半导体激光腔衰荡光谱技术外文翻译资料

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物理与光电工程学院

毕业翻译

（英译汉）

半导体激光腔衰荡光谱技术

摘要

我们曾经证明了在腔衰荡光谱技术（CRDS）中单频激光器可以方便地代替标准的脉冲激光。现在我们延伸到了外部可调激光腔。高灵敏度的精密分光镜设备已经实现。为了证明仪器的分辨率我们获得了高浓度NO2下的250MHZ超音速多普勒光谱

1.说明

CRDS是种通用的高敏吸收谱带技术[1-12]。CRDS光谱可以在气体或超音速状态下获得噪声低达10^-7的样本。这可以比得上声学快照光谱或者腔内激光光谱。此外CRDS还允许通过完全可靠的协同来获得结果[3,13,14]。

一个衰荡腔是有两个高反射率凹透镜在一个稳固的光学距离上组成。两个凹透镜间的空间可以凭兴趣来充填（气体，超声波，等等）。注射激发型谐振腔经常会在凹透镜的轴线方向上受到半导体传动装置的直接影响。高传导性超反光镜的透射率可以低达10^-5，但是低注入式脉冲仍会由超过10^10光子构成。当注入式脉冲在两面反射镜间来回反射时，部分脉冲会逸出腔体并被检测到一些微小的信号。这些信号表现为一个简单的一阶衰减exp(-t/tau;)。对于一些优质反射镜，时间常数tau;可以扩大到10mu;s。

如果我们考虑到表面，反射镜衍射损耗￡以及样品的吸收系数as，腔内光子的衰变率为1/tau;=c(Tau; ￡ asL)/L,这里c等于光速。衰变率是两个公式的综合。公式cac=c(Tau; ￡)/L只能应用于腔内。自从超反射镜拥有了几十纳米的工作区间，这一公式开始适用于低频带。它甚至可以用来直接测量空腔。另一公式是简单的吸收谱cas(v)。从衰变谱转换为的1/cm吸收线可以被描述为atot=ac as=1/ctau;,光程可以被描述为Leq=ctau;。在100mu;s内tau;的总值合计可达3*10^-7/cm。他可以从3*10^-9/cm内1%噪声的环境中清楚的探测到tau;。

Romanini和Lehmann描述了标准的CRDS实现方法[3]，激光脉冲的残余产生即时的腔内衰荡，激光脉冲常常充分强烈地将大量光子直接透过反射镜注入衰荡腔。另外，激光脉冲经常持续一个比腔短却的周期，因此没有足够的空间去干涉腔内捕获的脉冲残余。这充分证明了激光脉冲在与腔内周期不匹配的状态下也能拥有相同的功率。无论如何，这不是必须的条件[15]。一个最直观的频率区间是激光光谱的频率不需要大于腔内模式需要的区间。由于这个理由，激光光谱多个模式在协调后总是重叠为至少一条腔内模式频谱。即使长脉冲激光的光谱结构通常大于腔内模式的空间。可以确定的是，通过观察衰荡信号我们确信了激光脉冲短于衰荡周期。

在CW限制下，你用CW激光来刺激腔体会使其频谱看起来被锁定了一样。这令在腔内装置里用CW激光重显光子域变得极其困难。总而言之，将激光锁定在腔内并保持典型的几十kHz变成了令人畏惧的工作。我们相信这在多年间成为我们将CW激光应用于CRDS的巨大压力。

无论如何，频谱锁定已经不再重要了。就在我们证明讨论细节时[12]，高效稳定地将CW激光注入衰荡腔已经变成了一项简单易行的工作。通过高频电子腔长，我们获得了腔内捕获的光子的衰变周期变化增长图谱。电子回路临界值曾用于描述足够强的增长趋势并降低激光光波（通过AOM）之后再开始获得数据。这一过程需要恰当的信号强度才能清晰地捕获信号。我们也尝试过采用横向模式进行匹配来更好的刺激TEM00模式，结果只有只有这些模式才能获得数据变动。在腔内模式变化周期集中在快速的简谐激光光谱时我们能自动的控制腔体长度来使它呈现出腔内清晰的涌动形状的光谱。另一种轻松的控制腔长的方法需要一个多余的光谱范围分配到追踪电子环上来。另一方面，一个电子调整范围小于模式空间允许的低频范围和高增长结果。最终它将对来自噪声的信号产生相当重要的影响使得很好的配合上模式。事实上，任意脉冲产生的不同横向模式对另一脉冲都将产生变化的衰荡周期。

