范文一:光栅特性与激光波长
补充实验1 光栅特性与激光波长
具有空间周期性结构的衍射屏统称为衍射光栅。最简单的衍射光栅是由等间距的透明与不透明的条纹组成的一维光栅。此外,有各种平面点阵或网格构成的二维光栅、立体点阵(如晶格)构成的三维光栅等。光栅的衍射有十分广泛的应用:利用衍射光方向与波长的关系,可构成光栅光谱仪,它比棱镜光谱仪的分辨率更高,并且是线性的,易于计算机处理;利用X光在晶体上的衍射方向与晶格常数有关,可构成
各类X光衍射仪,它是近代研究物质结构的重要手
段。图1是用连续谱的X射线照在NaCl晶体(三
维光栅)上而衍射出现主极强的亮斑,即所谓劳厄
斑。这样的一张图样叫做劳厄相。用劳厄相可以确
定晶轴的方向。劳厄因这方面的工作荣获1914年
的诺贝尔物理学奖。历史上,生物分子的DNA螺
图2 DNA结构的X-射旋结构就是首先用X光衍射的方法揭示出来的,图1 NaCl单晶的劳厄相 线衍射图样 拍摄它的物理学家和生物学家(J. D. Watson, F. H.
C. Crick和M. H. F. Wilkins)共同获得了1962年的诺贝尔生理学和医学奖。而图2则是他们发表的一张揭示生物大分子DNA双螺旋结构的X光衍射照片(Nature, 171 (4356) (1953) 738)。
本实验研究最简单的一维或二维光栅,要求通过实验理解光栅衍射的原理与一般规律,学会测量光栅的基本特性及用光栅测量未知波长。
实验原理
透射光栅由大量相互平行、等间距又等宽的透明狭缝组成。透明区宽度与不透明区宽度之和d是该光栅的周期,它决定了光栅的基本性质,一般称为光栅常数。当波长为 λ 的光束垂直入射到一块周期为d的光栅上时,通过各透明区(即光栅缝)的透射光将在各个方向发生衍射,如图3所示。
若θ 角满足条件
dsinθ=Kλ (1)
(K = 0, ±1, ±2, ……)时,这些衍射光都是同相位的,因此,在衍射角(光栅的法线与衍射光的夹角称为衍射角)为θ 方向的中心处看到亮斑。
当L>> d时,PB?PA=dsinθ。式(1)称为光栅方程,K称为光栅光谱(极大值)的级次。显然,由于每个光栅缝的衍射光强都随衍射角增大而减弱,故光栅光谱强度也必然随其级次
的增加而降低。
光栅作为一种色散元件,其基
本特性可用色散率D来描述。角
色散率定义为同一级光谱中,单
位波长间隔的两束光被分开的角
度, Δθ即D= (2) Δλ
将(1)式微分即可得
dθK (3) D==图3 光栅的衍射示意图 dλdcosθ
由此可知,光栅常数越小(即光栅各缝越紧密),其角色散率越大,即两个波长差很小的光谱线被分开的角度越大;同时,光谱线的级次K越高,角色散也越大。
图4 实验元件装置示意图
实验所使用的光栅为150 lines/mm(或100 lines/mm),即光栅常数d = 1/150 mm(1/100 mm)。将激光束打在光栅上,在屏幕上就可以观测到衍射图样,如图4所示。若光栅距屏幕的距离为L,当X
sinθ ≈θ ≈ tanθ = X/L (4)
则根据光栅方程可得
d sinθ ≈ d?X / L=Kλ (5)
因而在实验中,如果波长λ值已知,只要测出L和X后,即可以求出光栅常数d;反之,已知光栅常数d,可以求出光波波长λ值。另外,由tanθ 值求出θ ,再利用式(3)可以得到角色散率D。
实验装置
米尺、透射光栅(一维或二维)、二维调节架、激光器(氦-氖激光器或半导体激光器)、毫米方格纸、衍射屏等。
实验用的光栅是一种精密的光学元件,易污、易损,要十分小心。不要用手或其他物品接触其表面,(只能拿其支架),也不要对着它讲话(以免唾沫污染)。
激光安全!
激光是一种方向性和单色性都很好的强光,使用时要格外小心。本实验所用的激光功率虽然不大,但也绝不能让激光直接射入眼睛,它会对视网膜产生永久的伤害。同时任何光滑的表面均可造成光线的反射,也要避免反射的激光射入眼睛。做实验时,要留意其他同学,勿让他们受到激光的照射。不用激光时,最好用不透明的幕挡掉或关掉电源。
实验内容
(一) 必做部分一:给定光栅,根据已知的光栅常数d,测量未知光波波长及角色散率
1. 实验时,如图3所示,在光学平台(桌面)上设置远场接收光路,进行共轴调节。
2. 打开激光电源,利用衍射屏的前后移动,并调节激光器的仰角,使激光光束与光学平台(桌面)平行(在同一水平面内,即高度不变)。
3. 确定入射的激光光束是垂直入射到光栅的表面和衍射屏幕上的(为什么要这样做?其调节
顺序是什么?)
