激光原理与技术课件.ppt

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1、激光原理与技术,第一部分 激光原理部分,第一章 激光的基本原理,第三章 空心介质波导与谐振腔,第二章 开放式光腔与高斯光束,第四章 电磁场和物质的共振相互作用,第五章 激光振荡特性,第六章 激光放大特性,第七章 激光振荡的半经典理论,第二部分 激光技术部分,第八章 激光特性的控制与改善,第九章 激光器件,第一章 激光的基本原理,1.1 相干性的光子描述,1.2 光的受激辐射基本概念,1.3 光的受激辐射放大,1.4 光的自激振荡,1.5 激光的特性,第二章 开放式光腔与高斯光束,2.1 光腔理论的一般问题,2.2 共轴球面的稳定性条件,2.3 开腔模式的物理概念和衍射理论分析方法,2.4 平行

2、平面腔模的迭代解法,2.5 方形镜共焦的自再现模,2.6 方形镜共焦腔的行波场,2.7 圆形镜共焦腔,2.8 一般稳定球面腔模式特征,2.9 高斯光束的基本性质及特征参数,2.10 高斯光束q参数的变换规律,2.12 高斯光束的自再现变换与稳定球面腔,2.14 非稳腔的几何自再现波型,2.15非稳腔的几何放大率和自再现波型的能量损耗,2.11 高斯光束的聚焦和准直,2.13 光束衍射倍率因子,第三章 空心介质波导光谐振腔,3.1 空心波导光谐振腔的构成和特征,3.2 空心圆柱波导管中的本征模,3.3 圆波导本征模的传输常数和损耗特性,3.4 空心矩形介质波导管中的本征模,3.5 空心介质波导光

3、谐振腔的反馈耦合损耗,第四章 电磁场和物质的共振相互作用,4.1 电介质的极化,4.2 光和物质相互作用的经典理论简介,4.3 谱线加宽和线型函数,4.4 典型激光器的速率方程,4.5 均匀加宽工作物质的增益系数,4.6 非均匀加宽工作物质的增益系数,4.7 综合均匀加宽工作物质的增益系数,第五章 激光振荡特性,5.1 激光器的振荡阈值,5.2 激光器的振荡模式,5.3 输出功率和能量,5.4 弛豫振荡,5.5 单模激光器的线宽极限,第六章 激光器的放大特性,6.1 激光放大器的分类,6.2 均匀激励连续激光放大器的增益特性,6.3 纵向光均匀激励连续激光放大器 的增益特性,6.4 脉冲激光放

4、大器的增益特性,5.6 激光器的频率牵引,6.5 放大的自发辐射（ASE）,6.6 光放大的噪声,第七章 激光振荡的半经典理论,7.1 激光振荡的自洽方程组,7.2 原子系统的电偶级距,7.3 密度距阵,第八章 激光器特性的控制和改善,8.1 模式选择,8.2 频率稳定,8.3 Q调制,8.4 注入锁定,8.5 锁模,第九章 激光器件,9.1 固体激光器,9.2 气体激光器,9.3 半导体激光器,9.4 染料激光器,第一章 激光的基本原理本章概激光器基本原理。讨论的重点是光的相干性和光波模式的联系、光的受激辐射以及光放大和振荡的基本概念。1.1 相干性的光子描述 一、光子的基本性质 光的量子学

5、说(光于说)认为，光是一种以光速c运动的光子流。光子（电磁场量子）和其它基本粒子一样，具有能量、动量和质量等。它的粒子属性(能量，动量，质量等)和波动属性(频率、彼矢、偏振等)密切联系，并可归纳如下：（1）光子的能量与光波频率对应=hv（1.1.1）式中 h6.62610-34Js，称为普朗克常数。（2）光子具有运动质量m，并可表示为,光子的静止质量为零。,（1.1.2）,（3）光子的动量P与单色平面光波的波矢k对应,（1.1.3）,n。为光子运动方向(平面光波传播方向)上的单位矢量。4光于具有两种可能的独立偏振状态，对应于光波场的两个独立偏振方向。5光于具有自旋，并且自旋量子数为整数。因此大

6、量光于的集合，服从玻色爱因斯坦统计规律。处于同一状态的光子数目是没有限制的，这是光子与其它服从费米统计分布的 粒子(电子、质子、中子等)的重要区别。上述基本关系式(1.1.1)相(1.1.3)后来为康普顿(Arthur Compton)散射实验所证实(1923年)，并在现代量子电动力学中得到理论解释。量子电动力学从理论上把光的电磁(波动)理论和光子(微粒)理论在电磁场的量子化描述的基础上统一起来，从而在理论上阐明了光的波粒二象性。在这种描述中，任意电磁场可看作是一系列单色平面电磁波(它们以波矢k为标志)的线性叠加，,式中,或一系列电磁被的本征模式(或本征状态)的叠加。但每个本征模式所具有的能量

