王 杰，高 靜，楊保東，張?zhí)觳?，王軍?/p>

(山西大學(xué)光電研究所 量子光學(xué)與光量子器件國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，山西 太原030006)

1 引 言

激光頻率的穩(wěn)定性在量子計(jì)量、冷原子物理、光纖通訊等很多領(lǐng)域中至關(guān)重要。通過(guò)光柵外腔反饋等光學(xué)反饋技術(shù)可以使半導(dǎo)體激光器獲得兆赫量級(jí)甚至更窄的線寬輸出。常見(jiàn)的光柵反饋方式有Littrow 和Littman 方式。在Littrow 反饋方式中，經(jīng)光柵衍射后產(chǎn)生的一級(jí)衍射光直接反饋回激光器，零級(jí)光作為輸出光; 在Littman 反饋方式中，經(jīng)光柵衍射后產(chǎn)生的一級(jí)衍射光先投射到一個(gè)反射鏡上，由反射鏡原路反射回光柵，產(chǎn)生第二次衍射，然后使衍射光反饋回激光器。由于存在溫度起伏、注入電流的波動(dòng)、空氣流動(dòng)、機(jī)械擾動(dòng)以及其他干擾，使得光柵外腔反饋半導(dǎo)體激光器在自由運(yùn)轉(zhuǎn)時(shí)的頻率起伏仍然比較大，因此需要利用電子學(xué)負(fù)反饋的方法，將激光器鎖定到高穩(wěn)定的頻率標(biāo)準(zhǔn)上。例如以特定原子分子躍遷譜線或法布里-珀羅( Fabry-Perot) 腔共振頻率為參考，對(duì)激光器進(jìn)行頻率鎖定。

通過(guò)一定方式獲得以原子躍遷譜線為基礎(chǔ)的鑒頻信號(hào)，采用電子伺服系統(tǒng)將頻率校正信號(hào)負(fù)反饋到激光器，可以實(shí)現(xiàn)激光器頻率的鎖定［1］。常用的兩種獲得鑒頻曲線的方法有飽和吸收光譜技術(shù)［1］和偏振光譜技術(shù)［2］。飽和吸收光譜鎖頻技術(shù)是在飽和吸收光譜的基礎(chǔ)上，通過(guò)對(duì)激光器進(jìn)行頻率調(diào)制，由相敏檢波獲得相應(yīng)的鑒頻曲線，即實(shí)現(xiàn)飽和吸收光譜的一階微分( 或三階、五階微分) 。這樣的鑒頻曲線具有很高的信噪比，但反饋環(huán)路的頻率帶寬會(huì)受到調(diào)制頻率和相敏檢波所用的鎖相放大器積分時(shí)間常數(shù)的限制。偏振光譜技術(shù)是1976 年由Wieman 和Hansch 提出的［2］，這種技術(shù)可以消除由于線性吸收引起的多普勒展寬，也無(wú)需對(duì)激光頻率進(jìn)行調(diào)制( 當(dāng)然也就無(wú)需進(jìn)行相敏檢測(cè)) ，目前已被廣泛地應(yīng)用于激光頻率鎖定［3～7］。

本文介紹飽和吸收光譜穩(wěn)頻和偏振光譜穩(wěn)頻兩種方法的基本原理，以及采用這兩種穩(wěn)頻方案將780 nm 光柵外腔反饋半導(dǎo)體激光器( ECDL)穩(wěn)定到87Rb 5S1/2Fg=2 -5P3/2Fe=3 超精細(xì)躍遷線上的結(jié)果比較。

2 原理及實(shí)驗(yàn)裝置

2.1 原 理

實(shí)驗(yàn)中使用的是含有天然豐度87Rb 和85Rb( 比例為27.8% ∶72.2%) 混合氣體的銣原子氣室。與實(shí)驗(yàn)相關(guān)的87Rb 原子5S1/2態(tài)和5P3/2態(tài)的超精細(xì)分裂如圖1 所示。實(shí)驗(yàn)中擬將780 nm 光柵外腔反饋半導(dǎo)體激光器的頻率鎖定在87RbFg=2 -5P3/2Fe=3 超精細(xì)躍遷線上，從而抑制激光頻率的起伏，提高激光頻率的穩(wěn)定度。

