半、不难看出腰应位于平面镜的中心。平凹腔情况见图21.激光光斑尺寸测量原理：本实验采用刀口法来测量激光光斑尺寸，当利用一刀口垂直于光束传播方向，比如方向移动，将遮盖部分光束，这将导致通过的激光功率下降，则图1所示。+y图1：刀片与光斑相对位置当刀口处于x=-位置时,透过的激光功率与总功率(Po）之比为：p(-w) = V(2/元）一[exp(-2x°/w")dx(7)pow同理，当刀口处于x=α时，透过的激光功率与总功率(Po）之比为：p(w) =10.94 = 0.06(8)po由P-)/Po=0.94，P()/Po=0.06可知,刀口沿x方向移动分别测出激光透过功率为94%和6%二值所对应的刀口相对位置，即可测得光束腰斑直径2@值。2.激光光束远场发散角测量原理：我们将（2）式变换一下形式，得：22w(2)(9)=1w(mg/2)2正是双曲线方程，它表明光斑尺寸的轨迹是一组以z一0为原点的双曲线，见图1.我们用全发散角2表征它的发散程度，定义：20 = d) 2 ( wg +2) /2(10)dzw现在分析20在整个传播光路中的变化情况．显然．在2=0处，20=0.当z增大，20增加．在z0->z=Z.这段范围内：全发散角变化较慢．我们称z.为准直距离：w.(11)Zr=元在2>z，全发散角变化加快．当z->8°，20变为常数。我们将此处的全发散角称为远场发散角，有：14
14 半、不难看出腰应位于平面镜的中心．平凹腔情况见图 2． 1. 激光光斑尺寸测量原理： 本实验采用刀口法来测量激光光斑尺寸，当利用一刀口垂直于光束传播方向，比如x 方 向移动,将遮盖部分光束,这将导致通过的激光功率下降，则图1 所示。 图 1：刀片与光斑相对位置 当刀口处于x = -ω 位置时,透过的激光功率与总功率(P0) 之比为： ∫ ∞ − = − − w x w dx p w p w exp( 2 / ) 1 (2/ ) ( ) 2 2 0 p （7） 同理，当刀口处于x =ω时，透过的激光功率与总功率(P0) 之比为： 1 0.94 0.06 ( ) 0 = − = p p w （8） 由P(-ω)/ P0=0.94，P(ω)/ P0=0.06 可知,刀口沿x 方向移动分别测出激光透过功率为 94 %和 6 %二值所对应的刀口相对位置,即可测得光束腰斑直径 2ω值。 2. 激光光束远场发散角测量原理： 我们将（2）式变换一下形式，得： 1 ( / ) ( ) 2 2 2 0 2 2 0 − = πw λ z w w z （9） 正是双曲线方程．它表明光斑尺寸的轨迹是一组以 z＝0 为原点的双曲线，见图 1． 我们用全发散角 2θ表征它的发散程度，定义： 4 2 2 1/ 2 0 2 2 0 2 ( ) ( ) 2 2 2 − ≡ = π + λ π λ θ w z w z dz dw z （10） 现在分析 2θ在整个传播光路中的变化情况．显然．在 2＝0 处，2θ＝0．当z增大，2 θ增加．在z＝0->z＝zr这段范围内．全发散角变化较慢．我们称zr为准直距离： λ π 2 w0 zr = （11) 在z>zr，全发散角变化加快．当z->∞，2θ变为常数．我们将此处的全发散角称为远场 发散角，有：
元20=2-(12)Wo不难看出，远场发散角实际就是以光斑尺寸为轨迹的两条双曲线的渐近线间的夹角，见图3.W(2)P1Wu高斯光策Wopw(2)Fw()平凹腔E()C振幅的横向分布图二平凹腔中基模TEM品的剖面图04w(z)渐近线手20Zw(z)图三高斯光束远场发散角实验中，我们如何测量远场发散角呢?由于不可能在无穷远处测量，故(9)式只是理论上的计算式，不能作为测量公式，而需用近似测量来代替．可以证明，当z>7z,时2（z)/2α（80）>99%，即当z值大于7倍z,时所测得的全发散角.可和理论上的远场发散角相比，误差仅在1%以内，那么z值带来的实验误差已不是影响实验结果的主要因素了，这就为我们提供了实验上测远场发散角所应选取的值范围，可采用以下两种近似计算：一种方法是，选取z>z.的两个不同值z1，Z2,根据光斑尺寸定义，从I一P曲线中分别求出w(z1)，w(z2)，利用公式：20 = 2 W(=2) -w(z1)(13)Z2 - Z115
