在物理学里, 光跟物质的相互作用, 是个古老且深刻的研究范畴。早在十九世纪末时, 物理学家们就已然明白原子能够吸收以及发射光, 然而对于这一过程的微观机制却了解得非常少。二十世纪初, 伴随量子力学的建立, 人们开始从全新的角度去审视这个问题。玻尔于1913年所提出的原子模型, 首次把原子能级和光的发射与吸收关联起来, 并指出原子只能处在一系列分立的能量状态, 当原子在不同能级之间跃迁时, 会发射或者吸收特定频率的光子。可是, 玻尔模型尽管成功地对氢原子光谱作出了解释, 然而却没办法区分原子发光的不一样的方式。
是爱因斯坦真正揭示了辐射过程的本质, 1917年时, 爱因斯坦在对黑体辐射问题展开研究之际, 为了能够从统计力学方面去推导普朗克公式, 进而引入了三种基本的辐射过程, 分别是吸收、自发辐射以及受激辐射, 其中, 自发辐射早就被人们所熟知了, 而受激辐射却是爱因斯坦独到的贡献, 这个概念自从被提出以后的数十年时间里都没有引起广泛的重视, 一直到二十世纪五十年代, 当科学家们开始探寻怎样去产生相干光源的时候, 受激辐射的重要性才被充分认识到。在1960年的时候, 梅曼成功地制造出了第一台红宝石激光器, 靠着这个原理, 就获得了那最为辉煌的技术应用, 也就是受激辐射原理的技术应用。
对于理解受激辐射跟自发辐射二者之间的区别而言, 这不仅是掌握激光原理所必须要具备的前提条件, 而且还是深入去认识光跟物质相互作用本质的必然经由之路。这两种辐射过程呢, 虽说都关联到激发态原子朝着低能态的跃迁, 并且还伴随着光子的发射情况, 然而它们在触发机制、发射特性、统计规律等这些方面是存在着本质性差异的。而在本文当中, 将会从量子力学以及统计物理的角度出发, 系统地去阐述这两种辐射过程的物理图像情况、数学描述状况以及实验表现情形, 并且会借助具体的实例来表明它们在自然现象以及技术应用里的不同角色。
爱因斯坦系数与辐射过程的统计描述
1917年, 爱因斯坦在其论文里, 运用了一种极其精巧的办法去分析辐射过程, 他考量的是一个由众多原子构成的系统, 此系统与热辐射处于平衡状态的这种情形, 假定原子仅有两个能级, 基态的能量记作为E_1, 激发态的能量记作为E_2, 能级的差值是ΔE = E_2 - E_1, 依据玻尔的频率条件, 每当原子在这两个能级之间进行跃迁的时候, 所发射或者吸收的光子频率是ν = ΔE/h, 这里的h是普朗克常数。
于热平衡状况下, 处在两个能级的原子数量被分别记作N_1以及N_2, 它们相互之间的比值是由玻尔兹曼分布所决定的。要去维持这种平衡分布, 从激发态朝着基态的跃迁速率必然得等于从基态朝着激发态的跃迁速率。爱因斯坦表明, 从激发态朝着下跃迁存在两种途径, 一种是自发辐射, 它的速率跟外界辐射场没有关联, 仅仅是正比于处于激发态的原子数目N_2, 将比例系数标记为A_21；另一种是受激辐射, 它的速率不但正比例于N_2, 还正比例于频率为ν的辐射场能量密度ρ(ν), 把比例系数标记为B_21。而从基态往上面跃迁只有一种方式, 也就是吸收, 其速率正比例于N_1和ρ(ν), 把比例系数标记为B_12。
在热平衡状态下,向上跃迁的总速率等于向下跃迁的总速率,即:
B十二乘以N一乘以ρ（ν）, 等于A二一乘以N二, 加上B二一乘以N二乘以ρ（ν）。
能够从这个方程解出辐射场的能量密度。爱因斯坦要求这一结果和普朗克黑体辐射公式保持一致, 进而得到了三个系数之间的关系。这些关系显示, B_12和B_21是相等的（对于非简并能级来讲）, 并且A_21和B_21之间有着确定的比例关系:
A_21 / B_21 = (8πhν^3) / c^3