圖1 87Rb 原子超精細(xì)能級(jí)Fig.1 Relevant hyperfine levels of 87Rb atoms

熱平衡時(shí)，根據(jù)玻耳茲曼分布可知，絕大多數(shù)原子處于基態(tài)，速度分布為麥克斯韋分布。來(lái)自同一激光器的泵浦光與探測(cè)光相向重疊于銣原子氣室，泵浦光的功率較探測(cè)光的功率大。當(dāng)激光器掃描到原子的共振線時(shí)，泵浦光與探測(cè)光同時(shí)作用于在探測(cè)光方向上“零”速度分量的原子，較強(qiáng)的泵浦光使這部分原子在基態(tài)的數(shù)目減少，從而探測(cè)光通過(guò)銣原子氣室時(shí)的吸收減弱，即出現(xiàn)飽和吸收峰，如圖3 對(duì)應(yīng)的峰T1，T2，T3。當(dāng)激光頻率掃描到某兩對(duì)超精細(xì)能級(jí)的共振頻率中間時(shí)，由于多普勒效應(yīng)，對(duì)于探測(cè)光方向上特定速度分量( 假設(shè)該速度分量方向與探測(cè)光的傳播方向相同) 的原子，感受到迎面而來(lái)的泵浦光頻率剛好升高到那對(duì)超精細(xì)能級(jí)中能量較高的能級(jí)對(duì)應(yīng)的共振頻率，同時(shí)這群原子感受到從背面而來(lái)的探測(cè)光的頻率正好降低到那對(duì)超精細(xì)能級(jí)中能量較低的能級(jí)對(duì)應(yīng)的共振頻率，在泵浦光的作用下這群原子在基態(tài)的數(shù)目減少，其結(jié)果導(dǎo)致對(duì)探測(cè)光的吸收減少，譜線也呈吸收減弱的峰。除此之外，在探測(cè)光路徑上速度分量還存在與上述速度分量大小相等而方向相反的另一群原子，探測(cè)光與泵浦光的情形與上述情況對(duì)調(diào)，但結(jié)果類(lèi)似，這是飽和吸收光譜中交叉峰( 圖3 中C12，C13，C23)形成的原因［8］。其它位置處都不會(huì)出現(xiàn)上述的兩種情況，仍然保持原來(lái)的多普勒背景。

在應(yīng)用飽和吸收光譜對(duì)半導(dǎo)體激光器穩(wěn)頻時(shí)，需要對(duì)激光器進(jìn)行頻率調(diào)制( 如圖2 所示) ，然后通過(guò)相敏檢波獲得鑒頻曲線，但這樣會(huì)給激光器帶來(lái)額外噪聲。在實(shí)驗(yàn)中還采用偏振光譜鎖頻方法，直接獲得類(lèi)色散信號(hào)，即鑒頻曲線，無(wú)需對(duì)激光器進(jìn)行頻率調(diào)制。偏振光譜穩(wěn)頻是一種無(wú)頻率調(diào)制的穩(wěn)頻技術(shù)，與飽和吸收光譜穩(wěn)頻相比，激光的頻率穩(wěn)定度可得到明顯提高。

圖2 飽和吸收光譜穩(wěn)頻和偏振光譜穩(wěn)頻的實(shí)驗(yàn)裝置示意圖Fig.2 Schematic diagram of experimental setups for frequency stabilization using Saturated Absorption Spectroscopy( SAS)and Polarization Spectroscopy( PS)

