niveles 3s con 3p y 2p, así como entre 2s y 2p. Nótese que el nivel energético inferior de la transición láser no es el estado base del átomo de neón, por lo tanto, es necesario pasar de la transición inferior al estado base.

Figura III.4.

Funcionamiento del láser de helio-neón El bombeo del láser de He-Ne se realiza por medio de las colisiones que realizan los electrones de una descarga eléctrica, principalmente con los átomos de helio. Como resultado de estas colisiones, los átomos de helio son excitados a los niveles 21S y 23S (véase la figura III.4). La excitación de los átomos de neón se logra debido a colisiones de éstos con átomos excitados de helio. Como resultado de dichas colisiones, los átomos de helio pasan a su estado base y los átomos de neón pasan del estado base a los estados 3s y 2s, creando una inversión de población entre estos niveles y los niveles 3p y 2p. Entre estos niveles energéticos puede ocurrir la oscilación láser. A partir de los niveles 3p y 2p, los átomos de neón decaen espontáneamente al nivel inferior 1s, de. donde pasan al estado base debido a colisiones con otros átomos o con las paredes del tubo láser. La figura III.5 muestra la estructura básica de un láser de He-Ne. Las ventanas de Brewster instaladas en los extremos del tubo consisten en. láminas de vidrio colocadas en un ángulo específico (llamado ángulo de Brewster) para disminuir al máximo reflexiones de luz no deseada.

Figura III.5.

Generalmente estos láseres operan a una longitud de onda de 0.6328 µm, y las potencias típicas de salida son de 1 a 50 mW de potencia continua. ALGUNAS APLICACIONES DEL LÁSER DE HE-NE Este láser es sin duda alguna uno de los más ampliamente utilizados tanto en investigación básica como para fines didácticos o industriales que no requieran altas potencias luminosas. Sus principales aplicaciones se presentan en el campo de la metrología, la holografía. y la interferometría holográfica, por ejemplo, en la realización de pruebas mecánicas no destructivas para verificar el estado de fatiga de tanques de alta presión, estructuras mecánicas y llantas de avión. De este modo, utilizando una simple prueba óptica se puede saber la resistencia y confiabilidad que un elemento mecánico puede tener. En la industria naval y aeroespacial, entre algunas otras, este tipo de pruebas introducen un factor de seguridad nunca antes imaginado. Los láseres de He-Ne han sido también utilizados con éxito en algunas aplicaciones médicas; en dermatología para el tratamiento de manchas en la piel, o como auxiliares para estimular la regeneración de tejido en cicatrices. Dentro de sus muy amplias aplicaciones científicas, basta mencionar que el uso de este tipo de láseres es necesario en la alineación de cualquier experimento o sistema óptico de precisión. La figura III.6, por ejemplo, muestra el montaje típico de un interferómetro de Michelson utilizado para la medición de microdesplazamientos.

Figura III.6.

EL LÁSER DE ARGÓN IONIZADO Las transiciones radiativas entre niveles altamente excitados de gases nobles se conocen desde hace largo tiempo, y la oscilación láser en este medio activo data desde la década de los sesenta. Entre estos láseres, el de argón ionizado es el que más se utiliza, debido a sus intensas líneas de emisión en la región azul-verde del espectro electromagnético y a la relativa alta potencia continua que se puede obtener de él. Características espectrales del argón ionizado La figura III.7 muestra los niveles energéticos que contribuyen a lograr la emisión láser en el argón ionizado.

Figura III.7.

El bombeo, necesario tanto para ionizar el argón como para lograr la población de los niveles energéticos superiores de éste, se realiza por medio de colisiones múltiples entre electrones producidos por una descarga eléctrica con iones y átomos activos. El nivel superior de la transición láser corresponde al nivel espectroscópicamente denotado por 4p, que es poblado en forma colisional, siguiendo los procesos:

3p → 4d → 4p o también

3p → 4p, el primero de ellos llamado "en cascada" y el segundo "directo". No obstante, la población del nivel superior de la transición láser puede también producirse debido a transiciones de niveles energéticamente superiores al 4p hacia el nivel 4p. El nivel inferior de la transición láser es el 4s. El láser de argón tiene varias líneas de emisión, debido a que los "niveles" 4p y 4s, de hecho, están compuestos por 15 y 8 niveles espectrales respectivamente. Sin embargo, algunas transiciones son más intensas que otras: dos de las más importantes corresponden a 0.515 µm de longitud de onda. Funcionamiento del láser de argón ionizado Como hemos visto, en este láser el bombeo se realiza por una descarga eléctrica cuya corriente típica es entre 15 y 50 amperes, que al pasar por el tubo de descarga puede producir densidades de corriente del orden de 1 000 amperes/ cm². Para evitar que los electrones de excitación pierdan energía al colisionar con las paredes del tubo de descarga se utiliza una bobina que produce un campo magnético para limitar el movimiento de los electrones en la dirección longitudinal del tubo. El esquema típico de un láser de argón ionizado se muestra en la figura III.8 (a).

