现代光学前沿.doc

2015 年 春 季学期研究生课程考核（读书报告、研究报告）关于玻色爱因斯坦凝聚的研究综述1. 概念设在体积为V 的容器中存在由N 个同种玻色粒子组成的理想气体。理想玻色气体处于热平衡状态时服从玻色爱因斯坦统计。如果以n (i) 表示热平衡时处于能级i 的某一量子态中的平均粒子数，则n (i ) 可表示为式中为粒子的化学势，对于玻色系统它要满足0； k 为玻耳兹曼常量。系统的总粒子数为用N0表示处于最低能级(0 = 0) 的粒子数，用N表示处于较高能级中的粒子数，则总粒子数可表为 而 其中G0 为0 = 0 能级的微观态数，可设G0 = 1。应对i 0 的所有微观态求和。利用上式，近似地用积分代替求和，并考虑到函数的单调性可知，在某一特定的温度， N有一个上限Nmax ，则式中S 表示粒子的一个空间运动状态对应S 个不同的自旋态， m 为玻色子的质量，h 为普朗克常量。这个特定的温度称为临界温度，用TC 表示。当T TC 时，N( T) 0) 的原子气体中实现玻色爱因斯坦凝聚的，而Rice大学的Hulet 小组是在具有负散射长度( 0 ，基态和激发态，散射长度 0 和 0 ，势阱的作用，空间维数的影响，粒子的运动特征等) 对玻色爱因斯坦凝聚现象作了不同的探讨和研究。由于描述弱相互作用玻色气体的方程在一个非线性薛定谔方程，要求得一个准确的解析解是十分困难的，因而发展了多种近似计算乃至数值计算方法。膺势法，自洽场方法，高斯变分法，平均场方法，格林函数法，重整化群方法等。最近，为了进一步了解凝聚体的基本性质，人们又致力于研究其激发性质和相干性质，从而促进了原子物质波量子干涉效应非线性原子光学的研究。此外，对费米气体的性质及其受势阱的影响也有些研究。这是一个重要课题，因为在一定条件下，费米子能形成库柏对，也表现出玻色子的行为，因而在玻色爱因斯坦凝聚研究的进展中对费米子库柏对的研究兴趣也大大加强了。国内虽然至今未有实验实现玻色爱因斯坦凝聚的报道，但有许多研究小组开展了从理论到实验的各方面研究。在国际上发表了一批有一定影响的成果。特别是中科院上海光机所量子光学开放实验室在王育竹院士领导下，自70 年代末就对产生玻色爱因斯坦凝聚的关键技术激光冷却进行研究，并在1988 年实现了钠原子60K的一维冷却。目前他们还在利用光学漏斗中的激光冷却技术和光学陷阱的囚禁技术做实现玻色爱因斯坦凝聚的尝试。北京大学曾报道了他们在玻色爱因斯坦凝聚的光散射和兰姆位移方面的研究进展。此外中科院理论物理所、武汉物理与数学研究所、厦门大学物理系研究小组等也都有过研究报道。但在这领域，由于我国长期投入和积累不够，现已失去了争取在国际上占有领先地位的最佳机遇。然而这个领域是我国不能放弃的一个领域，它对基础研究和应用研究都具有重要的意义。3. 前景展望玻色-爱因斯坦凝聚体所具有的奇特性质和它对基础研究以及应用的重要意义，使得玻色爱因斯坦凝聚及其相关问题的研究，已成为现代物理学的主要前沿领域之一。玻色-爱因斯坦凝聚的研究将会促使人们对物理学一些基本问题的重新认识，并为开发其应用开创一个新纪元。众所周知，光进入介质时速度会变慢，但一般只会减慢到原来的几分之一。而应用玻色-爱因斯坦凝聚状态的“冷凝物”作介质，可使光速降为零。降低光速可有许多用途，不仅对于研制未来的光学计算机具有非常重要的意义，而且利用它可开发将红外线转换为可见光的技术，减少通信系统中的噪音以及研制性能更好的视频显示和夜视装置等。还有，可以利用玻色-爱因斯坦凝聚体来改进现有的原子钟。如果做为原子钟的原子蒸汽直接取自铍色-爱因斯坦凝聚体，共振跃迁的信号将更为尖锐，因而时间的计量精度有望再提高100 倍，达到1/1015的水平。此外，通过实现原子束的相干放大原子激光，有可能对高新技术产生革命性的影响。不容置疑，玻色爱因斯坦凝聚的研究将深刻地影响着二十一世纪物理学的发展和科学技术的进步。