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1、氦氛（He-Ne）激光器实验实验讲义黑龙江大学物理科学与技术学院【实验目的】1、了解激光器的结构、特性、工作条件和工作原理；2、掌握测量激光束光斑大小和发散角的方法；3、理解基模激光束横向光场高斯分布的特性及激光束发散角的意义；4、了解扫描干涉仪原理，掌握其使用方法；5、学习观测激光束横模、纵模的实验方法。【实验原理】一、激光原理概述1、普通光源的发光一一受激吸收和自发辐射普通常见光源的发光(如电灯、火焰、太阳等的发光)是由于物质在收到外来能量(如 光能、电能、热能等)作用时，原子中的电子就会吸收外来能量而从低能级跃迁到高能级， 即原子被激发。激发的过程是一个“受激吸收”过程。处在高能级e2的
2、电子寿命很短(一 般为10-810-9s)，在没有外界作用时会自发地向低能级(鸟)跃迁，跃迁时将产生光(电磁 波)辐射。辐射光子能量为h = Eg(1)这种辐射称为自发辐射。原子的自发辐射过程完全是一种随机过程，各发光原子的发光过程 各自独立，互不关联，即所辐射的光在发射方向上是无规则的射向四面八方，另外位相、偏 振状态也各不相同。由于激发能级有一个宽度，所以发射光的频率也不是单一的，而有一个 范围。在通常热平衡条件下，处于高能级E2上的原子数密度N2，远比处于低能级的原子数 密度低，这是因为处于能级E的原子数密度N的大小随能级E的增加而指数减小，即N m exp (- E / kT )(2)
3、这是著名的玻尔兹曼分布规律。于是在上、下两个能级上的原子数密度比为N 2 / N1 m exp - (E 2 - E)/ kT (3)式中k为波尔兹曼常数，T为绝对温度。因为E2E，所以N2N1。例如，已知氢原子基态 能量为E1 = -13.6 eV，第一激发态能量为E2= -3.4eV，在20C时，kT 0.025eV，则N 2 / N1 m exp - 400 K 0(4)可见，在20oC时，全部氢原子几乎都处于基态，要使原子发光，必须外界提供能量使原子 达到激发态，所以普通广义的发光是包含了受激吸收和自发辐射两个过程。一般说来，这种 光源所辐射光的能量是不强的，加上向四面八方发射，更使能
4、量分散了。2、受激辐射和光的放大由量子理论知识了解，一个能级对应电子的一个能量状态。电子能量由主量子数 n (n=1,2, .)决定。但是实际描写原子中电子运动状态，除能量外，还有轨道角动量L和自 旋角动量S，它们都是量子化的，由相应的量子数来描述。对轨道角动量，玻尔曾给出了量 子化共识Ln = nh，但这不严格，因这个式子还是在把电子运动看作轨道运动基础上得到的。 严格的能量量子化以及角动量量子化都应该由量子力学理论来推导。量子理论告诉我们，电子从高能态向低能态跃迁时只能发生在l （角动量量子数）相差1 的两个状态之间，这就是一种选择规则。如果选择规则不满足，则跃迁几率很小，甚至接近 零。在
5、原子中可能存在这样一些能级，一旦电子被激发到这种能级上时，由于不满足跃迁的 选择规则，可使它在这种能级上的寿命很长，不易发生自发跃迁到低能级上。这种能级称为 亚稳态能级。但是，在外加光的诱发和刺激下可以使其迅速跃迁到低能级，并放出光子。这 种过程是被“激”出来的，故称受激辐射。受激辐射的概念是爱因斯坦于1917年在推导普 朗克的黑体辐射公式时，第一个提出来的。他从理论上预言了原子发生受激辐射的可能性， 这就是激光的基础。受激辐射的过程大致如下：原子开始处于高能级e2，当一个外来光子所带的能量如正 好为某一对能级之差与-气，则这原子可以再次外来光子的诱发下从高能级E2向低能级E1 跃迁。这种受激