4. 在上述步骤2的基础上,就可以在屏幕(贴有毫米方格纸)上观察到K = 0、±1、±2、±3、……等级次的亮点(如图3所示)。如果各级次亮点的高度不一致,导致该现象发生的原因是什么?调节哪一个光学元件可以避免这一现象的发生。
5. 在贴有毫米方格纸的屏幕上,直接用眼睛读出各级中心最亮点的位置,用米尺读出光栅到屏幕的距离L。将数据代入式(5)中,求出激光的波长λ,并给出波长的平均值和不确定度以及相对不确定度。
6. 用直角坐标纸作sinθ ~ K的关系图。对sinθ 及相应K的数值用最小二乘法(也可用计算机通用软件自带的功能来处理)作直线拟合,求斜率,并由此求出激光波长的数值。将其与上述所得的平均值进行比较,并给出合理的解释。
7. 利用(3)式计算透射光栅的角色散率D。
(二) 必做部分二:把光栅放在眼前,直接观察日光灯、汞灯、钠灯。记录观察到的现象并进行分析。
(三) 必做部分三:给定激光器的波长(如氦氖激光器的波长为632.8nm),而光栅常数d未知,测量6组L和对应的X(K = 1级)值,用最小二乘法求出光栅常数及其不确定度以及相对不确定度。
(四)选做部分
1. 保持L的距离不变,若将激光束斜入射到光栅的表面,观察各相应级次亮点位置的变化情况如何,并进行分析。
2.若将两个光栅互相垂直(构成正交光栅)且依次放置在激光器之前,此时激光束穿透光栅后,在屏幕上的衍射图样如何?说明其原因。
3. 给你一把普通的钢尺,你是否可以用它来测量激光光束的波长?若可以,其物理原理是什么?请用示意图及相应的物理公式来表述。
思考题
1. 本实验用的光栅是刻在或贴在一块平面玻璃基板上的。实验中,将光栅的正面或反面对着入射光,对实验结果有何影响?
2. 使用公式(1)要满足什么条件?实验中是如何保证的?如何判断这些条件已经具备? 3. 试导出平行光斜入射时的光栅方程。
4. 公式(2)和(3)有何区别与联系?
参考材料
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附录
1. 测量未知光波波长λ
光栅狭缝密度=lines/mm),光栅常数d 光栅到屏幕的距离L 衍射级次 K 亮点位置 X / mm 衍射角度 θ / rad光波波长 λ / nm波长平均值 λ / nm
不确定度 u(λnm,最后结果 λ ± u(λ)=
2. 测量角色散率D
衍射级次 亮点距离 X / mm K 衍射角度 θ / rad角色散率 D /
nm-1光栅到屏幕的距离L / mm
由上述结果,你所得出的简单结论是
3. 测定光栅常数d (级次K = 1,波长λ )
序 数 亮点位置 X / mm 光栅到屏幕的距离L / mm 光栅常数d / cm 光栅常数平均值
d / cm
不确定度 u(dcm,最后结果 d ± u(d)= cm
范文二:激光脱毛多少钱与什么有关
激光脱毛多少钱与什么有关
激光脱毛的价格肯定不是固定的,任何手术都是这个样子的,激光脱毛是根据不同脱毛部位的范围大小来决定的,价格从几百元到几千元都有。激光脱毛的范围,需要对要脱毛部位的皮肤基础和毛囊进行分析后才能确定。
专家介绍,激光脱毛的价格需要从几个方面考虑:
一、与治疗的部位有关
[选取日期]
——此知识来源:北京武警总医院整形www.ppcs360.com
比如手毛、腿毛、唇毛、腋毛还有比基尼毛等等,不同的部位价格是不等的。唇毛、手毛等部位因为毛发较少,所以价格相对便宜一些,腿毛,手臂毛等毛发生长范围较广的部位,价格相对稍高一些。
二、与技术设备的有关
一般的小医院或美容诊所虽然在价格上相对稍低一些。但是在专家与技术设备上,与正规的医院是无法等同的。
三、与选择的医院有关
不同的医院的收费也不一样,但是也不可图便宜而选择一些小的医院,虽然价格上会稍便宜一些,但是脱毛的效果是很没有保障的。
通过上面专家对这个问题的相关介绍之后,相信爱美的您对这个手术有一定的了解吧,那么如果您也想做这手术的话就一定要选择正规、有保障的医疗机构找专业的医生来做此项手术。只有这样才能达到理想的效果和安全。
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范文三:运用波长与光纤长度关系选择激光波长
第 26 卷 第 12 期V o l. A 26, N o. 12 中国激光
1999 年 12 月 1999 D ecem be r, CH IN E SE JO U RN A L O F L A SER S
运用波长与光纤长度关系选择激光波长
陈 柏 陈兰荣 林尊琪 陈绍和
() 中国科学院上海光机所 上海 201800
明 海 许立新 谢建平尹红兵 刘有信
(())中国科学技术大学 合肥 230026武汉邮电科学研究院 武汉 430074
提要 推导了掺 Yb 光纤激光器中激射波长与掺杂光纤长度、掺杂浓度等的关系式。依据所得到的
关系式, 在 98115 半导体激光抽运的掺 环形腔石英光纤激光器中, 获得了中心波长在 1053 nm Yb
() 的激光输出。光抽运阈值功率为 1185 。激光半功率宽度 为 5 , 输出功率为 104nm mW FW HM nm
斜率效率为 3% 。 激光空间模式为基横模。, ΛW
关键词 光纤激光器, 掺杂, 抽运, 环形腔Yb L D
1 引言
( ) 当前, 惯性约束核聚变 激光驱动器前端系统中使用 1053 激光波长, 经过后续多 IC F nm
级能量放大及三倍频对靶丸加热实现聚变反应。 系统要求前端激光振荡器有毫瓦量级功率输
3+ 1 3+ 出。由掺 石英玻璃中 的光谱图可知, 在 970, 1200 范围内有连续的荧光发Y b Y b Y b nm 射, 1053 位于发射谱中。但其发射截面相对较小, 不易实现激光输出。对于掺 光纤激光 nm Y b
2 , 5 器, 有不少人观察到激光运转波长与光纤长度有关。目前未见有对运转波长与光纤长度之
间给出直接对应关系的报道。本文用解析方法研究并推得了激光运转波长与掺杂浓度、光纤长
度等的对应关系, 并依据所得到的关系式设计光纤激光器, 获得了 1053 的激光输出。nm 2 理论分析
在光纤环形腔中, 信号光环行一周前后有如下关系
l () () () 1 g z , ΚdzI = I 0 K Κexp 0 ?
