【光学】现代光学基础

1、.l 1960年5月美国休斯公司的梅曼成功地做出了第一台红宝石泊光器，我们才真正地找到了一个光源。“激光”是光受激射放大的简称。它具有单色性佳，亮度高，相干性强，方向性好的特点。目前，在激光理论，激光技术，激光应用等各个方面，都取得了巨大进展，而且带动了全息光学，非线性光学，傅里叶光学，激光光谱光，光化学，光通讯，光存贮，光信息等新兴学科的发展。l 我国激光器1961年9月问世：长春光学精密机械研究所，王之江领导设计并和邓锡铭、汤显里、杜继禄等共同实验研制成的。钱学森1964年12月建议“激光”，在第三届光受激辐射学术会议上通过。l 本章主要讲激光原理，介绍全息技术等现代光学概念。.一、玻尔的

2、氢原子模型一、玻尔的氢原子模型图8-1. （1）玻尔引用量子论，提出一个假设：电子的角动量 ，只能等于 的整数倍。 n（主量子数）=1，2，3， （2）由（1）和（2）式得： （3） （4）2022224rzerzekrmrm22nrmzkmenr22224nzke2222242222422224222321182)(21mennmenkzmerzekmEEEkpn.二、能级图82 光与原子相互作用光与原子相互作用 人们对于光的种种性质的了解，都是通过观察光与物质相互作用而获人们对于光的种种性质的了解，都是通过观察光与物质相互作用而获得的。光与物质的相互作用，可以归结为光与原子的相互作用，这种

3、得的。光与物质的相互作用，可以归结为光与原子的相互作用，这种相互作用，有三种主要过程：吸收，自发辐射和受激辐射。相互作用，有三种主要过程：吸收，自发辐射和受激辐射。 （Laser: Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation）图8-2.一、吸收一、吸收图8-3.l如果有一个原子，开始时处于基态 ，若没有外来光子接近它，则它将保持不变。如果有一个能量为 的光子接近这个原子，则它就有可能吸收这个光子，从而提高它的能量状态。在吸收过程中，不是任何能量的光子都能被一个原子所吸收，只有当光子的能量正好等于原子的能级间隔E2E1时，这样的

4、光子才能被吸收l设处于基态E1的原子密度为n1，光的辐射能量密度为 ，则单位体积单位时间内吸收光子而跃迁到激发态E2去的原子数 应该与n1和 成正比： 称为受激吸收爱因斯坦系数。 称为吸收速率令：1E211221EE )(u)(un12)()(11212112unBnunn)(12uBB12121121212)(wnnuBw.二、自发辐射二、自发辐射l从经典力学的观点来讲，一个物体如果势能很高，它将是不稳定的。与此相类似，处于激发态的原子也是不稳定的，它们在激发态停留的时间一般都非常短，大约为10-8s的数量级，所以我们常常说激发态的寿命约为10-8s。在不受外界的影响时，它们会自发地返回到基

5、态去，从而放出光子。这种自发地从激发态返回较低能态而放出光子的过程，叫做自发辐射过程。处于激发态E2的原子密度为n2，则自发辐射光子数为 为自发辐射爱因斯坦系数l各个原子的辐射都是自发地，独立地进行的，因而各个原子发出来的光子在发射方向和初位相上都是不相同的，普通光源的发光都属于自发辐射。普通光源发出来的光，其频率成份极为复杂，发射方向分散在 立体角内，初位相也各不相同，因而不是相干光。三、受激辐射三、受激辐射 1917年，爱因斯坦从纯粹的热力学出发，用具有分立能级的原子模型来推导普朗克辐射公式，在这一工作中，爱因斯坦预言了受激辐射的存在。四十年以后，第一台激光器开始运转，爱因斯坦的这一预言得

6、到了证实。 21221AnnA214. 图8-4 处于激发态的原子，如果在外来光子的影响下，引起从高能态向低能态的跃迁，并把两个状态之间的能量差以辐射光子的形式发射出去，这种过程叫做受激发射。受激辐射原子数为： ：受激辐射爱因斯坦系数， 称为受激辐射速率。用 表示l只有当外来光子的能量 时，才能引起受激辐射。而且受激辐射发出来的光子与外来光子具有相同的频率，相同的辐射方向，相同的偏振态和相同的位相。)(22121unBnB21)(21uB21W21221Wnn1221EE .四、吸收、自发辐射和受激辐射三系数之间的关系四、吸收、自发辐射和受激辐射三系数之间的关系当光子和原子相互作用时，同时存在