7、是量子化的，即可表为基元能量hv的整数倍。本征模式的动量也可表为基元动量hk1的整数倍。这种具有基元能量hv1和基元动量hk1的物质单元就称为属于第L个本征模式(或状态)的光子。具有相同能量和动量的光子彼此间不可区分，因而处于同一模式(或状态)。每个模式内的光子数目是没有限制的。,二、光波模式和光子状态相格 从上面的叙述已经可以看出，按照量子电动力学概念，光波的模式和光子的状态是等效的概念。下面将对这一点进行深入一步的讨论。由于光的波粒二象性，我们可以用波动和粒子两种观点来描述它。在激光理论中，光波模式是一个重要概念。按照经典电磁理论，光电磁波的运动规律由麦克斯韦(C.Maxwell)方程决定

8、。单色平面波是麦克斯韦方程的一种特解，它表示为式中E0为光波电场的振幅矢量，为单色平面波的频率，r为空间位置坐标矢量，k为波矢。而麦克斯韦方程的通解可表为一系列单色平面波的线性叠加。在自由空间，具有任意波矢k的单色平面波都可以存在。但在一个有边界条件限制的空间V(例如谐振腔)内，只能存在一系列独立的具有特定波矢k的平面单色驻波。这种能够存在于腔内的驻波(以某一波矢k为标志)称为电磁被的模式或光波模。一种模式是电磁波运动的一种类型，不同模式以不同的k区分。同时，考虑到电磁波的两种独立的偏振，同一波矢k对应着两个具有不同偏振方向的模。,（1.1.4）,下面求解空腔v内的模式数目。设空腔为V=xyz

9、的立方体，则沿三个坐标轴方向传播的波分别应满足的驻波条件为 x=m/2,y=n/2,z=q/2式中mq为正整数。而波矢k的三个分量应满足条件 k x=m/x,ky=n/y,kz=q/z(1.1.5)每一组正整数m,n,q对应腔内一种模式(包含两个偏振)。如果在以kx ky kz为轴的直角坐标系中，即在波矢空间中表示光波模,侧每个模对应波矢空间的一点(如图1.1.1所示)。每一模式在三个坐标铀方向与相邻模的间隔为 kx=/x，ky=/y，kz=/y(1.1.6)因此，每个模式在波矢空间占有一个体积元 kxkykz=3/（xyz）=3/V(1.1.7),在k空间内，波矢绝对值处于|k|k|+d|k

10、|区间的体积为(18)4|k|2 d|k|，故在此体积内的模式数为(18)4|k|2 d|k|V/3。又因|k|2/=2v/c;d|k|=2dv/c,代入上式则得频率在vv+dv区间内的模式数。再考虑到对应同一k有两种不同的偏振，上述模式效应乘2，于是，在体积为V的空腔内，处在频率v附近频带dv内的模式数为 P=(8v2/c3)Vdv(1.1.8)现在再从粒子的观点 阐明光子状态的概念，并且证明，光子态和光波横是等效的概念。,在经典力学中，质点运动状态完全由其坐标(x，y，z)和动量(Px Py Pz)确定。我们可以用广义笛卡儿(Cartesian)坐标x、y、z、Px Py Pz所 支撑的六

11、维空间来描述质点的运动状态。这种六维空间称为相空间，相空间内的一点表示质点的一个运动状态。当宏观质点沿某一方向(例如：x轴)运动时，它的状态变化对应于二维相空间(x，Px)的一条连续曲线，如图1.1.2所示。但是，光子的运动状态和经典宏观质点有着本质的区别，它受量子力学测不准关系的制约。测不准关系表明：微观粒子的坐标和动量不能同时准确测定，位置测得越准确，动量就越测不准。对于一维运动情况则不准关系表示为 xPxh(1.1.9)上式意味着处于二维相空间面积元xPxh之内的粒子运动状态在物理上是不可区分的，因而它们应属于同一种状态。,在三维运动情况下，测不准关系为 xyzPxPyPzh3故在六维相

12、空间中，一个光子态对应(或占有)的相空间体积元为 xyzPxPyPzh3(1.1.10)上述相空间体积元称为相格。相格是相空间中用任何实验所能分辨的最小尺度。光子的某一运动状态只能定域在一个相格中，但不能确定它在相格内部的对应位置。于是我们看到，微观粒子和宏观质点不同，它的运动状态在相空间中不是对应一点而是对应一个相格。这表明微观粒子运动的不连续性。仅当所考虑的运动物体的能量和动量远远大于由普朗克常数h所标志的l量hv9和hk，以致量子化效应可以忽略不计时，量子力学运动才过渡到经典力学运动。从式(1.1.10)还可得出，一个相格所占有的坐标空间体积（或称相格空间体积)为xyzh3/（PxPyP