在銣原子典型的偏振光譜實(shí)驗(yàn)裝置［3，5］中，一束較弱的線偏振探測(cè)光與另一束較強(qiáng)的圓偏振抽運(yùn)光反向重疊于銣原子氣室，兩束光來(lái)自同一激光器( 頻率相同) 。沒(méi)有圓偏振的抽運(yùn)光時(shí)，銣原子近似均勻地分布在基態(tài)不同的Zeeman 態(tài)上。當(dāng)圓偏振的抽運(yùn)光穿過(guò)銣原子氣室時(shí)，由于不同Zeeman 態(tài)之間的CG( Clebsch-Gordan) 系數(shù)不同，造成不同Zeeman 態(tài)上原子的布居數(shù)不對(duì)稱(chēng)，導(dǎo)致原子介質(zhì)的各向異性，表現(xiàn)為處于不同Zeeman 態(tài)的原子對(duì)左旋圓偏振光和右旋圓偏振光的吸收不同。而沿著探測(cè)光方向( 加一弱磁場(chǎng)，為系統(tǒng)的量子化軸) ，線偏振探測(cè)光可以看作左旋圓偏振光和右旋圓偏振光按照特定相位差的疊加，兩者不僅對(duì)原子的吸收有差異，而且在原子氣室中的傳播速度也不同，導(dǎo)致兩個(gè)圓偏振光分量的相位差發(fā)生變化，最終使探測(cè)光的偏振發(fā)生變化。這樣線偏振探測(cè)光通過(guò)銣原子氣室后，再經(jīng)過(guò)半波片λ/2 和偏振分光棱鏡PBS 分解為兩路由光電探測(cè)器接收進(jìn)行差分探測(cè)，即可得到偏振光譜，用作鑒頻曲線。

這里對(duì)偏振光譜進(jìn)行了簡(jiǎn)單的理論分析。設(shè)偏振光譜實(shí)驗(yàn)裝置中，探測(cè)光的頻率為ω，傳播方向沿z軸，偏振方向?yàn)閤軸，則線偏振探測(cè)光可表示為［3］:

其中，k0為探測(cè)光在真空中的波矢量的模，它可以分解成左旋圓偏振光σ+和右旋圓偏振光σ-。由于與探測(cè)光反向傳播的圓偏振抽運(yùn)光使原子介質(zhì)變?yōu)楦飨虍愋越橘|(zhì)，對(duì)探測(cè)光的左旋和右旋圓偏振分量的吸收系數(shù)α+和α-以及折射系數(shù)n+和n-不同。兩圓偏振分量通過(guò)銣原子氣室，在氣室的輸出窗處(z=L) 合成一個(gè)橢圓偏振光，其主軸相對(duì)于x軸略有轉(zhuǎn)動(dòng)。

通過(guò)銣原子氣室后的探測(cè)光進(jìn)入到由λ/2波片、偏振分光棱鏡和差分探測(cè)器組成的探測(cè)系統(tǒng)時(shí)，被偏振分光棱鏡分解到兩個(gè)方向上，假設(shè)其中一個(gè)方向與y軸夾角為φ，則此方向上透射光強(qiáng)為I( φ) 。在實(shí)驗(yàn)中Δα 和Δn都很小，因此可在計(jì)算中保留到二次項(xiàng)。

其中，χ=( ω0-ω)/γ，Δα0=Δα( ω=ω0) ，γ 為銣原子自然線寬。此時(shí)ΔI為完全色散型函數(shù)，可作為鑒頻信號(hào)用于激光頻率鎖定。

2.2 實(shí)驗(yàn)裝置

利用飽和吸收光譜和偏振光譜穩(wěn)頻的實(shí)驗(yàn)裝置如圖2 所示，圖中ECDL 為780 nm 光柵外腔反饋半導(dǎo)體激光器，OI 為光隔離器，λ/2 為半波片，M 為高反鏡，PBS 為偏振分光棱鏡，BS 為分束器，NDF 為中性衰減片，λ/4 為四分之一波片，Rb Cell 為φ 20 mm×50 mm 的銣原子氣室，PD 為光電探測(cè)器，DPD 為差分探測(cè)器，Lock-in 為鎖相放大器，P-I 為比例積分放大器，Oscilloscope 為示波器，Triangle Wave 為三角波信號(hào)發(fā)生器，Sine Wave 為正弦波信號(hào)發(fā)生器，⊕為加法器，HV 為高壓放大器，PZT 為ECDL 光柵外腔上的壓電陶瓷，Current Driver 為恒流源驅(qū)動(dòng)，Temperature Controller 為控溫儀。圖中實(shí)線表示光路部分，點(diǎn)線表示電路部分，上方虛線框內(nèi)為偏振光譜裝置，下方點(diǎn)劃線框內(nèi)為飽和吸收光譜裝置。下半部分( 接通①) 為飽和吸收光譜穩(wěn)頻，上半部分( 接通②) 則為偏振光譜穩(wěn)頻。

