激光辐射及应用课件：激光探测与测量

激光探测与测量7.1激光探测技术7.2激光束空间分布及测量7.3激光束的时间特性7.4激光能量与功率测量习题

7.1激光探测技术

7.1.1直接探测

直接探测接收机方框图如图7-1所示。激光信号通过光子滤波器入射到光电探测器表面,光电探测器将入射的光子流变换成大小正比于光子流瞬时强度的电子流,激光载波所携带的信息就被转换成了电流信号信息。接收机中的低通电子滤波器容许电信号通过,从而能进一步限制探测器的噪声输出。图7-1直接探测接收机方框图

从理论上讲,探测器的输出电流服从光电转换定律:

。式中α是光电转换因子,E是入射光波电场。假设入射光波电场为E(t)=A0cosω0t,则探测器的输出电流为

式中的横线表示探测器的响应是在若干个光波周期上取平均。因探测器中光生载流子的运送速度以及探测器中弛豫过程的响应速度均受到限制,没有充分短的时间常数足以响应光场的变化。例如,λ=1.5μm时,T=λ/c=0.5×10-14s≪10-9s,而大多数传统探测器的最快响应时间为2×10-11s,即在纳秒和皮秒之间,在这么短的时间内无法响应光频变化,而只能响应时间平均值。因此,根据式(7-1)和上述原因的计算,探测器的输出电流变成:．

式中,Ps是入射光的平均功率。由该式可见,探测器的输出电流正比于入射的光功率,或者说与入射光波振幅的平方成正比。因此,直接探测也常称为平方律探测。根据式(7-2),探测器的输出电功率Pe=i2R=α2P2sR。式中R是负载电阻。此式说明探测器的输出电功率正比于入射光功率的平方。

由于探测器只响应光波功率,而不响应光波的频率和相位,故直接探测技术仅能用于强度调制光波的解调,对频率、相位调制的光波的解调则无能为力,所以这种探测亦称为非相干探测。

7.1.2光外差探测

光外差探测是将包含有被测信息的相干光调制波和作为基准的本机振荡光波在满足波前匹配条件下在光电探测器上进行光学混频。探测器的输出是频率为二光波光频差的拍频信号。该信号包含调制信号的振幅、频率和相位特征。与非相干探测相比,这种方式也称作相干探测。

光外差探测方框图如图7-2所示。其工作过程如下:待探测的频率为ωc的光信号和由本振激光器输出的频率为ωd的参考光,都经有选择性的分束器入射到光电探测器表面而相干叠加(混频),因为探测器仅对其差频ωIF=ωd-ωc分量响应,故只有频率为ωIF的射频电信号(包括直流分量)输出,再经放大器放大,由射频检波器进行解调,最后得到有用的信号信息。图7-2光外差探测

可见,中频电流信号的振幅、频率、相位将随待测光信号的振幅、频率、相位成比例地变化。与直接探测相比,外差探测不仅可探测振幅或强度调制的光信号,而且还可探测频率调制和相位调制的光信号。

(1)探测能力强。外差探测不仅能检测出振幅和强度调制的光波,而且可以检测相位和频率调制的光波,因此是一种测试光的波动特性的有力方法。

(2)探测灵敏度高。

(3)信噪比高(见7.1.3节的分析)。

(4)有空间滤波能力。为了形成外差信号,对信号光和本振光要求较高的波前匹配条件,例如空间对准、偏振相同等。如果背景辐射杂散光入射方向杂乱,偏振状态不确定,不能满足这些条件,则不能形成有效的外差信号。所以外差探测有较强的空间滤波能力。

(5)有光谱滤波能力。只要二相干光波频率是稳定的,当检测通道的通频带刚好覆盖有用外差信号的频谱范围时,则在此通带外的杂光即使形成拍信号也将被滤掉。因此,外差探测系统即使不加光谱滤光片其效果也比加滤光片的直接探测好得多。

(6)检测的稳定性和可靠性高。外差信号通常是交变的射频或中频信号,并且多采用频率和相位调制,即使被测参量为零,载波信号仍保持稳定的幅度。对这种交流的测量系统,系统直流分量的漂移和光信号幅度的涨落不直接影响检测性能,能稳定可靠地工作。

7.1.3直接探测与外差探测信噪比分析

设输入探测器的信号光功率为si,噪声功率为ni,探测器的输出电功率为so,输出噪声功率为no,则有总的输入功率(si+ni)及总的输出功率(so+no)。

由平方律定律可得

由于噪声与信号相互独立、不相关,所以可以写出:

则信噪比

下面总结上述分析的物理意义。对于微弱信号,有si

/

ni≪1,

因此,外差探测灵敏度高,适用于输入信噪比小于1(微弱信号)的探测。对于强信号,有

si

/ni≫1,so/no≈si

/ni

与(7-15)式比较,外差探测仅比直接探测的信噪比高1倍,但结构复杂。条件许可的情况下,仍用直接探测。

假设光子到达的情形是完全随机的,在固定观测周期内到达的光子数服从泊松统计。因为在理想例子中,电子的发射与光子的到达相类似,故它们服从相同的统计分布规律。这就引起了涨落:

将最小可测的量子数看成是当方均根涨落等于平均值时的情形,有

或

如果将上式两边乘以hν使它转换成功率的形式,并应用T-1≈Δν(Δν为系统的带宽),则得最小可探测功率

上述讨论指出了这样一个事实,光电流的噪声(涨落)可以归结于物理过程的随机性。在泊松分布光子(如普通激光器)和完全光子发射(η=1)的情形,涨落是由于光子引起的;在相反的情形,假设没有光子涨落,但是有光子的随机发射(η<1),这对应于纯散粒噪声。对噪声功率的电子测量会产生同样的结果,测量并不能区分上述两种情形。

7.1.5单光子超导探测与量子探测

单光子探测技术普遍用于通信、量子信息、荧光和拉曼光谱学等领域,特别是量子信息技术和微光探测技术最关键的器件中也有其应用。目前,可用的单光子探测器件有光电倍增管(PMT)、工作在计数模式下的雪崩光电二极管(APD)等。在400~900nm光波段,以硅APD为敏感元件的单光子探测器性能良好,暗计数可小于25次/s,量子效率在650nm附近可高达70%,常开模式的计数率可达10M/s左右。但由于带隙宽度的限制,硅APD对波长1μm以上的光没有响应。

在近红外光波段(1100~1650nm),目前性能最好的是基于铟镓砷(InGaAs/InP)APD的单光子探测器,其量子效率在1.55μm波长处能达到约20%,暗计数约为103次/s左右,计数率也不超过1M/s。与硅器件相比,单光子探测器在量子效率、暗计数和计数率等三项指标上都有明显的差距。总体而言,不论光电倍增管还是基于APD的单光子探测器,其量子效率、暗计数、计数率等性能远不能满足量子信息技术等发展的需要,特别是针对所谓的线性量子计算,对单光子探测器性能要求更高。即使在传统的光纤通信和荧光光谱领域的应用,对单光子探测器的性能提高也非常迫切。

传统的单光子探测器的性能已基本达到极限,很难再有本质性的提高。近几年,有人提出了一种基于超导临界状态转换的所谓超导单光子探测器,其量子效率最高已达80%,暗计数可低达10次/s,最高计数率更达到了2G/s。这些性能比常规单光子探测器有了本质性的飞跃,值得关注。为了便于理解,这里先定义描述单光子探测器性能与特点的相关物理量——暗计数率和重复率。暗计数率是当无信号光子时探测器上产生计数的概率。重复率指探测器可承受的最高计数率,它反映了探测器将光信号转换为电信号的速度以及能够探测的最大光子流密度,即可探测最大光强。

1)超导临界相变单光子探测技术

根据超导理论,在低温下,电子与晶格的相互作用使晶格受到扰动而发射声子,该声子与另外一个电子作用,使得两个电子间产生引力,当引力大于两电子库仑力时,两个电子就会结合成库珀对。这种电子—声子—电子的相互作用,使得超导体在费米能级附近出现一个能隙,系统能量降低,从而形成超导态。对于生长在绝缘衬底上的超导薄膜,其内部有四个相互联系的热力学子系统,即库珀对、准粒子(库珀对被破坏产生的电子)、超导薄膜内的声子和衬底内的声子。四个子系统的相互作用使系统达到热平衡。

当足够的外来能量作用于这个平衡系统时,库珀对被破坏,子系统的相互作用使整个系统恢复到正常态。由于外界环境的低温,随着热量的扩散,系统再次回到超导态。基于这一原理,如果将上述超导薄膜控制在超导临界温度以下,使其处于超导状态,当待测光子入射到该超导薄膜并被吸收产生热量后,该超导薄膜会从超导态转变为正常态,从而引起电阻率的跃变,监测该电阻率的变化,就可实现单光子探测,如图7-3所示(其中上下突出的窄条是铝引出电极,浅色面积区域为钨膜)。

图7-3以超导钨膜为敏感元件的转换边界传感器TES的内部结构

2)超导临界电流密度实现的单光子探测技术

为解决重复率低的限制,有人考虑利用超导材料的另一种特性,即临界电流密度的特性实现高重复率的单光子探测,并取得了突破。在超导体中,即使处于临界温度以下,当通过的电流达到某一数值时,超导体仍会失去超导特性,变成具有电阻的正常导体。使得超导体转变成正常导体的最小电流密度就称为该超导体的临界电流密度。在临界电流密度附近,从超导状态过渡到正常导电状态的电阻率变化极大,而且过程极快。理论上,如果能快速探测出超导材料吸收光子后的电阻率突变,就可以实现非常高速率的单光子探测。

Bremer等人最早在研究超导低温管时观察到一种所谓的“热岛”(hotspot)扩散现象,原理如图7-4所示。假定光子打在条状超导材料上被吸收,紧接着由于被激活的准粒子增殖形成“热岛”区域。当“热岛”区域小于条状材料的宽度时,就会产生电流的“旁流”(sidewalk)现象,如图7-4所示。