Figura III.8. (a)

Debido a la alta corriente, el movimiento de los iones hacia el cátodo y de los electrones hacia el ánodo producirá una diferencia en la distribución de iones y de presión en el tubo, la cual puede interrumpir la oscilación del láser. Para solucionar este problema, una conexión de retorno para el gas se coloca entre el cátodo y el ánodo cuidando que la trayectoria de la columna de descarga en el tubo para evitar que la descarga eléctrica se realice en la conexión de retorno. Véase la figura III.8 (a). Para poder seleccionar una sola longitud de onda de oscilación en el láser, dentro de la cavidad óptica se introduce un "elemento dispersor", cómo por ejemplo un prisma. De este modo sólo retornará a lo largo del eje óptico del láser radiación de una sola longitud de onda. Esto se muestra esquemáticamente en la figura III.8 (a). ALGUNAS APLICACIONES DEL LÁSER DE ARGÓN

IONIZADO Dado que estos láseres pueden proporcionar potencias continuas de hasta 100 watts y también ser operados en forma pulsada, se les ha encontrado diversas aplicaciones médicas, técnicas y científicas. Su uso en fotoimpresión y litografía está muy difundido, así como en el mercado de logotipos comerciales, como se muestra esquemáticamente en la figura III.3 (a). Estos láseres también han sido extensamente utilizados en el estudio de la cinética de reacciones químicas y en la excitación selectiva de éstas. Hay algunas reacciones químicas que sólo se producen en presencia de radiación láser o cuya rapidez puede incrementarse notablemente cuando los reactantes son irradiados con luz láser de longitud de onda apropiada. En el primer caso podemos obtener sustancias que de otro modo sería difícil obtener y en el segundo caso se tiene la posibilidad de incrementar la productividad de algunas industrias químicas. Otro importante campo de aplicación de estos láseres está en el área médica. En particular destacan sus aplicaciones en oftalmología para la fotocoagulación y "soldadura" de pequeñas áreas. El ojo es transparente a la luz entre aproximadamente 0.38 y 1.4 µm. A menores longitudes de onda el cristalino y la córnea absorben la radiación y a mayores longitudes de onda son las moléculas de agua presentes en el ojo las que absorben la luz. Por medio de radiación láser es posible en la actualidad tratar casos de desprendimiento de retina. Como se muestra en la figura III.8 (b), el haz láser es focalizado en la retina por el propio cristalino del paciente.

Figura III.8. (b)

Finalmente, cabe mencionar que además de las aplicaciones anteriores, este tipo de láser es ampliamente utilizado (en algunos casos en forma bastante peligrosa e irresponsable) en "discotecas" y en láser-shows. LÁSERES DE BIÓXIDO DE CARBONO El láser de bióxido de carbono CO2 es el ejemplo más importante de los láseres moleculares. El medio activo en este láser es una mezcla de bióxido de carbono (CO2), nitrógeno (N2)

y helio (He), aunque las transiciones láser se llevan a cabo en los niveles energéticos del CO2. Como en seguida veremos, el N2 y el He son importantes para los procesos de excitación y desexcitación de la molécula de CO2. Características espectrales del CO2 Las transiciones energéticas en una molécula ocurren debido a los cambios que ésta realiza en la energía almacenada en forma vibracional o rotacional. En particular la molécula de CO2 presenta tres modos diferentes de oscilación vibracional que son: oscilación simétrica, oscilación de flexión y oscilación antisimétrica. Estos se muestran en la figura III.9. Como hemos visto anteriormente, la energía de un oscilador existe sólo en forma cuantizada y por tanto la energía de la molécula de CO2 puede representarse por una tríada. de números (i, j, k), en donde cada número representa la cantidad de energía asociada a cada modo. Además de estos estados vibracionales, también son posibles los estados asociados a los movimientos rotacionales de la molécula alrededor de su centro de masa. Sin embargo, las energías asociadas a estos últimos son generalmente más pequeñas que las vibracionales. La radiación de emisión asociada con la diferencia de energía entre transiciones energéticas electrónicas se encuentra usualmente en la región visible o ultravioleta del espectro, mientras que las transiciones vibracionales y rotacionales moleculares están en el infrarrojo cercano y lejano. Por esta razón la mayoría de los láseres moleculares trabajan en el infrarrojo.

Figura III.9.

La figura III.10 muestra los niveles energéticos de la molécula del CO2 y del N2.