激光器為T(mén)optica 公司生產(chǎn)的780 nm ECDL( DL-100) ，實(shí)驗(yàn)中激光器的驅(qū)動(dòng)電流約為101 mA，工作溫度為21.4 ℃。接通①時(shí)，ECDL輸出激光經(jīng)過(guò)OI 和λ/2 波片并由BS1反射進(jìn)入飽和吸收光譜裝置，其中由PBS 反射的s 偏振光經(jīng)過(guò)λ/4 波片變換為圓偏振光作為抽運(yùn)光，由全反鏡反射回來(lái)的光作為探測(cè)光，由于s 偏振光兩次通過(guò)λ/4 波片，通過(guò)調(diào)整λ/4 波片可以使其變?yōu)閜 偏振光，從而透過(guò)PBS 進(jìn)入PD。為了得到飽和吸收光譜，需對(duì)激光器頻率進(jìn)行掃描，調(diào)節(jié)加在光柵外腔上的壓電陶瓷的三角波(30 Hz) 電壓的幅度和偏置，可得到對(duì)應(yīng)于87Rb 原子5S1/2Fg=2-5P3/2Fe=1，2，3 躍遷的飽和吸收光譜。將探測(cè)得到的信號(hào)輸入Lock-in，通過(guò)相敏檢波可得到鑒頻信號(hào)。其中，激光頻率調(diào)制所加正弦波頻率為15 kHz，幅度為4 mV( 經(jīng)5 dB 衰減) ;同時(shí)也作為鎖相放大器的參考信號(hào)。減小三角波掃描信號(hào)并調(diào)節(jié)偏置電壓，直到三角波被徹底關(guān)閉，將頻率糾正信號(hào)負(fù)反饋到ECDL 光柵外腔的PZT，調(diào)節(jié)比例積分放大器參數(shù)，可以將激光器鎖定到Fg=2 -Fe=3 躍遷線上。

接通②時(shí)ECDL 輸出光由BS2反射進(jìn)入偏振光譜裝置，其中由PBS 反射的s 偏振光經(jīng)λ/4 波片變換為圓偏振光進(jìn)入銣原子氣室作為抽運(yùn)光，透過(guò)PBS 的p 偏振光經(jīng)反射鏡后與抽運(yùn)光反向進(jìn)入銣原子氣室作為探測(cè)光。對(duì)激光器的頻率進(jìn)行掃描可得到對(duì)應(yīng)于87Rb原子5S1/2Fg=2 -5P3/2Fe=1，2，3 躍遷的偏振光譜，作為激光器頻率鎖定的鑒頻曲線。

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果及討論

圖3( a) 為對(duì)應(yīng)于87Rb 原子5S1/2Fg=2 -5P3/2Fe=1，2，3 躍遷的飽和吸收光譜( SAS) 及其微分曲線( 鑒頻曲線) ; 圖4( a) 為對(duì)應(yīng)于87Rb 原子5S1/2Fg=2 -5P3/2Fe=1，2，3 躍遷的偏振光譜及飽和吸收光譜。圖3( b) 和圖4( b) 分別給出了激光器在自由運(yùn)轉(zhuǎn)300 s 時(shí)典型的頻率起伏( 約為6.6 MHz) ，以及利用飽和吸收光譜方法和偏振光譜方法將激光器鎖定到87Rb 5S1/2Fg=2 -5P3/2Fe=3 躍遷線后運(yùn)轉(zhuǎn)300 s 時(shí)典型的殘余頻率起伏( 分別約為1.5 MHz 和0.6 MHz) 。很明顯，采用偏振光譜鎖頻后，激光器的頻率穩(wěn)定度優(yōu)于采用飽和吸收譜鎖頻的結(jié)果。