7、着吸收，自发辐射和受激辐射三种过程，达到平衡时，单位体积单位时间内跃迁到激发态去的原子数，等于从激发态通过自发辐射和受激辐射跃迁回基态的原子数，在平衡条件下有l在处于热平衡状态下，粒子数密度按能量的分布遵从玻尔兹曼定律，即：212112nnn)()(212212121uBnAnuBn21122121)(BBnnAukTkTEEnnexpexp1212.l因氖原子的某一激发态和基态能级的能量差 evl对于黑体辐射来说，在热平衡状态时，腔内的辐射场应是不随时间变化的稳定分布。有关系11212nnEE9 .16E0165365312eenn211221)(BeBAukTv11184)(2112212

8、1122133,21kTBkTkTTveBBABeBAechcu则：BBB2112 3321218cBA.一、受激辐射与吸收一、受激辐射与吸收l激光就是通过辐射的受源程序发射来实现光放大的。一个 光子射入一个原子体系以后，在离开该原子体系时，成了两个或更多个光子，而且这些光子的特征是完全相同的，这就实现了光放大。但是光与原子相互作用时，总是同时存在着吸收，自发辐射和受激辐射三种过程。问题在于什么条件下受激辐射占主导地位。 单位时间，单位体积内原子体系吸收的光能量为 ，受激辐射产生的光能量为 ，所以单位时间单位体积产生的净光能量为 ，设此原子体系的体积元为 ，截面积为s ，t为辐射作用时间， 表

9、示光能量的变化，则单位体积单位时间产生的净光能量可表示为Bun)(1Bun)(2Bunn)()(12dvdjBunntsdzdjtdvdj)()(12.光强令 则： 指数增强， 指数衰减)()(custjI221212128)()()()()(AcInndzdIBcInndzdI2212128)()(Acnnr)()()(IrdzrdIzeIzI)(0)(),(0)(0)(12nn 12nn 平衡状态下，12nn .l如果我们通过某种方法破坏粒子数的热平衡分布，使得： ，那么 ，受激辐射能量将大于吸收能量。这时的粒子数分布已经不是平衡态分布了，我们把这种分布叫做粒子数反转。二、能实现粒子数反转

10、的物质二、能实现粒子数反转的物质 各种物质并非都能实现粒子数反转，在能实现粒子数反转的物质中，也不是在物质的任意两个能级间都能实现粒子数反转，必须具备一定的条件。（1）要有合适的能级结构。（2）要具备必要的能量输入系统。这一能量供应过程叫做“激励”“激发”“抽运”“泵浦”。三、二级系统三、二级系统12nn 0)(图8-5wwwBBB21122112.令E1和E2能级上单位体积内的原子数分别为n1和n2则，则：n2的变化率为l在达到稳定时， 从上式可以看出，尽管使用的激励手段是多么好， 总是大于w 的，就是说，n2总是小于n1，只有当w十分大时， 才接近于1，从数学上看l所以，对二能级物质来讲，

11、不能实现粒子数反转。四、三能级系统四、三能级系统l理论结果和实验结果都表明：三能级系统是有可能实现粒子数反转的，红宝石激光器就是一个三能级系统的激光器。l如果抽运过程使三能级系统的原子从基态E1迅速地以很大的速率w抽运到E3，处于E3的原子可以通过自发辐射回到E2或E1。假定 很大，满足212212)(Annnwdtdn02dtdnwAwnn2112wA2112nn121limwAwwA32213132, AAA.l当 时，E2和E1之间就有可能形成粒子数反转。 1223,www 图8-6.在达到稳定时，332223221112233222333113nAnwnAnwdtdnnAnwnAwnd

12、tdn2321323132233231321212323122323230wAAAAwAAwAwnnAAnwwnndtdndtdn.l由于：l可见，使外界抽运速率足够大时，就有可能使 ，从而使 这样就有可能使E2和E1两能级间的粒子数反转。对红宝石激光器E3寿命510-8s，E3寿命较长3ms，称为亚稳态。l由于基态能级上总是集聚着大量的粒子，因此要实现 ，外界抽运就需要相当强，这是三能级系统的一个显著缺点。五、四能级系统五、四能级系统l为了克服三能级系统的缺点，人们找到了四级系统的工作物质。常用的YAG激光器，氦氖激光器和二氧化碳激光器都是四能级系统激光器。123132wwAA2112Awn