该关系具备深刻的物理意义, 它显示出自发辐射系数A_21和频率的三次方呈现正比关系, 这意味着高频辐射的自发辐射进程远比低频辐射强烈, 拿可见光与微波来举例, 可见光的频率大概是10^14赫兹, 而微波的频率大概是10^10赫兹, 二者相差四个数量级, 于是, 对于可见光频段, 自发辐射系数比微波频段高出约12个数量级。汤斯等人早在1954年就实现了微波激射器, 而光学激光器直到1960年才问世, 如此差异得以解释, 原因在于在微波频段, 自发辐射的竞争作用远弱于光学频段, 进而更容易实现受激辐射的主导地位。
其引入系数爱因斯坦了, 为去理解辐射过程, 提供出定量的统计工具。自发辐射系数里头那A_21的倒数, 它给出激发态的平均寿命τ, 而τ也就是1/A_21, 这可是一个极为重要的物理量。对于典型的原子跃迁而言, 激发态寿命属于纳秒量级；对于某些禁戒跃迁而言, 寿命能够长达出现毫秒甚至于秒。仿若氢原子的莱曼α线对应的2P态寿命约是1.6纳秒, 可氦原子的亚稳态2^3S_1寿命超过两小时。就这种存在着的巨大差异而言, 它是源自那不同跃迁的选择定则, 以及矩阵元也是不同的, 这结果清晰地反映出了原子结构的复杂性。
自发辐射的量子力学本质
按照量子力学的角度去看, 自发辐射是个单单由原子内在性质所决定的过程, 它并不需要外界辐射场的参与。可是呢, 这样的一种描述在经典物理的框架范围之内是没办法被理解的。经典电磁理论讲的是, 振荡着的带电粒子会持续地辐射出电磁波, 且能量的损耗是连续不断的。然而量子力学告诉我们, 原子的能量是存在量子化情况的, 原子从激发态到基态的跃迁是一个瞬间的事件, 在这个事件当中原子会发射出一个能量为hν的光子。
为何处于激发状态的原子会自行朝着低能状态跃迁呢? 在量子力学刚开始发展之时, 此番问题让许许多多的物理学家陷入了困扰之中。狄拉克于发展量子电动力学之际给出了答案, 意思就是自发辐射是原子跟真空电磁场相互作用所产生的结果。纵然是在不存在任何光子的真空当中, 电磁场也并非全然处于静止状态。量子力学的不确定性原理有所要求, 哪怕是处于最低能量的真空态之内, 电磁场也存在着无法予以消除的涨落, 把这种涨落称作零点涨落。正是这些真空涨落对激发态原子造成了扰动, 从而诱导它发生跃迁并且放射出光子。
从这个特定角度去看高中物理3-4电磁波，自发辐射事实上能够被视作是由真空场涨落所引发诱导的一种独一无二的受激辐射。然而呢, 鉴于真空涨落在各个不同方向、各类差别显著的偏振态上呈现出十足的随机以及均匀分布状态, 自发辐射过程中所产生的光子在发射方向方面、偏振态方面以及相位方面全都是随机的。这与那种经由相干外场诱导而成的受激辐射产生了十分鲜明的对比。
于半经典近似状况之时, 能够借助含时微扰理论去计算自发辐射速率, 假设原子处于激发态|2⟩。处在电偶极近似情形下, 原子跟辐射场的相互作用哈密顿量可以写成H' = -d^ · E^, 这里面d^是原子的电偶极矩算符, E^是电场强度。依据费米黄金规则可以知道, 原子在单位时间当中从激发态|2⟩跃迁到基态|1⟩并且发射一个光子的概率是:。
A_21等于, （ω的三次方除以3πε_0ħc³）乘以, |⟨1|d^|2⟩|的平方。
这个表达式鲜明地呈现出了自发辐射速率同跃迁频率以及电偶极矩阵元之间的关联, 频率的三次方依赖性跟爱因斯坦的宏观分析全然契合, 那个矩阵元|⟨1|d^|2⟩|涵盖了原子结构的所有信息, 选择定则恰恰源自于这个矩阵元, 当矩阵元为零时, 相应的电偶极跃迁被禁止, 原子只能借着其他机理（像磁偶极或者电四极跃迁）来发生跃迁, 这些进程通常要慢得多。