关于随机激光的研究综述1. 随机激光的概念随机激光的反馈机制是基于散射介质的多重散射，在无序的增益体系中荧光分子发生受激辐射而得到激光。因为在传统激光器中光散射会把光子从谐振腔的激光模式中散射出去，因此传统上光散射被认为对激光发射是有害的。但是，在一个很强的散射的增益体系中，光散射起到积极的作用:第一，多重散射增加了光子在增益介质的光程或者存在时间，有益于受激发射提高增益；第二，循环光散射可以为激光振荡提供相干反馈。目前，无序体系中的激光已成为理论和实验研究的热点课题。随机激光有两种反馈机制:一种是能量密度或者能量反馈；另一种是场或者振幅反馈。前者反馈被称为非相干或者非谐振反馈，后者反馈被称为相干或者谐振反馈。基于反馈机理不同，随机激光可以被分成两个类型:(1)基于能量密度或者能量反馈的非相干随机激光；(2)基于场或者振幅反馈的相干随机激光。2. 随机激光的发现1966年Ambartsumyan等人通过用一个散射表面替换F-P腔中的一个反射镜实现了一种提供不同类型的非谐振反馈激光腔。光在这个新类型腔中会发生多重散射，每当被散射一次光的传输方向都要改变一次。因此，光在腔内经过一次往返后不会再回到原来的位置。从而，在这样的腔内不会有电磁场的空间共振，同时光的存在时间对频率也不敏感。在这样的激光器中，仅仅只有部分能量或者光子被反馈到增益体系中，也就是说这个体系只有能量或者强度的反馈，这种非谐振反馈也可以用模式来解释。当FP腔的一个反射镜被一个散射平面代替时，从腔泄露出去的发射光成为所有模式的主要损耗机理。随之而来的是许多低Q值谐振取代独立的高Q值谐振，这些低Q值波谱互相重叠从而形成一个连续光谱，从而形成非谐振反馈。没有谐振反馈意味着腔波谱趋向于连续光谱，这就是说光谱不会出现独立确定的谐振频率。随着泵浦能量的增加，发射谱向着增益谱中心慢慢的窄化。但是，这种光谱的窄化过程远远慢于传统激光器的窄化过程。因为在非谐振反馈激光腔中许多模式是作为一个整体与增益介质相互作用，所以激光发射的统计特征与传统激光器是完全不同的。这种没有谐振反馈的激光发射是没有空间相干性以及它们的相位也是不稳定的。在这种激光器中唯一的谐振元件只有增益介质的增益谱，发射的平均频率将不取决于激光腔尺寸，而仅仅是依赖于增益谱的中心频率。如果中心频率是足够稳定的，这种激光的发射有一个稳定的平均频率。对于随机激光的发现源于上个世纪60年代，1968年俄罗斯科学院的Letokhov首次计算了随机增益介质中的光学特性，提出了随机增益介质中激光辐射现象，但由于人们觉得在随机场中的散射对激光的产生是不利的，在很长时间内Letokhov的开拓性工作没有受到重视。直到1994年美国学者Lawandy用530nm的激光脉冲抽运TiO2微粒和若丹明染料形成的胶体悬浮液，观察液体表面的发射光，发现了当抽运光超过某个阈值时，出现了谱宽很窄的发射峰，也就是随机激光。并通过进一步的研究表明，这种激光的特性和悬浮在液体中的微粒TiO2密切相关。实验结果在Nature上发表后，随机激光现象才再次引起了人们的重视，也得到了很快的发展。 1999年美国西北大学的H.Cao等人在Zn0半导体粉末的荧光试验中，也观测到了随机激光辐射。他们利用激光溅射化学沉积法制备了薄膜，然后用Nd:YAG激光器的三倍频激光或四倍频激光作为抽运光，聚焦成圆斑或条状，正入射到Zn0薄膜上，当抽运光较弱时，辐射光呈现谱宽较宽的自发辐射谱；随着抽运光强度增加，频率靠近增益曲线中心处的光被优先放大，谱线宽度显著变窄；当抽运光强度超过一定数值(阈值)时，发射谱出现尖峰，其线宽小于0.3nm，是抽运光强在阐值以下时辐射线宽的1/30；当抽运光强度进一步增加时，将有更窄的尖峰出现。 2000年，H.Cao他们从Zn0薄膜的顶端向下观测时，再次发现很多亮的“颗粒状”发光区域。