圖3 ( a) 87Rb 5S1/2Fg =2 -5P3/2Fe =1，2，3 超精細(xì)躍遷的飽和吸收光譜和相應(yīng)的鑒頻信號(hào); ( b) 激光器自由運(yùn)轉(zhuǎn)300 s 內(nèi)的典型頻率起伏約為6.6 MHz，采用飽和吸收光譜將激光器鎖定到87Rb 5S1/2Fg =2 -5P3/2Fe =3 躍遷線后，300 s 內(nèi)的典型殘余頻率起伏約為1.5 MHzFig.3 ( a) Saturated absorption spectra and corresponding dispersion-like profile of 87Rb 5S1/2 Fg =2 -5P3/2 Fe =1，2，3 transitions; ( b) Typical frequency fluctuation for free-running case( about 6.6 MHz) and after being locked to 87Rb 5S1/2Fg =2 -5P3/2Fe =3 transition via saturated absorption spectroscopic scheme( about 1.5 MHz) within 300 s

圖4 ( a) 87Rb 5S1/2Fg =2 -5P3/2Fe =1，2，3 超精細(xì)躍遷的飽和吸收光譜和相應(yīng)的偏振光譜;( b) 激光器自由運(yùn)轉(zhuǎn)300 s 內(nèi)的典型頻率起伏約為6.6 MHz，采用偏振光譜將激光器鎖定到87Rb 5S1/2 Fg =2 -5P3/2Fe =3 躍遷線后，300 s 內(nèi)的典型殘余頻率起伏約為0.6 MHzFig.4 ( a) Saturated absorption spectra and corresponding polarization spectra of 87Rb 5S1/2 Fg =2 -5P3/2 Fe =1，2，3 transitions; ( b) Typical frequency fluctuation for free-running case( about 6.6 MHz) and after being locked to 87Rb 5S1/2Fg =2-5P3/2Fe =3 transition via polarization spectroscopic scheme( about 0.6 MHz) within 300 s.

比較由飽和吸收譜經(jīng)相敏檢波所得到的鑒頻曲線( 圖3( a) ) 和偏振光譜( 圖4( a) ) ，二者有兩個(gè)明顯的不同點(diǎn):一是信號(hào)的相對(duì)幅度，二是信號(hào)的斜率。由飽和吸收譜經(jīng)相敏檢波所得到的鑒頻曲線，各個(gè)譜線的斜率的符號(hào)( 正或負(fù)) 相同且幅度與飽和吸收譜各峰高成比例。而偏振光譜各譜線的斜率的符號(hào)( 正或負(fù)) 不同，這是由偏振光譜的原理決定的。首先，由偶極躍遷選擇定則( ΔF=0，±1) ，87Rb 原子Fg=2 -Fe=3是循環(huán)躍遷( 圖1) ，而Fg=2 -Fe=1，2 的躍遷會(huì)使部分原子自發(fā)輻射回到基態(tài)Fg=1 上，偏振光譜信號(hào)在Fg=2 -Fe=3 循環(huán)躍遷(T3) 的強(qiáng)度要大于T1及T2的強(qiáng)度。其次，假設(shè)泵浦光為左旋圓偏光( σ+) ，則許多原子被抽運(yùn)到Fg=2，mF= +2 的Zeeman 態(tài)上，如圖5 所示。探測(cè)光看作σ+和σ-分量按特定相位的疊加，用S+和S-分別表示σ+和σ-從F2，mF=2 躍遷的相對(duì)強(qiáng)度。對(duì)于Fg=2 -Fe=3 循環(huán)躍遷，S+-S-=30 -2 = +28，原子對(duì)σ+圓偏分量的吸收遠(yuǎn)大于對(duì)σ-圓偏分量的吸收。假設(shè)所得偏振光譜的斜率設(shè)為正，對(duì)于Fg=2 -Fe=2 的躍遷，只有σ-分量的探測(cè)光與原子作用，S+- S-= -5，所得偏振光譜的斜率則為負(fù);同樣，對(duì)于Fg=2 -Fe=1 的躍遷，S+-S-= -3，所得偏振光譜的斜率也為負(fù)。

圖5 87Rb 原子基態(tài)布居數(shù)與σ+和σ-偏振光作用下的光抽運(yùn)過(guò)程( a) Fg =2 →Fe =3 躍遷; ( b) Fg = 2 →Fe=2 躍遷;( c) Fg = 2 →Fe =1 躍遷。圖中的箭頭和附近的數(shù)字表示σ±躍遷及相應(yīng)躍遷的相對(duì)強(qiáng)度Fig.5 Ground-state population and optical pumping by σ+and σ- polarized lights. ( a) Fg =2 →Fe =3 transition; ( b) Fg =2 →Fe =2 transition; ( c) Fg =2 →Fe=1 transition. The arrows and nearby numbers indicate the σ± transitions and their relative strengths，respectively