自发辐射有个显著特点是其统计性质, 对于单个原子, 我们没办法预测它何时发射光子, 只能给出一种概率分布, 设t=0时刻有N_0个原子处于激发态, 因自发辐射是马尔可夫过程（即未来状态仅取决于当前状态与历史无关）, 所以激发态原子数目随时间的衰减服从指数规律, 即N(t) = N_0 * exp(-A_21 * t)。这恰恰是放射性衰变的典型特性, 实际上, 原子核的放射性衰变跟原子的自发辐射于统计规律方面是全然相仿的。
在实验方面, 自发辐射的这些特性能够借助测量荧光去进行观察, 当运用光脉冲激发原子之后马上关闭光源, 接着测量原子所发出的荧光强度随着时间的变化情况, 能够获得一条指数衰减曲线, 从这条曲线当中能够确定激发态寿命, 这种时间分辨荧光技术在原子物理领域、分子光谱领域以及生物荧光探针研究领域均有着广泛的应用。比如说, 在针对叶绿素分子的能量转移进程展开研究期间, 进行研究的人员借助飞秒激光脉冲去激发叶绿素这种物质, 紧接着测定不同波长荧光在时间层面上的演变历程, 由此揭露出光合作用里激发能处于不同色素分子之间时发生转移的动力学过程。
受激辐射的诱导机制
受激辐射是指, 处于激发态的原子, 在受到外来光子作用时, 会发生向低能态的跃迁, 与此同时, 还会发射出一个光子,这个光子与入射光子在各个方面上竟是完全相同的。此处所说的"完全相同", 涵盖着频率、传播方向、偏振态以及相位都完完全全保持一致的意思。恰恰是因为存在这种具备完全复制特性的情况, 才导致受激辐射成为能够产生相干光的基础。
对于理解受激辐射的物理图像这一情况而言, 能够从原子与光场的共振相互作用方面入手。至于那处于什么样状况一下呢, 就是当有一束光其携带的频率跟处于激发态的原子所具有的跃迁频率相匹配的时候, 并且这束光照射到那些处于激发态的原子上时, 那么, 此时入射光内部携带的电场就在原子的内部产生一种跟原子本身所固有的振荡频率同一个频率的驱动力。而这样一种共振驱动会致使原子所具备的电偶极矩按照跟入射场保持一样的相位来进行振荡。依据经典电磁理论来讲, 振荡着的偶极子是会辐射出电磁波的, 然而因为偶极矩方面的振荡跟入射场一直维持着固定的相位关系, 所以辐射出来的光肯定会跟入射光形成相干。
从量子力学这个角度来看, 受激辐射能够采用微扰理论予以描述。有一个处于激发态|2⟩的原子, 它在单色光场作用的情况下向基态|1⟩进行跃迁。在电偶极近似的情形下, 跃迁概率和入射光场的强度以及原子处于激发态的时间成比例。详细来说, 单位时间内产生受激辐射的概率是B_21 * ρ(ν), 这里B_21是受激辐射系数, ρ(ν)是入射光在跃迁频率处的能量密度。
最能吸引人们注意的受激辐射特性是光子的增殖效应, 一个入射光子致使一个处于激发态的原子发射出一个光子后, 此刻便有了两个一样的光子, 要是这两个光子再各自诱导两个处于激发态的原子发射光子, 那就有了四个光子, 倘若这种链式反应能够持续不断地进行下去, 光子的数目将会以指数形式增长, 当然, 这种增长需要有足量的处于激发态的原子作为“燃料”, 而这正是实现激光需要建立粒子数反转的缘由。
针对早期的激光实验, 研究者们清晰地观察到了受激辐射的增益效应。1960年, 梅曼把红宝石晶体用作增益介质, 晶体里的铬离子（Cr^3+）给出了工作能级。用氙灯的强光泵浦红宝石时, 大量铬离子被激发到高能态, 历经快速的无辐射弛豫后积聚在亚稳态能级上。一旦有极小量光子（最初源于自发辐射）顺着晶体轴向传播, 它们就会致使其他激发态铬离子产生受激辐射, 生成更多相同方向的光子。反射膜被镀在晶体两端, 借此构建成光学谐振腔, 光子得以在腔内多次来回往返, 每一次经过增益介质时, 均会获得放大；一旦增益超过损耗，光子的数目就会急剧地增加, 进而形成激光脉冲。
