第二章 光辐射与光源 任何一种光电系统或光电子器件的使用和评价都离不开特定的光辐射源[产生光辐射的物体，即光源]与光辐射探测器，所以光辐射理论和光电转换的原理是光电探测技术的基础。光源的描述参量有谱特征、波长范围、辐射通量、方向性、时间及空间稳定性，等等。本章将简要介绍光辐射的基本概念和原理、在光电探测技术应用中比较典型的光辐射源，以及光源调制技术；光辐射探测的原理及相应器件的内容安排在第四章。 2019/1/13

§2.1 电磁波与光辐射 2.1.1 电磁波的性质与电磁波谱 麦克斯维证明光是电磁波的一种表现形式。 §2.1 电磁波与光辐射 2.1.1 电磁波的性质与电磁波谱 麦克斯维证明光是电磁波的一种表现形式。 电磁波包括的范围很广，从无线电波到光波，从X射线到 射线，都属于电磁波的范畴，波长覆盖很宽。光辐射仅占电波谱的一极小波段。 2019/1/13

2.1.2 光辐射 按辐射波长及人眼的生理视觉效应，光辐射被分成三个波段：紫外辐射、可见光和红外辐射。一般在可见到紫外波段波长用nm作单位、在红外波段波长用m作单位。 单位长度内，波动重复的次数（一个波动拥有同样相位的次数），称为波数。在光谱学中，波数即波长的倒数，量纲是[长度]-1，单位惯常采用cm-1。 可见光 可见光是电磁波谱中人眼可以感知的部分。390~770 nm范围的范围内； 紫外辐射 紫外辐射比紫光的波长更短，人眼不可感知，波长范围是10~400 nm。 红外辐射 是介于可见红光与无线电微波之间的光学辐射，波长范围为0.77~1000 m。 2019/1/13

§2.2 光辐射的度量 为了对光辐射进行定量描述，需要引入计量光辐射的物理量。而对于光辐射的探测和计量，存在着辐射度学单位和光度学单位两套不同的体系（物理量符号标脚标“e”表示辐射度物理量，脚标“v”表示光度物理量）。后者是考虑到人眼的主观因素后的相应计量学科，其适用性局限于可见光波段；前者则是对电磁辐射能量的客观计量，适用于整个电磁波段。 2019/1/13

2.2.1 辐射量 ⑴ 辐射能 辐射能即电磁波场中电场能量和磁场能量的总和；单个光子的能量取决于波长或频率。辐射能一般用符号Qe表示，其单位是焦耳（J）。 ⑵ 辐射通量 辐射通量e又称为辐射功率，定义为单位时间内流过的辐射能量，即 (2.2-1) 单位：瓦特（W）或焦耳·秒-1（J· s-1）。 2019/1/13

⑶ 辐射出射度 简称辐出度，从辐射源表面单位面积发射出的辐射通量，其中单位波长间隔内的辐射出射度称光谱辐出度。辐出度的定义式 (2.2-2) ⑶ 辐射出射度 简称辐出度，从辐射源表面单位面积发射出的辐射通量，其中单位波长间隔内的辐射出射度称光谱辐出度。辐出度的定义式 (2.2-2) 单位：瓦特·米-2（W/m2）。 ⑷ 辐射强度 辐射强度定义为：点辐射源在给定方向上发射的在单位立体角内的辐射通量，用Ie表示，即 (2.2-3) 单位：瓦特·球面度-1（W·sr-1）。 2019/1/13

⑸ 辐射亮度 辐射亮度定义为面辐射源在某一给定方向上的辐射通量。如图2.2-1所示。 (2.2-4) ⑸ 辐射亮度 辐射亮度定义为面辐射源在某一给定方向上的辐射通量。如图2.2-1所示。 (2.2-4) 单位：瓦特/球面度·米2（W/sr·m2）。式中是给定方向和辐射源面元法线间的夹角。 图2.2-1 辐射亮度示意图 2019/1/13

一般，辐射体的辐射强度与空间方向有关。当辐射体的辐射强度在空间方向上的分布满足式(2-5)时，称之为余弦辐射体或朗伯体 (2.2-5) 式中Ie0是面元dS沿其法线方向的辐射强度。联立式(2.2-5)、(2.2-4)，易得余弦辐射体的辐射亮度为 (2.2-6) 可见余弦辐射体的辐射亮度是均匀的，与方向角无关。余弦辐射体的辐射出射度为 (2.2-7) 2019/1/13

⑹ 辐射照度 辐照度定义为投射到接收器面元上的辐射通量与该面元面积dA之比。即 (2.2-8) 单位：瓦特·米-2（W/m2）。 ⑺ 单色辐射度量 对于单色光辐射，同样可以采用上述物理量表示，只不过均定义为单位波长间隔内对应的辐射度量，并且对所有辐射量X来说单色辐射度量Xe,λ与辐射度量Xe之间均满足 (2.2-9) 2019/1/13

