PRL-2001-86-3522-fs laser
Few Cycle Dynamics of Multiphoton Double Ionization
V.R.Bhardwaj,S.A.Aseyev,M.Mehendale,G.L.Yudin,D.M.Villeneuve,D.M.Rayner,
M.Yu.Ivanov,and P.B.Corkum
National Research Council of Canada,Ottawa,Ontario,Canada K1A0R6
(Received2August2000)
In intense?eld ionization,an electron removed from the atomic core oscillates in the combined?elds of the laser and the parent ion.This oscillation forces repeated revivals of its spatial correlation with the bound electrons.The total probability of double ionization depends on the number of returns and therefore on the number of optical periods in the laser pulse.We observed the yield of Ne21relative to Ne1with12fs pulses to be clearly less compared to50fs pulses in qualitative agreement with our theoretical model.
DOI:10.1103/PhysRevLett.86.3522PACS numbers:32.80.Rm
In strong?eld multiphoton ionization an electron,pro-moted to the continuum,oscillates in the laser?eld.This oscillation can result in repeated revivals of the spatial correlation between the bound electrons and continuum electron.In contrast,in single photon ionization no such revivals exist.This difference can in?uence double ioniza-tion.Two mechanisms dominate weak?eld single photon double ionization[1,2].(i)Shakeoff:An electron is re-moved from the atom so rapidly that the remaining electron cannot adiabatically adjust to the new ionic potential result-ing in some probability of ejection of the second electron; (ii)interception:An electron interacts with the second electron in a binary collision,on its way out,knocking both electrons free.
Direct parallels to these mechanisms have been sug-gested to explain multiphoton double ionization[3,4].In addition,two uniquely strong?eld processes become pos-sible.(1)Collective tunneling[5]:Both electrons tunnel together through the Coulomb barrier that is reduced by the laser?eld.(2)Rescattering[6]:An electron freed by tunneling is driven back to the parent ion during the next few optical cycles.In the collision that can occur a second electron is excited or knocked free,with excitation con-verted into ionization by the laser?eld.Ellipticity depen-dence measurements[7]along with recent measurements of recoil-ion momentum distributions of doubly charged He[8]and Ne[9]ions are in good accord with the rescat-tering model.
Within the recollision model,strong?eld double ion-ization should depend on the pulse duration for few cycle laser pulses.The dependence arises because of the long range Coulomb potential between the electron and parent ion.This potential causes a small de?ection of large im-pact parameter electrons whenever they approach the ionic core and increases the probability for the electron to make a low impact parameter inelastic collision with the ionic core after multiple passes[10]—the so-called Coulomb fo-cusing.In addition,the laser induced decay of the bound states excited by the recollision also contributes.We mea-sured the yield of Ne21relative to Ne1with12fs pulses to be?60%of that of the yield for50fs.We expect larger
differences for shorter pulses.
The motivation for the experiment is our calculations
of double ionization of He(Fig.1)which agree with the
benchmark experimental data of[11]and make clear pre-
dictions on the sensitivity of double ionization to pulse
duration due to Coulomb focusing.
Our model of double ionization is based on the
rescattering mechanism[6,10]and is described in detail
in[12].Brie?y,an electron tunnels out at any phase
f?v L t of the laser?eld with probability weighted according to the standard tunneling formula[13],W~
exp?22?2I p?3?2?3E j cos f?t?j?.Here I p is the ionization potential of the atom and E is the electric?eld amplitude.
Motion of the electron after tunneling in the combined
Coulomb and laser?elds is calculated classically for
10-4
10-3
Intensity(x1014 W/cm2)
H
e
2
+
/
H
e
+
R
a
t
i
o
FIG.1.Calculated ratio of doubly to singly charged He as a function of laser intensity.For the bottom curve neither Coulomb focusing nor collisional excitation were included.The next curve from the bottom includes all excitation channels.Top curves include both the Coulomb focusing and collisional exci-tation and demonstrate the role of late returns,implying pulse dependence.Circles are experimental data of[11].
35220031-9007?01?86(16)?3522(4)$15.00?2001The American Physical Society
an ensemble of initial conditions chosen to reproduce quantum distribution immediately after tunneling.The distributions of velocities and positions along and perpen-dicular to the laser polarization are obtained by applying the Dykhne method to the tunneling problem,as described in detail in [14].They are Gaussian in both parallel y k and perpendicular y ?velocity components,with Dy k ??2E cos f ?1?3and Dy ???E cos f ?p
2I p ?1?2(see [12]for details).The coordinates have appropriate Fourier-conjugated distributions.
In the model,double ionization is caused by the recolli-sion of the active electron with the parent ion.Its probabil-ity is determined by the total inelastic cross section s inel of this collision,which includes not only ionization but also excitation to all states.Excitation followed by prompt laser induced ionization plays a crucial role.Calculations were performed for He because it is the only atom for which there are suf ?cient theoretical and experimental data for total inelastic cross sections [12].
Calculations were done for the laser wavelength l ?780nm,both for pulses and for constant laser intensity.For pulses longer than 100fs the results agree with con-stant intensity calculations.In the latter case one has to start trajectories only during one-half of the laser cycle,with phases of tunneling between 290±and 190±.A total of 105trajectories per phase,for 40different ini-tial phases were propagated.As shown in [12],for I .231014W ?cm 2one can use ?eld-free cross sections of e 1He 1collisions,because the laser ?eld contribution to the phase of the electronic wave function (i.e.,the action integral)during the brief time of the hard collision is small [12].Of course,it is crucial to take the laser ?eld into ac-count before and after the collision.We assume that any real excitation of He 1states results in eventual 100%ion-ization by the laser ?eld.This is a valid assumption since all excited states of He 1are above the Coulomb barrier already at intensities I .3.531013W ?cm 2,i.e.,more than an order of magnitude less than the intensity range of interest.
To test the model,the calculations were compared to the benchmark experimental data of [11],for l ?780nm and pulse duration 150fs.Figure 1shows the He 21?He 1ratio as a function of laser intensity.There is quanti-tative agreement between calculations (upper curve)and the experimental results (circles)[11].Two phenomena,Coulomb focusing [10]and collisional excitation,have to be included to obtain such good agreement.
The bottom curve in Fig.1is obtained using the stan-dard recollision model which ignores both the Coulomb focusing (i.e.,sets the core charge to zero)and colli-sional excitation.As demonstrated by the next curve from the bottom,which includes excitation but still ignores the Coulomb focusing,excitation plays a crucial role in double ionization.Two factors are important.First,the excitation cross sections for e 1He 1collisions are always larger than ionization cross sections (for a typical energy E ?100eV the factor is about 2.8for the spin-averaged cross section).Second,the onset of excitation occurs at lower energy than ionization.Therefore excitation is even more essential for double ionization at low intensities,when the energy of the recolliding (active)electron is low.
The bottom two curves are virtually insensitive to how many cycles each trajectory is propagated.Indeed,with-out the Coulomb potential,if the electron misses the parent ion on the ?rst return due to initial y ?,it will also miss during the subsequent returns.The situation changes dra-matically when the Coulomb potential of the parent ion is taken into account.This is illustrated by the upper three curves.The duration of the propagation of each trajectory is indicated at the side of each curve.As trajectories are allowed to propagate for a larger number of laser cycles,the probability of successful inelastic recollision increases.The Coulomb interaction between the electron and the ion reduces the transverse spread of the electronic wave packet,thereby enhancing the probability of the electron revisiting the ion core.The enhancement is clear already during the ?rst laser cycle (compared to the bottom two curves).This modi ?cation increases as a result of multiple soft collisions between the electron and ion that occur over the next few laser cycles.Coulomb focusing has little additional impact on double ionization after about ten cycles:by that time virtually all trajectories that will experience hard collision have already done so and left the vicinity of the parent ion for good.For very short pulses,the calculation underesti-mates the pulse duration sensitivity since we assume that all excited atomic ions will ionize in the strong laser ?eld.In reality,ionization may take a period or more.
Figure 1clearly implies important few cycle dynamics in intense ?eld double ionization:for suf ?ciently short pulses,when the electron has only a few laser cycles to ?nd the parent ion,the yield of doubly charged ions should be reduced.Our experiment was aimed at verifying this prediction.Since tunneling of the active electron is most likely at the peak of the pulse,in zero approximation the relevant time scale is the fall time of the pulse.