() () () 其中, K Κ为波分复用器 W DM 强度耦合系数, g z , Κ为光纤长度 z 处的增益系数。令
() ()()?Κ= - lnK Κ 2 () 则 1式变为
l ()I exp () ()3 I = 0 g z , Κdz - ?Κ ?0
令
收稿日期? 1999201212; 收到修改稿日期? 1999204216
l () () ()G Κ, l= g z , Κdz4 ?0
() G Κ, l为信号光在光纤中运行长度为 l 时获得的总增益。设环行一周光纤长度为 L 。激光阈值
条件为
() ()()G Κ, L = ?Κ 5
3+ 2 2 在掺 光纤激光器中, 与荧光发射及吸收有关的 能级为 F 和F 两能级。其中 Y b Y b 52 72 ??后者为基态能级。此二能级在基质势场作用下分裂而成两组能级。由此而产生的荧光发射和吸
1 6, 7收谱为二宽带谱。对于宽带发射和吸收, 其微分截面间有如下关系
- 1 Z lE ZL - h cΚ() () () 6 Ρe Κ= Ρa Κexp K T Z u
其中, Z l , Z u 为配分函数。E ZL 为激光上下能级因斯塔克分裂而成的两组能级中最低能级之差。 K 为波耳兹曼常数, T 为温度。
() 在 6式中, 对波长 Κ的发射和吸收分别考虑了上、下两组能级中各子能级的集体作用。为
() 此, 依据 6式考虑波长 Κ的发射和吸收时, 把上、下两组能级简化为上下两能级处理。在此基
础上, 再考虑掺 Y b 激光器的增益特性。
2 2 激 光下能级为基态F , 设其粒子数密度为 N ; 上能级为F , 其粒子数密度为 N 。设掺 72 152 2??
杂浓度为 N , 则有
()N + N 7 N = 1 2
于是增益可表示为
l l () () () () () () ()G Κ, l= g z , Κdz = [N z ΡΚ-z 8 2 e l N 1 z Ρa l Κd ?0 ?0
粒子数速率方程为
() ()()I, Κ () L z g z N z dN 2 z 2 () ()= R z - 9 - d t h ΜL Σ
() ()其中, R 为抽运速率。设光纤中 z 处单位体积内抽运光子数为
() ()d I z () d I z 1 p 1 d
3+ 由于在 光谱的大部分区间, 吸收与发射同时存在。 考虑一般情形 Y b
() () () ()() () ()11 d I p z = - I p z ΡapN 1 z dz +I p z N 2 z Ρep z dz
考虑小信号情形, 此时粒子数速率方程简化为
() () dN 2 z N z 2 () ()= R z - 12 d t Σ
() Σ 为受激粒子在上能级的寿命, 在稳态条件下, 12式左边为零, 由此得到
() N z 2 () ()R z = 13 Σ
() ( ) 设 I p 0为抽运入光纤中的光强, I p l为光纤输出端剩余的抽运光强。 当对抽运光的吸
收达到 10 时, 可认为dB
() ( )()I 0μ I l 14 p p
- 6 4 - 1 () 对 14式作一评估。 掺杂浓度为 580×10时, 915 吸收为 45 , 974 吸收 nm dBm nm
- 1 - 1() 为 70 , 840 吸收为 2 。 因此, 对 915 抽运光, 013 便满足 14式; 而 974 dBm nm dBm nm m
() , 840 分别为 012 和 5 。 在实际使用中, 14式一般是被满足的。nm nm m m
h Μ p ()I = 15 c () + Ρ Ρ ap ep Σ
8 当 Ρ= 0 时, I 便等于饱和光强。 ep c
() 利用以上各式, 在 14式近似条件下可解得
( ) I p 0( ) () () - N ΡL 16 I p l= I p 0expapI c
于是可求得信号光通过长度 L 光纤的总增益为
- 1 ()() I 0Z l ΣΡa l I p 0E - h cΚ p ZL () 1 + exp-G Κ, L = N Ρa p L N Ρa lL 1 - exp - h ΜK T Z I pu c
()17 对给定的激射波长 Κ, 因光纤长度 L 的变化而使其获得最大增益的条件为
( )5G Κ, L ()18 = 0 5L
由此可得
- 1 ()() Z l E - h cΚ I p 0I p 0zL ()1 + exp- 19 = exp - L N Ρa p ln Βm in Z ucI cI K T
Ρ a p ()= 20 Β其中m in () Ρ ep + Ρa p
8 Β表示, 若要使抽运光透明, 所需上能级粒子数与总粒子数的最小百分比。 m in
() 或光纤长度由 19式可看出, 在掺 光纤激光器中, 对于确定的抽运波长, 掺杂浓度 N Y b
L 的增大将使更长波长的激光获得最大增益。因此在损耗与波长无关时, 在一定的掺杂浓度 2, 3, 5 下, L 的增大将使得更长波长的激光运转。这一点与已有的报道及实验观察一致。在实验
() 中当激光出现后, 运转波长不会因入纤光强而发生变化。但从 19式看, 入纤功率增大, 运转
() () 波长将向短波移动, 这是由 12式小信号近似所致。19式中入纤光强应为阈值时入纤光强。 因为具有最低阈值的波长起振后, 对于大信号, 由于均匀加宽中的增益饱和效应, 其他波长被 抑制。激光运转波长不会随入纤功率增大而变化。W DM 耦合系数频率响应特性对运转波长的
