光电子技术全部教案-第一章光辐射与发光源

光电子技术全部教案-第一章光辐射与发光源内容摘要：

激光在雪中的衰减差别不大，但就同样的含水量而言，雪的衰减比雨的大，比雾的小。 2. 大气湍流效应在气体或液体的某一容积内，惯性力与此容积边界上所受的粘滞力之比超过某一临界值时，液体或气体的有规则的层流运动就会失去其稳定性而过渡到不规则的湍流运动，这一比值就是表示流体运动状态特征的雷诺数Re： ()式中，r 为流体密度（kg/m3）；l为某一特征线度（m） Dvl为在 l量级距离上运动速度的变化量（m/s）；h 为流体粘滞系数（kg/ms）。 雷诺数Re是一个无量纲的数。 当Re 小于临界值Recr（由实验测定）时，流体处于稳定的层流运动，而大于Recr时为湍流运动。 由于气体的粘滞系数h 较小，所以气体的运动多半为湍流运动。 l0图4大气湍流气团的线尺度l有一个上限L0和下限l0，即L0l l0，L0和l0分别称为湍流气团的外尺度和内尺度（图4）。 在近地面附近，l0通常是毫米量级，L0则是观察点（如激光传输光路）离开地面高度。 激光的大气湍流效应是指激光辐射在折射率起伏场中传输时的效应。 大气速度、温度、折射率的统计特性服从“2/3次方定律” ()i分别代表速度（v）、温度（T）和折射率（n）；r为考察点之间的距离；Ci为相应场的结构常数，单位是m1/3。 大气湍流折射率的统计特性直接影响激光束的传输特性，通常用折射率结构常数Ci的数值大小表征湍流强度，即 弱湍流 Cn =8180。 109m1/3 中等湍流 Cn =4180。 108m1/3强湍流 Cn =5180。 107m1/3⑴ 大气闪烁光束强度在时间和空间上随机起伏，光强忽大忽小，即所谓光束强度闪烁。 大气闪烁的幅度特性由接收平面上某点光强I的对数强度方差来表征 ()可通过理论计算求得，而则可由实际测量得到。 在弱湍流且湍流强度均匀的条件下： ()可见，波长短，闪烁强，波长长，闪烁小。 当湍流强度增强到一定程度或传输距离增大到一定限度时，闪烁方差就不再按上述规律继续增大，却略有减小而呈现饱和，故称之为闪烁的饱和效应。 ⑵ 光束的弯曲和漂移接收平面上，光束中心的投射点（即光斑位置）以某个统计平均位置为中心，发生快速的随机性跳动（其频率可由数赫到数十赫），此现象称为光束漂移。 若将光束视为一体，经过若干分钟会发现，其平均方向明显变化，这种慢漂移亦称为光束弯曲。 光束弯曲漂移现象亦称天文折射，主要受制于大气折射率的起伏。 弯曲表现为光束统计位置的慢变化，漂移则是光束围绕其平均位置的快速跳动。 如忽略湿度影响，在光频段大气折射率n可近似表示为 ()P为大气压强； T为大气温度（K）。 根据折射定律，在水平传输情况下不难证明，光束曲率为 ()c为正，光束向下弯曲；当189。 dT/dh189。 35176。 C/km时，c为负，光束向上弯曲。 实验发现，一般情况下白天光束向上弯曲；晚上光束向下弯曲。 对于光束漂移，理论分析表明，其漂移角与光束在发射望远镜出口处的束宽W0关系密切；漂移角的均方值。 由此可见，光束越细，漂移就越大。 采用宽的光束可减小光束漂移。 当Cn180。 107 m1/3/h，c值约为40mrad，不再按式变化，表明漂移亦有饱和效应；漂移的频谱一般不超过20Hz，其峰值在5Hz以下；漂移的统计分布服从正态分布。 上述讨论表明，光束弯曲与漂移二者不能混同。 ⑶空间相位起伏如果不是用靶面接收，而是在透镜的焦平面上接收，就会发现像点抖动。 这可解释为在光束产生漂移的同时，光束在接收面上的到达角也因湍流影响而随机起伏，即与接收孔径相当的那一部分波前相对于接收面的倾斜产生随机起伏。 对于一些晶体材料，当上施加电场之后，将引起束缚电荷的重新分布，并可能导致离子晶格的微小形变，其结果将引起介电系数的变化，最终导致晶体折射率的变化，所以折射率成为外加电场E的函数，即 ()第一项称为线性电光效应或泡克耳（Pockels）效应；第二项，称为二次电光效应或克尔（Kerr）效应。 