这些亮点的形状大小在0.3-0.7m左右，它们在介质中的分布是随机的。他们还发现，当改变抽运能量或移动膜表面抽运区域位置时，这些亮点位置将发生变化，而且辐射光频率及光强也随之变化。3. 国内外研究进展 对于随机激光理论，有着多种解释。1968年，俄罗斯科学院的Letokhov用扩散方程提出了随机激光理论，他认为光子在介质中的传播相当于经典粒子的无轨行走(如同液体中悬浮颗粒的布朗运动)，光子的运动规律遵守有增益的散射方程。微粒的散射提供一种类似于共振腔的反馈，增加了光子在介质中行走路程。一个光子在介质中将行经一个长的随机路线，也将在每个散射过程中被放大。由于增益和波长的关系，某些波长上的光比其他波长上的光更容易被放大，从而在输出光谱上占主导地位，产生很窄的发射光谱。Letokhov的工作首先从理论上证明了随机介质中的激光现象，这种激光现象也被称为漫反射激光fl。但是Letokhov所说的光学现象本质上属于自发辐射放大，他的计算并没有考虑强散射的干涉效应，不能解释随机激光器的物理机制。 1994年Lawandy等人在胶体溶液中发现了激光辐射现象，并在Nature上发表后，引起了人们的极大兴趣。但他们对这种发光的机制也感到困惑，认为实验中观察到的现象不能用Letokhov的散射理论来解释，应该有另外一种物理机制。1999年，美国西北大学的H.Cao等人在ZnO半导体随机介质中，观察到了受激辐射现象，首当其冲研究了其光学性质。他们认为随机介质中的激光现象和光子的局域化密切相关，并提出了环形腔理论。该理论较好地解释了随机激光器的发射光谱和发射光的空间分布特性。环形腔理论认为光子通过多次散射后有可能形成一个闭合回路或闭合环，这些闭合环类似于一个环形共振腔，可以提供相干反馈。在随机激光器辐射光波中所观测到的很亮的“颗粒状”发光区域，事实上就是光在共振腔中多次散射相干叠加的结果。随机介质中可形成许多这样的闭合环，它们起到共振腔的作用，不同的闭合环有不同的光学损耗。当抽运光强度增加时，在低光学损耗闭合腔中，增益首先超过损耗，产生激光振荡，振荡频率由腔的共振频率决定，随机介质中出现少数激光振荡纵模。当抽运光强继续增加时，在高损耗闭环腔中，增益也超过损耗，出现多个纵模振荡。H.Cao的这一理论得到了有关增益介质光子局域化理论和实验的支持。1996年，意大利的Diederik Wiersma小组证实了在随机增益介质中观察后向相干散射的可能性。香港Zhang的计算也表明:在强散射无源介质中引入增益有助于实现Anderson局域，这些都为H.Cao的环形腔理论提供了间接的依据。H. Cao等人的环形腔理论，关键在于证明相干反馈的存在。为此，他们研究了随机介质中产生受激辐射前后的光学性质。结果显示当逐渐减少散射粒子平均自由程时，随机介质中将出现受激辐射，发射光的光子数分布发生很大的变化。当抽运功率低于阈值时，随机介质中没有相干反馈，发射谱较宽，光子数呈现玻色一爱因斯坦BE分布；当抽运功率高于阈值时，发射谱变窄，出现了锐发射峰，其宽度为阈值前的1/30，光子数分布呈现泊松(Possion)分布。也就是说，当光功率超过某个阈值时，随机介质中的光子数分布出现了从阈值下的BE分布向Possion分布的变化。这说明随机介质中形成了强的相干反馈，产生强烈的受激辐射。2001年，这一理论又有了进一步的发展，H.Cao等人提出了准态模型。准态是麦克斯韦(Maxwell)方程组在有限介质中电磁波的本征值，其边界条件为介质外部的波不能入射到介质中，介质中的电磁波可以透射到介质外或反射回介质中来，准态之间可以交换光子。准态的频率是一个复数，其虚部表示光子的损耗，产生损耗的原因是透射出介质的光子和准态之间的光子交换。这一理论用准态的祸合和分离以及损耗等概念解释了随机激光器的光谱、阈值等特性。准态模型和环形腔模型基本上是类似的，但准态模型强调了准态之间的祸合并具体说明了激光的损耗，很好地解释了环形腔的阈值特性，是对环形腔理论的补充。