() () 影响体现在阈值中。19式中与 I 对应的功率在本实验中约为 8 。由 19可看出, 对于 I c mW c 较大的抽运波长, 且损耗随波长的变化较为平缓时, 影响运转波长的主要因素为长度和浓度。 4 () 利用 19式对已报道的实验结果进行计算。理论与实验结果符合得较好。实验中用 015 掺 光纤获得波长 974 激光, 而 1 则得到 1036 激光。理论计算值为, 974 对 m Y b nm m nm nm - 1 应长度 0145 , 而 1036 约对应 018 。各参数为 Α= N Ρ= 41?4134= 914 , Κ= 900m nm m p ap m p
, Ρ= 0, 抽运饱和功率 5 , 974 激光对应阈值 1115 , 1036 对应 914 ,nm ep mW nm mW nm mW
- 1 - 1 6 E —— 10300 , —— 205 , Z Z ? 1。 在 1036 时, 实验值超出理论值较 ?ZL cm K T cm l u nm
多。这是由于理论中没有考虑抽运光与激光在光纤中的模场耦合所致。由于耦合失配, 故实验
值大于理论值。
为减少理论计算值与真实值的误差, 可采用以下比较方法求 Κ与 l 的关系。分别用两组 Κ, l
() 值代入 19式, 且考虑到 Α= N Ρ后得到p ap
- 1 ) (?K T ] 1 + Z Z exp [ E - h cΚ?2 P 2l u z l 1 ( ) )(r exp ln + exp [ Αl- l= p 2 1 P 2 - P 1 - 1() 1 + Z ?Z exp [ E - h cΚ P P l u z l K T ] ?1 c1
()21
() 其中, P 1 , P 2 分别为两波长所对应的阈值功率, P c 为与 I c 对应的功率。若对满足式 14的某一
() 光纤长度 l, 通过实验得相应激射波长 Κ, 阈值 P 。则对其他波长, 在求得 P 后由式 21可求 1 1 12
() () 其获得最大增益所对应的光纤长度。在某些情况下可预估 P 。而一般情形利用式 5和式 172
() 等可得在 ?Κ确定条件下, 波长 Κ与最低入纤抽运阈值间的关系式, 由此可求 P 。2 3 实验与结果
实验装置示意图见文献9 。 把掺 光纤分别与的端口 2 及 3 相联接, 则构成一Y b W DM 环形腔。其中A B CD 为掺 光纤。的端口 4 作为激光输出口, 端口 1 用来输入抽运光。Y b W DM
( ( ) ) 抽运光经非球面透镜 焦距约 3 准直后, 再经显微物镜 10 ×聚焦耦合入 端口 1 mm W DM
的光纤。所采用掺 光纤, 其芯径为 6134 , 截止波 Y b nm
长约为 860 。掺杂浓度以吸收系数反映, 对 98115 nm nm
- 1抽运光的吸收约为 3 。抽运源为单模半导体激光 dBm
() 器 , 其中心波长为 98115 。把抽运光调制成脉宽 L D nm
约 3 的方波后, 用 管接收光纤输出激光, 随后用m s P IN
示波器观察弛豫振荡。 并利用光栅单色仪、光电倍增管
及 x 2y 记录仪, 记录掺 环形光纤激光器输出的激光 Y b
光谱。 首先采用 716 掺 光纤, 得到 1041 激光 m Y b nm
输出, 光抽运阈值功率 114 。对 1041 及mW W DM nm 3+1053 激光的耦合系数分别为 0195, 0198, 再与 nm Y b 图 1 掺 Yb 环形腔光纤激光器弛 豫
振荡波形 ( ) 光谱图一起可预估两者有相近的阈值。 因此在 21式 . 1 F igR e laxa t io n o scilla t io n w avefo rm reco rd () 中, 把等式右边第二项近似视为 1, 然后由 21式计算得
2o f the Ybdop ed r ing f ibe r la se r 1053 所需光纤长度约为 815 , 实验中当采用 912nm m
掺 光纤时获得 1053 激光输出。激光半功率宽度约 5 。抽运吸收阈值 1185 , m Y b nm nm mW 斜率效率约 3% 。当抽运吸收功率 6166 时, 得到 104 激光输出。激光空间模式为基横 mW ΛW
模。 弛豫振荡波形、激光运转情况及光谱特性分别见图 1, 3。
图 2 掺 Yb 环形腔光纤激光器输出特性 图图 3 掺 Yb 环形腔光纤激光器激光光 谱. 2 2. 3 F igO u tp u t pow e r aga in st ab so rbed p um p pow e r fo r F igL a se r sp ect rum o f the Ybdop ed r ing f ibe r la se r
2the Ybdop ed r ing f ibe r
依据推得的激射波长与掺杂光纤长度间的关系式, 利用 98115 半导体激光器抽运掺 nm
环形腔石英光纤激光器, 获得了中心波长为 1053 的激光输出。当把实验所得阈值和入 Y b nm
() 纤功率代入 21式中, 可得对应于 1053 的掺杂长度约为 8193 。与实验结果符合得很好。 nm m
耦合系数频率响应特性对运转波长的影响已体现在阈值中。 在本文所作研究的基础上 W DM