2.2.2 光度量 光度单位体系是一套反映视觉亮暗特性的光辐射计量单位，在光频区域光度学的物理量可以用与辐度学的基本物理量对应的来表示，其定义完全一一对应，其关系如表2.2-1所示。 辐射度物理量 对应的光度量 物理量名称 符号 定义或定义式 单位 辐射能 辐射通量 辐射出射度 辐射强度 辐射亮度 辐射照度 Qe e Me Ie Le Ee e＝dQe/dt Me=dedS Ie=de/d Le=dIe/(dScos) Ee=de/dA J W W/m2 W/sr W/m2·sr 光量 光通量 光出射度 发光强度 (光)亮度 (光)照度 Qv v Mv Iv Lv Ev Qv=v dt v=Iv d Mv=dv/dS 基本量 Lv=dIv/(dScos) Ev=dv/dA lm·s lm lm/m2 cd cd/m2 lx 2019/1/13

光视效能 光视效能是人眼对某一波长下单位辐射通量的产生的光通量，即光视效能K定义为同一波长下测得的光通量与辐射通量的比之，即 (2.2-10) 单位：流明/瓦特（lm/W）。 通过对标准光度观察者的实验测定，白天在辐射波长555 nm（夜晚则为507 nm）处，K有最大值，其数值为Km=683 lm/W。单色光视效率是K用Km归一化的结果，其定义为 (2.2-11) 2019/1/13

图2.2-2 光谱光视效率曲线 2019/1/13

§2.3 黑体辐射 任何0 K温度以上的物体，都会由于其中的分子、原子受到热激发而产生并向外部发射各种波长的电磁波，这种现象称为热辐射。热辐射具有连续的辐射谱，波长自远红外区到紫外区，并且辐射能按波长的分布主要决定于物体的温度。下面简要介绍热辐射的一些基本定律。 2019/1/13

2.3.1 单色吸收比和单色反射比。 当辐射从外界入射到“不透明”（不限于可见光不透明）的物体表面上时，一部分能量被吸收，另一部分能量从表面反射（如果物体是透明的，则还有一部分能量透射）。需要强调的是任何物体向周围发射电磁波的同时，也吸收周围物体发射的辐射能。 (1) 吸收比 被物体吸收的能量与入射的能量之比称为该物体的吸收比。在波长到+d范围内的吸收比称为单色吸收比，用表示。 2019/1/13

(2) 反射比 反射的能量与入射的能量之比称为该物体的反射比。在波长到+d范围内相应的反射比称为单色反射比，用表示。对于不透明的物体，单色吸收比和单色反射比之和等于1，即 (2.3-1) 若物体在任何温度下，对任何波长的辐射能的吸收比都等于1，即，则称该物体为绝对黑体（简称黑体）。它没有反射，也没有透射( 当然黑体仍然要向外辐射)。黑体具有最大的发射率。宇宙黑洞可视为理想的黑体。图2.3-1 黑体模型 2019/1/13

作为一种理想化模型，人工黑体是人工制作的、接近于黑体的模拟物。 (3) 人工黑体 作为一种理想化模型，人工黑体是人工制作的、接近于黑体的模拟物。 对于不透明的物体，当反射系数为1时，称为白体或镜（面反射）体。现实中的物体介于黑体、白体之间。 (4) 灰体 当某种物体的辐射光谱是连续的，并且在任何温度下所有各波长射线的辐射强度与同温度黑体的相应波长射线的辐射强度之比等于常数，那么这种物体就叫做理想灰体，或简称灰体。实际物体在某温度下的辐射强度与波长的关系是不规则的，因此不是灰体。但在工程计算上为了方便起见，近似把它们都看作是灰体，其发射率为介于0与1之间的正数。 2019/1/13

2.3.2 基尔霍夫辐射定律 1859年，德国物理学家基尔霍夫指出：在热平衡状态下，任何辐射体的光谱辐出度与光谱吸收率的比值只是辐射波长和温度的函数，而与辐射体本身性质无关，即 (2.3-2) 式中为黑体的单色辐射出射度。这说明黑体必然是辐射本领最大的物体。 2019/1/13

2.3.3 普朗克公式 1900年，普朗克假设物质辐射的能量是不连续的，只能是某一个最小能量的整数倍。由此创立了量子理论。黑体处于温度T时，在波长 处的单色辐射出射度由普朗克公式给出 (2.3-3) 式中h为普朗克常数，c为真空中的光速，kB为波尔兹曼常数。 令 ，则(2.3-3)式可改写为 (2.3-4) 第一辐射常数， 第二辐射常数。 2019/1/13