还有一个能展现受激辐射特性的有名实验, 是1954年汤斯等人所制造的氨分子微波激射器, 氨分子有着一种特殊的能级结构, 因分子的伞形振动模式, 氮原子能够在由三个氢原子构成的平面两侧之间隧穿, 致使基态分裂成两个能级, 能级间距对应大约24千兆赫兹的微波频率, 汤斯借助不均匀电场把处于高能态的氨分子从分子束里分离出来, 引领它们进入一个微波谐振腔。自发辐射产生的在位于内部的腔里的微波光子, 诱导了其他分子发生受激辐射, 接着形成了高度相干的、稳定的微波输出, 这是人类最早达成的受激辐射处于主导地位的情况, 汤斯凭借此也荣获了1964年的诺贝尔物理学奖。
有一个重要特点是受激辐射, 它是一个玻色增强过程, 依据量子统计, 光子属于玻色子, 多个玻色子倾向于占据同一量子态, 当辐射场里已经存在n个光子时, 受激辐射产生第n+1个光子的概率正比于(n+1), 并非仅仅正比于1, 这个额外的增强因子“1”是自发辐射的贡献, 而因子“n”源于已有光子的受激辐射效应, 这种玻色增强效应是激光能够产生强相干光的量子力学基础。
辐射特性的本质差异
发射光子特性方面, 自发辐射与受激辐射有着根本区别 , 这些差异直接决定其于不同物理现象中的不同表现 , 还决定其在各异技术应用里的不同呈现。
说到发射方向时, 自发辐射呈现出各向同性。对于一个单独的激发态原子来讲, 它能够朝着空间里的任意方向去发射光子, 各个方向上的概率是完全一样的（在电偶极辐射的情形下, 确切地讲虽然存在一定的角分布, 然而并没有优选方向）。这种各向同性的缘由在于真空场涨落在所有方向上都是均匀的。与之形成对比的是, 受激辐射的光子严格循着入射光的传播方向来发射。要是入射光沿着x轴正向传播, 那么受激辐射的光子必然也沿着x轴正向传播, 而不会朝其他方向进行散射。
偏振特性不一样, 差别极大。自发辐射的偏振是随机的, 针对大量原子的自发辐射而言, 各种偏振态的光子数量相等, 整体呈现出不是偏振光的状态。受激辐射的光子有着和入射光完全一样的偏振态, 倘若入射光是线偏振的, 那么受激辐射光也是相同方向的线偏振光, 要是入射光是圆偏振的, 受激辐射光也是相同旋向的圆偏振光。
对于自发辐射, 在其相位关系方面, 各个光子之间不存在确定的相位关系, 哪怕是同一个原子于不同时刻发射的两个光子, 其相位同样是随机的, 并且互不相关联, 这是源于每次自发辐射都是由难以把控的真空涨落触发的独立情况。至于受激辐射却全然不一样, 它属于: 受激发射的光子跟入射光子有着确定的相位关系, 二者具有相干性, 这样的相干性就表明着受激辐射的光能够形成稳定的干涉图样, 然而自发辐射的光, 就拿如同普通灯泡发出的光来说, 仅仅只能产生经过时间平均之后模糊的干涉。
光谱特性同样展现出了两种辐射之间的差别。首先, 自发辐射的光谱线具备自然线宽, 而这是由不确定性原理所决定的。具体来说, 激发态寿命τ跟能级宽度Δ E存在这样的关系: ΔE * τ ≥ ħ/2 , 所以自发辐射的光谱线宽度起码为Δν ≈ 1/(2πτ)。实际上, 鉴于原子的热运动以及碰撞, 自发辐射的谱线还会进一步变宽。其次, 受激辐射的光谱能够十分窄, 原因在于激光腔的模式选择作用会挑选出特定频率的光。得力于精密稳频技术, 激光的线宽能够达到赫兹程度, 甚至可达毫赫兹量级, 它比自发辐射的自然线宽窄出八个数量级多。
从能量守恒这个角度去看，两种辐射均是满足能量守恒的, 跃迁之前与之后的能量差都等同于发射光子所具有的能量hν。然而在受激辐射当中, 入射光子并不会被消耗掉, 它仅仅是诱导激发态原子去发射一个全新的光子。这是和吸收过程形成鲜明对比的: 在吸收过程里, 入射光子会消失不见, 其自身能量转移给了原子。受激辐射所具备的这一特点让光放大变成了可能——借助于增益介质的光不但不会出现衰减, 反而还会得到增强。