13、z）（1.1.11）现在证明，光波模等效于光子态。为此将光波模的波矢空间体积元表示式(1.1.7)改写为在相空间中的形式。考虑到一个光波模是由两列沿相反方向传播的行波组成的驻波因此一个光波模在相空间的Px，Py和Pz轴方向所占的线度为 Px=2hkx,Py=2hky,Pz=2hkz(1.1.12)于是，式(1.1.7)在相空间中可改写为 PxPyPzxyz=h3(1.I.13)可见，一个光波模在相空间也占有一个相格.因此，一个光波模等效于一个光子态。一个光波模或一个光子态在坐标空间都占有由式(1.1.11)表示的空间体积。,三、光子的相干性 为了把光子态和光子的相干性两个概念联系起来，下面对光

14、源的相干性进行讨论。在一般情况下，光的相干性理解为：在不同的空间点上、在不同的时刻的光波场的某些特性(例如光波场的相位)的相关性。在相干性的经典理论中引入光场的相干函数作为相干性的度量。但是，作为相干性的一种粗略描述，常常使用相干体积的概念。如果在空间体积V c内各点的光波场都具有明显的相干性，则V c称为相干体积。V c又可表示为垂直于光传播方向的截面上的相干面积A c和沿传播方向的相干长度L c的乘积 V c=A c L c(1.1.14)式(1.1.14)也可表示为另一形式；Vc=Acc c(1.1.15)式中c为光速，cL cc是光沿传播方向通过相干长度L c所需的时间，称为相干时间。

15、普通光源发光，是大量独立振子(例如发光原子)的自发辐射。每个振子发出的光波是由持续一段时间t或在空间占有长度ct的波列所组成如图l.1.3图所示。,不同振子发出的光波的相位是随机变化的。对于原子谱线来说，t即为原子的激发态寿命(t10-8s秒)。对波列进行颇谱分析，就得到它的频带宽度 v1/t v是光源单色性的量度。物理光学中已经阐明，光波的相干长度就是光波的波列长度 L cctc/v(1.1.16)于是，相干时间c与光源频带宽度v的关系为 ct=1/v(1.1.17)上式说明，光源单色性越好，则相干时间越长。,物理光学中曾经证明：在图图1.1.4中，由线度为x的光源A照明的S1和S2两点的光

16、波场具有明显空间相干性的条件为(x L x/R)(1.1.18)式中为光源波长。距离光源R处的相干面积Ac可表示为 L x 2(R/x)2(1.1.19)如果用表示两缝间距对光源的张角，则(1.1.18)式可写为(x)2(/)2(1.1.20)上式的物理意义是：如果要求传播方向(或波矢k)限于张角之内的光波是相干的，则光源的面积必须小于(/)2。因此，(/)2就是光源的相干面积，或者说，只有从面积小于(/)2的光源面上发出的光波才能保证张角在之内的双缝具有相干性(见图1.1.4),根据相干体积定义，可得光源的相干体积为,(1.1.21),此式可同样理解为：如要求传播方向限于之内并具有频带宽度v

17、的光波相干，则光源应局限在空间体积Vc s之内。,现在再从光子观点分析图1.1.4。由面积为(x)2的光源发出动量P限于立体角内的光子，因此光子具有动量测不准量，在很小的情况下其各分量为（1.1.22）以为很小，故有 Pz|P|Pz|P|=(h/c)v（1.1.23）如果具有上述动量测不准量的光子处于同一相格之内，即处于一个光子态，则光子占有的相格空间体积(即光子的坐标测不准量)可根据(1.1.11)、(1.1.22)、（1.1.23）以及（1.1.21）式求得（1.124）上式表明，相格的空间体积和相干体积相等。如果光子属于同一光子态，则他们因该包含在相干体积之内。也就是说属于同一光子态的光

18、子是相干的,综上所述可得下述关于相干性的重要结论：1相格空间体积以及一个光波模或光子态占有的空间体积都等于相干体积。2属于同一状态助光子或同一模式的光波是相干的。不同状态的光子或不同模式的光波是不相干的。,四光子简并度 具有相干性的光波场的强度(相干光强)在相干光的技术应用中，也是一个重要的参量。一个好的相干光源应具有尽可能高的相干光强、足够大的相干面积和足够长的相干时间对普通光源来说增大相干面积、相干时间和增大相干光强是矛盾的。由(1.1.17)和(1.1.19)式可讯知，为了增大相干面积和相干时间，可以采用光学滤波来减小v，缩小光源线度或加光阑以减小x以及远离光源等办法。但这一切都将导致相

19、干光强的减少。这正是普通光源给相干光学技术的发展带来的限制。例如光全息技术，它的原理早在1948年就被提出，但在激光出现之前一直没有实际应用，其原因就在于此。而激光器却是一种把光强和相干性两者统一起来的强相干光源。我们在后面将对此加以说明。相干光强是描述光的相干性的参量之一。从相干性的光子描述出发，相干光强决定于具有相干性的光子的数目或同态光子的数目。这种处于同一光子态的光子数称为光子简并度n。显然，光子简并度具有以下几种相同的含义，同态光子数、同一模式内的光子数、处于相干体积内的光子数、处于同一相格内的光子数。,12 光的受激辐射基本概念 光与物质的共振相互作用，特别是这种相互作用中的受激辐

