激光技术谱线加宽
光谱线增宽
1.极子阻尼振动时释放能量 —— 自发辐射现象
U
t 2
e
U 0e
t 2
cos2v0 t
其阻尼振动形式为
U U 0e
t 2
cos2v0t
(1-60)
其发射的光强 I U
2
, 可表示为 I AU 2 e 0
t
其中:τ——驰豫时间，振子的辐射寿命 当
三种跃迁中单位时间内发生跃迁的粒子数密度
dn2 ( ) sp n2 A21 (v)dv n2 A21 f (v)dv 0 0 dt n2 A21 f (v)dv n2 A21
0
dn2 ( ) st n2W21 (v)dv n2 B21 f (v) v dv 0 0 dt dn2 ( ) st n1W12 (v)dv n1 B12 f (v ) v dv 0 0 dt
CO2
D
Ne
(CO2的多普勒线宽小得多)
其它展宽
（1） 飞行时间展宽
（2） 仪器增宽
1.4.5 均匀增宽和非均匀增宽 一. 均匀增宽 Homogeneous broadening ：
自然增宽、碰撞增宽
共同特点：
• 引起加宽的物理因素对每个原子都是等同的
• 都是光辐射偏离简谐波引起的谱线加宽 在这类加宽中，每一粒子的发光对谱线内的任一频率都有贡献， 我们不能把某一发光粒子和曲线中某一频率单独联系起来
（1-53）
与
dn2 ( ) st W21n2 dt
对比有
W21 B21 f (v0 )
ρ vv
'
(1-54)
华中科技大学第4讲：谱线加宽(均匀加宽+非均匀加宽)
Augustin Louis Cauchy
1 x x 0 1
2
1 x x 0
2 2
如果将其视为概率密度函数，则 它在统计学中被称为柯西分布。
g , 0
/ 2
2
0
2
1
g , 0 1
/ 2
0
2
gN , 0
/ 2
2
4 0
2
2
/ 4 2 2 0
/ 4
洛仑兹线型
由洛仑兹在研究电子谐振时最先 得到的受迫振动的运动微分方程 的解，其形式如下： Hendrik Antoon Lorentz
如果存在a、b两种气体，则：
1
N b ab
L ab
8 KT 1 1 m a mb
其中N b 为单位体积内b类原子数；
ab为a、b原子的碰撞截面；ma 与mb 为两种原子的质量；
当只有一种原子时，其碰撞寿命为：
1
L
1
N a aa
气体激光器一般由工作气体a、辅助气体b、c等等组成，则其 碰撞寿命为：
均匀加宽的线型函数：
H / 2 g H , 0 2 2 0 H / 2 1 1 2 H N L 2 L
当原子从E2 E1 跃迁时，有： h 0 E2 E1
激光原理_名词解释
一 名词解释1. 损耗系数及振荡条件:0)(m ≥-=ααS o I g I ,即α≥o g 。
α为包括放大器损耗和谐振腔损耗在内的平均损耗系数。
2. 线型函数：引入谱线的线型函数pv p v v )(),(g 0~=，线型函数的单位是S ，括号中的0v 表示线型函数的中心频率，且有⎰+∞∞-=1),(g 0~v v ，并在0v 加减2v ∆时下降至最大值的一半。
按上式定义的v ∆称为谱线宽度。
3. 多普勒加宽:多普勒加宽是由于做热运动的发光原子所发出的辐射的多普勒频移所引起的加宽。
4. 纵模竞争效应：在均匀加宽激光器中，几个满足阈值条件的纵模在震荡过程中互相竞争，结果总是靠近中心频率0v 的一个纵模得胜，形成稳定振荡，其他纵模都被抑制而熄灭的现象。
5. 谐振腔的Q 值:无论是LC 振荡回路，还是光频谐振腔，都采用品质因数Q 值来标识腔的特性。
定义p v P w Q ξπξ2==。
ξ为储存在腔内的总能量，p 为单位时间内损耗的总能量。
v 为腔内电磁场的振荡频率。
6. 兰姆凹陷：单模输出功率P 与单模频率q v 的关系曲线，在单模频率等于0的时候有一凹陷，称作兰姆凹陷。
7. 锁模：一般非均匀加宽激光器如果不采取特殊的选模措施，总是得到多纵模输出，并且由于空间烧孔效应，均匀加宽激光器的输出也往往具有多个纵模，但如果使各个振荡的纵模模式的频率间隔保持一定，并具有确定的相位关系，则激光器输出的是一列时间间隔一定的超短脉冲。
这种使激光器获得更窄得脉冲技术称为锁模。
8. 光波模：在自由空间具有任意波矢K 的单色平面波都可以存在，但在一个有边界条件限制的空间V 内，只能存在一系列独立的具有特定波矢k 的平面单色驻波;这种能够存在腔内的驻波成为光波模。
9. 注入锁定：用一束弱的性能优良的激光注入一自由运转的激光器中，控制一个强激光器输出光束的光谱特性及空间特性的锁定现象。
