Қозған күйлердің негізгі күйлерден артық болуы

Кіріспе

Қозған күйдегі түрлердің негізгі күйдегі түрлерге қарағанда көп болу жағдайы. Физикада, әсіресе статистикалық механикада, популяциялық инверсия жүйеде (мысалы, атомдар немесе молекулалар тобы) жүйе құрауыштардың көбісі төменгі, қобалжымаған энергиялық күйлерге қарағанда жоғары, қозған күйде болатын жағдайда пайда болады. Бұл "инверсия" деп аталады, себебі көптеген таныс және кең таралған физикалық жүйелерде мұндай жағдай мүмкін емес. Бұл түсінік лазерлік ғылымда маңызды рөл атқарады, өйткені популяциялық инверсияны жасау – стандартты лазердің жұмыс істеуі үшін қажетті кезең болып табылады.

Абсорбция

Егер ν12 жиілігіндегі жарық (фотон) атомдар тобынан өтіп өтетін болса, онда жарық негізгі күйдегі электрондарға сіңірілуі мүмкін, бұл оларды жоғары энергиялық күйге көшіруге себеп болады. Сіңіру жылдамдығы жарықтың сәулелену тығыздығымен және қазіргі уақытта негізгі күйдегі N1 атомдар санымен пропорционал.

Өздігінен шығатын газдар

Егер атомдар қозған күйде болса, негізгі күйге өздігінен ыдырау оқиғалары қозған күйдегі атомдар санына (N2) пропорционал жылдамдықпен жүреді. Екі күй арасындағы энергия айырмашылығы ΔE21 жоғарыда келтірілген жиілік-энергия байланысы бойынша ν21 жиілігіндегі фотон түрінде атомнан шығарылады. Фотондар стохастикалық түрде шығарылады және қозған атомдар тобынан шығарылған фотондардың арасында белгілі бір фазалық байланыс болмайды; яғни, спонтанды шығарылым когерентсіз болады. Басқа процестердің болмауы жағдайында, t уақытында қозған күйдегі атомдардың саны былай беріледі:

мұнда N2(0) – t = 0 уақытындағы қозған атомдардың саны, ал τ21 – екі күй арасындағы өтудің орташа өмір сүру ұзақтығы.

Эмоционалды эмиссия

Егер атом қозған күйде болса, онда ол қозған күйден негізгі күйге өтудің ΔE энергиялық саңылауына сәйкес келетін ν21 жиілігі бар фотонның өтуімен қозуға ие болуы мүмкін. Бұл жағдайда қозған атом негізгі күйге түсіп, ν21 жиілігі бар екінші фотонды шығарады. Алғашқы фотон атомға сіңірілмейді, нәтижесінде бірдей жиіліктегі екі фотон пайда болады. Бұл процесс стимуляциялық эмиссия деп аталады. Атап айтқанда, қозған атом сыртқы өріспен тербелетін кішкентай электр диполі сияқты әрекет етеді. Бұл тербелістің салдарының бірі – электрондардың ең төменгі энергия деңгейіне дейін ыдырауына ықпал етуі. Бұл фотоннан түсетін электромагниттік өріс болған кезде, фотон "қоздырғыш" фотонмен бірдей фазада және бағытта шығарылады, бұл стимуляциялық эмиссия деп аталады. Стимуляциялық эмиссияның жылдамдығы қозған күйдегі N2 атомдарының санына және жарықтың сәулелену тығыздығына пропорционалды. Альберт Эйнштейн бір қозған атомда стимуляциялық эмиссияны тудыратын фотонның негізгі ықтималдығы, негізгі күйдегі атомның фотонды сіңіру ықтималдығымен дәл тең екенін көрсетті. Сондықтан, негізгі және қозған күйдегі атомдардың саны тең болғанда, стимуляциялық эмиссияның жылдамдығы берілген сәулелену тығыздығы үшін сіңіру жылдамдығына тең болады. Стимуляциялық эмиссияның маңызды ерекшелігі – туындаған фотонның жиілігі мен фазасы түсетін фотонмен бірдей. Яғни, екі фотон когерентті. Осы қасиет оптикалық күшейтуге және лазерлік жүйені құруға мүмкіндік береді. Лазер жұмыс істеу кезінде жоғарыда сипатталған жарық пен материяның барлық үш өзара әрекеттесуі жүзеге асады. Бастапқыда атомдар сору деп аталатын процесс арқылы негізгі күйден қозған күйге дейін энергия алады. Бұл атомдардың кейбіреуі спонтанды эмиссия арқылы ыдырайды, ν жиілігіндегі фотондар түрінде когерентсіз жарық шығарады. Бұл фотондар, әдетте оптикалық резонатор арқылы, лазерлік ортаға қайтарылады. Осы фотондардың кейбіреулерін негізгі күйдегі атомдар сіңіреді, бұл фотондар лазерлік процестен жоғалады. Алайда, кейбір фотондар қозған күйдегі атомдарда стимуляциялық эмиссияны тудырады, тағы бір когерентті фотонды босатады. Нәтижесінде оптикалық күшейту пайда болады. Егер уақыт бірлігіне күшейтілген фотондардың саны сіңірілген фотондардың санынан көп болса, онда фотондардың саны үздіксіз өседі; лазерлік ортаның бірліктен артық күшейтуге ие екені айтылады. Жоғарыда сипатталған сіңіру және стимуляциялық эмиссиядан осы екі процестің жылдамдықтары негізгі және қозған күйдегі атомдардың санына, сәйкесінше N1 және N2 пропорционалды екенін еске түсірейік. Егер негізгі күйдегі атомдардың саны қозған күйдегі атомдардың санынан көп болса (N1 > N2), сіңіру процесі басым болады және фотондардың әлсіреуі байқалады. Егер екі күйдің саны тең болса (N1 = N2), жарықты сіңіру жылдамдығы эмиссия жылдамдығымен теңеседі; орта оптикалық тұрғыдан мөлдір болады. Егер жоғары энергиялық күйдегі атомдардың саны төменгі энергиялық күйдегі атомдардың санынан көп болса (N1 < N2), эмиссия процесі басым болады және жүйедегі жарықтың қарқындылығы артады. Осылайша, лазерлік жұмыс істеу үшін екі күйдің санының қатынасы N2/N1 > 1 болуы керек, яғни лазерлік жұмыс істеу үшін популяция инверсиясы қажет.