Experimentally,we demonstrate the pulse duration de-pendence of double ionization of Ne using 12and 50fs,800nm pulses (fall times of 2–3cycles and ?10cycles).We choose Ne instead of He because Ne has three isotopes 20
Ne ?90.5%?,21Ne ?0.27%?,and 22Ne ?9.2%?that can be used to achieve a good dynamic range of the signal.The ra-tio of 20Ne 1to 20Ne 21is about 500to 1in the nonsequen-tial ionization region but that of 22Ne 1to 20Ne 21is only 50:1.In addition,the mass resolution of our time-of-?ight spectrometer is insuf ?cient to eliminate the possible con-tribution of H 12to the He
21
signal.The laser system consists of a mode-locked Ti:sapphire oscillator whose output is regeneratively ampli ?ed at a repetition rate of 310Hz to a maximum pulse energy of 500m J.To obtain short (12fs),high-energy pulses [15],the 50fs pulses from the regenerative ampli ?er were focused into a 50cm long hollow core ?ber (250m m inner
3523
diameter)?lled with Ar at1atm.The spectrum was broad-
ened to?200nm FWHM by self-phase modulation.Pulse
chirp was removed by two pairs of fused silica prisms(20±
apex angle)in double pass geometry to achieve a pulse du-
ration of1262fs and maximum pulse energy of100m J.
Using a75cm spherical mirror the M2of both50and
12fs beams was measured to be1.760.1and1.776
0.14,respectively.This allows us to estimate the focal
spot diameter inside the vacuum chamber(base pressure
of1028Torr)for the5cm parabolic mirror which was
used to focus the two beams.We estimated the focal spot
diameters to be660.3m m and5.460.4m m FWHM
for50and12fs pulses,respectively.A fast photodiode
measured pulse energy re?ected from a1.5mm uncoated
fused silica beam splitter near normal incidence.The fo-
cal spot diameters,measured pulse energies,and estimated
durations in the chamber allow one to estimate the peak
intensity.However,since ADK(Ammosov,Delone,and
Krainov)is accepted to accurately determine the ioniza-
tion rates for atoms we calibrate the intensities with the
ADK intensities.The intensities estimated from the focal
diameters had to be lowered by a factor of2for both the
pulse durations.
The ions were analyzed by a time-of-?ight spectrometer
described in detail elsewhere[16].The microchannel plate
(MCP)detector was operated in an ion-counting mode in
conjunction with a multichannel scaler.We obtained ion
yields by integrating the appropriate peaks.Simultane-
ous collection of Ne1and Ne21signals eliminates pos-
sible errors in reproducing pressures in sequential runs.To
achieve a high dynamic range without saturating the detec-
tion system,we took scans at different pressures and used 22Ne and20Ne isotopes for singly and doubly charged sig-nals,respectively.As an additional check for some scans
we measured the ratio of21Ne1to20Ne21.
We used a half-wave plate and a polarizer to vary the
intensity of50and12fs pulses.For the50fs pulses,
both of them were used before the grating compressor.
To accommodate the broad bandwidth of a12fs pulse
we use a half-wave plate before the hollow core?ber to
rotate the polarization.It does not change the energy or
the pulse duration.Since the system is axially symmetric,
self-phase modulation is not affected and the polarization
remains linear.We use a germanium slab at Brewster’s
angle to re?ect only the s component of the polarization
after the?ber.
The nonsequential ionization yield is extremely sensitive
to the ellipticity of the laser radiation[7].Two additional
germanium Brewster-angle re?ectors just before the target
chamber ensure an extinction ratio greater than300:1.
A broad-bandwidth12fs pulse is extremely sensitive to
dispersion.To obtain minimum pulse width in the vac-
uum chamber we must compensate for the dispersion of
air,beam splitter(1.5mm),and vacuum chamber(6mm)
fused silica windows.Since below the saturation intensity,
Ne1yield is very sensitive to peak intensity and hence pulse duration,at an intensity of331014W?cm2,we maximize the Ne1signal by changing the prism position. After passing through the equivalent amount of air and ma-terial of the beam splitter and vacuum chamber windows we also measured the pulse duration to be12fs by sec-ond harmonic frequency resolved optical gating,using a 10m m beta-barium borate crystal.
The ion yields are shown as a function of the laser in-tensity in Fig.2for50fs pulses.We have reduced the Ne21signal by a factor of2.560.5to account for the higher sensitivity of the MCP to Ne21relative to Ne1. Also shown are the sequential ionization probabilities cal-culated using ADK tunneling rates[13]for50fs(solid curve)and12fs(dashed curve)pulses.Gaussian pulses were assumed in time(FWHM of50and12fs)and space. Spatial averaging was carried out throughout the focal vol-ume.At a given intensity and therefore a given ioniza-tion rate,the yield is reduced for a short pulse.In Figs.2 and3we lower the experimental intensities by a factor of2to match the ADK intensities.The large discrep-ancies in Ne21yield between the experiment and ADK at lower intensities is a signature of nonsequential double ionization[3].
A convenient way of studying the nonsequential double ionization is by plotting the ratio Ne21?Ne1as a function of laser intensity[11].The nonsequential ionization region seen in Fig.2becomes a plateau when plotted as a ratio (Fig.3).Sequential ionization causes a deviation from the plateau seen for intensities greater than about1015W?cm2. Figure3a shows experimental and ADK ratios(solid curves)for the two pulse durations.The experimental ratio of Ne21to Ne1yield for12fs pulses(triangles)is
16 10-5
10-4
10-3
10-2
10-1
100
101
102
103
S
i
g
n
a
l
(
a
r
b
.
u
n
i
t
s
)
FIG.2.Yield of singly(circles)and doubly(triangles)charged ions as a function of laser intensity.ADK probabilities for both singly(curve on left)and doubly(curve on right)charged ions were calculated assuming Gaussian pulses with FWHM of50fs (solid curves)and12fs(dashed curves).
3524
10
10
15
10
10
H e 2+
/H e +
R a t i o
Intensity (W/cm 2
)
N e 2+/N e +
R a t i o
FIG.3.(a)The ratio of Ne 21?Ne 1yields vs peak laser in-tensity for 50fs (circles)and 12fs (triangles)pulses,for l ?800nm.Each data point is an average of 105laser shots.The error bars are statistical.The solid lines are calculated ADK probabilities for 50fs (left curve)and 12fs (right curve),re-spectively.Data are corrected for greater detection ef ?ciency of microchannel plates towards higher charge states.(b)Calcula-tions for He for the same experimental conditions.
?60%lower than that for 50fs pulses (circles)indicating a reduction in production of Ne 21with pulses of only a few optical cycles.
From the theoretical perspective,in the recollision model this effect is related to the Coulomb focusing of trajectories on the parent ion after several laser cycles (so-called “late returns ”).In short pulses,late returns that occur near the end of the pulse are inef ?cient due to low collision energy.The relevant time scale is the fall time of the pulse,which is 6fs in case of 12fs pulse.Since this effect is general,we expect quantitatively similar results for He and Ne.Results of our calculations for 12and 50fs pulses are shown in Fig.3b.The change in the relative yield predicted by the theory for He (?0.560.73)is close to the experimental value of (?0.6)for Ne.
In conclusion,we stress several aspects of strong ?eld double ionization.(1)The ?nal yield of nonsequential double ionization is
dominated by collisional excitation followed by prompt laser-induced ionization of excited states.This should have observable consequences in the electron spectrum of correlated double ionization [8].
(2)While only hard collisions of the active electron with the parent ion cause excitation and/or ionization,multiple soft collisions during the ?rst few cycles play an important role in determining the ?nal double ionization yield.Consequently,the correlated electron spectrum should change with the laser pulse duration.(3)As a result of these soft collisions,electrons can be transiently trapped in the Rydberg-type orbits.(4)Transiently trapped electrons not only Coulomb focus on the parent ion,but can also acquire a maximum energy of 3.2U p at the moment of hard collision irrespective of the moment of initial tunneling.(5)The wavelength and ellipticity of the laser radiation affect Coulomb focusing.These are control parameters for collisional innershell excitation.Finally,because of the complexity of Coulomb focusing orbits,coherent high harmonic generation is not signi ?cantly in ?uenced by anything but the ?rst return.