15 0 2 2 πw λ θ = （12） 不难看出，远场发散角实际就是以光斑尺寸为轨迹的两条双曲线的渐近线间的夹角，见 图 3． 图二 平凹腔中基模TEM00的剖面图 图三 高斯光束远场发散角 实验中，我们如何测量远场发散角呢?由于不可能在无穷远处测量，故(9)式只是理论 上的计算式，不能作为测量公式，而需用近似测量来代替．可以证明，当z>7zr时．2θ(z)/ 2θ(∞)>99％，即当z值大于 7 倍zr时所测得的全发散角．可和理论上的远场发散角相比，误 差仅在 1％以内．那么z值带来的实验误差已不是影响实验结果的主要因素了，这就为我们 提供了实验上测远场发散角所应选取的z值范围． 可采用以下两种近似计算： 一种方法是，选取z>zr的两个不同值z1，z2,根据光斑尺寸定义，从I－ρ曲线中分别求 出w(z1)，w(z2)，利用公式： 2 1 ( 2) ( 1) 2 2 z z w z w z − − θ = （13）
另一种方法是，由于z足够大时，全发散角为定值，好像是从源点发出的一条直线所以实验上还可用一个z值(z>7z.)及与其对应的w(z),通过公式：20=2w(=)/z(14)来计算，选择哪一个近似公式更好，要根据具体情况和误差分析而定。三.实验装置1.Nd:YVO4固体激光器一套2.可移动刀口四.实验内容和步骤1：调好光路，使得532nm的激光稳定输出。2：以输出镜为原点，在光路方向上利用刀口法分别测量距离原点为0.2m,0.4m，0.6m0.8m，1.0m处的光斑尺寸。3：计算每一处的光斑尺寸，利用两种方法处理数据求出远场发散角。五.实验报告要求思考实验中存在的问题与对本实验的改进意见思考题1：思考如何提高测量光斑尺寸的精度。2：思考两种测量远场发散角的特点并比较之。16
16 另一种方法是，由于z足够大时，全发散角为定值，好像是从源点发出的一条直线， 所以实验上还可用一个z值(z>7zr)及与其对应的w(z),通过公式： 2θ = 2w(z)/ z （14） 来计算，选择哪一个近似公式更好，要根据具体情况和误差分析而定。 三. 实验装置 1．Nd:YVO4固体激光器一套 2．可移动刀口 四.实验内容和步骤 1：调好光路，使得 532nm 的激光稳定输出。 2：以输出镜为原点，在光路方向上利用刀口法分别测量距离原点为 0.2m,0.4m,0.6m, 0.8m,1.0m 处的光斑尺寸。 3：计算每一处的光斑尺寸，利用两种方法处理数据求出远场发散角。 五.实验报告要求 思考实验中存在的问题与对本实验的改进意见 思考题 1：思考如何提高测量光斑尺寸的精度。 2：思考两种测量远场发散角的特点并比较之
磁光调制实验一实验原理磁光调制实验仪作为高等院校新一代的物理实验仪器，在基础物理实验和相关专业的实验中，用以研究磁场与光场相互作用的物理过程；测量磁光效应的旋光特性和调制特性：也适用于研究旋光材料的物理性能以及光信息处理的实验研究。磁光调制器在激光通讯、激光显示等领域都有广泛的应用。（一）磁光效应原理1磁光效应当平面偏振光穿透某种介质时，若在沿平行于光的传播方向施加一磁场，光波的偏振面会发生旋转，实验表明其旋转角0正比于外加的磁场强度B，这种现象称为法拉第（Faraday）效应，也称磁致旋光效应，简称磁光效应，即：(1)0=vIB式中1为光波在介质中的路径，v为表征磁致旋光效应特征的比例系数，称为维尔德（Verdet）常数。由于磁致旋光的偏振方向会使反射光引起的旋角加倍，而与光的传播方向无关，利用这一特性在激光技术中可制成具有光调制、光开关、光隔离、光偏转等功能性磁光器件，其中磁光调制为其最典型的一种。激光光源起偏器P励磁线圈检偏器A日日出射光b1-磁光介质激励电源图1磁光效应示意图如图1所示，在磁光介质的外围加一个励磁线圈就构成基本的磁光调制器件。2直流磁光调制当线偏振光平行于外磁场入射磁光介质的表面时，偏振光的光强I可以分解成如图2所示的左旋圆偏振光I和右旋圆偏振光IR（两者旋转方向相反）。由于介质对两者具有不同的折射率nL和nR，当它们穿过厚度为/的介质后分别产生不同的相位差，体现在角位移上有：2元0, =-n,l元2元O.=-ng!