6、辐射的光子有显著的特点，就是原子可发出与诱发光子全同的光子，不仅频 率（能量）相同，而且发射方向、偏振方向以及光波的相位都完全一样。于是，入射一个光 子，就会出射两个完全相同的光子。这意味着原来光信号被放大，这种在受激过程中产生并 被放大的光，就是激光。9E2QE2AA/Vhv*C） E1c） E（a）自发辐射（a）受激吸收E2/VW、Why+Ei（a）受激辐射图1双能级原子中的三种跃迁3、粒子数反转一个诱发光子不仅能引起受激辐射，而且它也能引起受激吸收，所以只有当处在高能级 的原子数目比处在低能级的还多时，受激辐射跃迁才能超过受激吸收，而占优势。由此可见， 为使光源发射激光，而不是发出普通光
7、的关键是发光原子处在高能级的数目比低能级上得 多。这种情况，称为粒子数反转。但在热平衡条件下，原子几乎都处在最低能级（基态）。 因此，如何从技术上实现粒子数反转则是产生激光的必要条件。二、激光器的结构激光器一般包括三个部分：1、激光工作介质激光的产生必须选择合适的工作介质，可以是气体、液体、固体或半导体。在这种介质中可以实现粒子数反转，以制造获得激光的必要条件。显然亚稳态能级的存在，对实现粒子 数反转是非常有利的。现有工作介质近千种，可产生的激光波长包括从真空紫外到远红外， 非常广泛。2、激励源为了使工作介质中出现粒子数反转，必须用一定的方法去激励原子体系，使处于上能级 的粒子数增加。一般可以
8、用气体放电的办法来利用具有动能的电子去激发介质原子，称为电 激励；也可用脉冲光源来照射工作介质，称为光激励；还有热激励、化学激励等。各种激励 方式被形象地称为泵浦或抽运。为了不断得到激光输出，必须不断地“泵浦”以维持处于上 能级的粒子数比下能级多。3、谐振腔有了合适的工作物质和激励源后，可实现粒子数反转，但这样产生的受激辐射强度很弱， 无法实际应用。于是人们就想到了用光学谐振腔进行放大。所谓光学谐振腔，实际是在激光 器两端，面对面装上两块反射率很高的反射镜。一块几乎全反射，另一块光大部分反射、少 量透射出去，以使激光科透过这块镜子而射出。被反射回到工作介质的光，继续诱发新的受 激辐射，光被放大
9、。因此，光在谐振腔中来回振荡，造成连锁反应，雪崩似的获得放大，产 生强烈的激光，从部分反射镜一端输出。三、激光光斑大小和发散角激光束的发散角和横向光斑大小是激光应用中的两个重要参数，激光束虽有方向性好的 特点，但它不是理想的平行光，而具有一定大小的发散角。在激光准直和激光干涉测长仪中 都需要设置扩束望远镜来减小激光束的发散度。1、激光束的发散角激光器发出的激光束在空间传播如图2所示，光束截面最细处成为束腰。我们将柱坐标 （z,乙。）的原点选在束腰截面的中点，z是光束传播方向。束腰截面半径为，距束腰为z处 的光斑半径为阪z），则(z)=其中入是激光波长。上式可改写成双曲线方程(6)图2激光束的发
10、散角定义双曲线渐近线的夹角q为激光束的发散角，则有_2=也(7)成0 乙因此，只要测得离束腰很远的z处的光斑大小2阪z)，便可算出激光束发散角。2、激光束横向光场分布如图2,激光束沿z轴传播，其基模的横向光场振幅E00随柱坐标值丫的分布为高斯分布 的形式E (r)= E (z )exp L 2 / w 2 (z )(8)式中Eqq(z)是离束腰z处横截面内中心轴线上的光场振幅，阪z)是离束腰z处横截面的光束 半径，E00(r)则是该横截面内离中心r处的光场振幅。由于横向光场振幅分布是高斯分布， 故这样的激光束称为高斯光束。当量值r = w (z)时，则E00(r)为EQ0(z)的1/e倍。光束