本實(shí)驗(yàn)的鎖頻結(jié)果已可滿足后續(xù)實(shí)驗(yàn)的要求，并且明顯地觀察到兩種鎖頻方案的區(qū)別和偏振光譜穩(wěn)頻的優(yōu)點(diǎn)。但由于壓電陶瓷負(fù)反饋環(huán)路帶寬較窄( DC ～2 kHz) ，以及環(huán)路中儀器的電子學(xué)噪聲仍然較大，從而限制了激光器頻率穩(wěn)定性的進(jìn)一步提高。采用偏振光譜穩(wěn)頻的結(jié)果與采用飽和吸收光譜穩(wěn)頻的結(jié)果相比( 圖4( b) 與圖3( b) ) ，激光頻率的穩(wěn)定度明顯得到提高，這主要是由于飽和吸收光譜穩(wěn)頻使用了相敏檢波技術(shù)，需要對(duì)激光器進(jìn)行頻率調(diào)制，造成了對(duì)激光頻率的擾動(dòng)，加入了額外的噪聲，而偏振光譜穩(wěn)頻則無(wú)須頻率調(diào)制。另外，采用飽和吸收光譜穩(wěn)頻時(shí)，若將相敏檢波一階微分換為三階微分，則既可以提高鑒頻曲線的斜率，又可以使三階微分后的多普勒背景更平緩，更有利于鎖頻。

需要指出的是，圖3( b) 和圖4( b) 中對(duì)頻率起伏的評(píng)價(jià)有一定誤差。以圖4( b) 為例，示波器上獲得圖4( a) 所示偏振光譜后，減小三角波掃描幅度并調(diào)節(jié)激光器偏置電壓，將譜線展開(kāi)，使示波器中只顯示T3，C23，C13，保存數(shù)據(jù)，此時(shí)數(shù)據(jù)的橫坐標(biāo)為時(shí)間，縱坐標(biāo)為電壓。根據(jù)87Rb 原子5P3/2激發(fā)態(tài)中的超精細(xì)分裂，以T3與C23間距為133.3 MHz作為頻率參考尺度，將橫坐標(biāo)換算為頻率，計(jì)算T3的斜率( 約為1.1 MHz/V) ，可將示波器監(jiān)視的代表頻率起伏的電壓起伏換算為頻率起伏。繼續(xù)減小三角波掃描幅度并調(diào)節(jié)激光器偏置電壓，直到三角波被徹底關(guān)閉，使激光器工作于T3對(duì)應(yīng)的點(diǎn)。若使激光器自由運(yùn)轉(zhuǎn)，得到運(yùn)轉(zhuǎn)300 s 時(shí)的頻率起伏; 若接通反饋回路，調(diào)節(jié)P-I參數(shù)，將激光器鎖定在T3對(duì)應(yīng)的工作點(diǎn)，同樣監(jiān)視鎖定后運(yùn)轉(zhuǎn)300 s 時(shí)的頻率起伏，最終可得到圖4( b) 的結(jié)果。在此過(guò)程中，由于鑒頻曲線上下擺之間不是嚴(yán)格的直線，會(huì)使斜率計(jì)算出現(xiàn)誤差。此外，對(duì)于頻率起伏的監(jiān)視，也可以用F-P 腔，或者采用高精度的波長(zhǎng)計(jì)監(jiān)視激光波長(zhǎng)變化，再換算成頻率起伏。但更嚴(yán)格的頻率起伏評(píng)估則需要兩臺(tái)獨(dú)立的激光器拍頻。