2002年美国犹他州大学的Apalkov等人对H.Cao等人的环形腔理论提出了质疑，并提出环形波导理论来解释随机激光现象。他们认为在随机介质中，散射微粒的随机散射形成环形腔几率很小，这是因为光子在环形腔的散射有很高的损耗。在随机介质中形成环形腔要求随机介质具有很高的增益，而环形波导的形成不需要强散射、高增益的随机介质，在弱散射介质中也可以形成环形波导。因此，在同样的随机介质中，形成高Q值环形波导的几率远大于环形腔的形成几率。同时这个理论还揭示了环形波导的形成和介质结构特征的相互关系:介质中环形波导的形成和介质的介电常数的涨落密切相关，改变介质介电常数的涨落可在介质中形成高Q值的环形波导。环形波导理论对随机介质中的微腔结构和形成条件有了更深刻的阐述，补充了环形腔理论的不足，使我们对随机介质的光学特性和结构的关系有了进一步的认识。另外，在2004年7月30日出版的Phys.Rev.Lett.上Diederik Wiersma及其同事Sushil Mujumdar提出了“幸运光子造就随机激光”这一模型。他们认为，虽然大部分光子在增益介质中以随机步行(random walk)的方式反弹大约十次便会离开物质，然而有少数的光子却可在物质中反弹1001000次，他们称这些光子是“幸运的光子”，而这些少数的幸运光子在离开物质时则会伴随着大量相同波长的同调光子，估计500次的反弹，一个光子将会被放大成1012个光子，他们以实验及计算机仿真来验证这个模型，并得到了相当吻合的结果。4. 随机光纤激光 我们可以在许多体系中得到随机激光，例如:染料和纳米颗粒的悬浮液、半导体粉末与薄膜，金属纳米颗粒、共扼聚合物、量子点胶体、稀土粉末、人类组织以及液晶体系。随机激光有其独特的特点可以用于各种领域，例如:(1)小型激光器，可以作为微型激光器用于集成光学器件;(2)全场成像，激光成像时由于高的空间相干性，会造成散斑现象，从而影响成像质量。随机激光由于低的空间相干性和较高光子简并度的特性，可以避免串扰和散斑现象。(3)传感器,随机激光的模式和散射体系的散射介质有关系，因此随机激光可以作为无序介质的传感器，可以用于癌症探测上。由于随机激光的高(J值和无方向性影响随机激光的应用，后来人们利用光纤波导的一维束缚作用得到高效率、低阈值以及有方向性的随机激光。根据类型，光纤随机激光分为以下几种:(1) 基于纳米颗粒散射的随机光纤激光:2007年，C. J. S. de Matos利用尺寸为250 nm的二氧化钦的纳米颗粒和罗丹明6G溶液灌入光子晶体光纤的空芯中，在侧向泵浦下得到非相干随机光纤激光，同样的随机增益体系在光纤体系中相对于在大块体系中随机光纤激光的激光效率有两个数量级的提高。后来，我们利用聚倍半硅氧烷纳米颗粒和PM597激光染料灌入空芯光纤制作成液芯光纤，然后纵向泵浦这个液芯光纤我们得到相干随机光纤激光，并解释了散射平均自由程在一维光纤波导束缚下会大大减小。(2) 分布式反馈的随机光纤激光:2010年，S. K. Turitsyn等人利用瑞利散射和Raman放大效应在无反射镜的开放腔内得到光纤激光。光纤波导结构提供横同束缚作用和一维的随机反馈，从而导致固定的近高斯光束的窄光谱的出现，在效率和性能上和常规激光有同样的性质。因为在光纤玻璃结构中由于不均匀性造成的瑞利散射极其弱，从而使随机分布式反馈光纤激光有不同于传统随机激光和传统光纤激光的性质。2010年，D. V. Churkin等人利用布拉格光栅和分布式瑞利散射组成不同的谐振腔研究随机光纤激光性质。 2012年，他们测得在随机分布式反馈Raman光纤激光中轴向的能量分布，这个分布有个尖锐的最大值并且随着泵浦能量变化，空间分布曲线不同于一阶和二阶斯托克斯光波。2011年，S. A. Babin等人利用可调谐带通滤波器获得在宽波长范围、平坦能量输出、高效率的随机光纤激光。