图7-4超导电流的“旁流”现象示意图

假定事先设定条状超导体中的电流密度略小于临界值,即电流密度,当单个光子被吸收后产生所谓的“热岛”(在图7-4中以深色区域表示)。由于“热岛”区域不再是超导态,流经其他区域的电流密度必然会迅速增加,即所谓的“旁流”现象。当“热岛”足够大,以至于流经“热岛”周边区域的电流密度jsw大于超导时的电流jc时,整个条状超导体将迅速转变为正常态,即电阻率迅速变大。

7.2激光束空间分布及测量

7.2.1激光光斑及测量1.激光束的空间特性激光的空间特性依赖于谐振腔内部被激励的电磁场的分布,因此也依赖于谐振腔的形式。激光束横截面上光强度的分布是各个模式所特有的场分布的叠加。每个激光模式都对应一个特有的横截面光强度分布。TEM00模式是最有实用价值的分布形式,这是因为TEM00模式具有最好的聚焦性质。其强度的空间分布可用高斯函数来描述,也就是所谓的高斯光束。

2.激光束散角

为了测量激光的方向性,下面进一步研究光斑半径沿轴向的分布情况。由激光原理可知

为双曲函数。其中,W0

是光束束腰,Wz

是光束在z处的大小。而

激光束束散角还可认为是激光光斑随z变化率

为了测量无限远处的束散角(即激光的束散角),可通过测聚焦透镜焦平面上的光斑尺寸Wf

得到。设透镜的焦距为f,则

当不通过远场的光斑(即不采用透镜)来测束散角时,由于束散角与所选择的测量位置z有关,z取得愈远测得的准确度愈高。若要求测量位置处束散角θz/2与理论计算束散角θ/2只相差1%,应如何选择测量位置z呢?此时,要求θ*/2=0.99(θ/2),θ*/2即为实际测量的束散角度,由于

解得

因此,为了使测量束散角的准确度达到99%,必须选择测量的位置使z≥z*。例如,腔长为25cm的He－Ne激光器,W0=3mm时,需使

时才能满足1%以内的误差。对腔长1m的He－Ne激光器,W0=0.5mm时需z≥8.6m。对束腰大的激光器,如CO2激光器及固体激光器,W0可达10mm,为满足测量发散角的准确度,往往需将测量位置放在百米之外,这样测量起来是不方便的。

根据式(7-30),当光斑大小按最大光强1/e2对应的尺寸计算时,束散角为

当光斑大小按最大光强1/2对应的尺寸计算时,束散角为

此外,还可以把激光束内包含确定功率(或能量)的圆锥平面角表示为激光束的平面束散角。其中包含的功率(或能量)可为总功率(或总能量)的86.5%、50%或n%。

气体激光器输出的光强空间分布明显地表现出模式的成分,而固体激光器的模式输出具有复杂的空间分布,按照这种分布很难确定模式结构。图7-5所示为红宝石激光器的输出,它由许多模式叠加而成,而这种叠加在很大程度上受到工作物质不均匀性的影响。由于工作物质的不均匀性,固体激光器输出激光的空间分布就很难用数学方法来描述。为了描述固体激光器的输出激光的空间分布,人们提出了束散角的概念。

固体激光束空间分布可以分成近场图和远场图两种。在近场区,光束强度的空间分布和激光输出孔径相同,其束散角很小。在大约等于0.1D距离上这个条件仍然成立,其中D约为d2/8λ。在比较远的距离上,衍射束散角增加。表7-1是激光器束散角的典型值。

图7-5调Q红宝石激光器的光强空间分布及其辐射发散角

激光的空间特性中的方向性是衡量输出激光束质量的重要指标。在激光微型加工、精密测量、核聚变中,要求小的光斑以提高其功率密度。当聚焦透镜的焦距一定时,聚焦后的光斑直径由激光束的方向性决定。设激光束的束散角为θ/2,透镜的焦距为f,则可能获得的光斑直径d=θf。在激光通信、测距、雷达及激光武器中,要求激光作用的距离远,而该作用距离l∝θ-1/2与激光的束散角有关。理论研究表明,激光束束散角的大小是由激光器本身的性质决定的,主要取决于激光谐振腔,其理论值可达到光束的衍射极限。因此,人们用激光束束散角θ/2来描述激光束的空间特性,表示激光束的发散程度,衡量激光的方向性。

平面束散角定义为

式中,θd为平面衍射角,Ωd为立体衍射角。

一般气体和固体激光器的束散角为10-2~10-3rad。合理地选择谐振腔腔型及腔参数,采用选模(横)技术,可使光束的束散角达到10-4rad,或接近于衍射角。在实际情况下,由于谐振腔对光束方向的限制作用是有限的,加上工作物质热畸变、谐振腔不稳定等非理想状态的影响,使得实际激光束的束散角大于理论值,因此要求对激光束的方向性进行测量,所以要求实测光束的束散角。

3.激光光斑尺寸的测定

根据式(7-30),为了测激光束束散角,首先要测量截面光斑尺寸Wz,然后再测量该截面离光束束腰的距离z。当选择测量距离足够远时,z近似等于激光器输出端离所测截面之间的距离。下面讨论某截面上的光强分布及光斑尺寸测量的具体方法。