图2.3-2为不同温度条件下黑体的单色辐射出射度（辐射亮度）随波长的变化曲线。可见： ① 对应任一温度，单色辐射出射度随波长连续变化，且只有一个峰值，对应不同温度的曲线不相交。因而温度能唯一确定单色辐射出射度的光谱分布和辐射出射度（即曲线下的面积）。 ② 单色辐射出射度和辐射出射度均随温度的升高而增大。w/ (m2·µm) ③ 单色辐射出射度的 峰值随温度的升高 向短波方向移动。 图2.3-2 黑体辐射单色 辐射出射度的波长分布 2019/1/13

当很大时， ，可得到适合于长波长区的瑞利-琼斯公式 (2.3-5) 在 时，瑞利-琼斯公式与普朗克公式的误差小于1%。 (2) 维恩近似 (1) 瑞利-琼斯近似 当很大时， ，可得到适合于长波长区的瑞利-琼斯公式 (2.3-5) 在 时，瑞利-琼斯公式与普朗克公式的误差小于1%。 (2) 维恩近似 当λT很小时， ，可得到适合于短波长区的维恩公式 (2.3-6) 在 区域内，维恩公式与普朗克公式的误差小于1%。 2019/1/13

维恩位移定律定量地描述单色辐射出射度的峰值随温度的升高向短波方向移动。设为峰值辐出度对应的波长，有 (2.3-7) 2.3.4 维恩位移定律 维恩位移定律定量地描述单色辐射出射度的峰值随温度的升高向短波方向移动。设为峰值辐出度对应的波长，有 (2.3-7) 2.3.5 斯忒藩-玻尔兹曼定律 斯忒藩-玻尔兹曼定律揭示了黑体的辐出度与绝对温度的四次方成正比，而与黑体的其他性质无关。 (2.3-8) 其中 为斯忒藩-玻尔兹曼常数。 2.3.6 色温 为了表示一个热辐射光源所发出光的光色性质，常用到色温度这个量，单位为K。色温度并非热辐射光源本身的温度，而指在规定两波长如λ1=0.47 μm、λ2=0.66 μm处具有与热辐射光源的辐射比率相同的黑体的温度。 2019/1/13

§2.4 光源 光源是光辐射源的简称。光源可以分为天然光源和人造光源。 自然界光源按产生原理只有两大类， 第一类是热效应光源（细分为3种）： §2.4 光源 光源是光辐射源的简称。光源可以分为天然光源和人造光源。 自然界光源按产生原理只有两大类， 第一类是热效应光源（细分为3种）： 一种是摩擦、颤振等物理效应，如飞机蒙皮辐射； 一种是化学燃烧，如飞机、车辆发动机中化学反应，陨石坠落过程的燃烧； 一种是热核反应，如太阳、核反应堆。 第二大类为生物能光源： 如人体、动物发出的红外辐射，萤火虫、海洋生物发出可见光。 2019/1/13

太阳 太阳是最大、最强的自然光源。太阳光谱是连续的，包含宇宙射线、γ射线、X射线、紫外辐射、可见辐射、红外辐射和射电辐射等，且辐射特性与绝对黑体辐射特性近似。其中，近紫外、可见光、近红外和中红外部分约占太阳总辐射能的84.62%；X射线、γ射线、远紫外、远红外及微波波段的总能量不到1%。地表接受的太阳辐射曲线与大气外的曲线不同，差异主要由大气的吸收和散射引起。 人造光源则主要是电能转换而来的电光源，如白炽灯、汞灯、氙灯、黑体模拟器、激光器，等等。 2019/1/13

2.4.1 光源特征及描述 特 征 举 例 表2.4-1 一些重要的光源特性 光谱输出 连续谱光源、线光源、连续加线光源 特 征 举 例 光谱输出 连续谱光源、线光源、连续加线光源 波长范围 紫外光源、可见光源、红外光源 时间行为 连续光源、脉冲光源、正弦波光源、相干光源 辐射度或光谱辐射度 稳定性 长期、短期稳定性，预热时间 寿命 使用寿命、存放时间 发射面积 点光源、扩展光源 空间行为 相干性 2019/1/13

2.4.2 几种典型的光源 2.4.2.1 连续谱光源 连续谱光源在较宽的波长范围内发出连续的辐射。典型的连续谱光源有白炽灯、能斯特辉光灯、碳化硅炽热棒、钨灯、石英碘灯(<3600K)、氢灯或氘灯、氙灯，等等。表2.4-2示它们的一些技术参数。 表2.4-2 常见连续谱光源 2019/1/13

2.4.2.2 线光源 在多数原子光谱法仪器中应用的线光源包括低压弧光灯、空心阴极放电管、无极放电灯及热梯度灯。 (1) 低压弧光灯 即低压弧光放电管。 (2) 空心阴极灯 空心阴极灯是由玻璃管制成的封闭着低压惰性气体的放电管。 (3) 无极放电灯 无极放电灯由一个数厘米长、直径5~12厘米的石英玻璃圆管制成。 (4) 热梯度灯 热梯度灯是一种相对较新的原子线光源。 2019/1/13