13、n21Aw 12nn 12nn 以上讨论的二能级系统、三能级系统和四能级系统都是指激光器运转过程中直接有关的能级而言，不是说某种物质只具有二个能级、三个能级或四个能级。图8-7.84 光振荡光振荡一、受激辐射与自发辐射一、受激辐射与自发辐射 受激辐射除了与吸收过程相矛盾外，还与自发辐射相矛盾，处于激发态能级的原子，可以通过自发辐射回到基态，在这两种过程中，自发辐射往往是主要的。受激辐射和自发辐射的光子数之比为： l要使 ，则能量密度 必须很大，而在普通光源中，通常是很 小的。例如在热平衡条件下，对于发射 的热光源来说，当 T=300k时，R= ，要使R=1，须：T=5000k。l但是我们可以设

14、计一种装置，使在某一方向上的受激辐射，不断得到放大和加强。就是说，使受激辐射在某一方向上产生振荡，而其它方向传播的光很容易逸出腔外，以致在这一特定方向上超过自发辐射，这样，我们就能在这一方向上实现受激辐射占主导地位的情况，这种装置叫做光学谐振腔。21)(ABuR1R)(um11012. 二、光学谐振腔二、光学谐振腔l沿着轴向的光子，在谐振腔内受到两端两块反射镜的反射而不致于逸出腔外。这些光子就成为引起受激辐射的外界感应因素，以致产生了轴向的受激辐射，受激辐射发射出来的光子和引起受激辐射的光子有相同的频率，发射方向，偏振状态和位相，它们沿轴线方向不断地往返通过已实现了粒子数反转的工作物质，因而不

15、断地引起受激辐射，使轴向行进的光子数不断得到放大和振荡。这一种雪崩式的放大过程，使谐振腔内沿轴向的光骤然增加，而在部分反射镜中输出，这便是激光。图8-8.三、光振荡的阈值条件三、光振荡的阈值条件l有了稳定的光学谐振腔，有了能实现粒子数反转的工作物质，还不一定能引起受激辐射的光振荡而产生激光。因为工作物质在光谐振腔内虽然能够引起光放大，但是在光谐振腔内还存在着许多损耗因素（反射镜的吸收、透射和衍射，工作物质不均匀所造成的折射或散射等）。要产生激光振荡，对于光的放大来讲，必须满足一定条件，这个条件叫做阈值条件。图8-8.l假定腔内的所有损耗都包含在透射率 中，则可以简化对问题的讨论而不会影响问题的

16、实质。 称为工作物质的增益系数。 经过两次反射：光强要改变 倍，要实现激光振荡，必要条件为： 最起码的条件，即阈值条件为 =1l由此可见，只有当粒子反转数达到一定数值时，光的增益系数才足够大，以致有可能抵偿光的损耗，从而使光振荡的产生成为可能。 21TT )(),(ln1)()(),(0)(0IlIleIlIlleRR)(2211)(221leRRleRR)(221221212218)()(1ln)(AcnnRRl.95 激光的单色性激光的单色性 从物理光学的角度来看，光波在腔内多次来回反射所形成的各级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。一、谱线宽度一、谱线宽度

17、设原子发光时间为 ，发光的频率宽度为 ， 为该频率的中心频率。光振动可以写成 中所含频率为 的简谐振动的振幅可以根据傅里叶变换算出为t0其它时间当当tttteAtAti022)(020)(tA dtetAAti2)(tttAdteAtiittt)()(sin000220220. 图8-9频谱可认为限于 内 即： 只有发光时间 的光波，它的 才是真正单色而无频宽的光。由于 不为无穷大而形成的谱线宽度叫自然线宽。t)(0t1t0t. 图8-10多普勒宽度：00uT00uTcT cucuuccTucccTuc111)()(00000.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 。l满足