对于大多数电光晶体材料，一次效应要比二次效应显著，故在此只讨论线性电光效应。 1．电致折射率变化电光效应的分析可用几何图形——折射率椭球体的方法，这种方法直观、方便。 未加外电场时，主轴坐标系中，晶体折射率椭球方程为 ()nx，ny，nz为折射率椭球的主折射率。 当晶体施加电场后，其折射率椭球就发生“变形”，椭球方程变为 ()由于外电场，折射率椭球各系数(1/n2)随之发生线性变化，其变化量可定义为 ()式中gij称为线性电光系数；i取值1，…，6；j取值1，2，3。 （）式可以用张量的矩阵形式表示 ()对常用的KDP（KH2PO4）晶体有nx=ny=no，nz=ne，no＞ne，只有，而且。 得到晶体加外电场E后新的折射率椭球方程式 ()令外加电场的方向平行于z轴，即Ez=E，Ex=Ey=0，于是有 ()45176。 yy162。 xx162。 图1 加电场后折射率椭球的变化将x坐标和y坐标绕z轴旋转a角得到感应主轴坐标系（x162。 ，y162。 ，z162。 ），当a =45176。 ，感应主轴坐标系中地椭球方程为 ()主折射率变为 ()可见，KDP晶体沿z轴加电场时，由单轴晶体变成了双轴晶体，折射率椭球的主轴绕z轴旋转了45176。 角，此转角与外加电场的大小无关，其折射率变化与电场成正比，这是利用电光效应实现光调制、调Q、锁模等技术的物理基础。 2．电光相位延迟实际应用中，电光晶体总是沿着相对光轴的某些特殊方向切割而成的，而且外电场也是沿着某一主轴方向加到晶体上，常用的有两种方式：一种是电场方向与光束在晶体中的传播方向一致，称为纵向电光效应；另一种是电场与光束在晶体中的传播方向垂直，称为横向电光效应。 ⑴ 纵向应用x162。 zy162。 V入射光仍以KDP类晶体为例，沿晶体z轴加电场，光波沿z方向传播。 则其双折射特性取决于椭球与垂直于z轴的平面相交所形成的椭圆。 令（）式中 z=0，得到该椭圆的方程为 ()长、短半轴分别与x162。 和y162。 重合，x162。 和y162。 也就是两个分量的偏振方向，相应的折射率为nx162。 和ny162。 当入射沿x方向偏振，进入晶体（z=0）后即分解为沿x162。 和y162。 方向的两个垂直偏振分量。 它们在京体内传播L光程分别为nx162。 L和ny162。 L，这样，两偏振分量的相位延迟分别为 当这两个光波穿过晶体后将产生一个相位差 ()这个相位延迟完全是由电光效应造成的双折射引起的，所以称为电光相位延迟。 当电光晶体和传播的光波长确定后，相位差的变化仅取决于外加电压，即只要改变电压，就能使相位成比例地变化。 当光波的两个垂直分量Ex162。 ，Ey162。 的光程差为半个波长（相应的相位差为p）时所需要加的电压，称为“半波电压”，通常以Vp或Vl/2。 表示。 由（）式得到 ()于是 ()半波电压是表征电光晶体性能的一个重要参数，这个电压越小越好，特别是在宽频带高频率情况下，半波电压越小，需要的调制功率就越小。 根据上述分析可知，一般情况下，出射的合成振动是椭圆偏振光 ()当晶体上未加电压，(n= 0, 1, 2,…)， ()通过晶体后的合成光仍然是线偏振光，且与入射光的偏振方向一致，这种情况晶体相当于一个“全波片”的作用。 当晶体上加电压V=Vp/2， ()这是一个正椭圆方程，说明通过晶体的的合成光为椭圆偏振光。 当A1=A2时，其合成光就变成一个圆偏振光，相当于一个“1/4波片”的作用。 当外加电压V=Vp， ()合成光为线偏振光，但偏振方向相对于入射光旋转了一个2q角（若q=45176。 ，即旋转了90176。 ，沿着y方向），晶体起到一个“半波片”的作用。 综上所述，设一束线偏振光垂直于x162。 y162。 面入射，且沿x轴方向振动，它刚进入晶体（x=0）即可分解为相互垂直的x162。 ，y162。 两个偏振分量，传播距离L后 x162。 