I. D. Vatnik等人实验上证明在1.2 nm波段的连续随机分布式反馈Raman光纤激光。A. M. R. Pinto等人提出基于杂化谐振腔的多波长Raman光纤激光，激光反馈是基于高双折射的光子晶体光纤环形镜和随机腔的联合作用。后来，他们利用一个双随机镜和一个悬芯的Sagnac干涉仪得到多波长发射的随机光纤激光，他们利用一个Fabry-Perot杂化腔和一个光纤随机镜得到一个随机光纤激光温度传感器。 最近，T. Zhu等人报道了在没有反射镜的开放腔内基于受激瑞利散射的窄带线宽(4 kHz)的随机光纤激光。M. Pang等人在一个相干布里渊随机光纤激光中观察到窄带线宽的激光尖峰。国内的饶云江教授研究了在一个半开放光纤腔内的二阶随机激光行为，利用瑞利散射和在色散补偿光纤里的拉曼增益得到有效的随机光纤激光，在超长环形激光器内观察到随机激光和腔共振两种激光发射，研究了基于随机光纤激光的分布式拉曼放大的增益和噪音特征，提出利用一阶和二阶随机光纤激光作为长距离点传感系统。关于超快超短激光的研究综述1. 超快超短激光的发展 锁模技术是获得短脉冲激光的重要手段。第一代的锁模激光器主要是基于红宝石、钱玻璃或NaYAG等增益介质，此类激光器可产生小于100ps的脉冲激光。1974年，Shank等川用染料激光器产生了亚皮秒(0. 5 1. 0 ps)脉冲，但由于染料激光器本身所具有的稳定性差的缺点，到20世纪80年代后期，新的固体激光材料开始成为研究热点。固体激光器相对于染料激光所具有的高稳定性、更宽的荧光谱线等优点，有利于产生超短脉冲和宽的调谐性能。1986年，Moulton研究了可在室温下工作的钛宝石激光器，由于其具有的宽增益带宽性质保证了飞秒激光脉冲的实现。对于超快染料激光，能够保证短脉冲27 fs、平均功率约10 mW，但是对于平均功率约100 mW的56 fs、超短脉冲则需依赖钛宝石激光器。 同时期，CPA技术的出现使激光光强提高到10z0 W/cmz，为产生超强、超短脉冲开辟了新的途径。CPA技术的原理是:由振荡器输出的短脉冲，先展宽至皮秒甚至亚纳秒量级，然后进行放大，获得足够的能量增益，再经压缩器获得与展宽前脉宽相近的飞秒脉冲。这样，既可以保证飞秒脉冲放大有高的通量以实现高的抽取效率，又避免了因高强度而产生的光学损伤及非线性效应。图1为CPA飞秒脉冲放大系统示意图。图1 放大技术原理示意图 1991年，Spence等采用克尔透镜锁模(KLM)技术，以钛宝石晶体为激光增益介质研制成功了60 fs脉冲激光器。由于钛宝石较宽的增益带宽特性，保证了从克尔透镜锁模振荡器获得飞秒量级的脉冲激光。特别是钛宝石的高饱和度能量密度(0. 9 J/cm2)、高的热导率(300 K时46 W/mK)和高损伤阈值特征，适合产生高峰值功率的激光脉冲。最近几年，采用多级CPA技术与宽带固体激光材料(钛宝石)结合，获得的最大脉冲峰值功率可达到拍瓦量级。 目前，钛宝石己成为无可替代的超快激光材料，而且只有钛宝石克尔透镜锁模激光器可获得小于6fs的超短脉冲宽度。从染料激光器到克尔透镜锁模激光器，钛宝石是运转变得简单和获得较稳定的激光器的首选材料。2. 国内外超强、超短激光的新进展 对于超高强度的脉冲激光有越来越多的研究和应用需求，例如基于激光的粒子加速、超快高能电子和离子的产生等。其中某些应用如激光尾场加速需要在拍瓦水平，因此各国的研究者都在致力于发展超强、超短脉冲激光。近年来，基于钛宝石的超快、超强激光的发展状况如图2所示。图2基于钛宝石的拍瓦激光的发展状况自20世纪90年代中期以来，将CPA技术和钛宝石增益介质相结合，使超强飞秒激光系统产生的脉冲峰值功率己经发展至百太瓦的水平。 2003年，日本原子能研究所(JAERI)的Aoyama等以CPA技术为基础，在四级钛宝石放大器链上产生峰值功率0. 