If an atom is already in the excited state, it may be agitated by the passage of a photon that has a frequency ν21 corresponding to the energy gap ΔE of the excited state to ground state transition. In this case, the excited atom relaxes to the ground state, and it produces a second photon of frequency ν21. The original photon is not absorbed by the atom, and so the result is two photons of the same frequency. This process is known as stimulated emission. Specifically, an excited atom will act like a small electric dipole which will oscillate with the external field provided. One of the consequences of this oscillation is that it encourages electrons to decay to the lowest energy state. When this happens due to the presence of the electromagnetic field from a photon, a photon is released in the same phase and direction as the "stimulating" photon, and is called stimulated emission. The rate at which stimulated emission occurs is proportional to the number of atoms N2 in the excited state, and the radiation density of the light. The base probability of a photon causing stimulated emission in a single excited atom was shown by Albert Einstein to be exactly equal to the probability of a photon being absorbed by an atom in the ground state. Therefore, when the numbers of atoms in the ground and excited states are equal, the rate of stimulated emission is equal to the rate of absorption for a given radiation density. The critical detail of stimulated emission is that the induced photon has the same frequency and phase as the incident photon. In other words, the two photons are coherent. It is this property that allows optical amplification, and the production of a laser system. During the operation of a laser, all three light matter interactions described above are taking place. Initially, atoms are energized from the ground state to the excited state by a process called pumping, described below. Some of these atoms decay via spontaneous emission, releasing incoherent light as photons of frequency, ν. These photons are fed back into the laser medium, usually by an optical resonator. Some of these photons are absorbed by the atoms in the ground state, and the photons are lost to the laser process. However, some photons cause stimulated emission in excited state atoms, releasing another coherent photon. In effect, this results in optical amplification. If the number of photons being amplified per unit time is greater than the number of photons being absorbed, then the net result is a continuously increasing number of photons being produced; the laser medium is said to have a gain of greater than unity. Recall from the descriptions of absorption and stimulated emission above that the rates of these two processes are proportional to the number of atoms in the ground and excited states, N1 and N2, respectively. If the ground state has a higher population than the excited state (N1 > N2), then the absorption process dominates, and there is a net attenuation of photons. If the populations of the two states are the same (N1 = N2), the rate of absorption of light exactly balances the rate of emission; the medium is then said to be optically transparent. If the higher energy state has a greater population than the lower energy state (N1 < N2), then the emission process dominates, and light in the system undergoes a net increase in intensity. It is thus clear that to produce a faster rate of stimulated emissions than absorptions, it is required that the ratio of the populations of the two states is such that
N2/N1 > 1; In other words, a population inversion is required for laser operation.