11、半径w(z)定义为振幅下降到中心振幅1/e的点离中心的距离。实际测量中，我们测 得的是光束横向光强分布，光强正比于振幅的平方，即I (r )= E 2 (r)= E 2 (z )exp L 2 r 2 / w 2 (z ) 000000=I (z )exp L 2 r2 / w 2 (z)式中I表示所对应的光强。光束半径(z)也可定义为光强下降为中心光强e-2倍的点离中心点的距离。图3画出了激光束横向振幅分布(虚线)和光强分布(实线)，并且已将E00(z)和I00(z) 归一化。在光束半径w(z)范围内集中了 86.5%的总功率。图3高斯光束的振幅分布和光强分布3、光束半径和发散角的测量氦氖激
12、光器结构简单、操作方便、体积不大、输出的波长为632.8nm的红光。本实验对 氦氖激光束的光束半径和发散角进行测量。实验测量装置如图4所示。所用的激光器是平凹k形谐振腔氦氖激光器，其腔长为L、凹面曲率半径为凡则可得到其束腰处的光斑半径为 =0由这个值，也可从。=2 X/koo算出激光 束的发散角q。这种激光器输出光束的束 腰位于谐振腔输出平面镜的位置，我们测 量距束腰距离Z约为35m处的光束半径。 为了缩短测量装置的长度，采用了平面反 射镜折返光路，如图3。测量狭缝连同其 后面的硅光电池作为一个整体沿光束直径 方向作横向扫瞄，由和硅光电池连接的反 射式检流计给出激光束光强横向分布。根 据测得的
13、激光束光强横向分布曲线，求出光强下降到最大光强的2(0.13533)倍处的光束半径(z)，它就是激光光斑大小的描述。图4测量装置示意图 然后根据q = 2 (z)/z算出光束发散角q。测量时应使测量狭缝的宽度是光斑大小的1/10以下。四、共焦球面扫描干涉仪工作原理1958年法国人柯勒斯根据多光束的干涉原理，提出了一种共焦球面干涉仪。到了 60年 代，这种共焦系统广泛用作激光器的谐振腔。同时，由于激光科学的发展，迫切需要对激光 器的输出光谱特性进行分析。全息照相和激光准直要求的是单横模激光器；激光测长和稳频 技术不仅要求激光器具有单横模性质，而且还要求具有单纵模输出。于是在共焦球面干涉仪 的基础
14、上发展了一种球面扫描干涉仪。这种干涉仪以压电陶瓷作扫描元件或用气压进行扫 描，其分辨率可达107以上。共焦腔结构有很多优点。首先由于共焦腔具有高度的模简并特性，所以不需要严格的模 匹配，甚至光的行迹有些离轴也无甚影响。同时对反射镜面的倾斜程度也没有过分苛刻的要 求，这一点对扫描干涉仪是特别有利的。由于共焦腔衍射损失小而且在反射镜上的光斑尺寸 很小，因此可以大大降低对反射面的加工要求，便于批量生产、推广使用。共焦球面扫描干涉仪由两个曲率半径丫相等、镀有高反膜层的球面镜M、M2组成，二 者之间的距离L称作腔长。压电陶瓷内外两面加上锯齿波电压后，驱动一个反射镜作周期 性运动，用以改变腔长L而实现光谱
15、扫描。由于腔长L恰等于曲率半径，所以两反射镜焦 点重合，组成共焦系统。当一束波长为入的光近轴入射到干涉仪内时，在忽略球差情况下， 光线走一闭合路径，即光线在腔内反射，往返两次之后又按原路行进。从图5可以看出，一 束入射光将有1、2组透射光。若m是光线在腔内往返的次数，则1组经历了 4m次反射；2 组经历了 4m+2次反射。设反射镜的反射率为R，Harcher给出了 1、2两组的透射光强分别sin 2l1 一 R 2(11)(12)图5共焦球面扫描干涉仪内部光路图这里I0是入射光强，T是透射率，P是往返一次所形成的相位差，即P = 2 n 2 L 2 兀 / 人n2是腔内介质的折射率。当p = k兀(k是任意整数)，即4 n L = k 人2时透射率有极大值T = I /I = T 2 / ( - R 2 )由于腔内存在着各种各样的吸收，我们假设吸收率为A，则有R + T + A = 1在反射率Re 1情况下，可有Tmax(13)(14)(15)(16)(17)据