85 PW，脉冲持续时间33 f、的激光脉冲。其所测得脉冲宽度(半峰全宽FWHM)为32. 9 fs，压缩器的传输率为75%，压缩后输出脉冲能量为28. 4 J，其激光脉冲的峰值功率为0. 85 PW。 另外，2008年Yanovsky等的报道也是达到了亚拍瓦级(约300 TW)，表明了同时期的较高水平。到2010年，韩国先进光子学研究所(APRI)的Sung等mo，利用基于钛宝石的CPA激光系统获得了1.0 PW，30 fs的激光脉冲。2012年，该小组采用四光栅结构压缩器将放大后的激光脉冲压缩至30 fs，从0. 1 Hz的CPA钛宝石激光系统中得到了高对比度、1.5PW的激光脉冲。同年，法国Lureau等报道了1. 3 PW，亚30 fs的激光。 最新的报道指出欧洲的Extreme Light Infrastructure (ELI)计划中用到的APOLLON-10 PW钛宝石激光系统正在设计和发展中，未来将被用于其阿秒物理、二次源代和激光驱动核物理等科学研究领域。 国内在该领域的研究主要集中在中国科学院上海光学精密机械研究所(简称上海光机所)强场激光实验室、中国科学院物理研究所、中国科学院西安光学精密机械研究所和天津大学等单位。 2007年，上海光机所的Liang等在大口径钛宝石上电镀掺杂了吸收体的折射率匹配液，来抑制横向的寄生振荡，利用声光可编程色散滤波器(AOPDF)来抑制压缩脉冲前后的旁瓣。从而获得了800 nm的激光输出，其峰值功率为0. 89 PW，脉冲宽度29. 0 fs。激光系统包括l0 fs自锁模钛宝石振荡器、AOPDF、采用1200 g/mm光栅的脉冲展宽器、再生放大器、三级多通道放大器以及采用为1480 g/mm的四光栅结构的压缩器。 2010年，该研究小组通过增加大口径钛宝石放大器中的抽运及信号光束尺寸，优化整个激光系统，脉冲压缩之前的激光输出能量提高至42. 6 J，相应的激光峰值功率超过了1 PW。激光输出能量在40J处所测得的不稳定度小于5%。其单次输出光束轮廓是典型的准平顶。 2011年，中国科学院物理研究所的Wand等，以双啁啾脉冲放大和飞秒非共线光学参量放大器的组合方案为基础，通过提高末级放大器的增益效率和抽运能量，获得了高对比度、能量高达32. 3 J的飞秒激光脉冲。测量显示其主激光脉冲的对比度约1010，压缩脉冲的持续时间是27. 9 fs，对应的峰值功率1. 16 PW。 2012年，上海光机所的Leng等获得了峰值功率1. 26 PW的超强激光，其时间衬比度提高至1011左右。 另外，上海光机所的Cao等正计划利用掺钦金绿宝石(Ti chrysoberyl)和钛宝石混合放大链设计10 PW级的激光系统。3. 应用前景 超快强激光的应用可概括为两个方而:1）利用超短脉冲来观测材料中的超快反应过程；2）利用超强度脉冲形成高能量密度的集中。借此，可以观察到原子、分子、离子和固体物理学的高度非线性过程，并进入前所未有的物质状态。A强场物理实验 飞秒激光产生的激光强度可达到1020 W/cm2，如此高的场强足以在几十到几百飞秒时间里将原子的几乎所有电子剥离，并将剥离的电子加速到相对论速度。在这样的极端条件下，会呈现一系列全新的物理效应。例如:激光脉冲的相对论自聚焦效应、自由电子非线性光学效应等。B其他应用 时间分辨光谱学:超短激光的脉冲宽度小于光穿过原子的时间，适合于在原子水平上来捕捉物理、化学和生物等超快过程的闪频照片。发展超强飞秒激光致X射线源，可以帮助我们更好地了解材料的结构。 超高强度激光可用来加速电子和质子至接近光速。这意味着可以创造出离子加速器以使离子具有动能，与目前的最大的粒子加速器相匹敌，而尺寸、造价只有目前的一小部分。 激光超微细加工方而，利用超短激光可实现多种材料的超微加工以及雕刻等工艺。并且，在量子水平上的操控可能产生新的材料和物质状态。