We acknowledge stimulating discussions with L.Di-Mauro and are grateful to him for sending us the experi-mental data of Ref.[11].M.M.acknowledges ?nancial support from Photonics Research Ontario.
[1]J.S.Briggs and V .Schmidt,J.Phys.B 33,R1(2000).[2]See,for example,J.H.McGuire et al.,J.Phys.B 28,913
(1995),and references therein.
[3]D.N.Fittinghoff,P.R.Bolton,B.Chang,and K.C.Kulan-der,Phys.Rev.Lett.69,2642(1992).
[4]A.Becker and F.H.M.Faisal,J.Phys.B 29,L197(1996).[5]B.A.Zon,Zh.Eksp.Teor.Fiz.116,410(1999)[J.Exp.
Theor.Phys.89,219(1999)];U.Eichmann,M.Dorr,M.Maeda,W.Becker,and W.Sandner,Phys.Rev.Lett.84,3550(2000).
[6]P.B.Corkum,Phys.Rev.Lett.71,1994(1993).
[7]P.Dietrich,N.H.Burnett,M.Ivanov,and P.B.Corkum,
Phys.Rev.A 50,R3585(1994).
[8]Th.Weber,H.Geissen,and R.Dorner,Nature (London)
405,658(2000);Th.Weber et al.,Phys.Rev.Lett.84,443(2000).
[9]R.Moshammer et al.,Phys.Rev.Lett.84,447(2000).[10]T.Brabec ,M.Yu.Ivanov,and P.B.Corkum,Phys.Rev.A
54,R2551(1996).
[11]B.Walker,B.Sheehy,L.F.DiMauro,P.Agostini,K.J.
Schafer,and K.C.Kulander,Phys.Rev.Lett.73,1227(1994).
[12]G.L.Yudin and M.Yu.Ivanov,Phys.Rev.A 63,033404
(2001).
[13]M.V .Ammosov,N.B.Delone,and V .P.Krainov,Zh.Eksp.
Teor.Fiz.91,2008(1986)[Sov.Phys.JETP 64,1191(1986)];N.B.Delone and V .P.Krainov,Multiphoton Pro-cesses in Atoms (Springer,Berlin,1994).
[14]N.B.Delone and V .P.Krainov,J.Opt.Soc.Am.B 8,1207
(1991).
[15]M.Nisoli,S.De Silvestri,and O.Svelto,Appl.Phys.Lett.
68,2793(1996).
[16]P.Dietrich,D.T.Strickland,https://www.wendangku.net/doc/176512112.html,berge,and P.B.Corkum,
Phys.Rev.A 47,2305(1993).
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脉冲激光器
收稿日期:2004-09-20；收到修改稿日期:2005-10-28 作者简介:姜本学（1980-），男，山东青州人，博士研究生，主要从事高平均功率激光晶体生长、光谱和激光性能的研究。E-mail:jiangbx@https://www.wendangku.net/doc/176512112.html, 摘要介绍了能够实现高平均功率的两种固体激光器：固体薄片激光器和固体热容激光器。给出了它们的工作原理和 理论上的工作参数。综述了固体薄片激光器和固体热容激光器的研究历史和现状，指出了高平均功率固体激光器未来的发展方向。关键词 固体薄片激光器；固体热容激光器；高平均功率固体激光器 中图分类号：TN248 Thin Disk Solid State Lasers and Heat Capacity Solid State Lasers JIANG Benxue 1,2ZHAO Zhiwei 1ZHAO Guangjun 1XU Jun 1 1Shanghai Institute of Optics and Fine Mechanics,The Chinese Academy of Sciences,Shanghai 201800 2Graduate School of the Chinese Academy of Science,Beijing 100200 ()Abstract The working principles and the working parameters calculated theoretically of two types of solid state lasers,thin disk lasers and heat capacity lasers,which can realize high average power,are introduced.Their research history and the present status are described,the adoption of Nb:YAG,Nd:GGG,and Nd:YAG crystals in the solid state lasers are summarized,and the prospect and the development trends of high average power solid state lasers are pre 原sented.Key words thin disk solid state laser;heat capacity laser;high average power solid state laser 固体薄片激光器和固体热容激光器 姜本学1,2赵志伟1赵广军1徐军1 1中国科学院上海光学精密机械研究所，上海2018002中国科学院研究生院，北京100200 ()1引言 高平均功率(HAP)输出的固体 激光器(SSL)在工业、科学和军事等领域都有着非常诱人的应用前景[1~4]。设计高功率固体激光器的主要的困难有两个[5]：对抽运过程中无法避免的废热进行处理以及消除由于将废热去除而导致的后果。在激光工作过程中如果不对增益介质冷却，就会导致其温度升高，使得增益系数降低，最终导致不能工作。对增益介质冷却就会引起热透镜、机械应力及其它许多问题的产生，进而可能使激光光束质量下 降、降低激光输出功率、甚至可能导致固体激光增益介质的破裂。 针对高功率固体激光器上述两个发展瓶颈，解决的方法有两个：一是由于产生废热是不可避免 的， 所以要尽量消除由于消除废热而引起的后果。必须要减少热量和热流密度，减小热流的传导路程和 对激光场的影响[6~19]。几年来， 关于这方面的研究有很多的设计模型，比较理想的模型是盘片激光器。二是在激光工作过程中不对增益介质冷却，即固体热容激光器。这样就要求选择增益介质的热容和密度要尽可能的大， 从而在相同的激光输出的情况下，增益介质的温度升高尽量小[20~32]。 Yb 掺杂离子体系和Nd 掺杂离子体系的发展为高功率固体激光器的研究提供了好的方向[5,6]。由于Yb 离子的量子缺陷比Nd 离子低的多，大约仅为1/3，这在很大的程度上降低了废热的产生。但是由于Yb 离子是准三能级结构，激光下能级低，所以受温度影响大，抽运阈值高。本文重点介绍Yb 掺杂离子体系和Nd 掺杂离子体系的盘片激光器和固体热容激光器的研