20、射过程是激光器的物理基础。我们将在第四章和第八章中较详细地讨论这种相互作用的理论处理方法。本节先给出基本物理概念。受激辐射概念是爱因斯坦 首先提出的(1917年)。在普朗克(Max P lanck)于1900年用辐射量子化假设成功地解释了黑体辐射分布规律，以及波尔(Niele Bohr)在1913年提出原子中电子运动状态量子化假设的基础上，爱因斯坦从光量子概念出发，重新推导了黑体辐射的普朗克公式，并在推导中提出了两个极为重要的概念：受激辐射和自发辐射。四十年后，受激辐射概念在激光技术中得到了应用。一：黑体辐射的普朗克公式 我们知道，处于某一温度T的物体能够发出和吸收电磁辐射。如果某一物体能够完

21、全吸收任伺波长的电磁辐射，则称此物体为绝对黑体简称黑体。如因1.2.1所示的空腔辐射体就是一个比较理想的绝对黑体，因为从外界射入小孔的任何波长的电磁辐射都将在腔内来回反射而不再逸出 腔外。物体除吸收电磁辐射外，还会发出电磁辐射，这种电磁辐射称为热辐射或温度辐射。1.1节中提到的普通光源就可以是一种热辐射光源,如果图图I.2.所示的黑体处予某一温度T的热平衡情况下，则它所吸收的辐射能量应等于发出的辐射能量，即黑体与辐射场之间应处于能量(热)平衡状态。显然，这种平衡必然导致空腔内存在完全确定的辐射场。这种辐射场称为黑体辐射或平衡辐射。黑体辐射是黑体温度T和辐射场频率v的函数。并用单色能量密度 v描

22、述。v定义为：单位体积内，频率处于v附近的单位频率间隔中的电磁辐射能量，其纲量为J*m-3*s.为了从理论上解释实验所得的黑体辐射v随(T,v)的分布规律，人们从经典物理学出发所作的一切努力都归于失败,后来，普朗克提出了与经典概念完全不相容的辐射能量量子化假设，并在此基础上成功地得到了与实验相符的黑体辐射普朗克公式。这一公式可表述为：在温度T的热平衡情况下，黑体辐射分配到腔内每个模式上的平均能量为（1.2.1）为了求得腔内模式数目，可利用(1.1.8)。显然，腔内单位体积中频率处于v附近单位频率间隔内光波模式数n v为：于是，黑体辐射普朗克公式为(1.2.2)式中K为玻尔兹曼常数，其数值为 K

23、1.3806210-23JoC,二 受激辐射和自发辐射概念(1.2.2)式表示的黑体辐射，实质上是辐射场v和构成黑体的物质原子相互作用 的结果。为简化问题，我们只考虑原子的两个能级E2和E 1并有 E2E 1=hv(1.2.3)单位体积内处于两能级的原子数分别用n2和n1，表示，如图(1.2.2)所示。爱因斯坦从辐射与原于相互作用的量子论观点出发提出，相互作用应包含原子的自发辐射跃迁、受激辐射跃迁和受激吸收跃迁三种过程。,自发辐射图图1.2.3(a)。处于高能级E2的一个原子自发地向E1跃迁，并发射一个能量为hv的光子。这种过程称为自发跃迁。由原于自发跃迁发出的光子称为自发辐射。自发跃迁过程用

24、自发跃迁几率A21描述。A21定义为单位时间内n2个高能态原子中发生自发跃迁的原子数与n2的比值：（1.2.4）,式中(d n21)sp表示由于自发跃迁引起的由E2向E1跃迁的原子数。应该指出，自发跃迁是一种只与原于本身性质有关而与辐射场Pv无关的自发过程。,因此A21只决定于原子本身的性质。由(1.2.4)式容易证明，A21就是原子在能级E21的平均寿命s的倒数，因为在单位时间内能级E2所减少的粒子数为 将(1.2.4)式代入则得 由此式可得 式中 A21=1/s(1.2.5)A21也称为自发跃迁爱因斯坦系数。,2受激吸收图1.2.3(b)。如果黑体物质原子和辐射场相互作用只包含上述自发跃辽

25、过程，是不能维持由(1.2.2)式所表示的腔内辐射场的稳定值的。因此爱因斯坦认为必然还存在一种原子在辐射场作用下的受激跃迁过程，从而第一次从理论上预测了受激辐射的存在。,处于低能态E1的一个原于在频率为v的辐射场作用(激励)下，吸收一个能量为hv的光子，并向E2能态跃迁，这种过程称为受激吸收跃迁，并用受激跃迁几率W12描述：（1.2.6）式中，(d n12)st表示由于受激跃迁引起的由E1向E2跃迁的原子数。,应该强调，受激跃迁和自发跃迁是本质不同的物理过程，反映在跃迁几率上就是A21只与原子本身性质有关；而W12不仅与原子性质有关还与辐射场的v成正比。我们可将这种关系唯象地表示为 W12=B