这些差异于实际观测当中有显著的体现, 以夜空中的星星来讲, 恒星表面等离子体里的原子借由自发辐射来发光, 此光属于不一样的相干、不一样的偏振, 为各向同性予以发射, 哪怕恒星表面存有大量原子同时进行发光, 因各原子发射的光之间并不存在相位的关联高中物理3-4电磁波，恒星所发出的光仅仅能够被视作热辐射, 并非相干光源, 还有另外一个属于霓虹灯管的例子, 霓虹灯管里的氖原子被电场激发以后凭借自发辐射散发出橙红色的光。尽管灯管里头有着数量众多的原子一块儿放光, 可以是每一个原子辐射全属于独自的随机状况, 所以霓虹灯发出来的光同样是不相干的。
与之相反, 激光器所发出的光呈现出受激辐射的全部特征, 其具有高度的方向性, 发散角能够小于 1 毫弧度, 具备单一的偏振态, 偏振度可以达到 99.9%以上, 拥有极好的单色性, 波长分布极其狭窄, 还具有高度的相干性, 相干长度可达数公里。正是这些特性, 使得激光在精密测量、光纤通信、激光加工等领域具备不可替代的优势。
粒子数反转与辐射竞争
在实际的物理系统当中, 自发辐射是存在的, 受激辐射同样也是存在的，并且它们二者总是同时存在着的, 而且还相互竞争着, 理解这种竞争, 对于分析激光的工作条件而言, 那真的是至为重要至关切要格外重要的。
在热平衡的状况之下, 处于低能态的原子数量向来是比高能态的要多。这是由玻尔兹曼分布所确定的: N_2与N_1的比值等于exp减去ΔE除以k_B与T的乘积, 这里面k_B指的是玻尔兹曼常数, 而T代表的是温度。因为ΔE大于0, 所以这个比值一直都是小于1的。拿室温下也就是T约等于300开的可见光跃迁来说, 这种情况下ΔE约等于2电子伏特, 此时N_2与N_1的比值约等于exp负77, 大概就是10的负33次方, 这表明高能态几乎完全没有原子存在。
在这样正常的粒子数分布状情形下, 当光束穿过介质之际, 吸收进程占据主导地位, 这是由于, 吸收速率与基态原子数目N_1成正比例关系, 而受激辐射速率与激发态原子数目N_2成正比例关系。既然N_1远远大于N_2, 吸收便压制受激辐射, 光束在传播进程中持续衰减。
想要达成光的放大, 就得打破这种热平衡分布, 人为地让N_2＞N_1, 也就是实现粒子数反转。在粒子数反转的条件之下, 受激辐射速率超过吸收速率, 光束穿过介质的时候能够得到净增益。然而, 自发辐射一直存在, 它消耗激发态原子却不产生相干光子, 所以是一种损耗机制。为了维持粒子数反转, 就得持续向系统注入能量（泵浦）, 用以补偿自发辐射跟受激辐射对激发态原子的消耗。
由辐射场的光子数密度来决定自发辐射跟受激辐射的相对重要性, 若频率是ν的辐射场里边平均每个模式存在着n个光子, 那么对于受激辐射速率和自发辐射速率而言其比值大约是n, 要是n远远比1小的时日自发辐射占主要地位 因为n和1 因此即便单个模式中的光子数很少, 普通光源例如白炽灯、荧光灯的发光区域亦如此, 所以自发辐射主宰着发光过程。在激光腔内, 光子存在累积效应, 单个激光模式能积累极大数量光子, 数量可达10^10以上, 如此一来, 受激辐射便压倒性地超过了自发辐射。
可通过一个具体例子来说明这种竞争关系, 考虑氦氖激光器里的氖原子632.8纳米跃迁, 这一跃迁的自发辐射系数约为A_21 ≈ 3×10^6每秒, 对应激发态寿命约300纳秒, 在没有激光振荡时, 一个激发态氖原子平均在300纳秒内就会经由自发辐射衰变, 然而当激光振荡建立起来后, 腔内循环着大量光子, 激发态原子在碰到这些光子时会迅速产生受激辐射。倘若腔内光强足够高, 那么激发态原子的平均存在时间能够缩减至纳秒甚至皮秒量级, 在此期间自发辐射几乎没有发生的机会。这便是激光输出的相干性如此良好的原因, 即绝大部分光子是经由受激辐射产生的贝语网校，而这些光子都与腔内已有的光子呈现相干状态。