照明功率密度表及照度要求
建筑照明设计标准 中华人民共和国国家标准 建筑照明设计标准 Standard for lighting design of buildings GB 50034-2004 前言 本标准系在原国家标准《民用建筑照明设计标准》GBJl33---90和《工业企业照明设计标准》GB 50034---92的基础上，总结了居住、公共和工业建筑照明经验，通过普查和重点实测调查，并参考了国内外建筑照明标准和照明节能标准经修订、合并而成。其中照明节能部分是由国家发展和改革委员会环境和资源综合利用司组织主编单位完成的。 本标准由总则、术语、一般规定、照明数量和质量、照明标准值、照明节能、照明配电及控制、照明管理与监督共八章和二个附录组成。主要规定了居住、公共和工业建筑的照明标准值、照明质量和照明功率密度。 2 术语 3 一般规定 3.1 照明方式和照明种类 3.1.1 按下列要求确定照明方式： 1 工作场所通常应设置一般照明； 2 同一场所内的不同区域有不同照度要求时，应采用分区一般照明； 3 对于部分作业面照度要求较高，只采用一般照明不合理的场所，宜采用混合照明； 4 在一个工作场所内不应只采用局部照明。 3.1.2 按下列要求确定照明种类： 1 工作场所均应设置正常照明 2 工作场所下列情况应设置应急照明； 1）正常照明因故障熄灭后，需确保正常工作或活动继续进行的场所，应设置备用照明； 2）正常照明因故障熄灭后，需确保人员安全疏散的出口和通道，应设置疏散照明。 3 大面积场所宜设置值班照明。 4 有警戒任务的场所，应根据警戒范围的要求设置警卫照明。 5 有危及航行安全的建筑物、构筑物上，应根据航行要求设置障碍照明。 4 照明数量和质量 4．1 照度 4．1．1 照度标准值应按0．5、1、3、5、10、15、20、30、50、75、100、150、200、300、500、750、1000、1500、2000、3000、50001x分级。4．1．2 本标准规定的照度值均为作业面或参考平面上的维持平均照度值。各类房间或场所的维持平均照度值应符合第5章的规定。 4．1．3 符合下列条件之一及以上时，作业面或参考平面的照度，可按照度标准值分级提高一级。 1 视觉要求高的精细作业场所，眼睛至识别对象的距离大于500mm时； 2 连续长时间紧张的视觉作业，对视觉器官有不良影响时； 3 识别移动对象，要求识别时间短促而辨认困难时； 4 视觉作业对操作安全有重要影响时； 5 识别对象亮度对比小于0.3时； 6 作业精度要求较高，且产生差错会造成很大损失时； 7 视觉能力低于正常能力时； 8 建筑等级和功能要求高时。 4．1．4 符合下列条件之一及以上时，作业面或参考平面的照度，可按照度标准值分级降低一级。 1 进行很短时间的作业时； 2 作业精度或速度无关紧要时； 3 建筑等级和功能要求较低时。 4．1．5 作业面邻近周围的照度可低于作业面照度，但不宜低于表4.1.5的数值。 4．1．7 在一般情况下，设计照度值与照度标准值相比较，可有—10％—+10％的偏差。 5 照明标准值 5.1 居住建筑
激光与材料的相互作用
激光与材料的相互作用 发布日期:2007-10-04 我也要投稿!作者:网络阅读: [ 字体选择：大中小] 680 作为能量源的激光束可以聚焦成很小的一个光斑，无需直接接触，即可与材料发生相互作用。激光的性能不断提高，现在的激光具有各种不同的波长、功率和脉冲宽度，这些参数的不同组合适用于各种不同的加工需要。为了更好地了解激光的潜能，工程师们必须熟悉这种技术以及其中的细微差别。在决定使用何种激光前，工程师应该了解激光工作原理、激光与材料的相互作用、激光参数以及何时可利用激光进行医疗材料加工。了解这些知识后，工程师设计医疗器械时就能做出正确的决定。 激光在器械加工中的应用机会 激光可用于器械制造的许多加工环节中。例如，激光切割便是一种常见用途，常用于制造支架等小型器械。激光还可用于加工通沟或盲孔。该技术可用于加工医疗诊断设备的微流体通道以及给药用微量注射器的小孔。目前，人们正利用激光加工技术研制用于芯片实验室上的微型传感器和传动器上的硅制微型机械。激光焊接和打标常用于植入器械和手术器械的制造中。此外，激光还常用于表面纹理加工中，例如：可用于矫形外科植入物的表面处理上，提高表面的粘附性。 激光工作原理 激光的工作原理较为简单。通过一个光子激发其他光子，使大量光子以光束的形式一起发射出去。肉眼可能无法看见的光束由激光腔中发射出去，然后被传导至材料加工工作站中。根据激光波长的不同，光束可通过光纤传播或者经光学元件直接传播。 目前使用的激光大都早在20世纪60年代就已经问世，包括Nd:Y AG激光、二氧化碳激光和半导体激光。激光器集成到工业用机械中经过了数年的时间，尽管技术已经成熟，但激光器仍在不断改进，例如：人们研制出能产生很短脉冲宽度的如皮秒和飞秒激光器。此外，激光材料在光纤激光器、光碟激光器和焊接用绿光激光器内的独特排列进一步丰富了材料加工的方法。 表I. 材料加工中常用的激光波长。(点击放大) 材料加工所用激光波长从紫外线一直到红外线，包括了可见光谱。常用激光类型及其波长列于表I中。除激光类型外，选择激光时还要考虑其他许多方面，例如：激光腔的设计、光学传送元件和激光与材料相互作用。最为关键的是，医疗器械设计人员必须了解激光束如何与不同器械材料发生相互作用以及如何用于材料加工中。 激光与材料的相互作用
激光脉冲的平均功率和功率
激光脉冲的平均功率和功率， 设脉冲激光器输出的单个脉冲持续时间（脉冲宽度）为：t,（实际为FWHM宽度） 单个脉冲的能量：E, 输出激光的脉冲重复周期为：T, 那么,激光脉冲的平均功率Pav = E/T,（即在一个重复周期内的单位时间输出的能量） 脉冲激光讲峰值功率（peak power）Ppk = E/t 能量密度=（单脉冲能量*所用频率）/光斑面积算 通常也用单位时间内的总能量除以光斑面积 峰值功率=脉冲能量除以脉宽 平均功率=脉冲能量*重复频率（每秒钟脉冲的个数） 脉冲激光器的能量换算 脉冲激光器的发射激光是不连续，一般以高重频脉冲间隔发射。发射能量以功的单位焦耳J） 计，即每次脉冲做功多少焦耳。 连续激光器发射的能量以功率单位瓦特（W）计量，即每秒钟做功多少焦耳，表示单位时间内 做功多少。 瓦和焦耳的关系：1W=1J/秒。 一台脉冲激光器，脉冲发射能量是1焦耳/次，脉冲频率是50Hz,则每秒钟发射激光50次，每秒钟内做功的平均功率为：50X 1焦耳=50焦耳，所以，平均功率就换算为50瓦。再举例 说明峰值功率的计算，一台绿光脉冲激光器，脉冲能量是0.14mJ/次，每次脉宽20 ns,脉冲 频率100kHz， 平均功率为：0.14mJ X 100k=14J/s=14W，即平均功率为14瓦；峰值功率是每次脉冲能量与脉宽之比，即 峰值功率：0.14mJ/20ns=7000W=7kW，峰值功率为7千瓦。 要想知道镜片的脉冲激光损伤阈值是否在承受极限内，既要计算脉冲激光的峰值功率，也要计算脉冲激光的平均功率，综合考虑。 如某ZnSe镜片的激光损伤阈值时是500MW/cm2,使用在一台脉冲激光器中，脉冲激光器的 脉冲能量是10J/cm2，脉宽10ns，频率50kHz。首先，计算平均功率：10J/cm2 X 50kHz =0.5MW/cm2 其次，再计算峰值功率：10J/cm2 / 10ns = 1000MW/cm2 从脉冲激光器的平均功率看，该镜片是能承受不被损伤的，但从脉冲激光器的峰值功率看， 是大于该镜片的激光损伤阈值的。所以，综合判断，该ZnSe镜片不宜用于此脉冲激光器。如果有条件，对脉冲激光器镜片，应当分别测试平均功率和峰值功率的激光损伤阈值。 Ave. Power :平均功率Pulse energy :脉冲能量Pulse Width :脉宽Peak Power:峰值功率Rep. Rate :脉冲频率ps：皮秒，10-12 S ns：纳秒，10-9S M: 兆, 106 J:焦耳W:瓦 氙灯作为激光设备一个常用光源，通常被人们也叫做激光氙灯、脉冲氙灯。氙灯是一 种填充氙气的光电管或闪光电灯。氙气化学性质不活泼，不能燃烧，也不助燃。是天然的稀