2.4.3 激光器 激光（Laser）是受激辐射光放大的简称，它是量子力学对原子在能级间的激发和辐射规律研究及应用的直接结果，也是现代物理学的一个重大成果。 激光的特点是：方向性好，He-Ne激光器的激光束的发散角可达10-4 rad；亮度高、强度大，一台红宝石巨脉冲激光器的辐射亮度为1015W/Sr·cm2；单色性好，光谱的谱线宽度很窄，激光器是最好的单色光源；相干性好；此外，激光的偏振性好。 2019/1/13

2.4.3.1 激光原理 1916年，爱因斯坦在研究光辐射与原子跃迁时发现，处于高能态E2的原子，在它发生自发辐射之前，如果受到外来的、能量为的光子的刺激作用，也会从高能态跃迁到，同时辐射出两个能量也为的光子，如图2.4-1(c)所示。跃迁产生的光子不仅和外来光子的频率相等，而且发射方向、初相位以及偏振态也都相同，这一过程称为受激辐射。 粒子数反转是产生激光的必要条件。 那么，如何实现粒子数反转分布呢？实际上有两个问题需要解决：① 需要某种方式将尽可能多的原子输运到高能级上去，这个过程称为激励或抽运，激励的方式是通过外界输入能量，使原子不断地跃迁到高能级上去，输入的能量可以是光能、气体放电、化学能或核能等。这种激励过程，犹如用水泵将水抽运到高处一样，所以通常又把这些提供激励的能源系统称为泵浦；② 作为工作物质的微观原子必须要有一个原子可以停留较长的时间的能级，这些能级通常称为亚稳态（故激光不可能在双能级系统中实现）。在亚稳态上，原子辐射跃迁的概率很小，所以原子停留的时间比较长，容易积聚足够多的原子，从而相对与低能级上的原子实现粒子数反转。 2019/1/13

图2.4-3 粒子数反转的实现 2.4-4 激光器的光学谐振腔 图2.4-3 粒子数反转的实现 2.4-4 激光器的光学谐振腔 2019/1/13

如图2.4-3所示，提高泵浦将大量低能态E1上的原子抽运到激发态E2上，由于E3能级的寿命（原子停留时间）很短，大量原子通过自发辐射会跃迁到亚稳态能级E2上，亚稳态E2的寿命较长，自发跃迁的概率也很小，如果光抽运的强度足够大，就可以使处于E2状态的原子数N2超过处于E1状态的原子数N1，并达到，从而在能级E1和E2之间实现粒子数反转。具有这样原子数分布的发光体系在外来光子诱导下就可以产生激光。 2019/1/13

2.4.3.2 激光器 激光器是用以产生激光的装置。1958年A. L.肖洛和C. H.汤斯把微波量子放大器原理推广应用到光频范围，并指出了产生激光的方法。1960年T. H.梅曼等人制成了第一台红宝石激光器。 激光器除了具有亚稳态结构的工作物质、泵浦外，还必须有一个光学谐振腔。如图2.4-4所示，在工作物质的两端放置两块反射镜，这两块反射镜可以是平面的，也可以是凹面的，或者是一平一凹的，并使两反射镜的轴线与工作物质的轴线平行放置，这时反射竟就构成了光学谐振腔，图2.4-4所示的是平行平面谐振腔。 光学谐振腔的主要作用是获得单色性和方向性都很好的激光。谐振腔可以使偏离轴线的光子经反射后从侧面直接逸出腔外或者经过几次来回反射最终逸出腔外，只有和轴线平行的光子能在这谐振腔两反射镜之间不断往复地运行，迫使其他处于高能态的原子发生受激辐射，使轴线方向运行的光子不断增加并从部分反射镜输出，从而得到具有很高方向性的激光束。 2019/1/13

谐振腔不仅对激光束的方向具有选择性，对激光的频率也能加以选择。当激光在谐振腔中来回反射时，将形成以反射镜为节点的驻波。根据驻波条件，对一定的腔长L，仅当受激发射光波的波长满足 (2.4-2) 的光才能在腔内形成稳定的驻波，即才能实现稳定的光振荡，而不满足上述条件的光，则在多次反射过程中相互减弱以至消失。利用谐振腔的这种特性可获得单色性很好的激光。 2019/1/13

2.4.3.3 激光器分类 激光器的种类非常多。如按激光器工作物质性态分类，可分为气体激光器、液体激光器、固体激光器、半导体激光器、光纤激光器等；如近激光器工作方式来分类，可分为连续式、脉冲式、调Q与超短脉冲等等；按工作物质粒子划分，则又可分为原子激光器、分子激光器、自由电子激光器、离子激光器、准分子激光器等；按输出激光的波段范围分类可分为远红外激光器、中红外激光器、近红外激光器、可见激光器、近紫外激光器、真空紫外激光器、X射线激光器等。这里只选择几个代表性的激光器作一些介绍。 2019/1/13