Figura III.10

En el láser de CO2, las moléculas son excitadas del estado base al estado de mayor energía denotado como (001). Con una excitación adecuada se puede producir la inversión de población entre él estado (001) y los estados (100) y (020). La línea más intensa del láser de CO2 está localizada en l0.6 µm en el infrarrojo y es el producto de una transición entre los niveles (001) y (100). Una línea más débil a 9.6 µm compite con la línea de 10.6 µm, y se debe a una transición entre los niveles (001) y (020). Para excitar a la molécula de CO2 del estado base (000) al estado excitado (001), se pueden usar eficientemente dos procesos, a saber: a) Colisión de electrones. Consiste básicamente en la transferencia de energía entre electrones energéticos (denotados por e*) y moléculas de CO2 en su estado base (el estado (000)) para producir electrones con poca energía (denotados como e) y moléculas de CO2 en su estado excitado (el estado (001)). De esta manera, los electrones transfieren por colisión su energía a las moléculas de CO2. Esta reacción se puede escribir como:

CO2 (000) + e* → e + CO2 (001) b)Transferencia de energía resonante de la molécula de N2. Este proceso consiste en la transferencia de energía que moléculas de N2 previamente excitadas por colisión de electrones realizan con moléculas de CO2. Se trata de un proceso muy eficiente, ya que, como podemos ver en la figura III.10, los niveles energéticos de la molécula excitada de CO2 (en el nivel (001)) y los de la molécula excitada de N2* casi coinciden. Por ello, decimos que es un proceso "resonante". Esta reacción se escribe como:

CO2(000) + N2* .. CO2(001) + N2 Una vez que la transición láser entre los niveles (001) y (100) o (020) ha ocurrido, la molécula de CO2 pasa al estado (010) debido a colisiones con moléculas no excitadas de CO2. Finalmente la molécula de CO2 pasa del estado (010) al estado base (000) debido a colisiones con los átomos de helio introducidos. En conclusión, podemos ver que la excitación de la molécula de CO2 es lograda eficientemente debido a la presencia del N2, mientras que la desexcitación de la molécula de CO2 se logra debido a la presencia del He.

Funcionamiento de un láser de CO2 Aunque todos los láseres de CO2 funcionan debido a los mismos principios, es conveniente analizar por separado los diferentes tipos de láseres de CO2, los cuales pueden ser clasificados por la manera en que se hace circular la mezcla gaseosa y por los métodos de producir la descarga eléctrica. En esta sección se describirán los láseres de CO2 de flujo axial y de flujo y excitación transversal, dejando para más adelante el láser dinámico de CO2, que involucra un sistema de bombeo diferente al de la descarga eléctrica. a) Láser de CO2 de flujo axial. Estos láseres, también conocidos como "láseres longitudinales de CO2", constan básicamente de un tubo enfriado por medio de agua (o algún otro refrigerante) en cuyos extremos se colocan los espejos del resonador. La mezcla de gas se hace fluir por el tubo al mismo tiempo este se excita eléctricamente utilizando dos electrodos. Un esquema típico de estos láseres se muestra en la figura III.11. La simplicidad de estos aparatos y la facilidad con que pueden construirse los hacen muy atractivos para aplicaciones que requieren potencias bajas y medianas (menores de 500 watts continuos.) Una mezcla de gas típica de CO2: N2: He está en la relación 0.8:1.0: 7.2. Éstas proporciones son hasta cierto punto aproximadas, ya que las razones que proporcionan la salida máxima se encuentran de manera empírica, variando las proporciones de la relación de gas durante la operación. La eficiencia de un láser de CO2 puede aproximarse al 25%; esto los sitúa entre los láseres más eficientes. b) Láser de flujo y excitación transversal de CO2. Para los láseres de flujo axial existe un límite en la potencia máxima que pueden proporcionar. Esto se debe a que gran parte de la potencia eléctrica que consumen es disipada en forma de calor. En estos láseres el calor se elimina por difusión del centro del tubo hacia las paredes, las cuales son enfriadas. (Véase la figura III.11.)

Figura III.11.

Una forma más eficiente de realizar el enfriamiento consiste en hacer que el gas fluya perpendicularmente a la descarga. (Véase la figura III.12.)

Figura III.12.

Si el flujo es lo bastante rápido, el calor se elimina por convección más que por difusión, y la excitación es realizada por una descarga perpendicular al eje del resonador. El flujo de gas y de corriente eléctrica de descarga puede aumentarse considerablemente (en relación con un láser de flujo axial) y por tanto la potencia de salida también aumenta. Potencias continuas de 3 kW y aun mayores son fácilmente alcanzables. Debido a que estos láseres operan a presiones de gas más elevadas que las de los láseres de excitación longitudinal, tendremos una mayor potencia de salida debido al incremento de la cantidad de centros activos por unidad de volumen en la región de excitación. ALGUNAS APLICACIONES DE LOS LÁSERES DE CO2 Las altas potencias proporcionadas por estos láseres han difundido su aplicación a varios procesos de manufactura y se ha logrado hacer eficiente la producción bajando al mismo tiempo los costos. Algunas de las principales aplicaciones de los láseres de CO2 están en la industria metal-mecánica, plástica y textil, entre muchas otras. Son usados en el endurecimiento de metales así como en corte, soldadura y perforación. El cuadro III.2 ilustra la aplicación de este tipo de láseres en el corte de diversos materiales. En la mayoría de estas aplicaciones el uso del láser está sincronizado con elementos automáticos o computarizados tales como robots. De esta forma el corte de complicados diseños en diversos materiales puede realizarse en forma rápida y precisa. Hoy en dia son ya: innumerables las industrias que utilizan robots-láser en sus líneas de producción, como la industria electrónica y la automotriz.