除了强化光谱分辨率，一个CW-CRDS的优势是激光二极管可以替换庞大且昂贵的激光发生器。它为CRDS开放了远程传感和环境监控功能。在CRDS上使用激光二极管追踪气体痕迹这个主意早就被讨论[16]并被注册[17]，但直到现在从来没有人在光学仪器工作中实现过。光谱学领域允许运用商业化的二极管后成功扩展了并完美地提升了每个二极管的工作效率。例如，在二极管的全部光谱范围内自动化地模式跳转自由通信已经变得可行了。

怀着对染色激光的敬意，二极管有着更小的输出功率，以及更敏感的光学回馈。因此，将CW-CRDS组织从染色激光到激光二极管变更的过度并不像我们看上去那么轻易。无论如何，染色激光对于稳定的外部腔提供了更多的高频振动中央线同时伴随着长期的高达1MHz的宽度。他只允许激光线在衰荡腔中产生短而弱的增幅（大约只有十几KHz宽）。另一方面，激光二极管的墙体外部伴随着长周期期的极低的震荡频率。这充分补回了近10倍的输出功率。多亏了光学反馈，我们得以修改设备来添加进一个法拉第绝缘体。当我们应用染色激光时，我们开发了AOM以及光学开关以及光学绝缘体。当它变成激光二极管时，绝缘体对AOM在腔内的低转化率已经不够充分了这是由于激光二极管的高收益超过了1000/pass。

我们设备的另一重要功能是提升设备整体的系统效能并能够在狭窄的吸收线上对超声波脉冲进行可靠的记录。

2.详细说明

我们的CW-CRDS装置最近通过改装了新的焦点来更好的使激光二极管的外部腔工作[12]。激光波长可调范围为765至790nm，功率为10到20mW，接下来我们将讨论全部的相关改动。其中一些改动是为了满足我们对高分辨率光学仪器的需求。

我们给衰荡腔装备了半径45cm的研究用电镀光学超反光镜，覆盖的范围为720至820nm。这些反光镜的性能卓绝我们在稀疏的衰荡室内观察了230mu;s到775nm的tau;。这与腔体在1KHz下的共振相匹配。增长腔体长度67cm使得它满足1-R=9.7ppm，这里R是反射镜的反射率。我们同样测量了反光镜装置的T,获得了与1-R一直的观测值。这意味着镜面的损耗（L=1-R-T）比起T来要小得多，可能在1ppm左右。非常有趣的是，在腔体疏散之前，空气中的衰荡只有60us。这非常接近空气中提供了3*10^-10/cm损耗的瑞利散射。因此我们认为衰变周期的巨大变化是由于空气中尘埃的干扰产生的。腔体中的大量尘埃会对衰荡周期产生巨大的影响。我们认为这是我们进一步改造过程中的巨大问题。

一个单向法拉第绝缘体是必须的。在只有AOM的情况下，我们观察到了更强的衰变腔镜的反射波干扰了激光二极管使其运转不正确。在矫正优化法拉第绝缘体之后，我们在超过3000个的周期中观察到反射波变弱了。应用这个绝缘体，激光不再受到干扰，我们也可以观察到正常模式下激光的频谱和衰变周期。我们关注着装置的模式调节部分以及腔体的腔内的反光镜。在恰好均衡的情况下，TSM00的强烈变化比率是另一变化模式的10倍之多。它允许只在TEM00下设定高电子回路触发门槛。就像之前描述的那样，这是激光光波的电子门槛和数字化衰荡信号。

为了调整频率，我们使用了piezo软件来控制激光二极管的焦点。它允许在60Hz内平滑的扫描激光腔体。为了覆盖更大的频谱区间，我们通过手动调整光栅使用了几组piezo进行扫描。通过这种方式我们可以得到二极管范围内的任意一个频率。在一些光学范围内我们观察到了数种模式。由于这个原因，我们可以通过变更二极管的温度来获得单模光。

为了观测N2O室，piezo电压由发电机供给。我们通过12次模拟控制piezo扫描获取数据来得到精确的分辨率。电脑只需要一次衰变的平均值就可以模拟得到激光的频率。这些更加统一的光谱抽样，比起我们即使等上更久得来的脉冲频谱实验数据更加准确。

我们分离了激光二极管来确保并校准频率。为了确保校准，我们用了高敏分光镜（0.02cm^-1）。分光镜将图像投射到二极管矩阵上这允许我们去监视二极管的单模信号变化同时二极管的变化幅度的观察优于1cm-1。这也有利于piezo的扫描。

为了相对校准（扫描频谱范围），我们安装10cm空置空间低输出平面镜安装在3条固定棒上。这些辅助装置将记录衰变周期r并将其数字化储存在电脑文件中。这样就可以实时的捕捉r的数据了。