分量为 yxy162。 x162。 zy162。 x162。 Ex162。 Ey162。 a b c d e f g h iDj=0 Dj=p/2 Dj=p图2 纵向运用KDP晶体中光波的偏振态的变化 y162。 分量为 L入射光Vdzy162。 x162。 图 z向电场作用下KDP晶体的横向运用⑵ 横向应用如果沿z向加电场，光束传播方向垂直于z轴并与y（或x）轴成45176。 角，这种运用方式一般采用45176。 z切割晶体，如图。 设光波垂直于x162。 z平面入射，E矢量与z轴成45176。 角，进入晶体（y162。 =0）后即分解为沿x162。 和z方向的两个垂直偏振分量。 相应的折射率分别为和。 传播距离L后 x162。 分量为 z分量为 两偏振分量的相位延迟分别为因此，当这两个光波穿过晶体后将产生一个相位差 ()在横向运用条件下，光波通过晶体后的相位差包括两项：第一项与外加电场无关，是由晶体本身自然双折射引起的；第二项即为电光效应相位延迟。 KDP晶体的横向运用也可以采用沿x或y方向加电场，光束在与之垂直的方向传播。 这里不再一一介绍，请感同学们自行讨论。 比较KDP晶体的纵向运用和横向运用两种情况，可以得到如下两点结论：第一，横向运用时，存在自然双折射产生的固有相位延迟，与外加电场无关。 在没有外加电场时，入射光的两个偏振分量通过晶后其偏振面已转过了一个角度，这对光调制器等应用不利，应设法消除。 第二，横向运用时，总的相位延迟不仅与所加电压成正比，而且晶体的长宽比(L/d)有关。 相位差只和V=EzL有关。 因此，增大L或减小d就可大大降低半波电压。 例如，在z向加电场的横向运用中，略去自然双折射的影响，求得半波电压为 ()可见(L/d)越小，Vp 就越小，这是横向运用的优点。 光波在声光晶体中的传播声波在介质中传播时，使介质产生弹性形变，引起介质的密度呈疏密相间的交替分布，因此，介质的折射率也随着发生相应的周期性变化。 这如同一个光学“相位光栅”，光栅常数等于声波长ls。 当光波通过此介质时，会产生光的衍射。 衍射光的强度、频率、方向等都随着超声场的变化而变化。 1. 相位栅类型nvsxn0Dnls图1 超声行波在介质中的传播超声行波的瞬时相位栅如图1所示。 由于声速仅为光速的数十万分之一，所以对光波来说，运动的“声光栅”可以看作是静止的。 设声波的角频率为ws，波矢为，则沿x方向介质的折射率变化为lsxa图2 超声驻波 ()介质折射率分布为 ()S为超声波引起介质产生的应变；P为材料的弹光系数。 超声驻波形成的折射率变化为 ()若超声频率为fs，那么光栅出现和消失的次数则为2fs，因而光波通过该介质后所得到的调制光的调制频率将为声频率的两倍。 2. 声光衍射按照声波频率的高低以及声波和光波作用长度的不同，声光相互作用可以分为拉曼纳斯衍射和布喇格衍射两种类型。 (1)拉曼纳斯衍射产生拉曼纳斯衍射的条件：当超声波频率较低，光波平行于声波面入射，声光互作用长度L较短时，在光波通过介质的时间内，折射率的变化可以忽略不计，则声光介质可近似看作为相对静止的“平面相位栅”。 当光波平行通过介质时，几乎不通过声波面，因此只受到相位调制。 即通过光密部分的光波波阵面将延迟，而通过光疏部分的光波波阵面将超前，于是通过声光介质的平面波波阵面出现凸凹现象，变成一个折皱曲面，如图3所示。 lsllqL入射光xy声波阵面声波光波阵面图3拉曼纳斯衍射图衍射光由出射波阵面上各子波源发出的次波将发生相干作用，形成与入射方向对称分布的多级衍射光，这就是拉曼纳斯衍射的特点。 +q/2q/2kiL/2cos1l+L/2xd=xlksqy图4垂直入射情况设宽度为q的光波垂直入射宽度为L声波柱，如图4所示。 则在声场外P点处总的衍射光强是所有子波源贡献的和 ()Jr(v)是r阶贝塞尔函数；l=sinq。 衍射光场强度各项取极大值的条件为 ()各级衍射的方位角为 ()各级衍射光的强度为 ()由于，故各级。