（分为连续激光器的注入锁定和脉冲激光器的注入锁定）。
1.4 光谱线增宽
At A D V
v
ρ为光能密度
I
c
29
介质中的受激辐射与吸收
厚度为dz单位截面的一薄层，在dt时间内由于介质吸收而 减少的光子数密度为
dN1 n1B12(z) f ( )dt
dt时间内由于受激辐射增加的光子数密度为
dN2 n2B21(z) f ( )dt
光穿过dz介质后净增加的光子数密度为
dN dN1 dN2 (n2B21 n1B12 )(z) f ( )dt
I(0)
I (z)
I(z)+dI
z z +d z
z
图1-20 光穿过厚度为dz的介质的
情况
30
光能密度微分方程
dN dN1 dN2 (n2B21 n1B12 )(z) f ( )dt
又因为
dt
dz v
c
dz而且g1B12
g 2 B21
(1-40)
净增加的光子数密度可以表示为
dN
(n2
g2 g1
介质中光强与单色能量密度的关系
受激辐射与吸收时粒子数密度变化和单色能量密度的关系， 可以用来研究介质中单色能量密度的变化。为了得到光强 的变化规律，需要进一步建立光强与单色能量密度的关系。 考虑平行光通过面积为A，厚度为D的情况，光强为单位 时间内单位面积上通过的总光能
I E E E v c
光的多普勒效应
纵向多普勒效应：设光源与接收器在两者连线方向的相对 速度为v，则光的频率为
1 1
v v
c
c
0
➢ 式中 0 为光源与接收器相对静止时的频率。一般情况下v
远小于真空光速，并且光源与接收器相对趋近时，v取正
值；两者背离时，v取负值。上式取一级近似可得
激光器的线宽极限ppt课件
第三章 激光的输出特性
§3.1 光学谐振腔的衍射理论 §3.2 对称共焦腔内外的光场分布 §3.3 高斯光束的传播特性 §3.4 稳定球面腔的光束传播特性 §3.5 激光器的输出功率
§3.6 激光器的线宽极限 §3.7 激光光束质量的品质因子M2
6
§3.7 激光光束质量的品质因子M2
光束质量是激光束可聚焦程度的度量
二、 激光器的线宽
激光器在稳定工作时，其增益正好等于总损耗。
理想情况：损耗的能量在腔内的受激过程中得到了补 充，而且在受激过程中产生的光波与原来光波有相同 的位相，所以新产生的光波与原来的光波相干叠加， 使腔内光波的振幅始终保持恒定，相应的就有无限长 的波列，故线宽应为“0”。
如果激光器是单模输出的话，那么 它输出的谱线应该是落在荧光线宽 νF 范围内的一条“线” 。 实际上线宽不等于“0”
。 ➢ 受激辐射引起的激光线宽：受激辐射的增益应略小于总损耗。受
激辐射相干光的每一个波列都存在一定的衰减，正是这种衰减造 成了一定的线宽。 ➢ 自发辐射引起的激光线宽：腔内自发辐射又产生一列一列前后位 相无关的波列，它们将造成一定的线宽。 ➢ 以上两方面的因素就造成了由于存在自发辐射而引起的激光线宽 如图(3-17)所示。
§3.6 激光器的线宽极限
一、原子发光谱线增宽的原因 (1) 能级的有限寿命造成了谱线的自然宽度 (2) 发光粒子之间的碰撞造成了谱线的碰撞宽度。 (3) 发光粒子的热运动造成了谱线的多普勒宽度。
实际的谱线线型是以上三者共同作用的结果，我们把这样的谱 线叫做发光物质的荧光谱线，其线宽叫做荧光线宽。
§3.6 激光器的线宽极限
ቤተ መጻሕፍቲ ባይዱ 三、造成激光器线宽的原因
曲线1是衰减的相干光的谱线， 曲线2是自发辐射本身的谱线， 曲线3是总的谱线。 增加激光器的输出功率可以减小 由于自发辐射引起的激光线宽。 理论计算表明此激光线宽是和 激光器输出功率成反比的。
光谱线的多普勒加宽
光谱线的多普勒加宽
光谱线的多普勒加宽是指由于星体的径向速度使得光波的频率产生变化，导致光谱线的频谱线形变宽。
多普勒效应是描述由于运动的光源相对于观察者引起的频率变化的现象。
对于光谱线，如果光源相对于观察者远离，那么观察者接收到的光波频率会降低，导致光谱线向红移动，称为红移。
相反，如果光源相对于观察者靠近，那么观察者接收到的光波频率会增加，导致光谱线向蓝移动，称为蓝移。
因此，当星体相对于地球具有较大的速度时，观察到的光谱线会产生多普勒加宽。
这是由于星体的运动使得来自不同区域的光波具有不同的频率，从而产生不同的频谱线。
多普勒加宽可以用来测量星体的速度，并研究星系的运动和结构。
第16讲 谱线加宽、均匀加宽--朱广志
/ 2
2
0
2
g , 0
/ 2
2
4
2
0
2
/ 4 2 2 0
9
/ 4
16.3 均匀加宽
洛仑兹线型 由洛仑兹在研究电子谐振时最先 得到的受迫振动的运动微分方程 的解，其形式如下： Hendrik Antoon Lorentz