另一个具有重要意义的因素是辐射对于频率的那种依赖性。如同之前已经阐述过的那样, 自发发生辐射时的系数是跟频率的三次乘积呈现出正比这样一个关系的。这所表达的意思就是, 在较高频率的区域当中, 就比方是紫外以及 X 射线这些范围, 自发进行的辐射强度是十分的强的, 在此种状况下要是想去建立粒子数量的反转, 还有实现激光振荡都会变得更加具有难度。实际上, 跟随着所测得波长的不断缩短, 想要实现激光的难度会急剧地上升。可见光的激光器在 1960 年的时候就已经宣告成功了, 但是紫外激光器的发展历程却耗费了更长的时间, 而 X 射线激光器直到如今仍然属于前沿部分的研究课题。短波长相干光源, 因自由电子激光器的出现, 有了新的途径, 然而, 它的原理, 和基于原子能级跃迁的传统激光, 已然存在根本的差异。
实验验证与测量技术
对自发辐射以及受激辐射特性的定量化测量与验证, 能够借助多种实验方法来达成。这些实验不但证实了所做出的理论预言, 而且还借助这些实验针对激光的技术发展给出了关键的数据。
把样品用一个脉宽远远小于激发态寿命的短脉冲对其进行激发, 之后通过快速探测器去记录荧光强度随着时间的变化情况, 此为在实验里测量自发辐射最径直的手段即时间分辨荧光技术了。对于简单的有着两个能级的系统而言, 荧光强度呈现出单指数衰减状态: I(t)等于I_0乘以exp(-t/τ), 能够从衰减曲线直接读取到激发态寿命τ, 再凭借这个进而得出自发辐射系数A_21等于1/τ。然而对于复杂的诸如多能级份子等系统来说, 荧光衰减兴许会呈现多指数的形式, 从而反映出各个不同能级或者不同辐射通道所做出的贡献。
在现代实验里头, 对于时间分辨测量而言, 其精度能够达到飞秒量级。借助飞秒激光脉冲以及条纹相机或者上转换技术, 研究者能够去追踪那般寿命仅仅才几十飞秒的超快过程了。比如说, 在针对叶绿素分子超快动力学展开研究之际, 人们发觉光遭到激发之后, 能量处于不同叶绿素分子之间进行转移的时间尺度落在100飞秒到几皮秒之间, 而这些过程对于光合作用的效率来讲是相当关键的。
受激辐射的测量常借助于经过增益得以对其进行测量, 最为简便的方式乃是泵浦探测实验, 即运用一束强度较大的泵浦光来构建起粒子数反转, 再运用一束强度较弱的探测光去测量穿过样品之后所产生的强度变化, 一旦探测光出现放大现象, 也就是输出强度比输入强度大, 那就证实了受激辐射已然超过了吸收, 借由去改变泵浦的强度以及测量与之相应的增益就能够对受激辐射过程展开定量研究。
1962年, 霍尔等人对半导体激光器展开研究, 这可是早期的一个经典实验。他们发现, 往砷化镓p-n结注入电流, 一旦超过某一阈值, 发射光谱就会突然变窄, 输出强度会急剧增加, 而且光的方向性会显著改善。这些变化意味着从自发辐射主导转变到受激辐射主导。在阈值以下的时候, p-n结发出的是普通发光二极管的光, 是宽谱、各向同性的自发辐射；在阈值以上, 受激辐射开始起主导作用, 输出就转变为窄谱、定向的激光。要提取出受激辐射以及自发辐射系数, 得通过测量这样的操作, 即测量阈值电流还有各种激光参数, 来实现。
用于区分自发辐射与受激辐射的另一重要手段是相干性测量。迈克尔逊干涉仪是最经典的相干性测量装置。把待测光源的光分成两束, 让它们走过不一样的光程之后再合并, 然后观察干涉条纹。要是光程差增加时干涉条纹的可见度渐渐下降, 到条纹消失时的光程差就定义成相干长度。普通光源也就是自发辐射, 其相干长度一般只有微米至毫米的量级, 而激光这一受激辐射的相干长度能够达到米甚至公里。比如, 经过了稳频处理的氦氖激光器, 其相干长度能够超过100米, 然而, 单频半导体激光器, 在经过了外腔反馈稳定之后, 相干长度可以达到数公里。