4 結(jié) 論

采用銣原子飽和吸收光譜與偏振光譜對(duì)780 nm光柵外腔反饋半導(dǎo)體激光器進(jìn)行穩(wěn)頻，對(duì)兩種方法的原理、譜線以及穩(wěn)頻結(jié)果進(jìn)行了比較。激光器自由運(yùn)轉(zhuǎn)300 s 時(shí)，典型的頻率起伏約為6.6 MHz。當(dāng)采用飽和吸收光譜穩(wěn)頻和偏振光譜穩(wěn)頻后，運(yùn)轉(zhuǎn)300 s 時(shí)的典型的殘余頻率起伏分別約為1.5 MHz 和0.6 MHz，后者明顯優(yōu)于前者。這主要是由于飽和吸收光譜穩(wěn)頻需要對(duì)激光器進(jìn)行頻率調(diào)制，帶來(lái)了額外的頻率噪聲;而偏振光譜穩(wěn)頻則無(wú)需頻率調(diào)制。需要指出的是，實(shí)驗(yàn)僅對(duì)響應(yīng)速度較慢的光柵外腔的壓電陶瓷進(jìn)行反饋，反饋環(huán)路帶寬較窄( DC ～2 kHz) ，因此對(duì)較高頻率的擾動(dòng)沒(méi)有響應(yīng)。如果同時(shí)對(duì)激光器的電流調(diào)制端口進(jìn)行反饋，將會(huì)增大反饋環(huán)路的帶寬( 典型值DC ～200 kHz) ，期望可得到更好的鎖頻結(jié)果［5］。如果能夠進(jìn)一步降低反饋環(huán)路中加法器、比例積分放大器、光電探測(cè)器等的電子學(xué)噪聲，那么由負(fù)反饋環(huán)路中引入的噪聲也可大大降低; 同時(shí)，由于電子學(xué)噪聲的減小，環(huán)路中不易產(chǎn)生自激振蕩，這就允許反饋環(huán)路采用更高的增益，使穩(wěn)頻結(jié)果得到更大的改善。

［1］ 周炳琨，高以智，陳倜嶸，等.激光原理［M］.5 版.北京:國(guó)防工業(yè)出版社，2008.ZHOU B K，GAO Y ZH，CHEN T R，et al．． Principle of Lasers［M］. 5th ed. Beijing: National Defense Industry Press，2008.( in Chinese)

［2］ WIEMAN C，HANCH T W. Doppler-free laser polarization spectroscopy［J］.Phys． Rev． Lett.，1976，36(20) :1170-1173

［3］ YOSHIKAWA Y，UMEKI T，MUKAE T，et al.. Frequency stabilization of a laser diode with use of light-induced birefringence in an atomic vapor［J］.Appl． Opt．，2003，42(33) :6645-6649.

［4］ PEARMAN C P，ADAMS C S，COX S G，et al.. Polarization spectroscopy of a closed atomic transition:applications to laser frequency locking［J］.J． Phys． B:At． Mol． Opt． Phys．，2002，35(24) :5141-5151.

［5］ 王婧，楊保東，何軍，等.采用偏振光譜對(duì)外腔半導(dǎo)體激光器穩(wěn)頻時(shí)反饋環(huán)路帶寬的影響［J］. 光學(xué)學(xué)報(bào)，2009，29(2) :425-430.WANG J，YANG B D，HE J，et al.. Influence of the bandwidth of feedback loop in frequency stabilization of external-cavity diode laser by polarization spectroscopy［J］.Acta Optica Sinica，2009，29(2) :425-430.( in Chinese)

［6］ 武寄洲，韓強(qiáng)，馬杰，等.可調(diào)平衡探測(cè)激光偏振光譜研究［J］.光學(xué)學(xué)報(bào)，2009，29(9) :2601-2606.WU J ZH，HAN Q，MA J，et al.. Research on the adjustable balance probe for laser polarization spectroscopy［J］.Acta Optica Sinica，2009，29(9) :2601-2606.( in Chinese)

［7］ 馬杰，趙延霆，趙建明，等.利用偏振光譜對(duì)外腔式半導(dǎo)體激光器實(shí)現(xiàn)無(wú)調(diào)制鎖頻［J］. 中國(guó)激光，2005，32( 12) :1605-1608.MA J，ZHAO Y T，ZHAO J M，et al.. Frequency stabilization of an external cavity diode laser using polarization spectroscopy without frequency modulation［J］.Chinese J． Laser，2005，32(12) :1605-1608.( in Chinese)

［8］ FOOT C J.Atomic Physics［M］. New York:Oxford University Press，2005.