声光调制实验讲义综述文档格式.docx
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再有，光具有极短的波长和极快的传递速度，加上光波的独立传播特性，可以借助光学系统，把一个面上的二维信息以很高的分辨率瞬间传递到另一个面上，为二维并行光学信息处理提供条件。
所以激光是传递信息（包括语言、文字、图象、符号等）的一种很理想的光源。
要用激光作为信息的载体，就必须解决如何将信息加到激光上的问题，例如激光电话，就需要将语言信息加在于激光，由激光“携带”信息通过一定的传输通道（大气、光纤等）送到接收器，再由光接收器鉴别并还原成原来的信息，从而完成通话的目的。
这种将信息加载于激光的过程称之为调制，完成这一过程的装置成为调制器。
其中激光成为载波，起控制作用的低频信息称为调制信号。
激光光波的电场强度是ec=AcC0S（3ct+©
c）,式中，Ac为振幅，3c为角频率，%为相位角。
既然激光具有振幅、频率、相位、强度、偏振等参量，如果能够利用某种物理方法改变光波的某一参量，使其按调制信号的规律变化，那么激光就受到了信号的调制，达到“运载”信息的目的。
实现激光调制的方法很多，根据调制器和激光器的相对关系，可以分为内调制和外调制两种。
内调制是指加载调制信号是在激光振荡过程中进行的，即以调制信号去改变激光器的振荡参数，从而改变激光输出特性以实现调制。
例如，注入式半导体激光器是用调制信号直接改变它的泵浦驱动电流，使输出的激光强度受到调制（这种方式也称为直接调制）。
还有一种内调制方式是在激光谐振腔内放置调制元件，用调制信号控制元件的物理特性的变化，以改变谐振腔的参数，从而改变激光器输出特性。
内调制主要用在光通信的注入式半导体光源中。
外调制是指激光形成之后，在激光器外的电路上放置调制器，用调制信号改变调制器的物理特性，当激光通过调制器时，就会使光波的某参量受到调制。
由于外调制的调整方便，而且对激光器没有影响，同时外调制方式不受半导体器件工作速率的限制，故它比内调制的调制速率高（约高一个数量级），调制带宽要宽得多，所以在未来的高速率、大容量的光通信激光信息处理应用中，更受人们的重视。
激光调制技术为光通信、光信息处理等应用提供了很好的信息载波源，随着各种调制技术的发展，特别是近十几年来，国内外对空间光调制器的研究和发展，大大推动了光通信、实时光信息处理、光计算、光存储等应用技术的迅猛发展。
（二）声光调制的物理基础
1，弹光效应
若有一超声波通过某种均匀介质，介质材料在外力作用下发生形变，分子间因相互作用力发生改变而产生相对位移，将引起介质内部密度的起伏或周期性变化，密度大的地方折射率大，密度小的地方折射率小，即介质折射率发生周期性改变。
这种由于外力作用而引起折射率变化的现象称为弹光效应。
弹光效应存在于一切物态。
弹光效应可以用于描述光电效应类似的方法描述，即表示为
（11
氐~I=PijklSkl（2.1）
5丿
式中厶—表示介质的逆介电张量的增量，Skl为应变张量，Pjkl为弹光
nij
系数量。
（2.1）式中只考虑了弹光效应的线性项而忽略了高次项。
这是因为弹光效应的高次项较之线性项（氏］正常为10,量级）为更小的量。
考虑到应变张量skl
当介质存在应变力时，其折射率椭球方程为
j2八iXj=1
nj
（2.4）
弹光系数张量Pj的36个分量的取值及各分量之间的关系和介质的结构对称性有关。
下面以铌酸锂
（LiNbO3）为例。
铌酸锂晶体属于三方晶系,
3m晶类。
其弹光系数矩阵为
p11
P12
P13
P14
pi2
P11
p13
p33
P41
-p41
p44
J
（皿-
Pj=
（2.5）
Pl2）
假设有平行于X轴方向的单向张应变力作用于晶体，并设由此产生的应变
量为自。
在应力作用下,
折射率椭球发生了变化。
根据三方晶系
的弹光系数矩阵可写出
32
ni
u
n2
In4心u-n6一
p12
01
■sj
P33
一P41
P44
2（P11-P12）
■
0一
（2.6）
由此得出
A11
也~~+p11s1
6n°
心~~+p12S1
压n°
A—=—+P13S1（2.7）
门3n°
氐~~+p14S1
门4n°
11
A—=A—^=0
压％
则（2.4）式可变为
（丄P12$）x；
（2pgx；
（2P41®
）x3=1（2.8）
non°
n°
进一步来说，对于不同晶类中的不同晶体，由于它们的pj值各不相同。
因
此在不同的应变条件下所产生的弹光效应的大小也不完全相同。
对铌酸锂晶体，
波长入=0.633jjm,pn=—0.026,p12=0.090,p13=0.133,p14=—0.075,p33=0.071,P41=—0.151,P44=0.145。