参考文献1汪志诚, 热力学统计物理M,北京:高等教育出版社,1992.12 S. Y. Cho, R. H. McKenzie.Phys. Rev. A 73, 012109 (2006).3 J. Ma . Phys. Rev. A 80, 012318 (2009).4 C. Invernizzi, M. Korbman, L. C. Venuti, M. G. A. Paris, Phys. Rev. A78,042106 (2008).5 Z. Sun, J. Ma, X. Lu, X. Wang.Phys. Rev. A 82, 022306 (2010).6 J. Ma, Y. Huang, X. Wang, C. P. Sun .Phys. Rev. A 84, 022302 (2011).7 Hellemans A. Laser light from a handful of Dust. Science.1999.284:248王可嘉，王宏，刘劲松.随机激光器的最新进展.激光与光电子学进展，2003, 40(2):51-569 Thareja R K, Mitra A. Random laser action in ZnO.却p1.Phys.B. 2000, 71:18110 H.Cao, Y.G.zhao, et al. Ultraviolet lacing in resonators formed by scattering insemiconductor polycrystalline films. Appl.Phy.Lett. 1998, 73:3656-365811 H.Cao, Y.Ling, J.Y.Xu, et al. Photon Statistics of lasers with resonant feedback. Phys. Rev.Lett. 2001, 86:4524一452712 Diederik Wiersma. The smallest random laser. Nature, 2000, 406:132-13313 M.A.Noginov, I. N. Fowlkes, G. Zhu, and J. Novak. Random laser thresholds in cw and pulsed regimes. Phys.Rev.A. 2004, 70:043811-1-04381 I-514 J. Ma and X. Wang, Phys. Rev. A 80, 012318 (2009).15C. Invernizzi, M. Korbman, L. C. Venuti, and M. G. A. Paris, Phys. Rev. A 78, 042106 (2008).16Z. Sun, J. Ma, X. Lu, and X. Wang, Phys. Rev. A 82, 022306 (2010).17 J. Ma, Y. Huang, X. Wang, and C. P. Sun Phys. Rev. A 84, 022302 (2011).18 J. J. Bollinger, W. M. Itano, D. J. Wineland, and D. J. Heinzen, Phys. Rev. A 54, 84649 (1996) .19 Alexey Yamilov ,H.Cao. A study of random laser modes in disordered photonic crystals. Department of Physics and Astronomy, Northwestern University, Evanston, 2005, IL 6020820 F. Uiambruno, C. Radio,