功率密度LED对照表
居住建筑每户照明功率密度值 房间或场所传统照明功率密度（W/m2）LED照明功率密度（W/m2）对应照度值（lx） 现行值目标值现行值目标值 起居室 7 6 3 2 100 卧室75 餐厅150 厨房100 卫生间100 办公室照明功率密度 房间或场所传统照明功率密度（W/m2）LED照明功率密度（W/m2）对应照度值（lx） 现行值目标值现行值目标值 普通办公室11 9 4.5 4 300 高档办公事、设计室18 15 7.5 7 500 会议室11 9 4.5 4 300 营业厅13 11 5.5 5 300 文件整理、复印、发行室11 9 4.5 4 300 档案室8 7 3.5 3 200 商业建筑照明功率密度值 房间或场所传统照明功率密度（W/m2）LED照明功率密度（W/m2）对应照度值（lx） 现行值目标值现行值目标值 一般商店营业厅12 10 5 4 300 高档商店营业厅19 16 8 7 500 一般超市营业厅13 11 5.5 5 300 高档超市营业厅20 17 8 7 500 旅馆建筑照明功率密度值 房间或场所传统照明功率密度（W/m2）LED照明功率密度（W/m2）对应照度值（lx） 现行值目标值现行值目标值 客厅15 13 6 5 -------- 中餐厅13 11 5.5 5 200 多功能厅18 15 7.5 7 300 客厅层走廊 5 4 2 1 50 门厅15 13 6 5 300 医院建筑照明功率密度值 房间或场所传统照明功率密度（W/m2）LED照明功率密度（W/m2）对应照度值（lx） 现行值目标值现行值目标值 治疗室11 9 4.5 4 300 化验室18 15 7.5 7 500 手术室30 25 12 11 750 候诊室、挂号室8 7 3.5 3 200 病房 6 5 2.5 2 100 护士站11 9 4.5 4 300 药房20 17 8 7 500 重症监护室11 9 4.5 4 300
8.第八章激光在医学中的应用
第8章 激光在医学中的应用 激光医学是激光技术和医学相结合的一门新兴的边缘学科。1960年，Maiman 发明第一台红宝石激光器，1961年，Campbell 首先将红宝石激光用于眼科的治疗，从此开始了激光在医学临床的应用。1963年，Goldman 将其应用于皮肤科学。同时，值得关注的是二氧化碳激光器的作为光学手术刀的出现，逐渐在医学临床的各学科确立了自己的地位。1970年，Nath 发明了光导纤维，到1973年通过内镜技术成功地将激光导入动物的胃肠道，自此实现了无创导入技术的飞速发展。1976年，Hofstetter 首先将激光用于泌尿外科。随着血卟啉及其衍生物在1960年被发现，Diamond 在1972年首先将这种物质用于光动力学治疗。在医学领域中，激光的应用范围非常广泛，不仅在临床上激光作为一种技术手段，被各临床学科用于疾病的诊断和治疗，而且在基础医学中的细胞水平的操作和生物学领域中激光技术也占有重要地位。另外，还可以利用激光显微加工技术制造医用微型仪器。再者，利用全息的生物体信息的记录及医疗信息光通信等与信息工程有关的领域，从广义来讲，也属于激光在医学中的应用。本章主要对医学临床，重点是激光对诊断和治疗领域中的应用进行论述。 由于诊断和治疗在本质上都是利用激光与生物体的相互作用，因此，有必要首先对这些基础进行介绍。在8.1节中归纳介绍了生物体的光学特性、激光对生物体的作用、激光在生物体中的应用特点等内容；然后在8.2节中通过典型的治疗应用实例，介绍了激光在外科、皮肤科、整形外科、眼科、泌尿外科、耳鼻喉科等领域中的治疗和光动力学治疗等；在8.3节中重点围绕诊断中的应用，介绍了生物体光谱测量、激光计算机断层摄影（光学CT ）、激光显微镜等。在8.4节中，对激光在医学中的应用的激光装置与激光转播路线的开发动向进行介绍。最后8.5节对激光医学的前景作了展望。 8.1 激光与生物体的相互作用 8.1.1 生物体的光学特性 假设生物体中入射的单色平行光强度为0I ，若生物体是均匀的吸收物质，根据1.5节证明的(1-89)式,入射深度为x 处的光强度I 可用下述关系式表示 ()x a I I 00exp -= (8-1) 其中0a 为吸收系数（参见图8.1）。但是，由于生物体对光是很强的散射体，因此生物体内光的衰减不仅由于吸收，而且取决于散射的影响。在不能忽略散射的条件下，上式可用衰减
照明系统照度检测和功率密度值记录表 2
照明系统照度检测和功率密度值记录表 共3页第1页单位（子单位） 工程名称 分部工程建筑节能分项工程配电与照明节能施工单位检测日期2013年10月10日 序号检测 部位 照度值（lx） 设计要求 照度值（lx） 检测情况 功率密度值 (W2/m2) 检测结论 1 13层 公共 走道 100 92 小于4 符合要求 2 14层 公共 走道 100 101 小于4 符合要求 3 15层 公共 走道 100 95 小于4 符合要求 4 16层 公共 走道 100 91 小于4 符合要求 5 17层 公共 走道 100 105 小于4 符合要求 专业监理工程师（建设单位项目专业技术负 责人）施工单 位 质检员 施工员 记录员
共3页第2页单位（子单位） 工程名称 分部工程建筑节能分项工程配电与照明节能施工单位检测日期2013年10月11日 序号检测 部位 照度值（lx） 设计要求 照度值（lx） 检测情况 功率密度值 (W2/m2) 检测结论 1 18层 公共 走道 100 96 小于4 符合要求 2 19层 公共 走道 100 92 小于4 符合要求 3 20层 公共 走道 100 104 小于4 符合要求 4 21层 公共 走道 100 103 小于4 符合要求 5 22层 公共 走道 100 93 小于4 符合要求 专业监理工程师（建设单位项目专业技术负 责人）施工单 位 质检员 施工员 记录员
共3页第2页单位（子单位） 工程名称 分部工程建筑节能分项工程配电与照明节能施工单位检测日期2013年10月12日 序号检测 部位 照度值（lx） 设计要求 照度值（lx） 检测情况 功率密度值 (W2/m2) 检测结论 1 23层 公共 走道 100 96 小于4 符合要求 2 24层 公共 走道 100 92 小于4 符合要求 3 25层 公共 走道 100 104 小于4 符合要求 4 26层 公共 走道 100 103 小于4 符合要求 专业监理工程师（建设单位项目专业技术负 责人）施工单 位 质检员 施工员 记录员
[其他论文文档]分析脉冲激光技术在高分子材料加工中的应用