18、上述情况称为共振，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。其它光波干涉相消。共振频率不止一个，很多)(12图8-11二、谐振腔的共振频率二、谐振腔的共振频率 设谐振腔长度为d，多光速干涉加强的条件为dcjjdjd222. 图8-12相邻两个共振频率差值为：dcdcjdcj2)(2) 1(221图8-13 .三、激光的单色性三、激光的单色性激光单色性的定义为：86 激光的相干性激光的相干性一、时间相干性一、时间相干性 决定于 激光的 很小，因而时间相干性很大。二、空间相干性二、空间相干性 在两镜面上衍射：01t图8-14 .l输出光的横向分布：lTEM

19、表示横向模式l衍射使光的能量受到损失，但却为激光的空间相干性创造了条件，如开始时光波是空间不相干的，那么由于衍射的结果，在多次衍射后，光束截面上一点的光，不仅与原光束的一个点相联系，而是和整个截面有联系，因此截面上各点是相关联的，建立了光束的空间相性，光波就成为空间相干的了。图8-15.8-7 全息照相全息照相l全息照相原理首先由伦敦大学的丹尼斯伽柏(D.Gabor)在1948年提出，但直到1960年激光问世以后，这种不用透镜的三维照相术方成为现实。这种照相术现称为全息术或全息学(bolograpraphy)。l光是电磁波，而决定波动特性的参数是振幅、频率和相位，因此光的全部信息由振幅、频率和

20、相位来表示。但以往我们在成像问题和照明工程中，除了振幅外没有用频率、相位等波动概念，而只是延用了光线的概念，并纯粹用几何光学方法来进行研究。这种方便而实用的成像技术，当然仅是一种近似的方法。l照相技术，从发明到现在已有一百多年。电影出现在十九世纪末(1895年)，电视出现在二十世纪三十年代，它们都是根据几何光学的原理，利用透镜光学系统，使立体的景物成像于感光材料或屏幕上，然后在照相纸或屏幕上再现出原景物的平面像。长期以来，我们习惯地去看被压缩在一个平面上的三维空间内的实物图像。.l电影演员，电视广播员的影像虽然生动优美地出现在屏幕上，但在任一瞬时内，这些影像与一张照片没有什么不同，各种类型的所

21、谓立体摄影，也不能超出这一范围。例如，在一张(或两张)照相纸上摄录立体某几个方向的平面像，再通过柱面透镜或偏振片做成的体视镜等进行观察，利用双眼体视效应，看到具有立体感的景物影像。这是因为在普通的摄影中，只记录了光的强度，即仅把人物、景象反射出来的光强变化记录下来，而对相位则不能加以分辨。换句话说，普通摄影只记录子物体光波的强度(振幅)信息，却没有记录来自物体的光波的相位信息。 图8-16 波面与物.l我们把既能记录光波振幅的信息，又能记录光波相位信息的摄影称为 全息照相。在图413中，人眼看到一个亮点，是因为一个发光点所 发出的球面波的波面为人眼所接收到的缘故。如果上述发光点或物体 (可看作

22、是由无数发光点所组成)被障碍物所遮住，但它们所发出的球 面波或特定的波面却被记录下来或被人眼看到，我们也应同样感觉到 该发光点或物体的存在。这就是全息照相的最初设想。事实上这种设 想应包括两个部分：其一是要将景物的特定波面(包括振幅和相位)记 录下来；其二是在观察时再将原来的特定波面显现出来。l记录光波的振幅远在一百多年前出现的摄影技术中已经解决了。现在 的问题是如何记录相位。这就必须应用光的干涉原理。例如，可以把 一束具有确定相位光束(球面波或平面波)作为参考光束，让它和要记 录的波面发生干涉，然后再把这种相干图像记录下来。. 图8-17 全息记录l图817是全息照片的摄制装置。令x,y平面

23、是全息照相的感光胶片，强光源发出的一列相干的单色平面波为 , 为单色平面波的振幅，把这一单色平面波分为参考光波 和物体光波 两部分。 OBEtcosOBEBEOE.到达感光胶片处的平面参考光波 可用下式表示l这里相位角 是位置(x,y)的函数，而感光胶片处参考光波的振幅 是常数。另一束从物体反射到x,y平面的光波可表示为l这里 为物体光波到达感光胶片上某点的振幅， 为相应点物体光波的相位角，它们都是和一个不规则波面的位置有关的复杂函数。 和 两束光波符合相干条件，在感光胶片处叠加后，由于干涉而形成一个光强分布，该分布由感光胶片记录下来，这样的感光胶片就成了全息“照片”。干涉图样的形状记录了物光