Таңдау ережелері

Кванттық механика бойынша электромагниттік сәулеленуге қатысты көптеген ауысулар қатаң түрде тыйым салынған. Рұқсат етілген ауысулар, радиациялық ауысудың қалай жүзеге асуын сипаттайтын, таңдау қағидаларымен анықталады. Мысалы, ауысулар тек ΔS = 0 болған жағдайда ғана мүмкін, мұнда S – жүйенің жалпы спиндік бұрыштық импульсі. Шын материалдарда, кристалл торымен өзара әрекеттесу сияқты басқа да факторлар, ресми қағидаларды айналып өтуге мүмкіндік беретін балама механизмдер арқылы араласады. Мұндай жүйелерде тыйым салынған ауысулар орын алуы мүмкін, бірақ әдетте рұқсат етілген ауысулардан гөрі баяу болады. Классикалық мысал – фосфоресценция, онда материалдың негізгі күйі S = 0, қозу күйі S = 0, ал аралық күйі S = 1 болады. Жарық шығару арқылы аралық күйден негізгі күйге өту, таңдау қағидаларына байланысты, баяу жүреді. Сондықтан, сыртқы жарықтандыру тоқтатылғаннан кейін де сәуле шығару жалғасуы мүмкін. Керісінше, материалдардағы флуоресценция сыртқы жарықтандыру тоқтатылғанда бірден тоқтап қалады. Радиацияны сіңіру немесе шығару қатысты емес ауысулар таңдау қағидаларына бағынбайды. S = 0 және S = 1 күйлері арасындағы радиациясыз ауысу, S = 0 популяциясының бір бөлігін негізгі күйге өтуге дейін сіңіріп алу үшін жеткілікті жылдамдықпен жүруі мүмкін. Материалдарда аралық күйлердің болуы лазерлерді оптикалық сорғылау әдісі үшін өте маңызды (төменде қараңыз).

Халық санының инверсиясын жасау

Жоғарыда сипатталғандай, лазер жұмыс істеуі үшін популяциялық инверсия қажет, бірақ жылулық тепе-теңдікте болғанда екі энергия деңгейі бар атомдардың теориялық тобында оны қол жеткізу мүмкін емес. Шындығында, атомдарды негізгі күйден тікелей және үздіксіз қоздырудың кез келген әдісі (мысалы, оптикалық сіңіру) спонтанды және күшті эмиссия процестері арқылы де-қоздыру процестерімен тепе-теңдікке жетеді. Көбінесе, екі күйдегі тең популяцияға, N1 = N2 = N/2, қол жеткізуге болады, бұл оптикалық мөлдірлікке әкеледі, бірақ оптикалық күшейту болмайды.