分析脉冲激光技术在高分子材料加工中的应用 近年来，脉冲激光技术已经得到了相对比较广泛的应用，并且该种精密的加工技术越来越受到社会与人们的关注，主要原因在于脉冲激光技术能够在加工高分子材料的过程中得到比较高的加工精度，并且能够进行材料表面的加工，使得材料的表面形成多孔结构与周期结构等。更加能够实现对块体材料、透明材料的内部加工与改性等。可以说，脉冲激光技术比较适用于其他加工技术无法实现的复杂形状元器件的加工以及高精度元器件的加工。脉冲激光技术在高分子材料加工的过程中所产生的瞬间功率比较大，几乎能够与任何材料产生相互的作用，本文对脉冲激光技术在高分子材料加工中的应用进行研究，希望能够促使高分子材料加工更加良好的依据脉冲激光技术获得发展。 1 脉冲激光及其折射率改性 所谓脉冲主要便是指隔一段相同的是假案发出的电波、光波等机械形式。脉冲激光则主要是指脉冲工作方式的激光器发出的光脉冲，脉冲激光具有其独特的工作必要性，其能够进行信号的发送并且减少热量的产生。一般情况下，脉冲激光比较短，其时间几乎已经达到了皮秒的级别。脉冲激光器在工作中需要由激光泵浦源持续性的提供能量，由此方能够长期间产生并且输出脉冲激光。高分子材料加工领域目前对脉冲激光技术有所应用。就高分子材料而言，其材料的折射率与其密度之间呈现正比关系，并且包括末端基、添加剂与杂志等化学组成、分子趋向、链间结合力等均与热历史存在关系。在高分子材料加工应用脉冲激光技术时，与其他改性技术相比较而言，脉冲激光技术能够诱导高分子材料改性技术对其财力下性能产生最小的影响，并且脉冲激光技术能够在高分子材料的表面将原有的化学键打破，并且能够形成全新的化学键，以此改变高分子材料的特性。 2 高分子材料加工对脉冲激光技术的应用 2.1 激光烧烛产生表面多孔结构 激光烧烛产生表面多孔结构能够有效的促进高分子材料与生物组织交界面上的细胞黏附与增殖，使得生物医学领域的众多学者均对其予以了较高的关注。 高分子材料表面的孔洞会在材料表面热化的情况下形成，并且应力在整个孔洞形成的过程中发挥着极为重要的作400nm，1.5J/cm2图1 脉冲激光在高分子材料表面形成的纳米泡沫表面多孔结构用。受应力波的影响，高分子材料的黏度会下降，而高分子材料本身又存在着因应力波作用而产生的孔洞长大的核，即自由体积孔洞，该自由体积孔洞的总体积会在温度上升的情况随着应力的下降而增加。就该方面高分子材料对脉冲激光技术的应用情况已经有部分学者展开了研究，并且认为在248nm的脉冲激光辐照下高分子材料胶原薄膜的链结构稳定性会发生一定改变，其能够将原有的氢键网络打破，并且经过红外吸收光谱、拉曼光谱、荧光分析等发现高分子材料胶原主链的部分会出现光热分解现象，在激光烧烛时会将光机械作为主要作用力，而后发生光化学转变。该种状态下生物的相容性会发生改善，即细胞黏着与细胞生长会发生改变。 2.2 激光烧烛产生表面周期结构
激光对生物体的作用及这方面的应用
激光也是一种光，从本质上讲它和普通光源如太阳、白炽灯、火焰等所发出的光没有什么区别，因此它具有普通光所具有的性质。由于它是一种电磁波，所以又具有波粒二象性。它遵守反射、折射的定律，在传播中会出现干涉、衍射、偏振等现象。但是，激光又有着和普通光显著不同的特点，如它的单色性、相干性、方向性极好，亮度极高等。因此，它与生物体作用时会产生许多特殊的效应，这也是激光可以用来诊治疾病的原因之一。 激光美容的原理是通过组织吸收高能量的激光后所产生的光热反应，使局部温度在数秒内骤然升高到数百度或更高，组织发生凝固性坏死，甚至碳化或汽化，与此同时，由于急剧发热，组织的水分突然剧烈丧失，聚焦后，可用以切割或烧灼病变组织。常用于皮肤的激光有二氧化碳激光、红宝石激光、染料激光等。激光美容的优势是显而易见的：操作简便、省时、可同时止血，对于有些大面积斑、痣无须手术切除，自体植皮，可以起到美容和保留原有皮肤功能的双重效果。但是它同其他治疗方法一样，也会有一些副作用，在清除病变组织的同时，对正常组织也有不同程度伤害，最常见的是遗留表浅疤痕、色素减退或沉着斑。 激光的生物作用机理及生物效应 激光对生物体的作用有五种：热作用、光化作用、机械作用、电磁场作用和生物刺激作用。激光和生物体相互作用以后所引起生物组织方面的任何改变都称为“激光的生物效应”。激光与生物体作用后，不仅会引起生物效应，而且激光本身的参数（波长、功率、能量等）也可能会改变。由于激光的生物效应是“五作用”所致，故这“五作用”即为激光生物效应的机理。 一、医用强激光与弱激光 在医学上，由于强、弱激光的生物作用机理不同，所以临床应用时其目的和方法也不同。在医学领域里，不以激光本身的物理参量（如功率和能量）来衡量激光的强弱，而是以它对生物组织作用后产生生物效应的强弱来区分的。它的定义是：激光照射生物组织后，若直接造成了该生物组织的不可逆损伤，则此受照表面处的激光称为强激光；若不会直接造成不可逆损伤者，称为弱激光。
超短脉冲激光技术(钱列加老师)
5．6 (3) 一．概述 (3) 1．飞秒激光脉冲的特性 (3) 2．飞秒脉冲的传输 (5) 3．光束空间传输 (6) 4．脉冲传输的数值模拟 (6) 5．时空效应 (9) 5.1自相位调制 (10) 5.2相位调制对有限光束的影响——自聚焦 (11) 二．飞秒光学 (13) 1．简介 (13) 2．色散元件 (13) 2.1 膜层色散 (13) 2.2 材料体色散 (13) 2.3 角色散元件 (14) 3．群速度色散的补偿及控制 (14) 4．聚焦元件 (16) 4.1 透镜的色差 (16) 4.2 脉冲畸变与PTD效应 (16) 三．飞秒激光器 (18) 1．锁模简介 (18) 2．克尔透镜锁模 (18) 3．飞秒激光振荡器 (20) 4．光纤孤子激光器 (21) 四．飞秒脉冲的放大与压缩 (23) 1．简介 (23) 2．飞秒脉冲放大的困难 (25) 3．啁啾脉冲放大技术 (26) 4．CP A放大器的设计 (27) 4.1 CP A激光系统的工作脉宽 (27) 4.2 高增益的前置放大器 (27) 4.3 装置的色散控制 (28) 4.4 设计多程CP A放大器的理论模型 (31) 五．脉冲整形 (34) 1．脉冲整形 (34) 2．飞秒光脉冲整形的物理基础 (34) (1)线性滤波 (34) (2)脉冲整形装置 (35) (3)脉冲整形的控制 (38) 3．几种典型的空间光调制器 (39) (1)可编程液晶空间光调制器(LC SLM) (39) A．电寻址方式 (39) B．光寻址方式 (40) (2)声光调制器 (41)
(3)变形镜 (41) 4．脉冲压缩 (42) 2.1 波导介质中的SPM (42) 2.2 级联非线性压缩脉冲 (43) 六．脉冲时间诊断技术 (45) 1．强度相关 (45) (1) 多次平均测量 (45) (2) 单次工作方式 (47) (3) 三次相关法 (48) 2．干涉相关 (49) 3．脉冲振幅与位相的重建 (50) 七．大口径高功率激光装置 (53) 1．高能量的PW钛宝石/钕玻璃混合系统 (55) 2．关键技术问题 (56) 2.1 高阶色散 (57) 2.2 光谱窄化和漂移引起的光谱畸变 (57) 2.3 非线性自位相调制SPM (58) 2.4 自发辐射放大ASE (58) 3．光参量啁啾脉冲放大(OPCPA) (58) 3.1 大口径高能钕玻璃泵浦的OPCPA 系统 (62) 3.2 小口径低能量高重复率OPCPA 系统 (63) 4．展望 (64) 4.1 峰值功率的理论极限 (64) 4.2 光学元件的限制 (65) 4.3 非线性B积分的限制 (65)
脉冲激光器的能量换算
脉冲激光器的能量换算 脉冲激光器的发射激光是不连续，一般以高重频脉冲间隔发射。发射能量以功的单位焦耳(J)计，即每次脉冲做功多少焦耳。 连续激光器发射的能量以功率单位瓦特(W)计量，即每秒钟做功多少焦耳，表示单位时间内做功多少。 瓦和焦耳的关系：1W=1J/秒。 一台脉冲激光器，脉冲发射能量是1焦耳/次，脉冲频率是50Hz，则每秒钟发射激光50次，每秒钟内做功的平均功率为：50X 1焦耳=50焦耳，所以，平均功率就换算为50瓦。 再举例说明峰值功率的计算，一台绿光脉冲激光器，脉冲能量是0.14mJ/次，每次脉宽20ns, 脉冲频率100kHz， 平均功率为：0.14mJ X 100k=14J/s=14W，即平均功率为14瓦； 峰值功率是每次脉冲能量与脉宽之比，即 峰值功率：0.14mJ/20ns=7000W=7kW, 峰值功率为7千瓦。 要想知道镜片的脉冲激光损伤阈值是否在承受极限内，既要计算脉冲激光的峰值功率，也要计算脉冲激光的平均功率，综合考虑。 如某ZnSe镜片的激光损伤阈值时是500MW/cm2, 使用在一台脉冲激光器中，脉冲激光器的脉冲能量是10J/cm2，脉宽10ns，频率50kHz。 首先，计算平均功率：10J/cm2 X 50kHz =0.5MW/cm2 其次，再计算峰值功率：10J/cm2 / 10ns = 1000MW/cm2 从脉冲激光器的平均功率看，该镜片是能承受不被损伤的，但从脉冲激光器的峰值功率看，是大于该镜片的激光损伤阈值的。所以，综合判断，该ZnSe镜片不宜用于此脉冲激光器。如果有条件，对脉冲激光器镜片，应当分别测试平均功率和峰值功率的激光损伤阈值。 ?Ave. Power ：平均功率 ?Pulse energy ：脉冲能量 ?Pulse Width：脉宽 ?Peak Power: 峰值功率 ?Rep. Rate ：脉冲频率 ?ps：皮秒，10-12 S ?ns：纳秒，10-9S ?M: 兆，106 ?J: 焦耳 ?W: 瓦
