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激光物理作业 徐晶 2007213241激光产生原理光与物质的相互作用，是激光产生原理的基础。光与物质相互作用时可出现受激吸收、自发辐射、受激辐射现象。而对激光的产生贡献最大的则是受激辐射。对于物质中处于高能级上的原子，如果在它发生自发辐射以前，受到频率的外来光子的作用，就有可能在外来光子的影响下，发射出一个同样的光子，而由高能级跃迁到低能级上。这种辐射不同于自发辐射，称为受激辐射。当外来激励光子能量为高低两能级能量差 时，才能发生受激辐射受激辐射的光子与外来光子的特性完全相同， 即：频率、位相、偏振和传播方向完全一样，因此受激辐射与外来辐射是相干的，换句话说外来辐射被 “放大” 了光与原子体系相互作用，总是同时存在吸收、自发辐射和受激辐射三个过程。在稳定状态下，高能态的粒子数多于低能态的，而受激辐射要高能级的粒子数多于低能级的，使受激辐射过程强于吸收过程。设原子体系体积元为dV，截面积为S，t为辐射时间，长度沿z轴。则单位时间单位体积内产生的净光能量表示为引入光强I，则光强所以有，代入上式有解微分方程有:在实际原子体系中，即（v）总是负的，吸收能量大于受激辐射能量。也就是说吸收过程总是胜过受激辐射过程。如果能采取措施，那么有，受激辐射过程将超过死后过程，此时粒子分布不是平衡分布了，我们把这种分布称为粒子数反转。因此粒子数的反转是产生激光的必要条件。能实现粒子数反转的工作物质最常见的是三能级系统或四能级系统的。激光发射的第二个条件是必须有一个起正反馈、谐振和输出作用的光学谐振腔。仅有粒子数反转分布还不能形成激光。因为激发态的粒子是不稳定的，它们在激发态的寿命时间范围内会纷纷跳回到基态，形成自发辐射，这些光子射向四面八方。要产生激光振荡还必须有起着正反馈、谐振和输出作用的光学谐振腔。在谐振腔中，偏离工作物质轴向的光子逸出腔外，只有沿着轴向传播的光子在谐振腔两端反射镜作用下才能往返传播。这些光子就成为引起受激辐射的激发因子，它们可导致轴向受激辐射的产生。受激辐射发出的光子与引起受激辐射的光子有相同的频率、相位、传播方向和偏振状态。它们沿轴线方向不断地往返，穿过已实现粒子数反转的工作物质，从而不断地引发受激辐射，使轴向行进的光子不断得到放大和振荡。这种雪崩式的光放大过程使得谐振腔内沿轴线方向的光量骤然增大，并从谐振腔的部分反射镜端射出，这就是激光束。由于工作物质在光学谐振腔内虽然能够引起光放大，但是在光学谐振腔内还有许多损耗因素。如反射镜的洗后、投射和衍射，工作物质不均匀所造成的折射或散射等。如果由于种种损耗的结果，使得工作物质的放大作用抵偿不了这些损耗。那就不可能在光学谐振腔内形成雪崩式的光放大过程。这就是说，对于光放大，还必须满足一定的阈值条件。式中 R1和R2分别为谐振腔两块反射镜的反射率，a(v)为工作物质的增益系数， L为两个反射镜的间距。该公式表明，光在谐振腔中每经过1次往返，即经过2次反射后，光强都要改变倍。若小于1，就意味着往返一次后光强减弱。来回多次反射后，它将变得越来越弱，因而不可能建立激光振荡。此外，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。因此，实现光振荡并输出激光，除了具备合适的工作物质和稳定的光学谐振腔外，还必须减少损耗，加快泵浦抽运速率，从而使粒子反转数达到产生激光的阈值条件。电磁感应透明通过量子干涉效应，能使不透明的介质变为透明，使介质对探测光（尤其重要的是对弱探测光）的吸收几乎为零，这就是通常所说的电磁诱导透明（Electromagnetically Induced Transparency，简称EIT）。