Үш деңгейлі лазерлер

Тұрақты тепе-теңдіксіз жағдайларды қамтамасыз ету үшін қоздырылған күйді толтырудың жанама әдісі қолданылуы тиіс. Бұл қалай орындалатынын түсіну үшін үш деңгейлі лазер сияқты сәл шынайы модельді пайдаланамыз. N атомнан тұратын топты қарастырайық, бұл жолы әрбір атом үш энергия күйінің кез келгенінде болуы мүмкін: 1, 2 және 3, сәйкесінше E1, E2 және E3 энергияларымен және N1, N2 және N3 популяцияларымен. E1 < E2 < E3 деп есептейміз; яғни, 2-деңгейдің энергиясы негізгі күй мен 3-деңгейдің энергиясы арасында орналасқан. Бастапқыда атомдар жүйесі жылулық тепе-теңдікте болады, сондықтан атомдардың көпшілігі негізгі күйде болады, яғни N1 ≈ N, N2 ≈ N3 ≈ 0. Егер атомдарды ν жиілігіндегі жарыққа түсірсек, оптикалық сіңіру процесінде электрондар негізгі күйден 3-деңгейге өтеді. Бұл процесс сорғылау деп аталады және міндетті түрде жарық сіңіруді қамтамасыз етпейді; лазер ортасын қоздырудың басқа әдістері, мысалы электрлік разряд немесе химиялық реакциялар қолданылуы мүмкін. 3-деңгей кейде сорғы деңгейі немесе сорғы жолағы деп аталады, ал E1 → E3 энергиялық өтуі сорғы өтуі деп аталады, ол оң жақтағы диаграммада P деп белгіленген жебемен көрсетілген. Ортаны сорғылау кезінде атомдардың айтарлықтай бөлігі 3-деңгейге өтеді, яғни N3 > 0. Лазерлік жұмыс істеуге жарамды ортаны алу үшін осы қоздырылған атомдардың 2-деңгейге жылдам ыдырауы қажет. Бұл өтуде босатылған энергия фотон түрінде шығарылуы мүмкін (спонтанды сәулелену), бірақ практикалық тұрғыда 3→2 өтуі (диаграммада R деп белгіленген) көбінесе сәулеленбейді, энергия атомдарды қоршаған матрицаның дірілдемелі қозғалысына (жылу) беріледі, фотон пайда болмайды. (Аугер эффектісі) 2-деңгейдегі электрон спонтанды сәулелену арқылы негізгі күйге ыдырауы мүмкін, ν12 жиілігіндегі фотонды босатады (E2 – E1 = hν12), бұл L өтуі ретінде көрсетілген және диаграммада лазерлік өту деп аталады. Егер бұл өтудің өмір сүру мерзімі τ21, сәулеленбейтін 3 → 2 өтуінің өмір сүру мерзімінен τ32 әлдеқайда ұзақ болса (τ21 ≫ τ32, бұл жағдай қолайлы өмір сүру қатынасы деп аталады), E3 популяциясы негізінен нөлге тең болады (N3 ≈ 0) және 2-деңгейде қоздырылған атомдардың популяциясы жиналады (N2 > 0). Егер N атомдарының жартысынан астамы осы күйде жиналса, бұл негізгі күйдегі N1 популяциясын басып өтеді. Осылайша, 1 және 2 деңгейлер арасында популяция инверсиясы (N2 > N1) пайда болады және ν21 жиілігінде оптикалық күшейтуге қол жеткізіледі. Популяция инверсиясын алу үшін кемінде жартылай атомдар популяциясы негізгі күйден қоздырылуы керек болғандықтан, лазер ортасы өте күшті сорғылауды қажет етеді. Бұл үш деңгейлі лазерлерді тиімсіз етеді, олар лазердің алғашқы түрі болғанына қарамастан (Теодор Мейманның 1960 жылы рубин ортасына негізделген лазері). Үш деңгейлі жүйеде 3 және 2 деңгейлер арасында сәулелену өтуі және 2 мен 1 деңгейлер арасында сәулеленбейтін өту болуы мүмкін. Бұл жағдайда сорғылау талаптары азаяды. Іс жүзінде көптеген лазерлер төрт деңгейлі лазерлер болып табылады, олар төменде сипатталған.

To achieve lasting non equilibrium conditions, an indirect method of populating the excited state must be used. To understand how this is done, we may use a slightly more realistic model, that of a three level laser. Again consider a group of N atoms, this time with each atom able to exist in any of three energy states, levels 1, 2 and 3, with energies E1, E2, and E3, and populations N1, N2, and N3, respectively. We assume that E1 < E2 < E3; that is, the energy of level 2 lies between that of the ground state and level 3. Initially, the system of atoms is at thermal equilibrium, and the majority of the atoms will be in the ground state, i. e., N1 ≈ N, N2 ≈ N3 ≈ 0. If we now subject the atoms to light of a frequency , the process of optical absorption will excite electrons from the ground state to level 3. This process is called pumping, and does not necessarily always directly involve light absorption; other methods of exciting the laser medium, such as electrical discharge or chemical reactions, may be used. The level 3 is sometimes referred to as the pump level or pump band, and the energy transition E1 → E3 as the pump transition, which is shown as the arrow marked P in the diagram on the right. Upon pumping the medium, an appreciable number of atoms will transition to level 3, such that N3 > 0. To have a medium suitable for laser operation, it is necessary that these excited atoms quickly decay to level 2. The energy released in this transition may be emitted as a photon (spontaneous emission), however in practice the 3→2 transition (labeled R in the diagram) is usually radiationless, with the energy being transferred to vibrational motion (heat) of the host material surrounding the atoms, without the generation of a photon. (Auger effect)