1)照相法

照相干板经激光照射曝光,再经显影、定影后利用测微光度计读出黑度值．下降到极大值1/e2(或1/2)处时的对应尺寸即为激光光斑尺寸。测量时,需恰当地选择曝光时间,以免曝光过度或不足。曝光过度时会使测得的光斑尺寸偏大;反之,曝光不足时使测得的光斑尺寸偏小。但是照相底板的宽容度可达76~100(宽容度是显示干板最大反差时,胶片特性曲线上直线部分两端曝光度的比值),而光斑极大值与光斑边缘处强度之比仅为1/(1/e2)=7.4。因此只要正确地选择曝光时间,完全可以使激光处于干板的直线曝光区内,从而测得满意的光斑尺寸。作定量测量时,必须对感光片进行定标。此法一般用于可见光波段,数据处理麻烦、准确度不高。

2)阈值时间法

激光照射纸片、木板、塑料板等材料后,在这些材料上得到烧蚀图形。适当地控制照射时间,测出烧蚀后的孔径大小来确定激光光斑。此法也称为打靶法,是一种比较粗略的估计方法。具体方法是激光两次照射靶材料:第一次照射时测出该材料的阈值时间t,即激光开始作用至刚好使靶材料显出烧痕的时间;第二次以相同的激光照射靶材料,根据激光光斑的定义,使照射时间延长为阈值时间的e2倍(用Pm/e2定义光斑时)或2倍(用Pm/2定义光斑时),这时靶上所烧蚀光斑的大小即为激光光斑尺寸。

这是由于高斯光束的总能量与极大值能量密度成正比,当照射时间增加多少倍时,总能量与极大值能量密度也增加同样倍数,但材料的阈值能量是不变的,并且此时的阈值能量密度刚好为极大值能量密度的1/e2(或1/2),因此阈值能量半径恰好等于激光光斑尺寸。这种方法主要用于测红外激光,只能测高斯光束光斑尺寸,而不知道截面内的光强分布情况。测量时除要求两次输出的激光相同之外,还要求烧蚀的靶材料均匀,各处的阈值能量相同,材料阈值能量恰当,否则可能由于能量积累烧坏靶材料或阈值能量较高而影响测量的准确度。

3)扫描法

如图7-6所示,在激光截面上,利用小孔、狭缝或刀口扫描光斑,使激光光斑(或探测器)沿r方向移动,其移动速度为vr。将探测器输出信号显示在指示器上,得到光功率随r的分布曲线,从而找出激光光斑半径。以刀口扫描法为例,简要说明测量方法。刀口扫描法是为了克服光点扫描及狭缝扫描时必须通过激光光斑的中心这一缺点,其原理如图7-7所示。图7-6扫描法测激光光斑尺寸图7-7-刀口扫描

设刀口沿x轴方向平移,刀口移动时逐渐遮住激光光斑。若刀口移至b处时激光光功率

4.脉冲激光光斑尺寸测定

选取合适的感光材料或烧蚀材料,用照相法或烧蚀法从感光或烧蚀图形上可以求出脉冲激光光斑大小,但往往图形细节不清,测量准确度差。下节中的光束剖面法及二极管阵列法虽然可测激光脉冲光斑,但需消耗较多的人力和物力。扫描法和光阑法的光束与探测器是相对移动的,至少对高斯光束需进行两次以上测量后才能获得Wz,而对脉冲激光而言,很难做到每次输出激光是完全一致的。图7-8的实验测量装置中,能同时测得光斑上几个位置的光功率,由此算出光斑尺寸。

激光分束后进入探测器,根据式光功率变化规律在x方向上任取三个坐标点x1、x2、x3,并使x1=a,x2=x1-d,x3=x1+d(见图7-9),则图7-9基模光束截面上光功率分布

这三个位置上对应的光功率为

而

因此实际测量中,在x方向上先估计光斑的范围,再取等距离的坐标点x1、x2、x3,同时测出这三点的光功率P(x1)、P(x2)、P(x3),从式(7-38)、式(7-39)中便可求出光斑半径Wz。例如,实测P(x1)=2.2V,P(x2)=1.2V,P(x3)=1.7V,d=0.4mm,则

此方法仅适于测连续和脉冲基模光斑尺寸。

7.2.2激光束束散角的测量

测量束散角的具体方法主要有截面法、焦斑法及记录方向曲线法。比较实用的是焦斑法。图7-10所示为激光束焦斑尺寸示意图。图7-10激光束焦斑尺寸示意图

由图7-10并根据式(7-32)可见,只要测出焦平面上的光斑尺寸(称为焦斑尺寸)及透镜的焦距即可确定束散角。焦斑尺寸的测量仍是光斑尺寸的测量问题,不过由于使用了聚焦透镜,Wf可能比Wz小。为了测准Wf多选用长焦距透镜,其目的是尽可能获得大的焦斑尺寸。前面测量光斑尺寸所用的照相法、阈值时间法、光阑法及扫描法原则上仍可用,只不过要注意到Wf较小的特点。使用刀口扫描法时往往选择刀口的旋转轴偏离光轴,且使二者间的距离远大于Wf。此外,光电探测器的输出经微分器后输至示波器,以提高测量Wf的准确性。