半导体激光器又称激光二极管(LD)，最先由苏联科学家H. Г.巴索夫发明。 一、固体激光器 1960年，T. H.梅曼发明的红宝石激光器就是固体激光器，也是世界上第一台激光器。固体激光器一般由激光工作物质、激励源、聚光腔、谐振腔反射镜和电源等部分构成。 二、气体激光器 气体激光器的代表是氦氖激光器、CO2激光器。世界上第一台氦氖激光器是继第一台红宝石激光器之后不久，于1960 年在美国贝尔实验室里由伊朗物理学家贾万制成的。 三、液体激光器 1966年，美国IBM国际通用机器公司的科学家皮特·索罗金和约翰·兰卡德发现了有机染料溶液产生激光的关键机制，染料激光器作为最主要的液体激光器，从此得到迅速发展。 四、半导体激光器 半导体激光器又称激光二极管(LD)，最先由苏联科学家H. Г.巴索夫发明。 2019/1/13

自由电子激光器又叫X射线激光器，是一种利用自由电子的受激辐射，把相对论电子束的能量转换成相干辐射的激光器件。 五、光纤激光器 光纤激光器是指用掺稀土元素玻璃光纤作为增益介质的激光器，光纤激光器可在光纤放大器的基础上开发出来：在泵浦光的作用下光纤内极易形成高功率密度，造成激光工作物质的激光能级“粒子数反转”，当适当加入正反馈回路（构成谐振腔）便可形成激光振荡输出。 六、自由电子激光器 自由电子激光器又叫X射线激光器，是一种利用自由电子的受激辐射，把相对论电子束的能量转换成相干辐射的激光器件。 2019/1/13

表2.4-3 几种常用激光器的主要谱线波长 2019/1/13

§2.5 光源调制与旋光效应调制器 在光电测量中，可能光源本身就是被测物体，也可能光源本身不是被测物体，只是用来寄载测量信息的。在后一种应用中，因为测量机理的需要、或者为了便于信号传输、或者为了获得信噪比增益，等等，需要对光信号进行调制，形成调制光源。调制光源就是输出参数可调控的光源，形成调制光源的技术即光源调制技术。光源调制涉及光强调制、波长或频率调制、相位调制、偏振调制等，在光通信中也有应用。 根据调制信号是模拟信号还是数字信号，可分为模拟调制和数字调制。 按调制方式与光源的关系来分，有内调制和外调制两种。前者指直接用电调制信号来控制半导体光源的振荡参数（光强、频率等），得到光频的调幅波或调频波；后者是让光源输出的幅度与频率等恒定的光载波通过光调制器，光信号通过调制器实现对光载波的幅度、频率及相位等进行调制，光源直接调制的优点是简单，但调制速率受到载流子寿命及高速率下的性能退化的限制（如频率啁啾等）。外调制方式需要调制器或专门的介质。在光电探测系统及光通信中，外调制应用较多。专门的光调制器件称为调光器。调光器结构复杂，但可获得优良的调制性能，尤其适合于高速率下运用。 2019/1/13

以光电式测距仪测距为例，图2.5-1 光电式测距仪工作原理图。 2019/1/13

光电式测距仪欲测定A、B两点间的距离D，可在A点安置能发射和接收光波的光电测距仪，在B点设置反射棱镜，光电测距仪发出的光束经棱镜反射后，又返回到测距仪。通过测定光波在AB之间传播的时间Δt，根据光波在大气中的传播速度c，按下式计算距离D (2.5-1) 光电测距仪根据测定时间Δt的方式，分为直接测定时间的脉冲测距法和间接测定时间的相位测距法。在直接测定时间的脉冲测距法中，需要进行光强调制，以形成激光尖脉冲，一般为内调制。 高精度的测距仪，一般采用相位式。相位式光电测距仪的测距原理是：由光源发出的光通过调制器后，成为光强随高频信号变化的调制光。通过测量调制光在待测距离上往返传播的相位差φ来解算距离。 2019/1/13

若调制光角频率为ω，在待测量距离D上往返一次产生的相位延迟为Φ，则对应时间t=Φ/ω，于是， 距离L可表示为 (2.5-2) 高精度的测距仪，一般采用相位式。相位式光电测距仪的测距原理是：由光源发出的光通过调制器后，成为光强随高频信号变化的调制光。通过测量调制光在待测距离上往返传播的相位差φ来解算距离。 若调制光角频率为ω，在待测量距离D上往返一次产生的相位延迟为Φ，则对应时间t=Φ/ω，于是， 距离L可表示为 (2.5-2) 式中，Φ：信号往返测线一次产生的总的相位延迟；ω：调制信号的角频率，ω = 2πf。 2019/1/13

将相位延迟写成两部分 (2.5-3) 根据式(2.5-2)，相应的距离 (2.5-4) N：测线所包含调制波长个数。ΔN：测线所包含不足波长的小数部分。 λ：称为测尺长，又称“光尺”。至此，距离的测量变成了测线所包含波长个数和不足一个波长的小数部分的测量。 光源调制的实现途径很多，如电源调制，机械调制，电光调制，声光调制，磁光调制等。其中电光调制开关速度快，机构简单，因此，在激光调Q技术，混合型光学双稳器等方面运用广泛。 2019/1/13