24、与参考光间的相位关系，而其明暗对比程度（反差）反映了光束的强度（振幅关系）。这就把物体光波的全部信息记录下来了。l除了一个常数以外，最终的光强 或 可直接写成两干涉光波的叠加BEyxtyxEyxEOBB,cos,yxtyxEyxEOOO,cos,0OBEyxEOO,yx,0yxEO,yxEB,yxI,yxE,2yxE,2= 2OBEyxEOO,2+ + yxyxyxEEOOOB,cos,20（1） . 图8-18 像的重建 图818是全息“照片”像的重建示意图。当再现时，再用单色光 照射全息照片，最终形成波的振幅 必与 成正比。假使所使用的再现波与参考波一样，入射在全息片上的角度一样，那么，我

25、们可以把 写为 = （2） yxER,yxEF,yxI,yxER,yxER,yxER,yxtEOR,cos.l最终的波（除一个常数以外）可由公式（1）和（2）求得l 上式表达了从全息照片发出的光。其中第一项可以改写为l它是对再现波振幅调制的描述。因为全息照片每一部分的作用和衍射光栅一样，所以此项代表零级的直射光束。既然它不包含与物波相位( )有关的信息，这里就不必加以研究。l第二项和第三项是被全息照片衍射的两个第一级光谱。其中第二项具有与物波相同的振幅 ,它的相位不仅涉及 ,而且还具有与物波相反的相位(- )。它也形成一个像，这像有这样一个特点：最接近观察者的点在像中显得最远，即所形成像是倒转

26、的，是一实像。l第三项明确具有物波 的形式，如果你注视照明的全息照片，你将看见“物体”(即虚像)仿佛确实在那里，这个再现的虚象与实际物体完全一样，也是三维的。yxEF,= yxE,2 yxER,tEEEOOOBORcos22= 02costEEEOOOBOR= 0costEEEOOOBORyxEEEROOOB,220OOEyx,20yxE,0.8-8 傅里叶光学傅里叶光学l 自六十年代激光出现以来，光学的重要发展之一，是将数学中的傅里叶变换和通讯中的线性系统理论引入光学，形成了一个新的光学分支傅里叶光学。傅里叶光学的数学基础是傅里叶变换，它的物理基础是光的衍射理论。下面我们将通过对阿贝成像原理

27、的讨论来阐明空间频率、频谱和空间滤波等傅里叶光学中的几个基本概念。这些概念是光学信息处理、像质评价、成像理论等的基础。l1873年阿贝(E. Abbe，18401905)在显微镜成像原理的论述中，首次提出了频谱和两次衍射成像的概念，并用傅里叶变换这一数学工具来阐明显微镜成像的机制。波特(ABPorter)于1906年进一步以一系列实验证实了阿贝原理。. 图8-19 正弦光栅的像及衍射图样l 如图所示，以透光率为 的模板(正弦光栅)作为物，置于凸透镜 前某处，用单色平行相干光照射，在透镜 后方一定位置的屏幕E上将得到模板的像。可以证明，正弦光栅的夫琅和费衍射图样是三个亮点。因此，如果我们在透镜

28、的象方焦面上放一屏幕 ，则在 上得到由三个亮点组成的夫琅和费衍射图样。当正弦光栅的周期减小时，这三个亮点的距离将随之增加。xfbax2cos2L2L2L2F2F.l如用普通的平行狭缝光栅，则将在 上得到一系列亮点；如用两个平行狭缝光栅互相垂直叠成一正交光栅，放在物平面上，则在F上的衍射图样将是如图所示的许多亮点。如果在 的像方焦面上不再放置屏幕，而是插入一狭缝只让中间竖直的一列亮点通过，挡住其他亮点，则正交光栅的像的竖直条纹消失，只剩下像的水平条纹；如果把狭缝转过90让水平的一行亮点通过，则正交光栅的像的水平条纹消失而只剩下竖直条纹。 2F2L图8-20正交光栅的像及衍射图样.l对上述实验结果