对He 3 : Ne 20混合气体 7 :1 有： 750kHz / Pa
对于一般气体： L N 对于低压气体： L ~ N
21
16.3 均匀加宽
3、晶格振动加宽
固体工作物质中，激活离子镶嵌在晶体中，周围的晶格场将 影响其能级的位置。 晶格振动使激活离子处于随时间变化的晶格场中，使激活离子 的能级所对应的能量在一定范围内变化，引起谱线加宽。
自然加宽成因：由于每个原子所固有 的自发辐射跃迁引起原子在能级上的 有限寿命而造成的。
由测不准原理 — 不可能同时测准微观 粒子的时间和能量： t E 可知，当原子能级寿命t 时， 能级的宽度E 0;
原子的有限寿命会引起能级的展宽， 从而使得发出的光子的频率不再是 单一频率，而是有一定的频率间隔 。
ห้องสมุดไป่ตู้
2
当 0时，线型函数有最大值：
gmax , 0 g 0 , 0
当 时， g , 0
4/
阻尼系数的 物理含义？
g 0 , 0 2
, 此时可以解出--谱线宽度：
光谱线增宽ppt课件
编辑版pppt
13
三种增宽之三：多普勒增宽
由于光的多普勒效应，光源或接收器之间存在相对运动时， 接收器接受到的光波频率不等于光源与接收器相对静止时 的频率。
多普勒增宽：作为光源的每个发光原子的运动速率和方向 都不同造成的发光光波频率变化也不同，因而发光的谱线 被增宽。
编辑版pppt
14
光的多普勒效应
查手册）
U FU ti2( U 0 0)12
对应光强分布为
I()U ()242(U 0)0 2 2(12)2
编辑版pppt
9
洛仑兹线型函数
线形函数是相对光强分布，可写成
fN()42(0A )2(12)2
由归一化条件可计算出（也可查数学手册的积分表）
0 fN()dA 1 A1
洛仑兹线型函数用原子辐射的平均寿命表达的形式
的原子跃迁数密度公式分别为
➢自发辐射 d2(n )A 2n 1 2f()d
➢受激辐射 d2(n ) B 2n 1 2f()d
➢受激吸收 d2(n )B 1n 2 1f()d
单位时间内总原子数密度与外来光的单色能量密度及光谱
的线型函数有关
➢总的自发辐射原子数密度 0d2n()dA2n 12
编辑版pppt
3
谱线宽度
光谱线宽度 定义为相对光强为最大值的一半处的频率 间隔，即：
21
➢ 式中各频率处光强满足：
f(1)f(2)1 2f(0)
➢ 光谱曲线是可以用实验方法测量的
编辑版pppt
4
光谱线型对光与物质的作用的影响
考虑光谱线线型的影响后，在单位时间内，对应于频率
~d
间隔，自发辐射、受激辐射、受激吸收
1.4 光谱线增宽
- 1、下载文档前请自行甄别文档内容的完整性，平台不提供额外的编辑、内容补充、找答案等附加服务。
- 2、"仅部分预览"的文档,不可在线预览部分如存在完整性等问题,可反馈申请退款(可完整预览的文档不适用该条件!)。
- 3、如文档侵犯您的权益，请联系客服反馈,我们会尽快为您处理(人工客服工作时间：9:00-18:30)。
1. 根据引起谱线增宽的原因不同以及谱线增宽的特点不同，分别描述谱线增宽的类型及物理机制、
均匀增宽：引起加宽的物理因素对每个原子都是等同的。
自然加宽：在不受外界影响时，受激原子并非永远处于激发态，它们会自发的像低能级跃迁，因而受激原子在激发态具有有限的寿命。
这一因素造成了原子跃迁谱线的自然加宽。
碰撞加宽：大量原子（分子、离子）之间的无规“碰撞”是引起谱线加宽的另一重要原因。
晶格振动加宽：固体工作物质中，激活离子镶嵌在晶体中，周围的晶格场将影响其能级的位置。
由于晶格振动使激活离子处于随时间周期变化的晶格场中，激活离子的能级所对应的能量在某一范围内变化，因而引起谱线加宽。
非均匀加宽：原子体系中每个原子只对谱线内与它的表现中心频率相应的部分有贡献，因而可以区分谱线上的某一频率范围是有那一部分原子发射的。
多普勒加宽：由于作热运动的发光原子（分子）所发出的辐射的多普勒频移引起的。
晶格缺陷加宽：在晶格缺陷部位的晶格场将和无缺陷部位的理想晶格场不同，因而处于缺陷部位的激活离子的能级将发生位移，这将导致处于晶体不同部位的激活离子的发光中心频率不同，即产生非均匀加宽。
综合加宽：
气体工作物质的综合加宽线型函数：对于气体工作物质，主要的加宽类型就是由碰撞引起的均匀加宽和多普勒非均匀加宽。
固体激光工作物质的谱线加宽：主要是晶格热震动引起的均匀加宽和晶格缺陷引起的非均匀加宽。
液体工作物质：溶于液体中的发光原子与周围其他分子碰撞而导致自发辐射的碰撞加宽。