另外,用光电探测器件组成线列,阵列可以直接测光束的空间分布。如用CCD器件进行测量,相当于在激光光斑不同位置上用许多性能相同的探测器“同时”测量,将它们各自的输出信号经电子线路处理或直接显示光束分布,或利用数字读出,从而得到激光束的空间分布。这是近年来采用的一种新方法。

7.2.3激光束的横模观测

在激光计量、全息、通信和准直等许多应用中,为了获得束散角小的光束,需要采用选模(横)技术,使激光输出为基模。设谐振腔的腔长为L,腔参数g1=1-L/R1,g2=1-L/R2,则光场的谐振频率

式中,m和n为横模数,q为纵模数。激光不同的横模有着不同的光强分布,对应不同的光斑图样,可用探测器测光强的空间分布来分析横模结构,在可见光波段能用肉眼观察到这种光强分布,其横模频率间隔

式中,Δm=|m'-m|,Δn=|n'-n|。利用这种频率差,可以精细地分析激光束的横模结构。

为了测出激光光斑和束散角,首先要求鉴别激光是否在基(横)模下运转,然后才能选用具体的方法确定激光束的光斑尺寸及束散角。观测激光横模的主要方法有直接观测法、扫描观测法、扫描干涉仪法等几种。

扫描观测法测量横模装置如图7-11所示,激光入射到以角速度J旋转的M镜上,转镜的M旋转轴垂直纸面,其反射光被离M镜距离分别为i1、i2的探测器D1及D2接收,两探测器前放置小孔光阑φ1及φ2,D1及D2的输出接到示波器上示出光斑大小WL1及WL2。利用光斑大小WL1及WL2中显示的光强分布的信息,绘制光强分布曲线,从光强分布曲线上可以找出对应的横模。图7-11扫描观测法

稳定旋转对称腔镜的几种低阶模的光强分布曲线如图7-12所示。扫描小孔应选择得足够小,以提高模式鉴别能力。对于稳定的激光模式,扫描速度选择得快慢关系不大,但要求显示清晰。对不很稳定的激光,要求选择扫描速度快些。此外,测量时一定要求扫描线通过光斑的中心,否则会得出错误的结论。此方法常用于鉴别基模、低阶模及多模。图7-12某些光强分布曲线对应的模式

7.3激光束的时间特性

激光的时间特性指激光振荡的持续时间与连续脉冲的频率,即激光光强随时间变化的特性。按照时间特性可以将激光分成连续激光、单次长脉冲(毫秒)激光(尖峰脉冲激光)、脉冲激光、周期脉冲激光、调Q激光(巨脉冲)以及低重复频率激光等几类,其数量级见表7-2。

7.3.1普通脉冲测量

激光束的时间特性可以通过测激光波形得到。根据不同的激光脉宽应采取不同的测量方法:当脉宽大于10-9~10-10s时,常用传统的光电探测法,即用光电探测器接收部分光束(或全部光束),用示波器显示波形。由于探测器响应时间及示波器通频带的限制,测量中需要考虑探测器响应时间及示波器上升时间对测量的影响。光电探测法能获得真实的激光波形是一种实时测量法。当脉宽小于10-10s时,可采用二次谐波法及双光子荧光法等相关测量技术,但测得的相关曲线并不是真实的激光波形。

通常定义激光脉冲群的包络为激光波形。激光波形峰值之半所对应的时间间隔为激光脉冲的持续时间或脉冲宽度(脉宽),记为Δt。固体激光器中,自由运转的激光器脉宽为毫秒量级(10-3~10-4s),调Q所产生的巨脉冲(如图7-13所示)宽度为纳秒量级(10-7~10-9s),锁模的脉宽为皮秒量级(10-10~10-18s)。测量激光脉冲的时间特性,对了解激光产生的机理,评价激光器件的质量及激光应用都有很大的意义。例如,实验观察到的弛豫振荡应怎样进行理论分析及解释,如何从实践上消除调Q的多脉冲现象;又如,为了确定脉冲激光的峰值功率,对单个激光脉冲,往往是分别测出这个脉冲的能量E及脉宽Δt后,用下式计算:图7-13激光脉冲的时间特性

对重复率脉冲激光(见图7-14),通过测平均功率P、重复频率f(或重复周期Tp)及脉冲宽度Δt,可求得峰值功率为图7-14重复脉冲激光输出特性

因此,无论是确定单次或重复率脉冲激光的峰值功率,都要求知道激光脉冲宽度。不仅如此,在激光应用中,有些还需要进一步了解激光波形。不同的激光加工要求不同的激光脉冲。如激光打孔宜用尖形脉冲,其脉宽约数百微秒;激光焊接则要用毫秒级激光脉冲,由于激光作用到金属表面最初瞬间(10-5~10-4s)遭到金属强烈反射,为抵消这部分损耗,需采用带有前置尖峰的激光波形,如图7-15(a)所示,焊接气密性要求高的零件时,应采用平顶波形才能保证焊缝质量,如图7-15(b)所示。图7-15激光焊接波形

测量激光波形的设备主要包括探测器及记录显示器,探测时应考虑下面几点:

(1)探测器与所测波长匹配,即要求探测器对所测波长有较好的响应率。

(2)探测器的响应时间与所测激光脉冲宽度匹配,即探测器的响应时间应远快于所测激光脉冲才不致引起激光波形失真。

(3)显示设备具有足够的响应时间及灵敏度。

(4)考虑是否加衰减片、散射片和滤光片,是否将探测器置于暗场中。

(5)脉冲激光测量中应考虑电磁干扰的影响。

由于光电探测器响应时间快、响应率高,常用来测量激光波形及脉宽,用得较多的是光电管、光电倍增管及强流管。这种探测器的光电流ip与入射光功率P成正比,当选取负载电阻RL与光电器件串联时,RL上的电压为

通过电缆输送到示波器上观察VL随时间的变化特性即为激光波形。测量激光波形的原理如图7-16所示。用光电探测法测波形时,为了防止光电器件饱和或破坏,不需激光能量全部进入探测器,可在探测光路中插入分束器(有时可插入散射片)。经光电探测器后由示波器显示的激光波形还受到探测器测量电路及显示设备的响应时间的影响。此法适用于毫秒、微秒、纳秒和亚纳秒脉冲波形与脉宽的测量。图7-16激光波形及脉冲宽度测量

1)用光电二极管测波形

利用光电二极管测激光波形时,应考虑探测器与所测激光波长匹配,入射功率在探测器的线性区域,同时还要考虑光电二极管的时间响应特性。影响时间响应的主要因素是光生载流子的扩散时间t1、光生载流子在势垒区的漂移时间td及探测电路时间常数tL。前二者之和约10-10s,后者与光电二极管结电容、负载电阻大小有关。根据图7-17,考虑到光电二极管是一个高阻恒流源,设PN结结电阻为Rj,结电容为Cj,串联电阻为Rs,则光脉冲输入等效电路如图7-18所示。图7-17-光电二极管测量图7-18光电二极管测量等效电路

由电路频率特性得到负载上的信号电压为

用二极管测波形时,其频率上限主要由tL决定。实际测量中应取tL≪Δt。为了使波形不失真,可以增加电源电压以提高光电管的反偏压,这是由于二极管反偏压增高时,加速了光生载流子的迁移过程,减小了tL,使二极管的响应加快。表7-3列出用示波器观察不同反偏压下硅光电二极管所测得的YAG调Q激光器的输出特性。

2)用光子牵引探测器测波形

1970年首次报导了光子牵引效应。半导体接受激光辐射后,不仅从激光那里获得了能量,带电的电子或空穴也从激光那里获得了能量,使载流子沿光束传播方向运动。设半导体的长度为l0,截面积为A,吸收系数为K,端面反射率为r,电阻率为ρ,考虑空穴迁移率为u。在高掺杂时,当入射激光功率为P,用经典方法处理时半导体两端产生的光子牵引电压由下式决定:

光子牵引探测器是在半导体棒两端面镀以增透膜而构成。在室温下工作时,其响应时间快,可达纳秒。用来探测激光波形时,其显示出的波形信号受到探测器本身的响应时间、放大器的响应时间及显示设备(一般为示波器)的响应时间等因素的影响。P型Ge光子牵引探测器是专门用于测CO2激光的探测器,其典型测量装置如图7-19所示。CO2脉冲激光输出根据探测器允许功率密度要求适当扩束或衰减后射到P型Ge晶体棒上,其输出经放大后由示波器显示出波形。若信号较强,也可省去放大器。测纳秒波形时,应使探测器输出与下级电路系统阻抗匹配;测毫秒级波形时,对下级负载电阻要求不严格。为了防止电磁场干扰,对探测器、放大器及示波器均应进行电磁屏蔽。图7-19光子牵引探测器测激光波形

光子牵引探测器所测波长范围相当复杂,取决于探测器对不同波长的吸收。用不同半导体制成的光子牵引探测器可测波长约为1~2000μm的激光。除P型Ge探测器是专为探测CO2激光器设计的之外,还有P型Te光子牵引探测器、N型InAs光子牵引探测器也可测CO2激光。GaAs光子牵引探测器可测波长为1.06μm的激光,但其性能没有硅光电管好。利用光子牵引探测器可测10-10s的光脉冲,与光电管探测器相比其响应率低。

7.3.2超短脉冲测量

超短脉冲测量中突出要解决的问题是脉冲宽度及波形的测量。测量方法主要有直接测量、相关测量及选通方式(光开关法)三种。所谓直接测量是通过光转换直接显示脉冲,给出真实波形。除上节介绍的各种探测法之外,在超短脉冲直接测量中主要采用条纹照相法。相关测量中光转换后并不是直接测激光脉宽,而是测将激光脉宽转换成有关联的量,它属于等效时间测量法,能用慢探测器及显示设备测快脉冲。选通方式是利用光开关测脉宽。目前超短脉冲测量中用得最多的是二次谐波法。

1.二次谐波法

二次谐波法是一种非线性相关测试法。相关测试法在信息处理中应用很广,如已知脉冲波形为I1(t),为不测出脉冲,可以借用一已知函数I2(t),使二者相关(即相乘),测其相关函数