2.5.1 几种常见的调制技术 2.5.1.1光强调制 广义地讲脉冲激光发生技术本身也是一种光强调制技术，这里，只介绍为了探测的目的而采用的光强调制技术。 一、光强的电源调制 通过对光源供电电流源的控制可实现光强调制，这属于内调制的范畴。最简单的调制如控制电流的通断实现激光二极管输出的有无。 吉林市北光分析仪器厂于1994年开发的“红外分光测油仪”首创了卤钨灯光源脉冲调制技术，通过脉冲电路调制卤钨灯成为红外脉冲光源。 二、机械式光强调制 实现机械式光强调制的器件通称为斩光器（或切光器）。 机械切光器是一个开有缝隙的转盘或者是一个转动的叶片，可对光束做有控制的物理性阻断，调制频率决定于缝隙数目和马达转速。也有利用电磁阀动作来达到此种目的，如电子机械式照相机的可变光阑快门。 三、其它光强调制技术 其它光强调制技术，如电光效应、声光效应、磁光效应等均可用来实施光强调制，这些类效应统称旋光效应。 2019/1/13

2.5.1.2 波长或频率调制 波长或频率调制在激光通信等领域已经比较完善，在光电探测领域的典型应用有波分复用光纤分布式传感等。 在灯丝上涂覆荧光粉，可改变光源输出波长；通过对钨丝灯、石英碘灯灯丝电流的设定可产生一定频谱宽度的红外辐射，形成250 nm –3 μm范围内光谱辐照度的标准光源；如果使电流按照某些统计规律变化，则可产生一定频谱宽度的近红外信号，制成宽光谱红外光源或红外干扰器。 2019/1/13

2.5.1.3 相位调制 图2.5-2 相位调制 装置示意 加电场后，振动方向与晶体的轴相平行的光通过长度为l的晶体，其位相增加为 电光效应可以改变激光振荡的相位角，图2.5-2为利用电光效应的相位调制器的结构。 图2.5-2 相位调制 装置示意 加电场后，振动方向与晶体的轴相平行的光通过长度为l的晶体，其位相增加为 (2.5-5) 2019/1/13

光在晶体的输入面(z = 0)处的场矢量大小为 晶体上所加的是正弦调制电场 光在晶体的输入面(z = 0)处的场矢量大小为 则在晶体输出面( z=l )处的场矢量大小可写成 (2.5-6) 式中 ，为相位调制度，为晶体线性电光系数之一。 2019/1/13

2.5.1. 4 偏振调制 偏振调制指产生椭圆偏振或线偏振的调制技术，比如利用后面介绍的磁光效应就能实现偏振调制。 在自然界中，不同发光物体具有各不相同的偏振系数，可用于辅助目标识别。 2019/1/13

2.5.2 旋光效应调制器 旋光效应包括 电光效应、 磁光效应、 声光效应。 2019/1/13

2.5.2. 1 电光效应 某些各向同性的透明介质（如气体、液体和玻璃态固体）在电场作用下显示出光学各向异性，物质的折射率因外加电场而发生变化的现象为电光效应。有些各向异性介质在外力作用下会改变双折射性质，这类现象称为人为双折射现象，有关内容参见第三章中“3.2.2 光的偏振态与旋光”。 大部分电-光调节器都是通过克尔（Kerr）效应或波克尔斯（Pockels）效应来实现的。二者都与放置在强电场中的某种物质可以产生线性双折射现象有关。外加电场可以改变寻常光和非寻常光在其中的折射率以及传播速度。若介质被平面偏振光照射，引起的两组分光间的相位位移将导致输出椭圆偏振光。其中，一种是外加电场平行于光的传播方向，称为纵向电-光效应；另一种是外加电场垂直于光的传播方向，称为横向电-光效应。 2019/1/13

折射率与所加电场强度的二次方成正比的现象为Kerr效应或二次电光效应。 由于双折射和延迟都与所加的电场有关，因此电-光效应就为制造电学控制的可变延迟器或波片提供了一种方法。利用电光效应可以制作电光调制器、电光开关、电光光偏转器等，可用于光闸、激光器的Q开关和光波调制，并在高速摄影、光速测量、光通信和激光测距等激光技术中获得了重要应用。利用电光效应可以实现对光波的振幅调制和位相调制。 Kerr效应 折射率与所加电场强度的二次方成正比的现象为Kerr效应或二次电光效应。 图2.5-3 Kerr盒光电调制器 2019/1/13