An electron in level 2 may decay by spontaneous emission to the ground state, releasing a photon of frequency ν12 (given by E2 – E1 = hν12), which is shown as the transition L, called the laser transition in the diagram. If the lifetime of this transition, τ21 is much longer than the lifetime of the radiationless 3 → 2 transition τ32 (if τ21 ≫ τ32, known as a favourable lifetime ratio), the population of the E3 will be essentially zero (N3 ≈ 0) and a population of excited state atoms will accumulate in level 2 (N2 > 0). If over half the N atoms can be accumulated in this state, this will exceed the population of the ground state N1. A population inversion (N2 > N1 ) has thus been achieved between level 1 and 2, and optical amplification at the frequency ν21 can be obtained. Because at least half the population of atoms must be excited from the ground state to obtain a population inversion, the laser medium must be very strongly pumped. This makes three level lasers rather inefficient, despite being the first type of laser to be discovered (based on a ruby laser medium, by Theodore Maiman in 1960). A three level system could also have a radiative transition between level 3 and 2, and a non radiative transition between 2 and 1. In this case, the pumping requirements are weaker. In practice, most lasers are four level lasers, described below.

Төрт деңгейлі лазер

Мұнда төрт энергия деңгейі бар, энергиялары E1, E2, E3, E4 және сәйкесінше N1, N2, N3, N4 популяциялары. Әр деңгейдің энергиясы E1 < E2 < E3 < E4 шартында. Бұл жүйеде P сорғылау өтуі негізгі күйдегі (1-деңгей) атомдарды сорғылау аймағына (4-деңгей) көтереді. 4-деңгейден атомдар қайтадан Ra арқылы жылдам, сәуле шығармайтын өту арқылы 3-деңгейге дейін төмендейді. Лазерлік L өтуінің өмір сүру ұзақтығы Ra өтуінен (τ32 ≫ τ43) әлдеқайда ұзақ болғандықтан, 3-деңгейде (жоғарғы лазерлік деңгей) популяция жиналады, ол 2-деңгейге (төменгі лазерлік деңгейге) спонтанды немесе күштірек шығарылым арқылы толыққанды демалады. Бұл деңгейде де Rb арқылы жылдам, сәуле шығармайтын ыдырау негізгі күйге жүреді. Бұрынғыдай, жылдам, сәулесіз ыдырау өтуінің болуы сорғылау аймағының популяциясының тез азаюына (N4 ≈ 0) әкеледі. Төрт деңгейлі жүйеде төменгі лазерлік деңгейдегі кез келген атом E2 да жылдам детекстеуге ұшырайды, нәтижесінде бұл күйдегі популяция өте аз болады (N2 ≈ 0). Бұл маңызды, себебі 3-деңгейде жиналған қандай да бір маңызды популяция жоғарғы лазерлік деңгей болып табылады және 2-деңгейге қатысты популяция инверсиясын құрайды. Яғни, N3 > 0 болғанда N3 > N2 және популяция инверсиясына қол жеткізіледі. Осылайша, ν32 жиілігінде (E3 - E2 = hν32) оптикалық күшейту және лазерлік жұмыс істеу мүмкін болады. Халық инверсиясын құру үшін жоғарғы лазерлік деңгейге тек бірнеше ғана атомдарды қоздыру жеткілікті болғандықтан, төрт деңгейлі лазер үш деңгейліге қарағанда әлдеқайда тиімді, ал көптеген практикалық лазерлер осы типті болып табылады. Шындығында, лазерлік процеске төрттен астам энергия деңгейлері қатысуы мүмкін, бұл деңгейлер арасында күрделі қоздыру және демалыс процестері жүреді. Атап айтқанда, сорғылау аймағы бірнеше ерекше энергия деңгейлерінен немесе деңгейлердің үздіксіздігінен тұруы мүмкін, бұл ортаны кең толқын ұзындығы диапазонында оптикалық сорғылауға мүмкіндік береді. Ескеріңіз, үш және төрт деңгейлі лазерлерде сорғылау өтуінің энергиясы лазерлік өтуден жоғары болады. Бұл, егер лазер оптикалық түрде сорғыланса, сорғылау жарығының жиілігі алынған лазерлік жарықтан жоғары болуы керек екенін білдіреді. Басқаша айтқанда, сорғылау толқын ұзындығы лазерлік толқын ұзындығынан қысқа. Кейбір орталарда сорғылау деңгейіне жету үшін бірнеше төменгі энергиялық өтулер арасында көп фотонды сіңіруді пайдалануға болады; мұндай лазерлер жоғары өту лазерлері деп аталады. Көптеген лазерлерде лазерлік процесс атомдардың жоғарыда сипатталғандай әртүрлі электрондық энергия күйлері арасындағы өтуін қамтиды, бірақ бұл лазерлік әрекетті тудыра алатын жалғыз механизм емес. Мысалы, көптеген кең таралған лазерлер (мысалы, бояғыш лазерлер, көмірқышқыл газы лазерлер) бар, онда лазерлік орта толық молекулалардан тұрады және энергия күйлері молекулалардың тербеліс және айналу режимдеріне сәйкес келеді. Бұл табиғатта кездесетін су мазерлері үшін де дұрыс. Кейбір орталарда қосымша оптикалық немесе микротолқындық өрісті қолдану арқылы кванттық когеренттік эффекттерді пайдаланып, негізгі күйден қозған күйге өту ықтималдығын азайтуға болады. Инверсиясыз лазерлеу деп аталатын бұл техника екі күйдің арасында популяция инверсиясын тудырмастан оптикалық күшейтуге мүмкіндік береді.