26、12v(1.2.7)式中，比例系数B12称为受激吸收跃迁爱因斯坦系数，它只与原子性质有关。,3.受激辐射图I.2.3(c)。,受激吸收跃迁的反过程就是受激辐射跃。处于能级E2d原子在频率为v的辐射场作用下，跃迁至低能级E1 并辐射一个能量为hv的光子。受激辐射跃迁发出的光波称为受激辐射。,受激辐射跃迁几率为（1.2.8）（1.2.9）式中B21为受激辐射跃迁爱因斯坦系数。由原子受激辐射跃迁发出的光于称为受激辐射。,三 A12 B21 B12的相互关系 现在根据上述相互作用物理模型分析空腔黑体的热平衡过程，从而导出爱因斯坦三系数之间的关系。如前所述，正是由于腔内黑体辐射场v与物质原子相互作用的结

27、果应该维持黑体处于温度为T的热平衡状态。这种热平衡状态的标志是：（1）腔内存在着由式(1.2.2)式表示的热平衡黑体辐射。（2）腔内物质原子数按能级分布应服从热平衡状态下的 波尔兹曼(Ludwing Boltzman)分布,（1.2.10）,式中，f2和f1分别为能级E1和E2的统计权重。,（3）在热平衡状态下，n2(或nl)应保持不变，于是有（1.2.11）,四 受激辐射的相干性 最后我们要强调指出受激辐射与自发辐射的极为重要的区别相干性。如前所述，自发辐射是原子在不受外界辐射场控制情况下的自发过程。因此，大量原子的自发辐射场的相位是无规则分布的，因而是不相干的。此外，自发辐射场的传播方向和

28、偏振方向也是无规则分布的，或者如式(1.2.1)和(1.2.2)所表述的那样，自发辐射平均地分配到腔内所有模式上。受激辐射是在外界辐射场的控制下的发光过程，因而容易设想各原子的受激辐射的相位不再是无规则分布，而应具有和外界辐射场相同的相位。在量子电动力学的基础上可以证明：受激辐射光子与入射(激励)光子属于同一光子态；或者说，受激辐射场与入射辐射场具有相同的频率、相位、波矢(传播方向)和偏振，因而，受激辐射场与入射辐射场属于同一模式,图图I.2.4示意地表示这一特点。,特别是，大量原子在同一辐射场激发下产生的受激辐射处于同一光波模或同一光子态，因而是相干的。受激辐射的这一重要特性就是现代量子电子

29、学(包括激光与微波激励)的出发点。以后将说明，激光就是一种受激辐射相干光。受激辐射的这一特性在上述爱因斯坦理论中是得不到证明的，因为那里使用的是唯象方法没有涉及原子发光的具体物理过程。严格的证明只有依靠量子电动力学。但是，原子发光的经典电子论模型可以帮助我们得到一个定性的粗略理解。按经典电子论模型，原子的自发跃迁是原子中电子的自发阻尼振荡，没有任何外加光电场来同步各个原子的自发阻尼振荡，因而电子振荡发出的自发辐射是相位无关的。而受激辐射对应于电子在外加光电场作用下作强迫振荡时的辐射，电子强迫振荡的频率、相位、振动方向显然应与外加光电场一致。因而强迫振动电子发出的受激辐射应与外加光辐射场 具有相

30、同的频率、相位、传播方向和偏振状态。,13 光的受激辐射放大 一 光放大概念的产生 在激光出现之前，科学技术的发展对强相干光源提出了迫切的要求，例如，光全息技术和相干光学计量技术要求在尽可能大的相干体积或相干长度内有尽量强的相干光。但是正如11中所指出的，对普通热光源来说上述要求是矛盾的。又如相干电磁波源(各种无线电振荡器、微波电子管等)曾大大推动了无线电技术的发展，而无线电技术的发展又要求进一步缩短相干电磁波的波长，即要求强相干光源。但是普通热光源的自发辐射光实质上是一种光频“噪声”，所以在激光出现以前，无线电技术很难向光频波段发展。,为进一步说明普通光源的相干性限制。我们来分析黑体辐射源的

31、光子简并度，它可由式(1.2.1)求出：（1.3.1）按此式可计算与波长及温度的关系。例如，在室温T300K的情况下，对30cm的微波辐射，103，这时可以认为黑体基本上是相干光源；对60um的远红外辐执,103，而对0.6um的可见光,10-35，即在一个光波模内的光子数是10-35 个，这时黑体就是完全非相干光源。即使提高黑体温度也不可能对其相干性有根本的改善。例如为在l微米处得到 1，要求黑体温度高达50 000K。可见，普通光源在红外和可见光波段实际上是非相干光源。,为了理解构成激光器的基本思想我们进一步分折(1.3.1)式,它可改写为（1.3.2）,上式在物理上是容易理解的，因为受激