照明功率密度值快速查询表
6.1 照明功率密度值 6.1.1 居住建筑每户照明功率密度值不宜大于表6.1.1的规定。当房间或场所的照度值高于或低于本表规定的对应照度值时，其照明功率密度值应按比例提高或折减。 表6.1.1 居住建筑每户照明功率密度值 6.1.2 办公建筑照明功率密度值不应大于表6.1.2的规定。当房间或场所的照度值高于或低于本表规定的对应照度值时，其照明功率密度值应按比例提高或折减。 表6.1.2 办公建筑照明功率密度值 6.1.3 商业建筑照明功率密度值不应大于表6.1.3的规定。当房间或场所的照度值高于或低于本表规定的对应照度值时，其照明功率密度值应按比例提高或折减。 表6.1.3 商业建筑照明功率密度值 6.1.4 旅馆建筑照明功率密度值不应大于表6.1.4的规定。当房间或场所的照度值高于或低
于本表规定的对应照度值时，其照明功率密度值应按比例提高或折减。 表6.1.4 旅馆建筑照明功率密度值 6.1.5 医院建筑照明功率密度值不应大于表6.1.5的规定。当房间或场所的照度值高于或低子本表规定的对应照度值时，其照明劝塞密度值应按比例提高或折减。 6.1.6 学校建筑照明功率密度值不应大于表6.1.6的规定。当房间或场所的照度值高于或低于本表规定的对应照度值时，其照明功率密度值应按比例提高或折减。 表6.1.5 医院建筑照明功率密度值 表6.1.6 学校建筑照明功率密度值 6.1.7 工业建筑照明功率密度值不应大于表6.1.7的规定。当房间或场所的照度值高于或低于本表规定的对应照度值时，其照明功率密度值应按比例提高或折减。 表6.1.7 工业建筑照明功率密度值
激光与物质相互作用的研究进展讲解
激光与物质相互作用的研究进展 黄庆举 (广东石油化工学院物理系, 广东茂名 525000 引言 1960年激光问世后 , 对我国的工业、 军事等领域产生重要影响 , 激光与物质相互作用也成为了人们主要研究的课题 , 人们运用新技术、新设备 , 对激光的性质、状态进行研究 , 并且应用与各种领域 , 产生重要作用。在激光与物质的相互作用下 , 激光已经成为了探索物性的主要手段 , 在材料与能源上有着应用前景 , 无论是对物理学、化学还是生物、材料学 , 都进行了相互渗透 , 成为重要的研究领域。当 今社会 , 激光与物质相互作用的研究受到各国科研人员的重视 , 人们投入大量的人力、物力、财力, 运用新方法、 新手段进行研究。 1激光与物质相互作用的基础理论非线性光学、激光光谱学以及激光化学是构成激光与物质相互作用的基础理论 , 该理论不仅向人们阐述了激光与物质相互作用的 特点、性质 , 并且对未来的发展做出了相应预测 , 是对激光与物质相互作用的主要研究手段 , 在近几年 ,
三大学科得到了迅速发展 , 对人们的研究产生了良好的理论基础。 1.1非线性光学的表现 非线性光学是激光与物质相互作用的主要理论依据 , 在一定程度上 , 该理论向人们阐述了激光与物质相互作用的主要特点以及过 程。作为新兴学科 , 非线性光学在阐明激光特点的同时, 形成了非线性光学效应, 这种效应, 在以探讨、 观测为基础的同时, 对物质本身进行了研究。非线性研究的对象不仅仅是固体, 现如今以及涉及到气体、液体等物质中。它研究时出现的效应丰富多彩 , 在具备二阶效应的同时, 也产生了瞬间效应。 在非线性光学与物质的不断研究中 , 要注意以下几点 :(1 非线性光学表面与界面的研究 非线性光学表面与界面的研究 , 是对物力与化学研究的表现 [1], 在进行研究时, 表面波与表面光得到了重要研究 , 人们在了解、观察表面波的频率以及斯托克斯喇曼效应时, 对喇曼散射表面的现象进行了研究。在长约 10年的研究中 , 人们发现了表面二次谐波的反射 现象 , 对超晶体的研究也正在进行。 (2 对光学稳态的研究
脉冲激光电源电路原理图
脉冲激光电源电路原理图 脉冲激光电源的原理方框图如图1所示。它由触发电路、主变换器电路和高压充放电电路等三大部分组成。其电路原理图如图2所示。 图1 脉冲激光电源的原理方框图 图2 脉冲激光电源电路原理图 3 电路的工作原理 3.1 触发电路的工作原理 从图2可以看出，触发电路部分主要是由触发指示电路和触发电路组成，具体由IC1的LBI和LBO端，V1、LED、VD1以及K1和K2来完成，当变换器通过变压器T1、二极管VD2和VD3向电容器充电时，取样电路（由R10、R9、W1、W2、W3、R1组成）将其充电电压值反馈给IC1的LBI与VFB端，一旦电压充到所需的电压值时（大约为1kV左右），这时LBI 端的电压值将大于1.3V，LBO端就会变为高电平，V1导通，LED变亮，指示出电压已充到可以触发的状态。另外取样电路将反馈信号还送入IC1的VFB端，若反馈信号的电压值≥1.3V
时，即刻关断变换器，使高压维持到所需的值上，触发器件由高耐压、大电流的汽车级的晶闸管BT151/800R来担任。 3.2 主变换器的工作原理 主变换器电路主要是由IC1（MAX641/642/643）、变压器T1以及V2等元器件组成的单端反激式升压电路。其电路的核心部分为MAX641/642/643，所以这部分电路的工作原理分析以及MAX641/642/643的技术参数及其应用请查阅文献[1]。这里只给出高频自耦升压变压器的技术资料，以供同行们在制作时参考。铁芯选用4kBEE型铁氧体，骨架选用与铁芯对应配套的EE19型立式骨架，其技术参数如图3所示。 图3 T1变压器的技术参数 3.3 充放电电路的工作原理 充放电电路主要是由电容C7∥C10、C8∥C11、C9∥C12、C13、R14、升压变压器T2等组成。当电容C7∥C10、C8∥C11、C9∥C12被充到所设定的高压值时，电容C13中的电压也同时被充到所要求的电压值（300V左右），这时闭合K1或K2，晶闸管V3被触发导通，电容C13中所储存的能量通过变压器T2的初级绕组放电，使次级绕组感应出约10kV左右的高压，将激光器中的气体电离。在电离的同时，电容器C7∥C10、C8∥C11、C9∥C12中所储存的能量将这个电离的过程维持到一定的时间，从而就得了所需的激光脉冲。 4 重要元器件的选择及技术要求 1）储能电容由于储能电容C7∥C10、C8∥C11、C9∥C12要在很短的时间内为激光器提供足够大的能量，所以在选择该电容时，除了要求其具有足够高的耐压值（≥350V）以外，还必须要求其具有快速充电和放电的特性，即应选择印有“PHOTOFLASH”的光闪电容。 2）升压变压器升压变压器除了其初级绕组供电容C13放电，以使次级电压升高到10kV 以上外，还要满足当气体被电离以后，通过次级绕组将电容C7∥C10、C8∥C11、C9∥C12 中的能量全部释放给激光器，以便能够激发出很强的激光束来。所以次级绕组既要匝数多，又要电阻很小，同时还要满足耐高压的要求。变压器磁芯选择环形3kB的铁氧体材料，初级绕组选用?1.0的聚四氟乙烯镀银高压线绕制，次级绕组选用?0.32的聚四氟乙烯镀银高压线绕制，铁芯磁环选用外径35，内径12，厚度10的软磁铁氧体。其技术参数如图4所示。
激光脉冲原理与调Q原理