可导出阈值与光纤长度、耦合损耗等的关系式, 能更准确地描述掺 环形腔光纤激光器的特 Y b
性, 并更好地指导该类激光器的设计。以上结论也适用于直腔式掺 光纤激光器。本实验中, Y b
激光运转斜率效率低, 认为是由于强度耦合系数太高所致。当吸收功率为 6166 时W DM mW ( ) 略小于最大入纤功率, 得到 104 的激光输出。 今后我们将采用带尾纤的 作为抽运 ΛW L D 源, 能使入纤功率达到约 100 。同时, 改变对激光的耦合系数, 使其满足最佳耦合输 mW W DM
出条件。 将能获得 10 以上的激光输出。mW
参 考 文 献
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M in g H a i X u L ix in X ie J ianp in g
(), 230026 U n iv e rs ity of S c ien ce a n d T ech n ology of C h in a H ef e i
Y in H o n gb in L iu Yo u x in g
(), 430074W u h a n R esea rch I n s t itu te of P os ts a n d T e lecom m u n ica t ion W u h a n
R e la t io n sh ip am o n g la sin g w ave len g th , f ib e r len g th an d dop an t A bstra c t 3+ 2. co n cen t ra t io n h a s b een dedu ced in Y b dop ed f ib e r la se rB a sed o n th e
, 1053 re la t io n sh ip a sin g le sp a t ia l m o de r in g f ib e r la se r op e ra t in g a t nm p um p ed b y
981. 5 nm , la se r d io de h a s b een ach ieved w ith a lin ew id th o f 5 nm , p um p in g a
th re sho ld 1. 85 mW an d slop e eff ic ien cy 3%.
, 2, , Key word s dop ed f ib e r la se rY b dop in gL D p um p r in g cav ity
范文四:制作全息光栅与测定氦氖激光波长_赵鹏飞
第22卷 第1期 2002年 2月中山大学学报论丛SUN YATSEN UNIVERSITY FORUM Vol . 22 No . 1 Feb . 2002
制作全息光栅与测定氦氖激光波长
赵鹏飞, 邱大庸12
(1. 湛江师范学院物理系, 广东湛江524048;
2. 重庆大学应用物理系, 重庆400044)
摘 要:设计了一种新的综合性实验, 全息光栅的制作及测试, 并用所摄制全息光栅, 测定
氦氖激光波长。
全息光栅; 光栅常数; 衍射法关键词:
O436 文献标识码:B 文章编号:1007-1792(2002) 01-0213-03中图分类号:
光栅是一种重要的分光元件, 在实际中被广泛应用。许多光学元件, 例如单色仪、摄谱仪、光谱仪等都用光栅作分光元件; 光纤通讯、光计算机技术中用它做分光或耦合元件; 某些激光器用它作选频元件; 在光信息处理系统中, 光栅更有着广泛的用途。现在, 光栅已应用于高科技民用产品, 例如VCD 、DVD 都采用光栅作轨道光、读出光的分光元件而进入千家万户。
与刻划光栅相比, 全息光栅具有杂散光少、分辨率高、适用光谱范围宽、有效孔径大、生产效率高, 成本低廉等突出优点。
在近代物理实验中, 培养学生综合应用有关知识及实验技术, 主动地、创造性进行学习, 是素质教育中面临的课题。我们进行了一些探索。为此, 我们设计了一种新的综合性实验。在本实验中, 组合了全息光栅的制作及测试, 衍射法测量激光波长等内容。通过本实验, 学生将学到精密光学调整技术。特别是光学共轴及平行光调整及检验技术; 用全息方法制作光栅的技术; 掌握光栅常数的控制方法, 制作一维黑白光栅; 复习使用测角仪精密测试衍射角的技术; 最后让学生使用自己制得的光栅, 用衍射法测量激光波长这种有别于传统的干涉法测波长的方法, 并指出用同一实验装置还可测量透镜的焦距或光栅常数, 以启迪其思维, 激发其向新领域探索的激情。在制作全息光栅的实验中, 还没有这样的综合性实验。1 实验原理与设计
用全息方法制作光栅, 实际上就是拍摄一张两平行光波干涉条纹的照相底片, 如图1所示, 当波长为λ的两束平行光以夹角θ交迭时, 在其干涉场中放置一块全息干版H , 经曝光、显影、定影、漂白等处理, 就得到一块全息光栅。相邻干涉条纹之间的距离即为光栅的空间周期d (实验中常称为光栅常数) 。从双光束干涉可知
d =2sin (θ/2) (1)
收稿日期:2001-12-18() , 男, 博士
214中山大学学报论丛第22卷 λ是曝光时所用的激光波长, 而光栅的空间频
率为
f =d =λ(2)
一般说来, 这样制作的全息光栅是黑白光栅。
但如果工艺上能做到线性曝光, 线性冲洗, 则
可做成全息正弦光栅。
1. 1 实验光路图1 原理图