32、辐射产生相干光子，而自发辐射产生非相干光子。这个关系对腔内每一特定光子态或光波模均成立。从(1.3.2)式出发，如果我们能创造一种情况，使腔内某一特定模式(或少数几个模式)的v大大增加，而其它所有模式的v 很小，就能在这一特定(或少数几个)模式内形成很高的光子简并度。也就是说，使相干的受激辐射光子集中在某一特定(或几个)模式内，而不是均匀分配在所有模式内。这种情况可用下述方法实现：如图图l.3.1所示，将一个充满物质原子的长方体空腔(黑体)去掉侧壁，只保留两个端面.如果端面壁。如果端面壁对光有很高的反射系系数则沿垂直端面的腔轴方向传播的光(相当于少数几个模式)在腔内多次反射而不逸出腔外，而所有

33、其它方向的光则很容易逸出腔外。此外，如果沿腔轴传播的光在每次通过腔内物质时不是被光子吸收(受激吸收)，而是由于原子的受激辐射而得到放大那么腔内轴向模式的v就能不断增强，从而在铀向模内获得极高的光子简并度。这就是构成激光器的基本思想。,可以看出，上述思想包含两个重要部分：第一是是光波模式的选择，它由两块平行平面反射镜完成，这实际上就是光学技术中熟知的法布里泊罗(FabryPerot)干涉仪，在激光技术中称为光谐振腔。第二是受激辐射放大，激光的英文缩写名称LASER(Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation)正反映了这一物理本质

34、。顺便指出，激光器的上述基本思想，对于产生相干电磁波的传统电子器件(如微波电子管)来说也是一种技术思想的突破。在传统的微波电子器件中，使用尺寸可与波长相比拟的封闭谐振腔选择模式，利用自由电子和电磁波相互作用对单摸电磁场进行放大。但是在力图缩短微波器件波长(例如小于1毫米)的过程中，继续沿用传统方法就遇到了极大的困难。首先是封闭谐振腔的尺寸必须小到不能实现的程度，其次是使用普通自由电子束对光波进行有效的放大也是极其困难的。激光器正是在这两方面突破了传统方法，即用开式谐振腔代替封闭谐振腔，用原子中束缚电子的受激辐射光放大代替自由电子对电磁波的放大，从而为获得光波段的相干电磁播源开辟了极其广阔的道路

35、。,二 实现光放大的条件集居数反转下面讨论在由大量原于(或分子)组成的物质中实现光的受激辐射放大的条件。在物质处于热平衡状态时，各能级上的原子数(或称集居数)服从玻耳兹曼统计分布：为简化起见，式中已令f2f1。因E2E1，所以n2n1，即在热平衡状态下，高能级集居数恒小于低能级集居数，如图图1.3.2所示。当频率v(E2E1)h的光通过物质时，受激吸收光子数n1 W12.恒大于受激辐射光子数n2W21.。因此，处于热平衡状态下的物质只能吸收光子。,但是，在一定的条件下物质的光吸收可以转化为自己的对立面光放大。显然，这个条件就是n2n1，称为集居数反转(也可称为粒子数反转)。一船来说当物质处于热

36、平衡状态(B即它与外界处于能量平衡状态)时，集居数反转是不可能的，只有当外界向物质供给能量(称为激励或泵浦过程)，从而使物质处于非热平衡状态时，集居数反转才可能实现。激励(或泵浦)过程是光放大的必要条件。典型激光器的集体激烈过程在第九章中介绍。三 光放大物质的增益系数与增益曲线 处于集居数反转状态的物质称为激活物质(或激光介质)。一段激活物质就是一个光放大器。放大作用的大通小常用放大(或增益)系数g来描述。如图图1.3.3所示，,设在光传播方向上z处的光强I(z)(光强I正比于光的单色能量密度p)则增益系数字义为（1.3.3）所以g(z)表示光通过单位长度激活物质后光强增长的百分数。显然，dI

37、(z)正比于单位体积激活物质的净受激发射光子数 由上式可写为（1.3.4）所以（1.3.5）如果(n2一n1)不随z而变化，则增益系数g(z)为一常数g0，(1.3.3)式为线性微分方程。积分式（1.3.3）得：,（1.3.6）式中，Is为z0处的初始光强。造就是如图图1.3.3所示的线性增益或小信号增益情况。,但是，实际上光强I的增加正是由于高能级原子向低能级受激跃迁的结果，或者说光放大正是以单位体积内集居数差值n2(z)一n1(z)的减小为代价的。并且，光强I越大n2(z)一n1(z)减少得越多，所以实际上n2(z)一n1(z)随z的增加而减少。因而增益系数g(z)也随z的增加而减小，这称

38、为增益饱和效应。与此相应，我们可将单位体积内集居数差值表示为光强I的函数(详见4.5)：（1.3.7）,式中，Is为饱和光强。在这里，可暂暂时Is理解为为描述增益饱和效应而唯象引入的参量。n20一n10为光强I=0时单位体积内的初始集居数差值。从(1.3.7)式出发,我们可将式（1.3.5）改写为（1.3.8）,或,（1.3.9）式中，g0g(I0)即为小信号增益系数。如果在放大器中光强始终满足条件IIs。则增益系数g(I)g0.常级且不随z变化.这就是(1.3.6)式表示的小信号情况。反之，在条件IIs不能满足时，(1.3.9)式表示的g(I)称为大信号增益系数（或饱和增益系数）。,最后指出