29、，我们作如下的分析。l从波动光学的角度看，可以把成像过程看成是以下两个过程的综合。首先，入射相干光经物面衍射后在焦平面上形成夫琅和费衍射图样；然后这些夫琅和费衍射图样作为子波源，它们发出的子波在像平面上相干叠加而形成了物的像。这种子波叠加的过程就是衍射，因此整个成像过程就是二次衍射成像的过程，这就是阿贝成像原理的基本观点。l不同物的夫琅和费衍射图样不同，这说明衍射图样与物的空间结构之间有着某种内在的联系，或者说衍射图样反映了物的某种空间结构的特性。正弦光栅的透光率 ，除了常数项以外，它是空间变量x的周期函数，因此它的周期 称为空间周期， 称为空间频率，它表示在单位长度上透光率重复的次数。常数项

30、是周期为无限大的周期函数，它的空间频率为零。由于 而每一指数项代表一单色平面波，它在透镜像方焦面上会聚成一点，所以正弦光栅的透光率可以看成是由空间频率0及 的三个分量组成的，它们在透镜像方焦面上会聚成三个亮点，每个亮点的光强代表所对应的分量的强度。由此可见，夫琅和费衍射图样反映了物光各种分量的空间频率和强度。实际上，利用惠更斯菲涅耳原理可以证明，在透镜像方焦面上的复振幅分布(衍射图样)是物面的复振幅分布（透射率）的傅里叶变换。 xfbaxtx2cosxf1xfxfixfixxxeexf22212cosxf.l平行狭缝光栅的透光率 是一个空间周期为 的方形波函数，即透光部分的光振幅相等(t=1)

31、，不透光部分的透射光振幅为零（t=0）。这样一个周期函数的傅里叶变换，除了空间频率为的基波外，还包含频率为2 、3 ，的高次谐波分量。因此平行狭缝光栅在透镜像方焦面上的衍射图样为一系列的亮点。由于夫琅和费衍射图样反映了物光的各种空间频率分量的组成情况，我们把焦平面上的夫琅和费衍射图样称为物的频谱。在一般情况下，物面的振幅分布不是简单的周期函数，因此它的傅里叶变换是由许多不同的空间频率分量组成的，它的频谱也要复杂的多。l 用不同空间周期的正弦光栅所进行的实验表明，空间频率越大，频谱面上的衍射像的位置离中心越远，中心亮点对应于空间频率为零的常数项。上述实验还表明，当在频谱面上改变频谱分量时，像的性

32、质也会改变。这个过程称为空间滤波，它在光学信息处理中起着十分重要的作用。l总之，阿贝的二次衍射成像原理归结为：第一次衍射是物面复振幅的傅里叶分解，并在透镜的像方焦面上得到空间频谱，第二次衍射并成像是空间频谱的综合。 xtxf1xfxf.8-9 非线性光学基础非线性光学基础l经典光学通常只研究线性光学现象。所谓线性光学，就是物质对光场的响应与光的场强成线性关系。此时表征物质性质的许多光学参数，如吸收系数、折射率、散射截面等都是与场强无关的常量，因而光的独立性原理和叠加原理都是成立的。激光技术出现后，为光学研究提供了相干的高强度光源，这就为开展非线性光学的研究创造了条件。在激光问世后的第二年，弗兰

33、肯(PAFranken 1928)等人就利用石英晶体将红宝石激光器发出的红光，转变为倍频紫外光，从而开始了非线性光学研究的主要历史阶段。一、非线性光学现象一、非线性光学现象l在各向同性介质中，极化强度P与电场强度E，的方向相同，它们之间的普遍关系可以写成 式中的 ( 是通常的极化率)，和分别为二阶和三阶极化系数，它们都是与E无关的常量，由介质的性质决定。一般来说，在这些系数中，相继的后一系数要比前一系数小的多。 32EEEP0 (3).l如以 表示原子内部的电场强度，它大约等于 V/m则理论表明，式(3)中相邻两项之比值为l普通光源发出的光的电场强度E要比 小几个数量级，因此式(3)中的非线性

34、项可以忽略不计,这时光场在介质中感生极化强度与外界电场强度成正比l这就是线性光学所讨论的情况。激光出现以后，它极高的光功率密度对应着很大的电场强度，如用一个透镜把红宝石激光器发出的200兆瓦光脉冲集中到直径为25m的圆面上，在这个区域内光电场强度约为 V/m。因此，激光场可以与原子内部的平均电场相比拟，这时式(3)中的非线性项就不能忽略了。l强的相干光在介质中传播时，特别是在非线性极化系数比较大的所谓非线性介质中传播时，可以观察到各种非线性光学现象。一般而言，可以将非线性光学现象分为两大类：一类是强光与被动介质相互作用的非线性光学现象，如光学整流、光学倍频、光学混频和光自聚焦等；另类是强光与激