有多种光路可以制作全息光栅。其共同特点是①将入射细光束分束后形成两个点光源(可实可虚) 经准直后形成两束平面波;②对称光路。可方便地得到等光程。我们采用三角形光路, 如图2所示
。
氦氖激光器输出的激光, 经光开关T 后再
经全反镜M1转向, 投射到透、反比为1∶1的
分束镜而分为光强相等的两束:透射光和反射
光。它们分别经全反镜M2、M3转向后, 再经
L1、L2和L3、L4两套相同为扩束、准直系统
(为倒置的伽利略望远镜) , 成为平行光束并以
夹角θ交迭, 在此区域放置全息干版H , 使之
位于角顶处。
1. 2 光栅常数的控制
准确的控制光栅常数, 是光栅质量的重要
指标之一。由(1) 式看到, 由于波长λ=632. 8nm 已确定, 则d 就惟一地由两束平行光的夹角θ决定。改变θ即可改变光栅数d , 这就是我们控制光栅常数的出发点。不过, 在图2的三角形光路中, 直接改变θ角并不方
便, 应采用更好的办法。现论述如下:我们只
取图2中与θ角有关的部分, 如图3所示。这
是一个等腰三角形。设底边长为2S , 高为Z ,
则
sin =2+Z (3) 图3 光栅空间频率计算机光路图图2 全息光栅制作实验光路图
将(3) 式代入(1) 式得
d =2
则光栅的空间频率
f ==d λ1+(Z /S ) (5) =1+S 2S (4)
要改变夹角θ, 只需改变等腰三角形H M 3M 4的底和高的长度就可以了。实际制作时, 往往是根据需要先确定d 或f , 然后按(4) 或(5) 式计算S , Z 理论值后, 再安排其它光
第1期赵鹏飞等:制作全息光栅与测定氦氖激光波长215
在制作工艺上, 可先确定S 的几个定值和相应的Z 的变化范围, 计算后做成标尺以便顺利定位。例如:S 为52和25cm 时, Z 为100~200和100~181c m , f 为795~1458和450~795条/mm 。
1. 3
光栅法测量激光波长
用光栅法测波长, 方便快捷, 有一定精
度。光路如图4所示, 将扩束准直后的氦氖激
光入射到G 时, 在透镜L 的后焦面P 上将接收
到一列等间隔的光点。测出两相邻光点之间为
距离x , 则由下式可算出激光波长
λ=F x (6) 图4 用全息光栅测波长的实验光路图
式中d 是全息光栅常数, F 是透镜的焦距。
2 实验内容
2. 1 制作全息黑白光栅
按图2布置光路。确定欲作光栅的光栅常数d 值, 根据(4) 式确定S 值, 算出Z 的值后, 确定相关元件的位置, 进行光学调整, 调妥后挡住激光束, 放置全息干版, 静置1~2min 后曝光, 随后进行显形、定影、水洗、漂白等后处理。
在本实验中, 制作的光栅品质的优劣, 主要由①两列平行光的光强比(影响衍射效率的主要因素) 。对此因素采用了透、反比为1∶1的分束镜而得到保证;②两列平行光的准直程度(直接影响光栅槽纹的直线性) 。要指导学生利用仪器有五维调节的优势, 精心反复调整, 直至用平晶检验合格为止;③冲洗、漂白等后处理工艺要讲究, 特别是漂白时要注意观察, 当黑度即将消失时迅速取出, 用流动清水清洗。
2. 2 对制作的光栅进行测试
(1) 用读数显微镜测量光栅有效长度; 用高倍显微镜观察其槽纹形状。
(2) 用测角仪测量光栅对氢光源的第一级衍射角α后, 由光栅衍射公式d sin θ=
±k λH 算出光栅常数d 和空间频率f 实验值, 与d 的设计值比较, 求相对误2sin (θ/2)
差; 按测得的数据, 计算光栅为分辨本领及在可见光波段的中部(λ≈550nm ) , 此光栅能分辨的最小波长差。
(3) 用光强测量装置测定光栅的衍射效率
η=I 1/I 0
I 0为入射光强; I 1为第1级衍射光强。
2. 3 氦氖激光波长测量
在光栅制作光路中, 任取一束平面光波做待测光波, 按图4依次置入光栅、透镜、接收屏(装在干版架上) , 使屏处于透镜的后焦面上; 挡住入射激光束, 取下白屏, 换上全息干版。曝光、冲洗、吹干后, 用读数显镜测定x 值。按(6) 式计算出波长λ。顺便提及, 照此实验装置, 在λ, d , F 等3个物理量中, 任知其二就可方便测出第3个量, 并且都可达到一定的精度。
范文五:短波长自由电子激光的分析与研究
短波长自由电子激光的分析与研究
基?自由皇王趑,新型波动器限勺暗I蔷
Analysisandresearchfor~hortwavelengthfreeelectronlaser
ZhuJia西gLiuYanshenZhouYushengLiuShengguangdiangMengrui
(DepartmentofPhysics,CentralChinaNormalUniversity.Wuhan430070)
AbstractlAdvantagesanddisadvantagesforvariOUSschemesofshortwavelengthfreeelectronlaserob
tained
bybasictheoryoffreeelectronlaserareanalyzed?Onthizbasis?thenewtypeundu]atorisproduced?Itisp
ossible
fortheundulatortogetshortwavelengthfreeelectronlaser.Atlast.thispaperanalysesalotofunsolvedpro
blems
inshortwavelength[reeelectronhser.