39、，增益系数也是光波频率v的函数，表示为g（v,I）。这是因为能级E1和E2由于各种原因(见第四章)总有一定的宽度，所以在中心频率v(E2E1)h附近一个小范围(v)内都有受激跃迁发生。g(v，I)随频率v的变化曲线称为增益曲线，v称为增益曲线宽度如图图1.3.4所示。关于增益系数的详细讨论见第四章。,14光的自激振荡 上节所述的激光放大器在许多大功率装置中广泛地 用来 把 弱的激光束逐级放大。但是在更多的场合下须要使用激光自激振荡器，通常所说的激光器就是指激光自激振荡器。,一 自激振荡概念 在光放大的同时，总是还存在着光的损耗，我们可以引入损耗系数来描述。定义为光通过单位距离后光强衰减的百分比

40、，它表示为（1.4.1）同时考虑增益和损耗，则有（1.4.2）,假设有微弱光（光强为I0）进入 一 无限长放大器。起初，光强I(z)将按小信号放大规律增长，但是随I(z)的增加g(I)将由于饱和效应而按(1.3.9)式减小，因而I(z)的增长将逐渐变缓。,最后，当g(I)时，I(z)不再增加并达到一个稳定的极限值 Im(见图1.4.1).根据条件g(I)可求得Im 为 即（1.4.3）,可见，Im只与放大器本身的参数有关而与初始光强I。无关，特别是，不管初始I。多么微弱只要放大器足够长，就总是形成确定大小的光强Im，这实际上就是自激振荡的概念。这就表明，当激光放大器的长度足够大时，它可能成为一

41、个自激振荡器。实际上，我们并不须要真正把激活物质的长度无限增加，而只要在具有大就有可能在轴向光波模上产生光的自激振荡，这就是激光器。一定长度的光放大器两端放置如1.3节所述的光谐振腔。这样，轴向 光波模 就能在反射镜间往返传播，就等效于增加放大器长度。光谐振腔的这种作用也称为光的反馈。由于在腔内总是存在频率在v。附近的微弱的自发辐射光(相当于初始光强I。)，它经过多次受激辐射放,综上所述，一个激光器应包括光放大器和光谐振腔两部分，这和1.3节所述构成激光器的基本思想是一致的。但对光腔的作用则应归结为两点：1模式选择，保证激光器单模(或少数铀向模)震荡，从而提高激光器的相干性。2提供轴向光波模的

42、反馈。应该指出，光腔的上述作用虽然是重要的，但并不是原则上不可缺少的。对于某些增益系数很高的激活物质，不需要很长的放大器就可以达到(1.4.3)式所示的稳定饱和状态，因而往往不用光谐振腔(当然在相干性上有所损失)。关于这一问题将在6.5节详细讨论。,二 振荡条件。一个激光器能够产生自激振荡的条件，即任意小的初始光强I。都能形成确定大小的腔内光强I。的条件可从(1.4.3)式求得：,这就是激光器的振荡条件。式中g0为小信号增益系数；为包括放大器损耗和谐振腔损耗在内的平均损耗系数。,当g0=时，称为阈值振荡情况，这时腔内光强维持在初始光强I。的极其微弱的水平上。当g0时，腔内光强Im就增加，并且I

43、m正比于(g0)。可见增益和损耗这对矛盾就成为激光器是否振荡的决定因素。特别应该指出，激光器的几乎一切特性(例如输出功率、单色性、方向性等)以及对激光器采取的技术措施(例如稳频、选模、锁模等)都与增益和损耗特性有关。因此工作曲物质的增益特性和光腔的损耗特性是掌握激光基本原理的线索。振荡条件式（1.4.4）有时也表示为另一种形式。设工作物质长度为l，光腔长度为L,令L称为光腔的单程损耗振荡条件可写为 g0l(1.4.5)g0l称为单程小信号增益。,1.5激光的特性 从前几节所述的概念中可以预见到激光器一定具有和普通光源根不相同的特性。第一台红宝石激光器从实验上很典型地显示了这一点。图图1.5.1

44、给出第一台红宝石激光器在疝灯光强低于振荡阈值和高于振荡阈值时的不同光束特性。显然，前者是普通光，死后者是激光。这免冠灯光强的量壹在一定的关节点(阂值)上引起光束特性的质变。,图1.5.1(a)表示光谱仪观察到的激光谱线变窄，或光的频带宽度v的减小，这就是激光的单色性。,图图1.5.1(b)表示在激光器输出反射镜面上放置双缝光阑时，激光可以形成清晰的干涉图象，而自发辐射光却不能形成干涉，这就是激光的空间相干性。,图图1.5.1（c)表示激光沿光腔轴向传播，并具有很好的方向性，而普通光向各个方向传播。,固1.5.1(d)表示从荧光(自发辐射)向激光转变时，光强急剧增加，这就是激光的高强度。所有这些