为了应用到脉冲上，我们在衰荡腔中增加了脉冲装置并扩大了ICLAS分光镜[18]。衰荡腔轴与脉冲方向相平行来适应25cm至10um的喷射。喷射与轴相距1mm并用一个He-Ne激光发射器制造脉冲来产生腔内震荡变化。我们观察到排空腔体时腔内每2托便有1FSR移动，这大约是300MHz/托。50cm上的反射镜同时在真空腔上形成一个稳定的系统。

我们记录下腔内模式的移动与衰荡腔中超声波在气体中观测到的产生的效果品均值有关。这可以用来协助校准光谱脉冲的吸收值。

3.腔室内分光镜

在图1我们展示了用CW-CRDS记录6v3sum;-sum;音波在R方向上和B方向上的转换。那时压力是30托，起主导作用的是多普勒效应。这一波段是由ICLAS[19]在441托/cm^-1的情况下获得的。为了公开ICLAS，我们决定同时改进频谱和噪声的噪声比例。

在图1中我 获得了11次piezo扫描参照装置频率得到的光谱。每一次piezo扫描记录60GHZ的1600个数据用时10分钟，每一个数据的tau;来自相对应的10个衰荡周期。通过这些扫描收集到了光学观测所需的微频率间隔。更详细的数据提供自平滑的数据组。需要不会因为太小而影响吸收形状的一个25个数据点阵Savitzky-Golay[20]。考虑到FWHM的适应性，光谱中要有120个等值的点。光谱中每5s的平均衰荡周期大约25Hz。图1中噪音为2*10^-10/cm。这一结果很接近ICLAS[21]在3*10^-11/cm噪声环境下对102420秒内光学基础记录预估的最佳值。

回顾噪声等级，就像我们观测到的CW-CRDS[12]纸面报告的，我们仍旧离噪声限值很远。一个衰荡周期的光子观测量为10^9，这应该与tau;小于10^04时的噪声相匹配。当我们对衰荡周期的观测不再出错，tau;仍旧对脉冲的变化产生一定百分比的影响。准确的噪声对我们而言仍旧模糊，尤其是考虑到我们选择TEM00模式来产生衰荡。只有几次平均的脉冲的tau;能够优于1%。除了随机的噪声，在几次记录中我们同样观测到系统的基础振幅受FSR影响明显但是不等同于腔体，受随机噪声影响的只有几次。这些不确定的量使光学测量变得十分困难。这些问题不像多普勒光学限制一样明显，但是同样不可忽视。现在我们再学习如何彻底解决他们。

4.超音速喷射的高分辨率直接吸收

为了发掘出CW-CRDS的全部潜能，我们决定去设定超音速喷射中NO2的最低吸收线。出了巨大的喷射脉冲相互作用，我们还知道比起自由的孔径扩张脉冲在平行方向上产生了一些多普勒干扰。尤其是脉冲产生的大量自由分子大幅度干扰。

为了解决这些问题，我们增加了吸收室。主要是用来限制喷射中产生的物理影响并尽可能的保证喷射过程本身不会被干扰到。我们追踪电子在腔内绕激光线回旋的模式，但是却不能通过腔长变化来增强变化。在这种情况下，1s一次追踪记录实在是令人担忧。因此，为了跳开腔长的作用，我们选择脉冲的方式来解决喷射，用一些小的停滞压力（几百托的Ar以及1%的NO2）。我们使用1托的背景来使光学系统的模式相适应。我们在分隔开的小室还用了压力泵，在离压重的气缸和风箱大约10米远的地方。这真的减轻了机械振动。

我们在没用喷射的情况下在未清理的镜面表面观察了整整一天衰荡周期的变化。在清理过镜面后，我们更细致的发现只有喷射发生变动。纯净的气体也排除了其他杂质在背景里对实验的影响，这样我们就能观察到完美的反射镜。排列改进后空的衰荡腔也在一两天里降低了噪音等级。

在图2里，三次同样的光谱范围内激光扫描的初步数据记录了15托的脉冲气体（Ar中的1%NO2）在喷射中的情况（在喷射关闭后），以及之后三次疏通了腔体的情况。最后一次激光扫描（由于排空了腔体）几乎到达了0吸收线。另外接近了冷冻NO2的吸收线，喷射光谱显示的非常宽阔并别吸收特征变得很弱。这是由于室内残余温度样本处于喷射边缘和腔体反射镜之前的空间里。依靠线性衰荡吸收测量和卓越的可再生数据线，我们可以联合三次扫描得到的结果来获得纯净的低温NO2光谱。为了达到它，所有三次图2里的光谱都实现了确保吸收率在a=1/ct，并让空腔室吸收减去其他两个光谱。之后，使内光谱回归这样就与喷射光谱相一致了。图3给出了未追踪的空室内预测的NO2喷射光谱。为了适应低温NO2吸收线，我们获得了残余的250Hz的多普勒FWHM(半衰期内的全部宽度)据此估计

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