代入（2.7）式便可求得各方向上的折射率。
2,声光栅
如上所述，当声波通过介质传播时，介质就会产生和声波信号相应的、随
时间和空间周期性变化的。
这部分受扰动的介质等效为一个“相位光栅”。
其光
栅常数就是声波波长&
这种光栅称为超声光栅。
声波在介质中传播时，有行
波和驻波两种形式。
特点是行波形成的超声光栅的栅面在空间是移动的，而驻波场形成的超声光栅栅面是驻立不动的。
当超声波传播到声光晶体时，它由一端传向另一端。
至U达另一端时，如果遇到吸声物质，超声波将被吸声物质吸收，而在声光晶体中形成行波。
由于机械波的压缩和伸长作用，则在声光晶体中形成行波式的疏密相间的构造，也就是行波形式的光栅。
如果遇见反声物质，超声波将被反声物质反射，在返回途中和入射波叠加而在声光晶体中形成驻波。
由于机械波压缩伸长作用，在声光晶体中形成驻波形式的疏密相同的构造，也就是驻波形式的光栅。
首先考虑行波的情况，设平面纵声波在介质中沿x方向传播，声波扰动介
质中的质点位移可写成
5=5COSst-ksX（2.9）
比是质点振动的振幅，3s是声波频率，ks是声波波矢量的模。
相应的应变场是
S-=u0kSsinst-ksx（2.10）
:
x
对各向同性介质，折射率分布为
nx,t二nnsinst「ksx（2.11）
声行波在某一瞬间是对介质的作用情况如图2.1所示。
图中密集区（黑）表
示介质受到压缩，密度增大，相应的折射率也增大；
稀疏区（白）表示介质密度变小，折射率减小。
介质折射率n增大或减小呈现交替变化，变化的周期是声波
周期，同时又以声速“亡向前传播。
（2.12）
（2.13）
图2.1声行波形成的超声光栅
对于驻波的情况，考虑两个相向传播的同频声行波的叠加，质点位移可以写成
W=2u0cos（ksx）sin（st）
而介质折射率为
nx,t=n：
=nsin（ksx）sin（st）
图22声驻波形成的超声光栅
因驻波效应（2.13）式中的「汕应是（2.11）式的2倍。
图2.1给出了声驻波情况下介质折射率的变化情况，其中在图中的曲线t+Ts/4和t+3Ts/4表示左、右行波。
从图中可见，声波在一个周期Ts之内，介质呈现两层疏密层结构，在波节处介
质密度保持不变，因而在波腹处折射率每隔半个周期Ts/2就变化一次。
这样，
作为超声光栅，它将交替出现和消失，其交替变化的频率为原驻波周期的二倍，即23s。
3,声光效应
声光效应是指光波在介质中传播时，被超声波场衍射或散射的现象。
由于声波是一种弹性波，声波在介质中传播会产生弹性应力或应变，这种现象称为弹光效应。
介质弹性形变导致介质密度交替变化，从而引起介质折射率的周期变化，并形成折射率光栅。
当光波在介质中传播时，就会发生衍射现象，衍射光的强度、频率和方向等将随着超生场的变化而变化。
声光调制就是基于这种效应来实现其光调制及光偏转的。
下面我们由量子的角度来分析声光衍射效应。
由物质的波粒二象性原理可
将频率为，波矢为k的光束看作动量为?
k，能量为？
3的光子流，将声频为Q,波矢为ks的声束看作动量为？
k,能量为？
Q的声子流。
光在声波面中的衍射可看作光子和声子的碰撞，每一次碰撞中消失（或产生）一个入射光子和一个声子，同时产生一个衍射光子。
衍射光子的频率为3土愆波矢方向为X。
根据碰撞前后能量守恒原理，应有
敏_kj二脉'
即k_ks=k'
（2.14）
根据能量守恒，应有
或—-■（2.15）
（2.15）式表明衍射光频率要改变11，至于取“+”号或“―”号，则取决于k和
ks的相对方向。
即在光子和声子的碰撞中消失的光子和声子所产生，其能量必然大于消失的光子，其频率3>
3,公式中取正号。
若碰撞中由一个入射光子的消失，同时产生一个声子和一个衍射光子则衍射光子的能量必然减小，其频率3>
3,公式取负号。
由动量守恒条件（2.14）式可导出布拉格方程。
由于光波频率3远远高于声
波频率Q,可认为
<
0^0,k'
|=|k|
所以由图2.3的波矢三角形直接导出
ks=2ksinB（2.16）
4,声光衍射分类
根据声波频率的高低和声光作用的超声场长度的大小的不同，声光效应可以分为拉曼—奈斯声光（Ram-Nath）衍射和布拉格（Bragg）衍射两种。
（1）区分拉曼-奈斯衍射和布拉格衍射的定量标准：
从理论上说，拉曼-奈斯衍射和布拉格衍射是在改变声光衍射参数时出现
的两种极端情况。
影响出现两种衍射情况的主要参数是声波长门、光束入射角
K及声光作用距离L。
为了给出
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