Cuadro III.2.

Además de estas aplicaciones industriales, destacan las aplicaciones médicas del láser de CO2. Esto es debido a que la radiación láser emitida de 10.6 µm es fuertemente absorbida por las moléculas de agua. Dado que el cuerpo humano está compuesto en más del 80% por estas moléculas, al hacer incidir dicha radiación en el tejido humano ésta es rápidamente absorbida. Al focalizar esta radiación en un tejido se produce una fina quemadura, cuya profundidad (para un sistema de focalización dado) puede controlarse variando la potencia del láser, lo cual constituye el principio de operación del bisturí láser. Las aplicaciones de este instrumento en cirugía general están ampliamente difundidas en la actualidad. Una importante ventaja que tiene sobre los bisturíes convencionales radica en que con el láser al mismo tiempo que se corta se está cauterizando; de este modo, es posible realizar complicadas intervenciones quirúrgicas sin gran pérdida de sangre y con mayor rapidez. Aparte de las aplicaciones quirúrgicas del láser de CO2 destacan sus aplicaciones en dermatología, ginecología, proctología y, recientemente, odontología. LÁSER DE GAS DINÁMICO DE CO2 La diferencia fundamental entre un láser de gas dinámico y un láser convencional de CO2 radica en el método de bombeo empleado. En el láser de gas dinámico la radiación láser es producida al enfriar rápidamente una mezcla de gas precalentado que fluye a lo largo de una tobera hasta la cavidad del resonador. Por las altas potencias que es capaz de proporcionar se ha convertido en una importante alternativa para ciertas aplicaciones industriales.

Funcionamiento de un láser de gas dinámico de CO2 Las transiciones energéticas vibracionales de la molécula de CO2 que son utilizadas para la emisión en el láser de gas dinámico de CO2 son las mismas que se usan en el láser convencional de CO2 y que fueron descritas en la sección anterior. Un láser dinámico de CO2 utiliza mezclas gaseosas de CO2: N2: H2O en una relación típica de 0.8:9: 0.2 respectivamente. Un requisito esencial de estos láseres es que el tiempo de paso de la mezcla gaseosa a través de la tobera debe ser menor que el tiempo de vida del CO2 y del N2 en sus estados excitados. La figura III.13 muestra esquemáticamente el diagrama de un láser de gas dinámico de CO2.

Figura III.13.

La elevada temperatura de la mezcla gaseosa necesaria para obtener la inversión de población se logra mediante combustión de materiales comunes como acetileno, etileno, etc., o calentando directamente la mezcla gaseosa mediante un chispazo producido por una bujía o un arco. Además del calentamiento causado por la rápida compresión a que es sometido el gas antes de entrar a la tobera. Con sistemas de esta clase se ha logrado la emisión láser tanto en el modo continuo como en el pulsado. La mezcla gaseosa es calentada a temperaturas de alrededor de 1 800° C y sometida a altas presiones (alrededor de 25 atmósferas). El paso de la mezcla a través de la tobera se realiza a velocidades supersónicas de 1 200 a 1 500 m/ seg y la expansión causada en ésta reduce la temperatura de la mezcla a valores del orden de 550° C y presiones de 0.1 atmósferas. La eficiencia de estos láseres es baja, por lo general no mayor del 1 al 3%, debido a varios problemas. Uno de ellos consiste en que gran parte de la energía total de la mezcla gaseosa es convertida en energía cinética durante la expansión en la tobera; asimismo el paso de la mezcla gaseosa a lo largo de la tobera es tan rápido que una elevada cantidad de moléculas de N2 no tienen el tiempo de transferir su energía a las moléculas de CO2. Además, algunas moléculas de CO2 tampoco tienen tiempo de desexcitarse. La solución a estos problemas está estrechamente relacionada con el diseño mecánico-aerodinámico de la tobera de expansión del láser. No obstante su baja eficiencia este láser permite extraer grandes cantidades de energía láser continua debido al elevado flujo de centros activos a través del resonador.