在通过厚度为的液体以后，光和光之间所产生的位相差为 (2.5-8) 图2.5-3为一液体Kerr盒光电调制器原理图。把某种液体（如C6H5NO2或CS2）放在装有平行板电容器的玻璃盒内，再把玻璃盒放在正交的尼科耳M和N之间，在电容器没有充电以前，线偏振光不能通过，加电场后，电容器两极板之间的液体获得单轴晶体的性质，其光轴沿电场方向。装有平板电极并盛有特定液体的玻璃盒称为克尔盒，克尔盒也可以使用某些晶体，如：钛酸锶或钡，用镧修饰过的钛酸铅锆（PLZT），铁磁性陶瓷，等等。实验证明，盒体折射率的差值正比于电场强度的平方，即 (2.5-7) 在通过厚度为的液体以后，光和光之间所产生的位相差为 (2.5-8) 2019/1/13

式中的称为克尔常数，它只和液体的种类有关（在这里假设电场是匀强的，并且光线进行的方向和电场方向垂直），如果平板间的距离为d，电势差为V，因 ，故 (2.5-9) 式中 以米表示，V以伏特表示。 因此，当加在克尔盒电极上的电势差发生变化时，随之发生相应的变化，从而使透射光的强度亦将随着的变化而发生变化，因而，利用克尔盒可以对偏振光进行调制，在现代激光通讯和电视装置中，利用克尔效应来调制光强已获得很大成功。 2019/1/13

Pockels效应 折射率与所加电场强度的一次方成正比的现象为Pockels效应或线性电光效应。具有线性电光效应的晶体同时也是压电晶体。晶体jingtiP21P1P21调制电压透明电极 Pockels盒结构如图2.5-4所示，使用晶体一般为KDP、ADP，电极则由透明物质（如ZnO、InO等）或者很薄的金属膜或其栅或环构成。晶体本身在不加电场时通常是单轴晶体，并且其光轴沿光束的传播方向。对Pockels效应，也可采用横向电场。 2019/1/13

图2.5-5 横向Pockels光电调制器示意图 图2.5-5中起偏器P偏振化方向平行于晶体的x轴，且与检偏器正交，波长为λ的光束沿z轴(光轴)入射，电场方向平行于x轴，x'、y'为晶体的感应轴，与x、y轴成π/4角。当光束通过长为l的晶体后，偏振光x'、y'两分量间产生位相差， 2019/1/13

(2.5-10) 式中n0，r22和d分别为晶体的o光折射率，电光系数及厚度，V为施加的直流电压。当δ=π时，施加的电压称为半波电压Vπ，因此时偏振光x' y'两分量间产生的光程差为λ/2。由式(2.5-7) (2.5-11) 则位相差可表为 (2.5-12) 2019/1/13

通过检偏器的出射光，是此两分量在y轴上投影之和 (2.5-14) 相应的输出光强I可写成 (2.5-15) 光强透过率 (2.5-16) 偏振光x‘、y’两分量复振幅可分别写为 (2.5-13) 通过检偏器的出射光，是此两分量在y轴上投影之和 (2.5-14) 相应的输出光强I可写成 (2.5-15) 光强透过率 (2.5-16) 2019/1/13

由上式知透过率与电压的关系是非线性的。为了进行线性调制，在调制光路中加入一个λ/4波片，使其光轴与OP成45°，则 (2.5-17) 式中，V = Vm sinωt为交流调制信号。但是如果Vm太大，就会发生畸变，输出光强中将包含奇次高次谐波成份。当Vm<<Vπ时，且以V0= Vπ/2作直流偏压时，式(2.5-17)可近似为 (2.5-18) 此时调制器输出波形频率和调制频率相同，即线性调制。 对于Kerr或Pockels光电调制器，通过施加一个适当的正弦调制电压，均可得到一个正弦调制的辐射光束。Kerr盒相比，Pockels盒可得到频率为10×106~2.5×1010Hz的正弦调制。若加的脉冲电压，则可实现上升时间为1~30 ns的调制。Kerr盒可以提供高约10 MHz的正弦调制辐射，需要的启动电压为5~30 kV，是Pockels盒的5~10倍。 2019/1/13

2.5.2.2 声光效应 声光效应是光通过处在超声波作用下的透明媒质时产生的衍射现象。1921年布里渊（Brillouin）曾预言液体中的高频声波对可见光能产生衍射效应。1932年德拜（Deby）从实验上观察到光通过处在超声波作用下的透明媒质时，产生与光通过普通光学光栅相似的衍射现象。这是由于媒质在声波的作用下，密度会产生周期性的疏密变化，媒质中形成一声光栅，其光栅常数是声波的波长。1935年拉曼（Raman）和奈斯（Nath）发现，当入射光波波长λ，声波波长Ω和声束宽度ω之间满足 时，平行光通过这样的声光栅产生衍射。这种声光效应称为拉曼—奈斯声光衍射。 1949年威尔列特（G.W Willard）发现，当 ＞ 1时，平行光通过这样的声光栅所产生的衍射光强分布与X射线经过晶体所产生的布喇格衍射类似。这种声光效应称为布喇格声光衍射。 2019/1/13