Keywords:shortwavelength.freeelectronlaser.newtypeundulator
自由电子激光是以相对色性电子束为增益
介质的新型激光源.它其有一系列的优越性由
于自由电子激光的工作物质是相对论性电子.
因而它既不象其他激光器那样受介质热效应的
影响.又不受介质的击穿等问题所困扰.自由电
子激光的输出波长可以从红外到紫外而且光
束的质量非常好,甚至可以做到接近于衍射极
限.自由电子激光器可以获得其他激光器所达
下刊或很少有选到的波段?n亚毫米波段阳紫
外波段尤其是紫外波段显得更为珍贵紫外光
辐射具有很多垌选.特别是在固体物理的研究
中极其重要.短波自由电子激光的研究是一
十重要的研究课题.因1由它把来自光腔的射频
辐射能量转换成宝贵的短波}毛的光子辐射虽
然如此,但却存在许多困难.
2基本理论
按自由电子激光基本理论.其共振关系式
为.
】
=
杀(1+d+y-,Oz)(1)
式中k为自由电子的工作波长都在紫外波段这种方案需庞大
的加速器设备,并且还有某些技术问题有待解
决
采用两级自由电子激光器也可获得短波长
的光辐射.,它的第一级可用任何电磁辐射源,
并将它贮存在高Q值谐振腔中.这种辐射又成
为同一束的抽运源,而在另一谐振腔中产生二
次辐射这就是说,电子束要发生两个不同的散
射过程从第一级来的输出辐射将作为第二级
的泵波,因此,其工作波长应为
一
嘉(2)
这种两级自由电子激光的效率是相当低的,其
物理原因是.在此情形的康普顿效应中,电子的
反冲将会引起辐射波长的漂移,由此造成了自
.
由电子激光的增益下降
由式(1)还可看到,当一定时,若减小
也可得到短波长自由电子激光.美国
Brookhaven国家实验室”制作了所谓微型摆
动器.其固期长度为088cm美国加利福尼亚
大学分校”.用钕一铁一硼(Nd—Fe一13)制作
了周期长度为4mm的微型摆动器.我国工程
物理研究院电子工程研究所.采用钕一铁一硼
材料制造了周期长度为10mm的微型摆动
器”.该摆动器在性能方面优于同类微型摆动
器
?微型摆动器在制作工艺上遇到较大的困
难.从小片磁铁的制作到把它们童配起来.工艺
和技术上都存在不少的问题.尊H要得到周期长
度为8mm的微型摆动器.就需要制作四块小
磁片,每块磁片厚度应为2mm.把磁片粘接起
束.其纵向千『f横向平行度不到保证.容易引起
较大误差.可以想象,用这种方案来进一步缩小
摆动器的周期长度,其困难程度会越来越大.
根据电流产生磁场的原理.规定某个电流.
藏电流产生的磁场可使电子产生横向振荡运
动.通常将这佯的电流产生磁场的磁场结构称
为电流摆动器,该磁场为
疋()=一屯等=一i
式中D,R.Q都是常数.c为光速.
当初始条件为?
fr一0一0,f.10=0
电子在该磁场中的运动轨迹为
(3)
(4)
一0c0s0t(5)
lf+(6)
式中
r_—
=
?(7)
?由此可见,电子在电流摆动器中的速度及轨迹
与静磁摆动器中的情形实质上是一洋的.
.
电子在电流摆动器中的辐射谱分布为
.
一
dzp垡
16~c3
ftdfldw)(8)?.J…
式中,rN.a/,(?)表示与N的奇,偶数
有关的一个函数.
由式(8)可见.电子在电流摆动器中辐射的
谱分布与电子在静磁摆动器中的谱分布实际上
是一洋的”这就说明.电流摆动器与通常的摆
动器具有同样的功效,电流摆动器的突出优点
是可以有任意调节的周期长度.避免了磁片拼
接过程中工艺技术上的困难.另一个优点是便
于控制
.
电流摆动器存在一个十分困难的问题.即
要实现式(3)所表示的醴场,需要一个面电流密
度的分布0;
Y(x.)一一屯DS(at)(9)
这个区域性面电流密度的的
哈密顿,应包含电子的动能,电子问的库仑作
用,离子间的库仑作用,以及电子和离子问的库
仑作用但是,所有这些作用相对于相对论性电
子的能量而言可以略去.因此,相对论性电子在
晶体点阵中的运动可以把它看成是在一系列正
电荷阵列中的运动.