Láseres de este tipo de 100 kW continuos, o aún más, han llegado a construirse. En forma análoga al láser de gas dinámico de CO2 han sido construidos esta clase de láseres, utilizando otros tipos de centros activos, como las moléculas de N2O o de CS2. ALGUNAS APLICACIONES DEL LÁSER DE GAS DINÁMICO En virtud de las altas potencias que se pueden alcanzar con estos láseres, sus aplicaciones son importantes y variadas, aunque limitadas a campos en los cuales se requieren muy altas potencias láser. Entre éstas destacan aplicaciones en la industria metal-mecánica para soldadura, corte y tratamiento de materiales. Por ejemplo, en la industria naval y aeroespacial es utilizado para el corte de placas metálicas con alta precisión, en donde la manipulación y control del láser se realiza por medio de robots y computadoras. Debido a su alta potencia, las aplicaciones militares de estos láseres también han sido objeto de estudio. Destruir objetivos militares en movimiento en tierra o aire ha sido ya exitosamente realizado. LÁSER DE SOLUCIONES LÍQUIDAS ORGÁNICAS El medio activo en este tipo de láseres está compuesto por líquidos en los que se han disuelto compuestos orgánicos, entendidos estos últimos cómo los hidrocarburos y sus derivados. Estos láseres son bombeados ópticamente y como en seguida veremos, una de sus más importantes características radica en que pueden emitir radiación láser en anchas bandas de longitud de onda, es decir que son "sintonizables". Características espectrales Las moléculas orgánicas utilizadas como centros activos para este tipo de láseres se comportan básicamente como sistemas de tres niveles de energía, tal como se muestra en la figura III.14.

Figura III.14.

De hecho, cada "nivel" corresponde a bandas producidas por la energía vibracional de la molécula. El nivel superior de la transición láser conocido como S1 se puebla al excitar ópticamente las moléculas de su estado base G al estado S1, por medio de un láser o una lámpara flash. Por desgracia, el nivel S1 tiene una vida media muy pequeña y las moléculas que llegan a dicho nivel se desexcitan muy rápido. Es por tanto necesario realizar una gran cantidad de bombeo para mantener la inversión de población. Existe también otro nivel energético que se conoce como T1 (véase la figura III.14), pero este nivel no contribuye a la acción láser. Este nivel tiene una vida media muy larga y por

tanto las moléculas que llegan allí no regresan al estado base para nuevamente ser excitadas al nivel S1 y así cerrar el circuito de excitación molecular y emisión láser. De hecho, cuando una gran cantidad de moléculas llegan al nivel T1 el láser deja de oscilar. Funcionamiento del láser líquido orgánico Una forma de evitar los dañinos efectos causados por la presencia del nivel T1 es bombeando el láser con un pulso óptico muy corto; de este modo el láser oscila por un tiempo muy breve antes de que las moléculas sean atrapadas en el nivel T1. Al compuesto líquido orgánico se le pueden añadir algunos "aditivos" que tienen como función desexcitar rápidamente las moléculas que llegaron al nivel T1. Otra Solución a este problema es hacer fluir el líquido orgánico a través del láser, de este modo el medio activo se está renovando constantemente, y permite la operación continua de este tipo de láseres. La figura III.15 muestra el esquema típico de un láser de líquido orgánico.

Figura III.15.

ALGUNAS APLICACIONES DE LOS LÁSERES DE LÍQUIDOS ORGÁNICOS. En la actualidad hay mas de 200 líquidos orgánicos que pueden ser usados como medio activo para este tipo de láser. Se pueden obtener longitudes de onda de emisión desde el ultravioleta hasta el infrarrojo, y realizarse varias aplicaciones científicas en espectroscopia y excitación o absorción selectiva, entre muchas otras. Asimismo su utilización en el problema de la separación isotópica ha sido objeto de amplia investigación, principalmente al desarrollo de los programas nucleares de varios países. El Uranio natural U238 contiene aproximadamente el 0.7% del isótopo mas ligero U235, que es requerido por la industria nuclear. La idea básica para lograr la separación por medio de un láser de dichos isótopos se muestra en la figura III.16. Debido a la diferencia de masa entre los átomos U238 y U235 los niveles energéticos de sus electrones son también ligeramente diferentes, por lo tanto si utilizamos apropiado es posible ionizar tan solo los átomos de U235 dejando neutros a los átomos de U238 . Después de un conjunto de campos magnéticos separa a los átomos

ionizados de los neutros.

Figura III.16.

LÁSERES DE SEMICONDUCTORES Los láseres de semiconductores son los láseres más eficientes, baratos y pequeños que es posible obtener en la actualidad. Desde su invención en 1962 se han mantenido como líderes en muchas aplicaciones científico-tecnológicas y su continua producción masiva nos da un inicio de que esta situación se prolongara por mucho tiempo. Dispositivos Semiconductores Hemos visto en el primer capítulo que podemos considerar a los átomos como pequeños sistemas solares con electrones girando en órbitas específicas alrededor de un núcleo con carga positiva. Los electrones localizados en la última órbita son llamados electrones de valencia y no son retenidos tan firmemente como los que se encuentran en las órbitas interiores. Cuando varios átomos se combinan para formar una molécula o una estructura cristalina los electrones de valencia son intercambiados libremente, ligando con esto a los átomos. Elementos semiconductores típicos son el silicio y germanio. Un material semiconductor como el silicio en su forma cristalina tiene sus cuatro electrones de valencia entrelazadas con los átomos adyacentes. La figura III.17 es una representación bidimensional de la estructura cristalina del silicio, en ella se muestran sus electrones de valencia y sus núcleos. A muy bajas temperaturas el silicio se comporta como un aislador, ya que no hay electrones libres que puedan conducir corriente eléctrica. Sin embargo, a temperatura ambiente, por la agitación térmica, algunos electrones serán separados de su posición dentro de la red cristalina, quedando libres y dejando en su lugar un "hueco" con carga positiva. Si a través del cristal se aplica un campo eléctrico circulará una pequeña corriente eléctrica debido al movimiento de electrones libres y de huecos.