声光调制是通过改变超声波的强度来改变衍射光的强度实现的。一般情况下，正弦调制频率可达3～100 MHz，上升时间4～30 ns。当 以0级1级衍射光作为输出时，效率η为约为60%～100%。表2-5 为几种声光调制器的技术性能参数 图2.5-6 为声光器件结构图。当声光器件与入射光的传播方向有一小于90度的夹角，如图2.5-6所示时，声光器被称为布拉格Bragg盒。当声光器件与入射光的传播方向垂直放置时，如图2.5-8，称为Debye-Sears装置，常用于声光频谱分析。 图2.5-6声光器件结构图 2019/1/13

M2：声光媒质的品质因数；L:声波波面宽度；h:换能器高度；：声强；PS：声波功率。 ② 带宽Δf（允许的声频变化范围） 声光器件的性能指标 ① 衍射效率η (2.5-19) M2：声光媒质的品质因数；L:声波波面宽度；h:换能器高度；：声强；PS：声波功率。 ② 带宽Δf（允许的声频变化范围） 　　Δf大，则允许的信号频域越宽，或偏角范围越大，且能分辨的光点数目越多。 衍射光束偏转范围Δθ，光束发散角Φ与能分辨的光点数N之关系为： (2.5-20) 式中，τ——声波越过光束的时间； 　　　Δf——声光偏转器的带宽，Δf应小于中心频率； 　　　 f0——声光调制器的中心频率。 2019/1/13

如图2.5-7，声光盒放在透镜前焦面上，当平行光入射时，衍射角为： (2.5-21) ⑷ 声光频谱分析 如图2.5-7，声光盒放在透镜前焦面上，当平行光入射时，衍射角为： (2.5-21) 会聚于透镜后焦面上（f为某一频率的射频正弦信号），后焦面上得到射频信号的频谱（功率谱），即许多光点。其分布取决于声频分量的频率，其强度与声频分量的功率成正比。 图2.5-7 声光频谱分析仪图 2019/1/13

声光偏转原理：通过改变超声波的频率以改变衍射光的偏转方向。 ⑷ 声光偏转 声光偏转原理：通过改变超声波的频率以改变衍射光的偏转方向。 工作方式：采用布喇格衍射作声光偏转，得衍射光相对于入射光的偏转角与超声波频率fS成正比，由布喇格条件为： (2.5-22) 2019/1/13

2.5.2.3 磁光效应 光与磁场中的物质，或光与具有自发磁化强度的物质之间相互作用所产生的各种现象，主要包括法拉第效应、科顿-穆顿效应、克尔磁光效应、塞曼效应和光磁效应。 Faraday效应 线偏振光透过放置磁场中的物质，沿着磁场方向传播时，光的偏振面发生旋转的现象。也称法拉第旋转或磁圆双折射效应，简记为MCB。一般材料中，法拉第旋转（用旋转角θF表示）和样品长度l、磁感应强度B有以下关系 θF = VlB (2.5-23) V是与物质性质、光的频率有关的常数，称为费尔德常数。 表2.5-2 不同材料的费尔德常数 2019/1/13

磁光体调制器的组成如图2.5-9所示。为了获得线性调制，在垂直于光传播的方向上加一恒定磁场Hdc，其强度足以使晶体饱和磁化。 图2.5-9 磁光调制示意图 2019/1/13

科顿-穆顿效应 1907年A.科顿和H.穆顿首先在液体中发现。光在透明介质中传播时，若在垂直于光的传播方向上加一外磁场，则介质表现出单轴晶体（见双折射）的性质，光轴沿磁场方向，主折射率之差正比于磁感应强度的平方。此效应也称磁致双折射。 克尔磁光效应 入射的线偏振光在已磁化的物质表面反射时，振动面发生旋转的现象，1876年由J.克尔发现。克尔磁光效应分极向、纵向和横向三种，分别对应物质的磁化强度与反射表面垂直、与表面和入射面平行、与表面平行而与入射面垂直三种情形。极向和纵向克尔磁光效应的磁致旋光都正比于磁化强度，一般极向的效应最强，纵向次之，横向则无明显的磁致旋光。克尔磁光效应的最重要应用是观察铁磁体的磁畴（见磁介质、铁磁性）。不同的磁畴有不同的自发磁化方向，引起反射光振动面的不同旋转，通过偏振片观察反射光时，将观察到与各磁畴对应的明暗不同的区域。用此方法还可对磁畴变化作动态观察。 塞曼效应 发光体放在磁场中时，光谱线发生分裂的现象。是由于外磁场对电子的轨道磁矩和自旋磁矩的作用，或使能级分裂才产生的。其中谱线分裂为2条(顺磁场方向观察)或3条（垂直于磁场方向观察）的叫正常塞曼效应；3条以上的叫反常塞曼效应。塞曼效应在化学分析、磁场测量中有重要应用。 2019/1/13