Here, there are four energy levels, energies E1, E2, E3, E4, and populations N1, N2, N3, N4, respectively. The energies of each level are such that E1 < E2 < E3 < E4. In this system, the pumping transition P excites the atoms in the ground state (level 1) into the pump band (level 4). From level 4, the atoms again decay by a fast, non radiative transition Ra into the level 3. Since the lifetime of the laser transition L is long compared to that of Ra (τ32 ≫ τ43), a population accumulates in level 3 (the upper laser level), which may relax by spontaneous or stimulated emission into level 2 (the lower laser level). This level likewise has a fast, non radiative decay Rb into the ground state. As before, the presence of a fast, radiationless decay transition results in the population of the pump band being quickly depleted (N4 ≈ 0). In a four level system, any atom in the lower laser level E2 is also quickly de excited, leading to a negligible population in that state (N2 ≈ 0). This is important, since any appreciable population accumulating in level 3, the upper laser level, will form a population inversion with respect to level 2. That is, as long as N3 > 0, then N3 > N2, and a population inversion is achieved. Thus optical amplification, and laser operation, can take place at a frequency of ν32 (E3 E2 = hν32). Since only a few atoms must be excited into the upper laser level to form a population inversion, a four level laser is much more efficient than a three level one, and most practical lasers are of this type. In reality, many more than four energy levels may be involved in the laser process, with complex excitation and relaxation processes involved between these levels. In particular, the pump band may consist of several distinct energy levels, or a continuum of levels, which allow optical pumping of the medium over a wide range of wavelengths. Note that in both three and four level lasers, the energy of the pumping transition is greater than that of the laser transition. This means that, if the laser is optically pumped, the frequency of the pumping light must be greater than that of the resulting laser light. In other words, the pump wavelength is shorter than the laser wavelength. It is possible in some media to use multiple photon absorptions between multiple lower energy transitions to reach the pump level; such lasers are called up conversion lasers. While in many lasers the laser process involves the transition of atoms between different electronic energy states, as described in the model above, this is not the only mechanism that can result in laser action. For example, there are many common lasers (e. g., dye lasers, carbon dioxide lasers) where the laser medium consists of complete molecules, and energy states correspond to vibrational and rotational modes of oscillation of the molecules. This is the case with water masers, that occur in nature. In some media it is possible, by imposing an additional optical or microwave field, to use quantum coherence effects to reduce the likelihood of a ground state to excited state transition. This technique, known as lasing without inversion, allows optical amplification to take place without producing a population inversion between the two states.

Халықтың инверсиясын жасаудың басқа әдістері

Стимулданған сәуле шығару алғаш рет электромагниттік спектрдің микротолқындық аймағында байқалды, осыдан MASER – Стимулданған сәуле шығару арқылы Микротолқынды күшейту деген акроним пайда болды. Микротолқындық аймақта молекулалардың энергия күйлері бойынша Болцман таралуы бөлме температурасында барлық күйлерге шамамен тең үлестіріледі. Мұндай жағдайда популяциялық инверсия жасау үшін, қасиеттерінің айырмашылығына сүйене отырып, жүйеден кейбір атомдарды немесе молекулаларды таңдап алып тастау қажет. Мысалы, сутек мазерінде атомдық сутектің 21 см толқындық өтуі, онда жалғыз электрон өз спинін ядролық спинге параллельден антипараллельге ауыстырады, популяциялық инверсия жасау үшін пайдаланылуы мүмкін, себебі параллель күйде магниттік момент болады, ал антипараллель күйде болмайды. Күшті біртекті емес магниттік өріс жоғары энергиялы күйдегі атомдарды аралас күйдегі атомдар ағынынан бөліп шығарады. Бөлінген популяция стимулданған сәуле шығаруға қабілетті популяциялық инверсияны көрсетеді.