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不同激光光源的单色性对比?

2019-09-28 14:38 来源:未知

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  上述光学谐振腔的稳定结构以及它在受激辐射过程中所起的作用,仅仅是从几何光学的角度来谈的即凡满足(9-25)式条件的谐振腔,可以使腔内的光线在轴线方向不断得到放大和振荡,如果从物理光学的角度来观察光波在腔内多次来回的反射所形成的,的各级反射波,可以看到这些反射波必然会产生干涉,而干涉的结果,会提高最后发射的激光的单色性。

  我们知道,原子发光是间隙的,这一次发光和下一次发光之间没有任何联系,由傅里叶变换可知,原子发光的寿命(即持续发光时间) 和所发光的频率宽度 是成反比的,发光时间愈长,则频率宽度愈窄,频率宽度愈窄,光波的单色性就愈好

  高原子发光时间为 ,发光的频率宽度为 , 为该频宽的中心频率,根据第一章附录1-1振动叠加的三种计算方法,光振动可以写成

  对于函数 来说,第一个零点位于 处,在 或 时, 的值很小,可以略去(图9-19),故频谱可认为限于 内,即频宽 满足下列关系

  从(9-26)式可以看到,只有发光时间 的光波,它的 ,才是真正单色而无频宽的光,既然发光时间 是不可能的,因此 的光也是不存在的,任何光源,它的发光时间 总有一定大小,它的频率也就有一定大小的频宽 ,根据关系式 ,也就有一定大小的谱线宽度 ,这样形成的谱线宽度叫做自然线度。

  谱线宽度(或频率宽度)的成因是很多的,除了上面说的发光原子有一定大小的发光时间所引起的自然线宽外,另外一个主要原因是分子、原子热运动所引起的多普勒效应,进站火车鸣叫声的频率比火车鸣叫声的频率高,这种日常生活中的声学多普勒效应是为大家熟知的,如果发光原子面向光接收器运动,则接收到的波长变短,反之,如发光原子离开光接收器运动,则接收到的波长加长。

  在图9-20中,光源以速度 接近光接收器运动,设静止光源所发的光波在一周期时间 内,向前传播一个 的距离,当光源以速度 接近接收器时,在 时间内,光源在光波传播方向上走了一段距离 ,光波向前传播的实际距离仅为 — ,这就是说,光接收器接收到的光波波长变为 ,而

  在气体放电中,发光原子总在做无规则热运动,原子运动速度的大小,可以在由零到某个一定数值之间变化,运动方向相对光接收器来说也是有正有负,于是就会在发光中心频率 值附近,引起一个变化值,也就是说引起了谱线在一定范围内的增宽,这个宽度叫做多普勒宽度。

  由此可见,当原子由高能态 向低能态 跃迁时,发出的光辐射 乍看起来似乎是单一频率的,其实由于上述原因,光谱线总有一定的宽度 ,而 是指中心频率,以氖的 红线来说,实际的中心频率是 ,其频率宽度 为 ,用图来表示它是以 为中心具有频率展宽的连续分布,

  图9-21即为氖 红线线宽的示意图,在 范围内的频率都是氖所发射的光谱线的频率,因此,一般光源所发的光,绝不是单色的,而是有无数个连续分布着的频率,谱线宽度 定义为光谱线最大强度的一半所对应的两个频率之差 。

  假设有一个单一频率的平面波沿谐振腔的轴线来回反射,经过镜面多次反射后的光波之间,就会产生多光束干涉,干涉的结果,其合成振幅是加强,还是减弱,这就要看干涉条件来决定,设谐振腔长度为 ,光波波长为 ,若每束光在腔内沿轴线来回反射一次的位相差 为整数),则根据多光束干涉条件(1-28)式,可知强度为极大值,此时,光在腔内来回一次的路程 应是波长 的整数倍,即

  可以看出,当腔长与光波频率满足(9-29)式时,多光束干涉的结果得到极大值,我们称这种情况为共振。符合共振条件的光波频率得到极大值,我们称这种情况为共振,符合共振条件的光波频率称为共振频率。在谐振腔内,只有符合共振条件的那些光波才能存在,其它波长的光波,因不符合共振条件而干涉相消,不能在谐振腔内存在,当然,对同一谐振腔来说,可同时存在的共振频率不止一个,

  图9-22表示两种频率的光波在谐振腔内同时产生共振的情况,一种波长较短,它的半波长的八倍等于腔长,另一种波长较长,它的半波长的四倍 等于腔长。

  一般来说,谐振腔的腔长要长光波大许多倍,于是满足共振条件(9-28)式或(9-29)式的光波频率有许多个,我们可以根据谐振的频率公式,计算出相邻两个共振频率的差值 ,根据

  从(9-30)式或(9-31)式可以看到,谐振腔越长,相邻两个共振频率的间隔 就越小,腔内能够满足共振条件的频率数目就越多,从谐振腔发射出去的光波中所包含的频率数目也就越多。