Figura III.17.

Todos los materiales existentes pueden clasificarse en las siguientes categorías: conductores, aislantes o semiconductores. Los primeros son materiales que conducen con facilidad una corriente eléctrica a través de ellos. Los segundos difícilmente conducen corrientes eléctricas y los últimos están en una situación intermedia. Un buen conductor como la plata tiene una conductividad de 6 x 107 mohs/ metro, mientras que un buen aislante como el cuarzo fundido tiene una conductividad de 2 x 10-17 mohs/ metro. Es decir que hay 24 órdenes de magnitud de diferencia en su conductividad. Un semiconductor tiene una conductividad típica de 7 a 14 órdenes de magnitud menor que un buen conductor. Ejemplos de materiales semiconductores son el germanio (Ge), el silicio (Si) y algunos compuestos como el arsenuro de galio (GaAs) y el sulfuro de plomo (PbS). Es posible aumentar en forma controlada la conductividad de un semiconductor. Para realizar esto, durante la formación del semiconductor puro se introduce una pequeña cantidad de átomos "contaminantes" con tres o con cinco electrones de valencia en lugar de sólo cuatro. La introducción de átomos contaminantes con tres electrones de valencia como por ejemplo el bario (Ba), el galio (Ga) o el indio (In), da lugar a una estructura cristalina imperfecta en la cual han quedado "huecos positivos" que aumentan la conductividad del material. Este tipo de materiales se conocen como semiconductores tipo P y su representación bidimensional se muestra en la figura III.18. De manera similar, la introducción de átomos contaminantes con cinco electrones de valencia, como por ejemplo el fósforo (P), el arsénico (As), el bismuto (B) o el antimonio (Sb), da origen a una estructura cristalina imperfecta en la cual han quedado electrones en exceso qué incrementan la conductividad del material. Estos materiales contaminados con átomos con cinco electrones de valencia son llamados semiconductores tipo N. Su representación bidimensional se muestra en la figura III.19.

Figura III.18.

Figura III.19.

Diodos y láseres

semiconductores Cuando un trozo de material semiconductor tipo P y uno tipo N se unen tenemos una "unión P-N que es también conocida como diodo. Si en este diodo colocamos una batería, conectando el polo positivo con el material tipo N y el polo negativo con el material tipo P, el resultado es que los huecos son atraídos por el potencial negativo de la batería y el potencial positivo de la batería atrae a los electrones libres. En este caso no puede haber circulación de corriente eléctrica a través del diodo y décimos que está polarizado en sentido inverso como se muestra en la figura III.20. Por el contrario, si conectamos una batería con el polo positivo al material tipo P y el negativo al material tipo N, los huecos positivos son repelidos por el potencial positivo de la batería y dirigidos hacia la unión de los materiales P y N. Por otra parte, los electrones libres de la región N son repelidos por el potencial negativo de la batería y dirigidos también hacia la unión de los materiales P y N. En dicha unión los electrones y los huecos se recombinan y permiten así el paso de corriente.

Figura III.20.

En este caso decimos que tenemos polarización en sentido directo, como se muestra en la figura III.21. Durante la recombinación de huecos y electrones pueden ser emitidos fotones que generalmente caen en la región infrarroja del espectro.

Figura III.21.

Diseñando una unión P-N de forma adecuada, podemos formar una cavidad láser, cuya región activa está formada por la región de unión de los materiales P y N. La realización práctica de un láser de semiconductor se muestra esquemáticamente en la figura III.22.

Figura III.22.

ALGUNAS APLICACIONES DE LOS LÁSERES DE SEMICONDUCTORES Debido a su solidez y a sus reducidas dimensiones, estos láseres encuentran aplicación en cualquier área tecnológico-científica que demande un láser de no muy alta intensidad. Hoy en día, una de las aplicaciones principales de estos láseres se encuentra en los sistemas electro-ópticos de comunicación, en los cuales las líneas de transmisión por medio de cables eléctricos son sustituidas por fibras ópticas que tienen la ventaja de poder transmitir bastante más información que los cables eléctricos convencionales, además de ser prácticamente insensibles a perturbaciones eléctricas exteriores. La figura III.23 (a) ilustra la idea básica de estos sistemas de comunicación. En la actualidad es posible transmitir hasta 50 000 conversaciones telefónicas simultáneamente, por medio de una sola fibra óptica. Estos revolucionarios avances logrados en sistemas de comunicación que utilizan fibras ópticas y diodos láser eran inimaginables hace unas cuantas décadas.

Figura III.23(a).