45、现象都可以在本章前几节所述概念的基础上得到定性的解释。,以上所述，一般通称为激光的四性：单色性、相干性、方向性和高亮度。实际上，这四性本质上可归结为 一性，即激光具有很高的光子简并度。也就是说，激光可以在很大的相干体积内有很高的相干光强。激光的这一特性正是由于受激辐射的本性和光腔的选模作用才得以实现的。以下我们将激光的相干性分为空间相干性、时间相干性和相干光强3方面讨论。一，激光的空间相干性和方向性 光束的空间相干性和它的方向性(用光束发散角描述)是紧密联系的。对于普通光源，从(1.1.20)式 可以看出，只有当光束发散角小于某一限度，即x时光束才具有明显的空间相干性。例如，一个理想的平面光波

46、是完全空间相干光，同时它的发散角为零。,对于激光器也有类似的关系。通常把光波场的空间分布分解为沿传播方向(腔轴方向)的分布E(z)和在垂直于传播方向的横截面上的分布E(x，y)。因而光腔模式可以分解为纵模和横模。它们分别代表光腔 模式的纵向(腔铀方向)光场分布和横向光场分布，用符号TEMmn标志不同横摸的光 场分布。TEM代表光波是横电磁，m、n分别表示在x和y方向(轴对称情况)光场 通过零值的次数。TEM。模称为 基 模，其他称为高次模。激光束的空间相干性和方向性都与激光的横模结构相联系。,如果激光是TEM。单横模结构，则如1.1所述，同一模式内的光波场是空间相干的，而另一方面单横模结构又具

47、有最好的方向性。反之，如果激光是多横模结构，由于不同模式的光波场是非相干的，所以激光的空间相干性程度减小，而另一方面多横模就意味着方向性变差(高次模发散角 加大)。这表明，激光的方向性越好，它的空间相干性程度就越高。激光的高度空间相干性在物理上是容易理解的。以平行平面腔TEM。单横模激光器为例，工作物质内所有激发态原于在同一TEM。模光波场激发(控制)下受激辐射，并且受激辐射光与激发 光波场 同相位、同频率、同偏振和同方向即所有原子的受激辐射都在TEM。模内，因而激光器发出的TEM。模激光束接近于 沿 腔铀传播的平面波即接近于 完全空间 相干光 并具有很小的光束发散角。由此可见，为了提高激光器

48、的空间相干性，首先应限制激光器工作在TEM。单横模；其次，合理选择光腔的类型以及增加腔长以利于提高光束的方向性。另外，许多实际因素，如工作物质的不均匀姓、光腔的加工和调整误差等都会导致方向性变差。,激光所能达到的最小光束发散 角还要受到衍射效应的限制，它不能小于激光通过输出孔径时的衍射角 m。m称为衍射极限。设 光腔输出孔径为2，则衍射极限m为,m/2 rad（1.5.1）,例如对氨氖气体激光器，0.63微米，取23毫米，则m2*10-4 弧度。,不同类型激光器的方向性差别很大，它与工作物质的类型和均匀性、光腔类型和腔长、激励方式以及激光器的工作状态有关，气体激光器由于工作物质有良好的均匀性并

49、且 腔长一般较大，所以有最好的方向性，可达到 m10-3弧度，HeNe激光器甚至可达3x10-4 弧度，这已十分接近其衍射极限m。固体激光器方向性较差一般在10-2弧度量级。其主要原因是，有许多因素造成固体材料的光学非均匀性，以及一般固体激光器使用的腔 长 较短和激励的非均匀性等，半导体激光器的方向性最差，一般在(510)xI0-2。弧度量级。激光束的空间相干性和方向性对它的聚焦性能有重要影响。可以证明，当一束发散角为的单色光被焦距为F的透镜聚焦时，焦面光斑直径D为 D=F(1.5.2),在等于衍射极限m。的情况下，则有 DmF/2(1.5.3)这表示在理想情况下，有可能将激光的巨大能量聚焦到

50、直径为光波波长量级的光斑上，形成极高的能量密度。,三 时间相干性和单色性激光的相干时间c和单色性v存在简单的关系：c=1/v即单色性越高，相干时间越长。,对于单横模(TEM。)激光器，其单色性取决于它的纵模 结构和模式的频带宽度。如果激光在多个纵模上振荡，则由第二章可知，激光由多个相隔v q(纵模间隔)的不同频率的光所组成，故单色性较差，如图图l.5.2所示。,理论分析证明，单程激光器的谱线宽度v s极窄(见第五章)。例如。对单模输出功率P。1mM的HeNe激光器取001，L1m，则v s 5Xl0-4Hz，这 显然是极高的单色性。但实际上很难达到达一理论极限。在实际的激光器中，有一系列不稳定