  如上所述,气体放电管发射的光波,由于多种原因而存在一个谱线宽度,就是说,发射的光波不是单色的,而是有一定的频率范围,右这频率范围内的所有频率,都可以在放电管所发射的光波中找到,但是,如果的把放电管放在光学谐振腔内,由于谐振腔的干涉作用,在发射出来的光波中,频率数目就不是原来那样多了,只有那些满足谐振腔共振条件而又落在工作物质的谱线宽度内的频率才能形成激光输出,,不满足共振条件的频率,都在谐振腔内干涉相消了,例如,氖放电管所发射的光波有如图9-21的形状,它的中心频率为 ,频率宽度 ,而谐振腔相邻两共振频率之差 为 ,则对氦氖激光器来说,从谐振腔发射出来的光波频率数目,可由 和 ,这两个数值的比值来决定:

  所以,氦氖放电管通过谐振腔后射出的光波,只存在10个不同的频率,这里,可以初步看到光学谐振腔对激光单色性所起的作用。

  在图9-23中,纵坐标表示光强,横坐标表示频率,曲线代表放电管所发光波的频率轮廓,这也就是图9-21所示的曲线,直线的横坐标代表谐振腔的共振频率,也就是从谐振腔中射出的光波频率,这些共振频率也有一个频率宽度,因为谐振腔内产生多光束干涉时,在干涉相长时光强为极大,相消时光强为极小,从光强极大到极小,总有一个逐渐变化过程就是图9-23中曲线所表示的,叫做共振轮廓。

  可见,一般所体放电管发出来的光波,它的频率宽度比较大,经过谐振腔选择后,发射出来的光波的频率宽度就比较窄了,何况谐振腔内总存在工作物质,它对出射光波的频率宽度也起着限制的作用,所以,激光的单色性比较好,激光的单色性定义为 或 ,其中 、 为激光谱线的中疏频率和中心波长, 和 为相应的频率宽度和谱线宽度。

  在激光器的输出光束中,如果只存在一个共振频率,则称为一个纵向模式,或称为纵向单模,在激光技术中,如同时存在几个共振频率,则称为纵向多模,如果我们希望从激光器出来的激光,只有一个频率,则可以缩短谐振腔的长度,使得共振频率的间隔变宽,以致在原来的谱线宽度范围内,只可能存在一个共振频率,如仍以氦氖激光器为例,当腔长 时,共振频率间隔为

  而谱线宽度仍为 ,所以腔内能够满足共振条件的频率数目只有一个,也就是说,只有一个单一的频率输出,当然,这里所说的单一的频率,并不意味着在频率坐标轴上只有一条几何线,这里仍旧有一定的频率分布,只是这一个频率分布十分狭窄,目前激光的频率宽度,可由1到 。

  缩短腔长,显然会降低激光输出的功率,并会使激光输出频率不稳定,因此,要得到稳定的单模输出,可以采用其它方法,选取单模,采用法布里-珀罗标准具就是一种常用的选取单模的方法。

  图9-24表示在激光器的腔内插入一块法布里-珀罗标准具,虽然它的两面镀有高反射膜,但由于多光束干涉的结果,它对满足下述频率条件的光有极高的透射率(接近100%),这个条件是

  式中 是真空中的光速, 是标准具材料的折射率, 是标准具厚度, 是平板中的折射角 是正整数,如取hd( 为谐振腔腔长),且适当调整 角,则有

  图9-25所示结果,图9-25( )表示激光器不选模时有五个纵模;( )表示法布里-珀罗标准具的透射曲线,在 处有高透射率,而 与 及 与 的间距远大于激光器的纵模的间隔,所以激光腔的五个纵模只有一个纵模能通过法布里-珀罗标准具,因而可以形成振荡而输出激光,标准具对 的透过率很低,相当于损耗很大,不能形成振荡,也就没有这些频率的输出,因此,最后从激光器输出的频率只有一种纵模[图9-25( )]。

  这种方法需要在腔内插入元件,从而增加了腔内的损耗,所以对增益小的激光器不宜采用。

  展开全部如果光波电矢量随时间作有规则地改变,即电矢量末端轨迹在垂直轨迹在传播过程中为一直线,故又称线偏振光。如果光波电矢量随时间作有规则地改变,即电矢量末端轨迹在垂直于传播方向的平面上呈圆形或椭圆形,则称为圆偏振光或椭圆偏振光。

  变化规律:如果我们把偏振片P1的方位固定,而把偏振片P2缓慢地转动,就可发现透射光的强度随着P2转动而出现周期性的变化,而且每转过90°就会重复出现发光强度从最大逐渐减弱到最暗;继续转动P2则光强又从接近于零逐渐增强到最大。由此可知,通过P1的透射光与原来的入射光性质是有所不同的,这说明经P1的透射光的振动对传播方向不具有对称性。自然光经过偏振片后,改变成为具有一定振动方向的光。这是由于偏振片中存在着某种特征性的方向,叫做偏振化方向,偏振片只允许平行于偏振化方向的振动通过,同时吸收垂直于该方向振动的光。通过偏振片的透射光,它的振动限制在某一振动方向上,我们把第一个偏振片P1叫做“起偏器”,它的作用是把自然光变成偏振光,但是人的眼睛不能辨别偏振光。必须依靠第二片偏振片P2去检查。旋转P2,当它的偏振化方向与偏振光的偏振面平行时,偏振光可顺利通过,这时在P2的后面有较亮的光。当P2的偏振方向与偏振光的偏振面垂直时,偏振光不能通过,在P2后面也变暗。

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