Otra aplicación actual muy importante de los diodos láser la encontramos en los sistemas de lectura de discos ópticos compactos, mejor conocidos como discos láser o discos compactos. Estos discos contienen cierta información (por lo común es música pero también puede ser la Enciclopedia Británica), grabada digitalmente por medio de perforaciones cortas o largas en una laminilla metálica que es encapsulada en el plástico que constituye el disco compacto (poniendo a contraluz uno de estos discos podremos apreciar la presencia de dichas perforaciones). La lectura de la información ahí contenida se realiza en la forma que se muestra en la figura III.23 (b). Mientras el disco compacto gira, la presencia o ausencia de perforaciones es detectada por medio de la radiación láser reflejada en la superficie del disco. Esta radiación reflejada se convierte finalmente en una señal eléctrica por medio del detector mostrado en la misma figura.

Figura III.23(b).

LÁSER DE ELECTRONES LIBRES Todos los sistemas láser anteriormente vistos basan su funcionamiento en la inversión de población lograda en un medio activo atómico o molecular. Por tanto, la longitud de onda a la cual el láser emite está inevitablemente determinada por los centros activos contenidos en la cavidad láser, es decir, por las transiciones energéticas permitidas a los átomos o moléculas de dicho medio. Un láser basado en la emisión de radiación estimulada por electrones libres no tiene las limitaciones propias de los láseres anteriormente vistos, pues los electrones libres no están sujetos a la existencia de transiciones energéticas particulares y por lo tanto pueden generar radiación electromagnética en cualquier longitud de onda del espectro. Este tipo de láseres utilizan como medio activo un haz de electrones que se mueve con velocidades cercanas a la de la luz. Debido a esto se le llama haz relativista de electrones. Podemos describir un láser de electrones libres como un instrumento que convierte la energía cinética de un haz relativista de electrones en radiación láser. Funcionamiento de un láser de electrones libres Aunque el principio físico de la emisión estimulada, emisión espontánea y absorción que tiene lugar en un láser convencional no ocurre en un láser de electrones libres debido a la inexistencia de centros activos atómicos o moleculares, ocurren procesos homólogos, como se verá a continuación. Como es sabido, una partícula eléctricamente cargada —como un electrón— que es acelerada, radia energía en forma de ondas electromagnéticas. Esta radiación es llamada emisión Bremsstrahlung, pero cuando es producida por la aceleración centrípeta de una partícula relativista en un campo magnético recibe el nombre de radiación . Esta radiación posee un espectro continuo desde los rayos X hasta las ondas centimétricas. En un láser de electrones libres podemos generar este tipo de radiación y debido a sus características espectrales la llamaremos emisión espontánea. Los procesos de emisión estimulada y de absorción de una onda electromagnética en un láser de electrones libres ocurren debido al acoplamiento y consecuente intercambio de energía entre el haz relativista de electrones y la onda electromagnética propagada en él. Bajo ciertas condiciones la onda electromagnética puede absorber la energía del haz de electrones. En este caso decimos que el proceso de "emisión estimulada" ocurre y por lo tanto la onda electromagnética resulta amplificada. Por otra parte, en otras condiciones la onda electromagnética cederá su energía al haz de electrones y en este caso decimos que el proceso de "absorción" está ocurriendo y por lo tanto la energía de la onda electromagnética será absorbida por el haz de electrones. Sin embargo, los principios básicos del electromagnetismo nos dicen que el intercambio de energía entre un haz de electrones y una onda electromagnética que se propaga de manera colineal a éste sólo ocurrirá si los electrones del haz tienen una componente de movimiento transversal a la dirección de propagación del haz de electrones. Para producir esta componente transversal de movimiento en los electrones, se coloca a lo largo del láser un conjunto de imanes cuya función es desviar la trayectoria rectilínea del haz de electrones y convertirla en una trayectoria ondulada, tal como se muestra en la figura III.24. De hecho, al conjunto de tal grupo de imanes se le llama ondulador. La figura III.25 muestra el diseño esquemático del primer láser de electrones libres que se construyo. En este caso, el conjunto de imanes del ondulador forma una estructura helicoidal.

Este tipo de láser ha despertado mucho interés por la posibilidad que tiene de generar radiación láser en la región ultravioleta y de rayos X suaves del espectro.

Figura III.24.

Figura III.25.

ALGUNAS APLICACIONES DE LOS LÁSERES DE ELECTRONES LIBRES La mayoría de las aplicaciones de este tipo de láseres están apenas en investigación, pero por su utilidad destacan las relacionadas con el campo médico. Por otra parte, aplicaciones

militares relacionadas con el proyecto de la iniciativa de defensa estratégica estadounidense, mejor conocido como "La Guerra de las galaxias", siguen en estudio. Uno de los objetivos es desarrollar sistemas láser colocados en la Tierra o en el espacio, capaces de destruir misiles nucleares. La figura III.26 muestra un bosquejo de una de las opciones estudiadas. No obstante las ventajas actuales y potenciales de este tipo de láser, uno de sus mayores inconvenientes es, sin duda, su elevado costo, ya que para generar el medio activo (el haz de electrones) en la actualidad se están usando enormes y muy costosos aceleradores de partículas.