激光脉冲原理与调Q原理 按照输出激光的时间特性，激光器可以分为连续激光器和脉冲激光器，脉冲激光的脉宽主要是纳秒，微秒和飞秒。 连续激光器连续不断地输出激光，输出功率一般都比较低，适合于要求激光连续工作(激光通信，激光手术等)的场合；以连续光源激励的固体激光器，以连续电激励方式工作的气体激光器及半导体激光器，均属于连续激光器。 脉冲激光器：是指每间隔一定时间才输出一次激光的激光器，一般具有较高的峰值功率，适合于激光打标，切割，测距等应用。常见的脉冲激光器包括：固体激光器中的钇铝石榴石(YAG)激光器，红宝石激光器，蓝宝石激光器，钕玻璃激光器等，还有氮分子激光器，准分子激光器等。 脉冲激光器的关键参数： 平均功率：表征在一个完整的周期内(脉冲周期)能量输出的平均速率 峰值功率：表征一个脉冲内(脉宽)输出的能量的速率 脉冲周期：从一个脉冲开始到下一个脉冲的开始之间的间隔(和重复频率是倒数关系) (重复频率：每秒内输出的脉冲个数)
脉宽：一个脉冲的持续时间(例如，一台激光器每秒内输出一个能量为0.5J的激光脉冲，那么它的平均功率就是0.5W；如果相同一台单脉冲能量为0.5J的激光器的脉宽为1微妙，那么它的峰值功率为500000W) 脉冲激光器的分类： 1.长脉冲激光器： 长脉冲激光也被称为准连续激光器，一般产生毫秒ms量级的脉冲，占空比为10%(比较大)；脉冲时间通常为1.5—100ms不等，常用的长脉冲激光包括翠绿宝石激光，半导体激光，Nd:YAG激光，染料激光，红宝石激光，超脉冲CO2激光，铒激光等 2．巨脉冲激光器(调Q激光器)： 在激光腔体内人为的加入损耗，使其大于工作物质的增益，这时抑制激光输出。但在泵浦源持续不断的激励下，激光上能级的原子数越来越多，得到了较大的粒子数反转，不断积累能量。在撤除人为加入的损耗情况下，就会在很短的时间内以极快的速度产生脉冲宽度窄，峰值功率高的脉冲激光，通常称为巨脉冲。 调Q： 调Q是许多商用激光器产生脉冲激光的主要方式，为研究出真正具有实用价值的激光器，需不断改进其性能，提高效率和功率、压缩脉冲宽度、改变输出频率。为此，发明了多种激光调制技术、传输技术、调Q技术、锁模技术、选模技术、稳频技术、频率变换技术等。 实现调Q技术的方法：
照度照明功率密度计算法
照度（Eav）、照明功率密度（LPD）简易计算法 中国建筑设计研究院胥正详T8,T5,荧光灯管技术参数见表1。 表1 荧光灯管技术参数
2.镇流器 气体放电灯的镇流器主要分两大类，电感镇流器和电子镇流器，电感式镇流器包括普通型和节能型。荧光灯用的交流镇流器包括可控式电子镇流器和应急照明用交流/直流电子镇流器。 直管荧光灯镇流器的选用：依GB50034-2004《建筑照明设计标准》规定：“直管荧光灯应配电子镇流器或节能型电感镇流器”。不应选用普通电感镇流器。 应采取有效措施限制小于25W（包括T8、T5灯管和紧凑型荧光灯）镇流器的谐波含量。25W以下灯管的谐波限制非常宽松，在建筑物内大量应用，将导致严重的波形畸变，中性线电流过大以及功率因数降低的不良后果。
节能型电感镇流器的应用：通过优化铁芯材料和改进工艺等措施，降低自身功耗，一般可降低20%~50%，灯具总的功率之和可降5%~10%。 灯具补偿：由于电感镇流器自然功率因数低，要考虑单灯末端补偿措施。包括单灯补偿或线路集中补偿等方式。 荧光灯镇流器性能对比表2 3．照度计算：
照明设计时，应逐个房间或场所按使用条件确定照度标准，选择光源、灯具、镇流器类型、规格、计算平均照度，使之符合规定的照度标准值，并使计算照度偏差不超过±10%的规定。 最常用，也是最基本的利用系统法计算平均照度计算公式如下： Eav = N·φ·U·K (1) A N = Eav·A (2) φ·U·K 式中： Eav —工作面上的平均照度（Lx）； φ—光源光通量（Lm）； N —光源数量； U —利用系数，其值见厂商样本资料，一般取~；也可参照民用建筑不同功能房间和常用灯具对应的值（利用系数），见表3； K —灯具的维护系数，其值见《建筑照明设计标准》GB50034-2004，表4.1.6； A —房间面积（m2）。 表3 民用建筑不同功能房间和常用灯具对应的值（利用系数）
激光的生物学效应讲解
论文关键词：激光激光生物效应激光与生物分子 论文摘要：本文主要简介了激光与生物组织相互作用所产生的生物效应，概述激光与生物分子相互作用机理研究现状。为提高和发展激光技术在此领域的应用，有必要对激光的生物学效应及生物物理机理进行研究。 一、激光的发光原理及其生物学效应 1激光发光原理 把一段激活物质放在两个互相平行的反射镜构成的光学谐振腔中，处于高能级的粒子会产生各种方向的自发发射。其中，非轴向传播的光波很快逸出谐振腔外，轴向传播的光波却能在腔内往返传播，当它在激光物质中传播时，光强不断增强。如果谐振腔内单程小信号增益G0l 大于单程损耗δ，则可产生自激振荡。原子的运动状态可以分为不同的能级，当原子从高能级向低能级跃迁时，会释放出相应能量的光子即自发辐射。同样的，当一个光子入射到一个能级系统并为之吸收的话，会导致原子从低能级向高能级跃迁即受激激吸收。然后，部分跃迁到高能级的原子又会跃迁到低能级并释放出光子即受激辐射。这些运动不是孤立的，而往往是同时进行的。当我们创造一种条件，譬如采用适当的媒质、共振腔、足够的外部电场，受激辐射得到放大从而比受激吸收要多，就会有光子射出，从而产生激光。 2激光生物学效应 由于激光具有能量和动量，激光作用于生物分子，就有可能使生物分子产生物理、化学或生物反应，这就是激光生物效应。目前，学术界认识比较一致的激光生物效应大致有五类：. 激光生物热效应、激光生物光华效应、激光生物压力效应、激光生物电磁效应和激光生物刺激效应。生物组织内的天然色素颗粒，对近紫外、可见光和近红外光谱区的激光有选择吸收作用。激光生物效应，目前已经在激光医疗、激光育种方面得到广泛、有效的应用。 （1）激光生物热效应
脉冲激光能量参数关系
脉冲激光器的能量换算 作者：王国力脉冲激光器的发射激光是不连续，一般以高重频脉冲间隔发射。发射能量以功的单位焦耳(J)计，即每次脉冲做功多少焦耳。 连续激光器发射的能量以功率单位瓦特(W)计量，即每秒钟做功多少焦耳，表示单位时间内做功多少。 瓦和焦耳的关系：1W=1J/秒。 一台脉冲激光器，脉冲发射能量是1焦耳/次，脉冲频率是50Hz，则每秒钟发射激光50次，每秒钟内做功的平均功率为：50X 1焦耳=50焦耳，所以，平均功率就换算为50瓦。 再举例说明峰值功率的计算，一台绿光脉冲激光器，脉冲能量是0.14mJ/次，每次脉宽20ns, 脉冲频率100kHz， 平均功率为：0.14mJ X 100k=14J/s=14W，即平均功率为14瓦； 峰值功率是每次脉冲能量与脉宽之比，即 峰值功率：0.14mJ/20ns=7000W=7kW, 峰值功率为7千瓦。 要想知道镜片的脉冲激光损伤阈值是否在承受极限内，既要计算脉冲激光的峰值功率，也要计算脉冲激光的平均功率，综合考虑。 如某ZnSe镜片的激光损伤阈值时是500MW/cm2, 使用在一台脉冲激光器中，脉冲激光器的脉冲能量是10J/cm2，脉宽10ns，频率50kHz。 首先，计算平均功率：10J/cm2 X 50kHz =0.5MW/cm2 其次，再计算峰值功率：10J/cm2 / 10ns = 1000MW/cm2 从脉冲激光器的平均功率看，该镜片是能承受不被损伤的，但从脉冲激光器的峰值功率看，是大于该镜片的激光损伤阈值的。所以，综合判断，该ZnSe镜片不宜用于此脉冲激光器。 如果有条件，对脉冲激光器镜片，应当分别测试平均功率和峰值功率的激光损伤阈值。 ?Ave. Power ：平均功率 ?Pulse energy ：脉冲能量 ?Pulse Width：脉宽 ?Peak Power: 峰值功率 ?Rep. Rate ：脉冲频率 ?ps：皮秒，10-12 S ?ns：纳秒，10-9S ?M: 兆，106 ?J: 焦耳 ?W: 瓦