Imamoglu 和Harris最早在理论上提出EIT，然后于1991年在实验上观察到这一现象。此后人们意识到，当共振吸收被消除时，非线性光学效应能得到增强，也能使探测光的性质得到更好的利用。下面我们将具体讨论电磁诱导透明如何产生的。研究表明，能够形成电磁感应透明效应的原子能级组态有很多种。右图是典型的用于产生电磁感应透明效应的型三能级系统，其中能级1能级2的跃迁是偶极禁戒的。近共振地给介质外加两束光场，其中一束光的频率p 与能级1和能级3间的跃迁频率相近，用以探测介质对光场的吸收，称作探测光；另一束频率为c 的光将态2和态3耦合起来，称作耦合光(或抽运光，控制光)。当两束光的频率满足共振条件，即光频率与能级跃迁频率的失谐为零时，探测光能够无吸收地通过介质，即介质对探测光是透明的，这就是电磁感应透明现象。从图2中可以看到，耦合场 和原子能级之间的衰减组成了布居转移的两步通道。在耦合场作用下，能级 上的布居经过能级 转移到能级 上。即布居被捕获在能级 上。在这种情况下， 即使有光场的作用存在，处于此能级上的原子也不再参与光的耦合作用，从而表现出对光的无吸收现象。因此，我们把这种情况称为相干布居捕获。当用一个强驱动场和一个弱探测场作用于介质，即 。由场 产生的量子干涉效应是重要的。此时暗态 ，亮态 ，即态 成为未耦合态 ，当探测场作难用在跃迁 上 时，介质对其吸收为零，呈现出电磁诱导透明。介质处在电磁感应明状态时，其光学性质发生了很大的变化，尤其是在原子共振频率附近。 右图所示的是处于电磁感应透明状态下介质的线性极化率随失谐量的变化情况。 图中虚线表示极化率的虚部（ Im ），对应的是介质对探测光的吸收。可以看到，当探测光频率满足共振条件时，线性极化率的虚部为零，也就是介质的吸收为零，这时介质对探测光是透明的。 实线表示极化率的实部(Re ) ，对应于介质的折射率。 从图中可以看到，介质折射率在共振频率附近随频率变化曲线斜率非常陡峭，表明此时介质具有强烈的色散效应。除了介质的线性极化率的特性发生了很大变化之外，介质在共振频率附近还具有非常大的非线性极化率。高斯光束的产生通常情形,激光谐振腔发出的基模辐射场,其横截面的振幅分布遵守高斯函数,故称高斯光束.波束场强在横截面上的分布形式是由具体激发条件确定的现在我们研究一种比较简单和常见的形式这种波束能量分布具有轴对称性，在中部场强最大，靠近边缘处强度迅速减弱设波束对称轴为z轴，在横截面上具有这种分布性质的最简单的函数是高斯函数。e-x2+y2w2所以，波束中心轴（Z轴）的距离为x2+y2，当x2+y2w时，高斯函数的值迅速下降，因此，参数w表示束的宽度。由于波动的特点，波束在传播过程中一般不能保持截面不变，因而波束宽度一般是Z的函数。当波束变宽时，场强也相应减弱，故波幅也一般为Z的函数。以x,y,z代表电磁场的任意直角分量，考虑到上述这些特点，我们设x,y,z具有如下形式：x,y,z=gze-fzx2+y2eikz其中，eikz代表确定的沿Z轴方向的波矢量K，这因子就是唯一的依赖于Z的因子。但是我们之奥具有确定波矢量的电磁波是广延于全空间的平面波，因此，任何有限宽度的射束都不能具有确定的波矢量。故射束只能有大致确定的传播方向，而因子eikz表示以来于z的主要因子；gz和fz事对Z的缓变函数（所谓缓变是相对eikz）而言的，因子eikz当Z时已有显著变化；e-fzx2+y2是限制束的空间宽度因子，因为射束不能有完全确定的波矢量，因此束的宽度应为Z的缓变函数，因子gz主要表示波的振幅，同时也