Figura III.26.

RESEÑA HISTÓRICA 1917. A. Einstein introduce el concepto de emisión estimulada. 1954. N. G. Basov, A. M. Prokhorov e —independientemente— C.H. Townes, construyen un amplificador de microondas (MÁSER) utilizando el proceso de emisión estimulada. 1958. A. M. Prokhorov e —independientemente— A. L. Schawlow y C. H. Townes justifican teóricamente la posibilidad de construir un oscilador óptico de luz visible (láser). 1960. T. H. Maiman construye el primer láser (de rubí). 1961. A. Javan construye un láser utilizando una mezcla gaseosa de helio-neón. 1961. Hellwarth realiza investigación fundamental sobre el Q-Switching. 1961. Snitzer realiza investigación sobre el láser de Nd:vidrio. 1961-1962. N. Bloenbergen y R. V. Khokhov realizan investigaciones teóricas fundamentales en el campo de la óptica no lineal y los láseres. 1962-1963. Los primeros láseres de semiconductores funcionan en varios laboratorios del mundo. 1964. Geusic, Marios y Van Uitert realizan investigación sobre el láser de Nd:YAG. 1964. Patel construye el primer láser de CO2. 1964. Kasper y Pimentel desarrollan el láser químico de yodo. 1964. DiDominico y Hargrove desarrollan el Mode-Locking. 1969. Beaulieu desarrolla los láseres TEA. 1970. Basov desarrolla los láseres de excímeros. 1976. Ewing y Brau desarrollan el láser de KrF2. 1977. Deacon y colaboradoras construyen el primer láser de electrones libres.

AGRADECIMIENTOS Es un placer agradecer el apoyo proporcionado por varios de mis colegas de trabajo, muy en particular el del M. C. Armando Mechor con quien en varias ocasiones platiqué sobre el contenido del presente volumen. Asimismo al señor Raymundo Mendoza, quien realizó todos los dibujos aquí incluidos y al señor Arturo Chávez, quien mecanografió casi todo el manuscrito. Algunos de los dibujos fueron inspirados en diagramas contenidos en diversos informes anuales del Laboratorio Rutherford Appleton de Inglaterra, cuyos directores amablemente me proporcionaron.

COLOFÓN Este libro se terminó de imprimir y encuadernar en el mes de noviembre de 1991 en los talleres de Encuadernación Progreso, S. A. de C. V., Calz. de San Lorenzo, 202; 09830 México, D. F. Se tiraron 10 000 ejemplares. La Ciencia desde México es coordinada editorialmente por MARCO ANTONIO PULIDO Y MARÍA DEL CARMEN FARÍAS.

CONTRAPORTADA El interés que suscita el láser está en relación directa con la enorme importancia que su aplicación ha cobrado en diversidad de actividades de nuestra vida. El láser de Vicente Aboites nos informa con exactitud acerca de esta versátil herramienta originada a partir de una de las hipótesis más fascinantes de la ciencia. Al resolver un problema insoluble para la física tradicional —cómo se distribuye la energía de la radiación térmica en el espectro electromagnético—, Max Planck creó la mecánica cuántica, que contribuyó decisivamente a la formación de la física moderna. La hipótesis de Planck introdujo un nuevo ente físico, confirmado tanto por la evidencia experimental como por los trabajos de Einstein y Compton: el cuanto, corpúsculo cuya energía interviene en los problemas de los fenómenos de emisión y absorción de la radiación electromagnética o fotón como la unidad de energía liberada en ese paso de electrones. Así, la unidad de interacción átomo-fotón da paso a un proceso llamado de emisión estimulada propuesto por Albert Einstein en 1917 y que permitió la realización del láser, que es un aparato diseñado para generar ondas electromagnéticas en forma de haces muy concentrados de luz coherente o en concordancia, a diferencia de una fuente luminosa que irradia luz de varias longitudes de onda mezcladas. El láser tiene múltiples aplicaciones. Se utiliza en la industria militar y de armamentos; en tecnología de la comunicación, cirugía, procesos químicos e industriales; también interviene en la creación de hologramas. Esta obra de Vicente Aboites resume los conocimientos sobre este rayo, su origen, concepción y análisis de los diferentes dispositivos; incluye una cronología, una semblanza histórica y diversidad de cuadros que muestran los diversos tipos y usos de láser. Vicente Aboites estudió física en la UAM-I y filosofía en la UNAM. Obtuvo su doctorado en física en la Universidad de Essex, Inglaterra, para hacer a continuación estudios de especialización electrónica en la Universidad Pedro y Marie Curie de París. Es responsable del Laboratirio del Centro de Investigaciones de Óptica, profesor de la Universidad Iberoamericana en León, Gunajuato, y miembro del Sistema Nacional de Investigadores.