对光子进行统计测量, 能提供用以区分两种辐射的更深层次信息, 自发辐射（热光）所产生的光子, 服从玻色 - 爱因斯坦统计, 其中光子抵达探测器的时间间隔分布, 呈现出“聚束”相应——也就是光子有着倾向于成群抵达的特性, 这一效应是由汉伯里 - 布朗和特维斯在1956年首次观测到的, 与之形成对比的是, 理想激光（主导为受激辐射）的光子服从泊松统计, 光子到达时间具有随机独立性, 不存在聚束效应。要是去测量光强的二阶关联函数g^(2)(τ), 那么就能够定量区分热光（g^(2)(0) = 2）以及激光（g^(2)(0) = 1）。现代量子光学实验室常常把这种技术用来表征各种光源的量子特性。
在应用方面, 针对自发辐射做到精确测量, 这给原子物理以及分子物理给予了丰富的结构信息。原子的跃迁概率, 也就是自发辐射系数, 跟波函数准确形式联系紧密, 所以精确测量跃迁概率是查验原子结构计算方法的关键途径。举例来说, 对于锂原子2P - 2S跃迁寿命进行精确测量, 其实验值大概是27纳秒, 将此与量子电动力学理论计算相互比较, 为检验基本物理理论准备好了高精度数据。
总结
本文对光与物质相互作用基本过程里受激辐射与自发辐射这两种情况, 系统地探讨了其物理机制以及特性差异。自发辐射是激发态原子, 在真空场涨落作用下, 自发向低能态跃迁的过程, 其发射具备随机性, 光子的方向、偏振以及相位均呈随机分布, 从而使得自发辐射光为非相干的。受激辐射是在外来光子诱导下发生的跃迁, 发射的光子跟入射光子在频率、方向、偏振以及相位上完全一样, 这种完全复制的特性是产生相干光的物理基础。
自爱因斯坦1917年展开开创性工作起, 直至现代量子电动力学给出精密描述, 对于这两种辐射过程的认识持续深入。爱因斯坦系数间的定量关系, 揭示出自发辐射跟频率三次方之间的依赖关系, 阐释了高频辐射的自发辐射更为强烈的缘由, 且说明了短波长激光实现存在困难的原因。量子力学不断发展显示出, 自发辐射能够被视作真空涨落诱导产生的特殊受激辐射, 这两种过程在深层次层面拥有统一的物理根源。然而, 它们于宏观特性方面存在着显著不同之处, 那就是, 自发辐射会引发非相干的热光现象, 而受激辐射则是在粒子数反转这样的条件之下, 产生高度相干的激光。
这两种辐射过程存在竞争, 这种竞争决定了光与物质相互作用的宏观表现。在热平衡条件之下, 吸收总是会超过受激辐射, 当光在介质当中进行传播的时候会被吸减。只有将热平衡打破, 并且建立起粒子数反转这件事情能实现, 才可以让受激辐射占据主导地位, 进而达成光的放大。激光器进行工作正是将这一原理作为基础的。与此同时, 自发辐射作为一种始终都在存在的“噪声”源, 它会消耗激发态原子, 还会破坏相干性, 这是激光系统必须要去克服的内在限制。
随着实验技术不断发展, 我们得以精确测量并验证那些理论预言。有的手段是时间分辨荧光测量, 有的是增益光谱分析, 有的是干涉仪相干性测量结果, 还有的是光子统计实验情况, 多种手段彼此相互补充, 这为理解辐射过程构建起全面实验基础。这些测量一方面验证了基本理论, 另一方面为激光技术优化以及新型光源开发提供重要数据。
理解激光物理的出发点在于受激辐射与自发辐射的区别。这两种看起来似乎相似的过程就是: 都涉及激发态原子向低能态的跃迁, 还涉及光子的发射。然而实际上, 它们在触发机制以及发射特性上存在着本质的不同之处。正是因为这种差异, 人类才能够在自然界里到处都有的非相干自发辐射当中, 借助巧妙的物理设计办法, 创造出拥有独特性质的相干光源, 进而开辟出了从基础科学一直到技术应用的广阔天地。