磁光调制实验 一 实验原理 磁光调制实验仪作为高等院校新一代的物理实验仪器，在基础物理实验和 相关专业的实验中，用以研究磁场与光场相互作用的物理过程；测量磁光效应的 旋光特性和调制特性；也适用于研究旋光材料的物理性能以及光信息处理的实验 研究。磁光调制器在激光通讯、激光显示等领域都有广泛的应用。 （一）磁光效应原理 1 磁光效应 当平面偏振光穿透某种介质时，若在沿平行于光的传播方向施加一磁场， 光波的偏振面会发生旋转，实验表明其旋转角θ正比于外加的磁场强度 B，这种 现象称为法拉第（Faraday）效应，也称磁致旋光效应，简称磁光效应，即： θ = vlB (1) 式中 l 为光波在介质中的路径，ν 为表征磁致旋光效应特征的比例系数，称 为维尔德（Verdet）常数。由于磁致旋光的偏振方向会使反射光引起的旋角加倍， 而与光的传播方向无关，利用这一特性在激光技术中可制成具有光调制、光开关、 光隔离、光偏转等功能性磁光器件，其中磁光调制为其最典型的一种。 图 1 磁光效应示意图 如图 1 所示，在磁光介质的外围加一个励磁线圈就构成基本的磁光调制器 件。 2 直流磁光调制 当线偏振光平行于外磁场入射磁光介质的表面时，偏振光的光强I可以分解 成如图 2 所示的左旋圆偏振光IL和右旋圆偏振光IR（两者旋转方向相反）。由于 介质对两者具有不同的折射率nL和nR，当它们穿过厚度为l的介质后分别产生不 同的相位差，体现在角位移上有： n l L L l π θ 2 = n l R R l π θ 2 =
式中入为光波波长因0,-0=0,+09=-nR)xl(2):A如折射率差(n-nr）正比于磁场强度B，即可得（1）式，并由θ值与测得的B与1求出维尔德常数U。I0MIROB图2入射光偏振面的旋转运动3交流磁光调制用一交流电信号对励磁线圈进行激励，使其对介质产生一交变磁场，就组成了交流（信号）磁光调制器（此时的励磁线圈称为调制线圈），在线圈未通电流并且不计光损耗的情况下，设起偏器P的线偏振光振幅为Ao，则A。可分解为A。cosa及Aosina两垂直分量，其中只有平行于P平面的Aocosa分量才能通过检偏器，故有输出光强I =(A cosα)= I。cosα（马吕斯定律）其中。=A为其振幅。式中α为起偏器P与检偏器A主截面之间的夹角，Io为光强的幅值，当线圈通以交流电信号i=iosinのt时，设调制线圈产生的磁场为B=Bosint，则介质相应地会产生旋转角Q=Qosinのt，则从检偏器输出的光强为：I = I cos (α+ 0) = [ + cos 2(α + 0)] = [1+cos 2(α + , sin ot)](3)由此可知光输出可以是调制波的倍频信号。以上就是电信号致使入射光旋光角变化从而完成对输出光强调制的基本原理。4磁光调制的基本参量磁光调制的性能主要由以下两个基本参量来描述。1
１ 式中λ为光波波长 因θ L −θ = θ R +θ ( ) (n n ) l = L − R = L − R × l π θ θ θ 2 2 1 ( 2 ) 如折射率差( ) L R n − n 正比于磁场强度 B，即可得（1）式，并由θ 值与测得 的 B 与 l 求出维尔德常数υ 。 ΙL ΙR Ι B ΙL Ι θ ΙR L θR θ 图2 入射光偏振面的旋转运动 3 交流磁光调制 用一交流电信号对励磁线圈进行激励，使其对介质产生一交变磁场，就组 成了交流（信号）磁光调制器（此时的励磁线圈称为调制线圈），在线圈未通电 流并且不计光损耗的情况下，设起偏器P的线偏振光振幅为A0，则A0可分解为A0 cosα及A0 sinα两垂直分量，其中只有平行于P平面的A0 cosα分量才能通过检偏 器，故有输出光强 α α2 0 2 0 I = (A cos ) = I cos （马吕斯定律） 其中 2 0 A0 I = 为其振幅。 式中α 为起偏器P与检偏器A主截面之间的夹角，I0为光强的幅值，当线圈 通以交流电信号i=i0 sinωt时，设调制线圈产生的磁场为B=B0 sinωt，则介质相 应地会产生旋转角θ=θ0 sinωt，则从检偏器输出的光强为： [ ] [1 cos 2( sin )] 2 1 cos 2( ) 2 cos ( ) 0 2 0 0 0 t I I I = I α +θ = + α +θ = + α +θ ω （3） 由此可知光输出可以是调制波的倍频信号。 以上就是电信号致使入射光旋光角变化从而完成对输出光强调制的基本原 理。 4 磁光调制的基本参量 磁光调制的性能主要由以下两个基本参量来描述