一
般说来,描述电子和离子间的相互作用
应运用量子理论.但这里只研究相对论性电子
在晶体点阵周期结构中的运动轨迹.另外,只要
精度不超过测不准关系的限度.就可以应用经
典理论进行分析和研究.
带电粒子在矢势盂和标势的电磁场内的
拉格朗日函数为?
厂_-_
,』一一moC?l一二詈A?;一P
(10)
其运动方程可以用拉格朗匿方程描述:
驾一一0(ii)出
选择极坐标原点与电荷ze重台.极轴与相对论
性电子的角动量平行.利用角动量和能量守恒.
可以得到相对论性电子的运动微分方程;
d~-i
…
?I—
j=]一筹一o
(12)
式中
?M=,”r:目(13)
Fro.c:(14)
』莨示舶i{建能量.j{=n已把时时的
微分变换为对9的微舒.
,一鼻,f15)
由于电子的静止能量约为0.5Mev,
而相对论性电子的能量远大于它的静止能量,
电子将沿双曲线的一支绕中心ze运动后离开,
接着电子又绕另一个中心Ze运动又离开,一直
这样下去,相对论性电子在晶体中将作周期性
运动,这种相对论性电子的周期运动必将产生
相干辐射.所以周期性晶体点阵类似于自由电
子激光中的波动器.只是这种波动器的周期长
度非常小而巳.因此.相对论性电子在晶体点阵
中的运动.有可能产生短波长的相干辐射
4分析讨论
获得短波长自由电子激光还需克眼很多困
难.其一.由于短渡长的辐射.相对论性电子与
“虚”光子的相互作用过程中存在这样一种可能
性,即相对论性电子使激光光子向后散射而获
得动量,这就造成了入射波和反射波之间有一
额移量.这种频移量将影响自由电子激光的增
益其二.在短波长激光的范围内.辐射光束的
R寸与电子束相接近,其特征体积长度约为
NrN由;动器的圊敬,.这种尺寸有可能癌
电子与激光发生干涉.造成了感应发射和吸收
的教应.这将影响激光的性能其三.当相对论
性电子通过波动器时.在紫外波段上感应出许
多自发辐射谐波,这种紫外背景辐射可使光学
镜(下转2I页)
输出功率
{“W)
80
2O
l3O26O39o
o:压{去?Pa)
圈3输出功率与微玻激励功率和氧气压;正的关
系曲线,曲线l,2,3分别对应微波激励功
率6OOW.400W,200W.
为了进一步证明观测到的[O()]:二聚
物的激光振荡,我们还测量了光束的柬散特性.
采用小孔扫描法测量不同位置的光斑尺寸,然
后计算出光束的束散角.当存在谐振腔时.测得
输出光束的柬散角约37.3mrad,而根据放电管
长度及其孔径算出的荧光发散角约200mrad.
因而当存在谐振腔时,光束的发散角被压缩了
四倍多.
由上述结果得出:相伺条件下.采用透过率
2的反射腔镜作输出镜时.测得输出光功率比
采用透过率6的反射腔镜大四倍.且前一种
情况与理论估算较接近,而后一种情况与理论
估算相差太大.这说明采用透过率2的反射
腔镜时.实现了激光振荡.而采用6%的反射腔
镜时.由于损耗大于阀值没有形成激光振荡,测
得的光功率是荧光的功事.因而较小.这表明
()!()j!二聚物的腔镜效应非常明显.当存
在谐振腔时,光束的束散角被压缩了四倍多.这
就进一步证明实现了[O!()]二聚物的激光
振荡
4结论
通过对O:()]二聚物激光振荡的理论
分析及腔镜效应和光束的束散特性的实验研
究.证明能实现[O:()]二聚物的激光振荡.
波长为656.1nm,输出功率可达1?w.此项
研究开辟了同核双原子分子二聚物型准分子激
光体系研究的新领域,可能莸得高储能,可调谐
的新型准分子激光介质
参考文献
C1]ET.S~id]?Theoret/eastudiesofoxygenrings:
Cyc】etetra0ygen,04.TheJournalofChemical
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(33同炳琨,高以智,阵家骅等.激光原理,北京:国
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[4]李文斌,新型准分子激光介质的增益特性研究
激光杂春,1996.17(3):儿6—118
(上接5页)
片的性能变坏.如镜面污染造成失真.谐波辐射
使镜片灼热.甚至还可使镜片裂变总之.短波
长自由电子激光的研究还有一系列的困难有待
人们去解决.
参考文献
,
】]Bi】lardOllM.El】eaun~ePOrtegaJMPt】..
1EEEj?QE,l985:QE2J(l:$05
L2]CouprieME?VelgheM?Praz~~resReta】.Phys
RevA.109l;44(2l:J00l
3j祝家活.自由电子激光引沱,武汉:湖北戢育出
世,lt32S
[43I:LatchlorK.Ben—ZviI,FernowReta1.Nuc]In.
strum&MethodsphysRe.L990A296239
,5]PaulsonKP.Nuc][nstru~l&Methodsphys
Res,1990;A296:624
[6]翩庆想;周传喝,惠钟锡.强激光与粒子柬,l992
?
(2-j3l4
[7j祝家清甘仲惟.余南山等.激光技术1995il9
(2)9l
,
S1C~:lsollw[标签:快照]