图7-20中振幅为E0(t)的激光经半透半反镜M分成两束,它们分别经过距离l1及l2

被全反镜M1及M2反射,又在M镜处汇合进入非线性晶体K,倍频后的光由探测器D接收、显示器O记录。当l1=l2时,E1(ω,t)与E2(ω,t-τ)两束光入射倍频晶体的先后不同,二者相对延迟时间为

由于相对延迟时间不同,两光束在晶体内重叠程度不同,倍频光场E(2ω,t

)也不同,可以从倍频光强的变化曲线获得激光脉宽。投入射光场E0(ω,t)=E0(t)eiωt,E0(t)是入射光场的振幅,它随时间的变化比光频慢得多。经过半透半反镜M后,光场为

两束光一齐进入倍频晶体,其光场为图7-20二次谐波法测脉宽图7-21二次谐波法的相关曲线

在I(τ)的积分过程中,有些项为零,说明积分过程中丢掉了一些信息。因此直接从二次相关函数R(τ)中找不出确定的原函数I(t)。R(τ)也不能代表激光波形。为了获得真实的原波形(激光波形),必须使相关函数中包含更多的信息,这就要用高阶相关技术

2.条纹照相法

由于光电效应转换时间快(10-14s),灵敏度高,条纹照相法能把能量为数电子伏特的光子转换成光电子,将光脉冲的强弱转换成电子束的强弱,显示在荧光屏上。其中一个光脉冲相应于一根条纹,条纹的长度相应于脉宽,条纹的反差相应于光强。激光扩束后射入条纹管,产生的光电子流由扫描系统控制,在条纹管荧光屏上获得的荧光条纹用电视系统、时间分析装置记录处理,后者将二维空间信息转变成一维时序信号,经模数转换实现数字化后用微机处理。条纹照相法的原理如图7-22所示。图7-22条纹照相法原理示意图

条纹照相法直观,是真实的时间测量法,也是超短脉冲实时测量中最快、最有效的测量方法。该法已测出R6G锁模激光器的脉宽为0.5ps。进一步改进条纹照相机还可使时间分辨率提高,但该设备制作困难,价格昂贵。

7.4激光能量与功率测量

激光能量与功率是激光束的最基本参量。根据不同类型的激光器可测量其能量、功率、平均功率、峰值功率,常采用光热法及光电法测量。激光的所有内部及外部参数中,最基本的参量是衡量光束强弱的量,即激光能量及功率,而其他很多激光参量都与激光能量、激光功率有关。测量激光能量与功率是人们研究得最早、最多的激光测量问题。测量激光能量及功率时具有下列特点:

(1)中、小能量激光测量中,虽然总能量值不大,但因为其方向性好,光功率分布不均匀,探测器需适应高功率密度要求,为防止探测器损坏,并使之在线性区域内工作,往往要采用衰减、散热或冷却措施。

(2)探测器的响应率虽然与波长有关,但对激光而言,由于单色性好,在特定波长下探测器的响应率可认为是不变化的常量。常在测量光路中放入窄带滤光片,以减小外来杂光干扰,使测量工作简便,准确度提高。

(3)激光脉冲宽度窄,特别是调Q及锁模激光,其输出脉宽为10-9~10-13s,为反映激光波形,测出脉宽,要求采用响应快的探测器。即使是连续激光,为了防止探测器损坏,有时将激光转变为脉冲光,测其瞬时值,因此要求探测器响应快。

(4)激光相干性好,应特别注意光路布局。有些场合下,还应注意到由于光偏振态变化激光的工作方式有连续的、脉冲的、单次的、重复率的及准连续的。人们用能量大小或脉冲峰值功率来表征脉冲激光器的技术指标,用功率大小来表征连续激光器件的技术指标,用平均功率来表征准连续激光器件的技术指标。图7-23激光的时间特性

当选择探测器的响应时间比激光脉冲宽度大得多时,对瞬时功率积分可获得激光能量,也就是说可以利用激光功率计测出脉冲激光能量。利用能量计、快门及计时装置也可测连续激光功率。因此激光能量与功率两种测量技术是相联系的。

7.4.1激光能量的测量

1.光热法测量激光能量

光热法是通过光热探测器的光热效应测量激光能量的,它要求能量计全部吸收激光转变成热量,或者引起探测器温度增高,或者引起探测器其他物理量变化,以度量出激光能量。前者如炭斗能量计(锥形能量计)、镜式能量计、玻璃能量计、液体量热计等,用热电偶、热敏电阻通过温升确定激光能量;后者如金属线型量热计量出电驵值的变化以确定激光能量。光热法测激光能量如图7-24所示。图7-24光热法测激光能量

已知探测器总质量为M,比热为εp,热导为G,根据热平衡方程式,由光热法测量功率的公式为

用热电偶作温度敏感元件时,称为热电偶能量计。设其热电系数为mc,则输出热电势:

所以

只要测出热电势V后,便可得到激光能量。

由于热电堆是低阻电压源,为了准确地显示温差电势,最好选用高内阻的电压测试设备作指示器,如直流微伏计、电位差计、数字电压表等。由于光点检流计灵敏度高,因而也常被采用,但使用时必须使检流计处于匹配工作状态,否则光点会产生阻尼振动或非周期性蠕动,难以得到正确读数。具体匹配方法是在测量网络中串联附加电阻,使热电堆内阻与附加电阻之和与检流计的外临界电阻大致相等。另外,由于各检流计的参数不同,热电偶能量计应与检流计配套使用,一经定标后,检流计不能互换,用前需定标。

光热型激光能量计的温升是按指数规律变化的,图7-25是其时间响应曲线。能量计的读数方法采用最大读数法时,读取曲线上的Tm值代入式(7-66)后获得激光能量。但田于不同脉冲上升到Tm值时的时间不等,使每个所测激光脉冲的热损耗不等,造成测量误差,因而精确测量激光能量时采用外推法,读取冷却曲线上的最大值Tm。已知能量计的冷却时间常数τ,测出Tm值及对应的上升时间tm,则

测更大能量的激光时,采用液体吸收的液体能量计,图7-26所示为液体能量计的结构示意图。在容器内通常放入对激光吸收率大的CuSO4溶液。激光从窗口射入溶液,溶液受热引起体积膨胀,设M、εp、βT分别为液体的质量、比热及体膨胀系数,V0与ΔV分别为液体体积及激光辐射引起的体积增量,则激光能量为

若用毛细管测ΔV,设毛细管的截面积为A、管内液面高度变化为Δh,则上式变为图7-26液体能量计

图中加热丝是定标用的校准电阻丝,活塞是调零点用的零点调节器。

液体能量计比前述两种能量计测量的能量大,但需等待液体内部温度分布均匀后才能读数,因此响应时间慢,而且存在热损失的影响。

2.光电法测量激光能量

光电法是通过光电探测器的光电效应测量激光能量。要求激光能量全部或经衰减后进入光电能量计,使光电探测器产生与激光能量成正比的光电流或光电势以度量出激光能量。常用的光电探测元件有光电倍增管、强流管及其他半导体光电元件。激光脉冲能量E=∫Pdt,因此将光功率积分可测出激光能量。积分的方法有两种,一种是用电子线路对脉冲光功率进行积分,另一种是用积分器对脉冲激光功率进行积分。图7-27所示的测量装置中,由于光电探测器灵敏度高,不能直接接收强激光,因此需经衰减器或散射器,变为弱的、均匀的光进入光电探测器,将其积分输出接到指示器上,示出激光能量。图7-27-光电法测激光能量

1)利用电容器积分的光电法

用光电管测能量的电路如图7-28所示,测量前开关S接通,电容器C上的电压充至电源电压V,再将开关S断开,使其处于预备工作状态。脉冲激光辐射至光电管上引起的与光功率成正比的光电流ip经电容放电,电容器上的电荷减少,电压下降,激光能量E=∫Pdt。设ΔV为电容器的压降,C为电容器的容量,Q为电容器上的电荷变化,则

对于确定的光电探测器,只要测出ΔV,便可求得激光能量。测ΔV时应防止电容器漏电,只能用输入电阻大的电压表或者用静电电压表。另外,也可采用恒流源系统以补偿积分电容器上的电荷来测ΔV。图7-28电容积分法测激光能量

图7-29是光电能量计的一个实例,激光经干涉滤光片消除杂光后汇聚到积分球内,积分球散射衰减后的激光传送到光电二极管VD上,由电容积分法测得电压信号,静电电压表示出ΔV或激光能量。其测量范围为10-4~10J,应在测量波长下定标。图7-29光电能量计示意图

2)光功率分布曲线积分法

利用光电探测器测脉冲激光功率随时间的分布(即激光波形),再用面积仪求得波形下的面积即为激光能量。重要的是测激光能量时要确切知道测量中的衰减率和光电探测器的响应率,而在激光波形测量中只需光功率的相对值。图7-25中用P型Ge光子牵引探测器测CO2激光波形时,设Ge探测器的尺寸为0.4×0.4×2.0cm3,Ge晶体的吸收系数K=0.5cm-1,端面镀ZnS增透膜后,其反射率r=2%,Ge晶体的电阻率为ρ,则总的电阻R=40Ω,室温下Ge的空穴迁移率μ=1900cm2/V·s。根据探测器的响应率计算可得

7.4.2激光功率的测量

1.峰值功率的测量

利用调Q或锁模得到的激光虽然单个脉冲能量不一定很大,但是由于脉宽窄,其峰值功率很高,而光与物质相互作用时,峰值功率密度起主要作用,因此要求测出激光的峰值功率。测量峰值功率有两种方法:一种是测出单个激光脉冲能量E及脉宽Δt,由式(7-61)算出Pp;另一种方法是直接用光电法测峰值功率。

1)能量—脉宽法

图7-30峰值功率测量原理

2)峰值功率直接测量法

利用光电探测器直接测激光峰值功率的原理如图7-31所示,工作时先将开关S断开,激光辐射在光电元件上产生光电流,并对电容器C充电。图7-31峰值功率直接测量

2.连续功率的测量

1)光热法测激光功率

根据热平衡方程式,激光功率

测量功率时应使P∝ΔT