35、活介质相互作用的非线性光学现象，如受激拉曼散射和受激布里渊散射等。atE10103atEEEEEE232atEEP1010.l所谓被动介质，是指这种介质与强光相互作用时，它自身的特征频率并不明显起作用。所谓激活介质，是指这种介质与强光相互作用时，它能以自己的特征频率影响与其相互作用的光波。下面具体介绍两种非线性光学现象。二、激光倍频技术二、激光倍频技术 当入射到介质中的光波 很强时，如非线性晶体的极化系数很大，强光将在晶体中感生电极化强度 P。根据三角公式，上式可写成上式右边第二项表明，存在与入射光场相同的偶极振动，它将辐射与入射光相同频率的光波。第一项是恒定极化项或直流项，它表明如果一束很强

36、的线偏振光入射到非线性晶体上，则晶体中将出现一个恒定的极化强度，晶体的两相对表面将出现恒定的极化电荷，它对应一个恒定的电场，其电位差与 成正比。这种从一个交变电场得到一个恒定电场的现象，称为光学整流。第三项表明，存在频率为入射光频率两倍的偶极振动，它将辐射倍频光，这就是所谓的光学倍频。tEEcos02EEPtEcos0= + tE220cosPtEcos0= tE2cos12120+ 2021E= + tEcos0+ tE2cos212020E.三、激光自聚焦三、激光自聚焦l在激光的横模光斑图中，光强分布是不均匀的。即使基模光斑中不存在光强为零的场点，能量也是集中在中心，且以高斯函数规律由中心

37、向外平滑地减小。这种在截面内光强分布不均匀的光束，在通过非线性介质时，会引起介质折射率感应变化不均匀，从而导致激光自聚焦。所以，激光自聚焦是一种感应透镜效应。l设有一单模激光束，它具有高斯函数型的横向分布。在非线性介质中传播时的折射率n由两部分组成 l式中前一项 为普通的折射率；后一项与 成正比，是非线性折射率。 为光场感应引起的折射率变化。如果 是正的，则对高斯横向分布的激光束来说，中心部分折射率比边缘部分折射率大。于是激光束好象通过一个正透镜一样，产生会聚作用。l 强激光的自聚焦会导致光学元件损坏，防止的办法是尽量设法使横向光强分布均匀。通常采用发散光或准平行光入射，以减小介质折射率的不均

38、匀程度。20Ennn0n2Enn.8-10 光纤通信原理光纤通信原理一、光纤通信原理一、光纤通信原理l无线电通信，传递信息迅速快捷。随着社会的发展，需要传递的信息量日益增大。提高传递信息容量比较简单而有效的办法是提高使用的载波频率。比如，用波长10cm的电波代替波长100m的电波，通信容量就可以提高1千倍。所以，从19世纪开始无线电通信之后，不断发展短波长通信。起先是使用波长几千m的无线电通信(长波通信)，后来发展波长为几百米的通信(中波通信)，20世纪50年代发展了波长为厘米量级的通信(微波通信)。波长再缩短，就进入光波波段。光波频率在 Hz Hz之间，厘米波的频率是 Hz左右。所以，光波通

39、信的容量又比微波通信提高1万倍到10万倍。不过普遍光源发射的是非单色光，并不适合做通信的载波；只有激光出现后，提供了单色性很好的光波，光通信才进入实用化阶段。141015101010.l图418为光纤传输系统的基本方框图，它包括两个终端站和个中继站，由光纤组成的光缆作为线路。每一终端站各有光端机，其中发送设备主要是光源及其驱动，把电信号电流变换为光信号功率，即电光转换。接收设备主要是光检测和放大，把光信号功率变换为电信号电流，即光电转换。中继站的设备则既包含光检测，又包含光源，把接收的光信号变换为电信号，经过判断再生的处理，又把电信号变换为光信号发送。简言之，光纤传输系统的主要组成部分是光纤和光器件，光器件主要是光源和光检测。而与光系统