激光原理-光学谐振腔理论1

1、激光原理与技术党学明仪器科学与光电工程学院合肥工业大学第二章 光学谐振腔理论概述第一节 光学谐振腔的基本知识第二节光学谐振腔的损耗第五节 平行平面腔的自再现模第四节 谐振腔的衍射积分理论 第三节光学谐振腔的稳定性条件 主要内容：主要内容：第六节 对称共焦腔的自再现模第七节 一般稳定球面腔的模式特征第八节 高斯光束第九节 非稳腔的模式理论概述光学谐振腔是常用激光器的三个主要组成局部之一。与微波腔相比,光频腔的主要特点是侧面敞开以抑制振荡模式,轴向尺寸远大于光波长和腔的横向尺寸。从理论上分析时,通常认为其侧面没有边界,因此,将其称为开放式光学谐振腔。本章主要针对这类开放式光腔进行讨论。概述光学谐振

2、腔理论研究的根本问题是:光频电磁场在腔内的传输规律从数学上讲是求解电磁场方程的本征函数和本征值。由于开放式光腔侧面不具有确定的边界,一般情况下不能在给定边界条件下对经典电磁场理论中的波动方程严格求解。因此,常采用一些近似方法来处理光腔问题。 概述常用的近似研究方法包括:1.几何光学分析方法在几何光学近似下,光的波动性不起主要作用,可将光看成光线用几何光学方法来处理。对于光学谐振腔来说,当腔的菲涅耳数远大于1时,光在其中往返传播时横向逸出腔外的几何损耗远大于由于腔镜的有限尺寸引起的衍射损耗。此时可用几何光学的方法来处理腔的模式问题。这种方法的优点是简便、直观,主要缺点在于不能得到腔的衍射损耗和腔

3、模特性的深入分析。概述2.矩阵光学分析方法矩阵光学使用矩阵代数的方法研究光学问题,将几何光线和激光束在光腔内的往返传播行为用一个变换矩阵来描写,从而推导出谐振腔的稳定性条件。此外,利用高斯光束的ABCD定律和模的自再现条件能够推导出用矩阵元形式表示的光腔本征方程的模参数公式,便于光腔的设计和计算。这种方法的优点在于处理问题简明、标准,易于用计算机 概述3.波动光学分析方法 从波动光学的菲涅耳-基尔霍夫衍射积分理论出发,可以建立一个描述光学谐振腔模式特性的本征积分方程。 利用该方程原那么上可以求得任意光腔的模式,从而得到场的振幅、相位分布,谐振频率以及衍射损耗等腔模特性。虽然数学上已严格证明了本

4、征积分方程解的存在性,但只有在腔镜几何尺寸趋于无穷大的情况下,该积分方程的解析求解才是可能的。 对于腔镜几何尺寸有限的情况,迄今只对对称共焦腔求出了解析解。 多数情况下,需要使用近似方法求数值解。虽然衍射积分方程理论使用了标量场近似,也不涉及电磁波的偏振特性,但与其他理论相比,仍可认为是一种比较普遍和严格的理论。概述本章中采用矩阵光学方法来讨论谐振腔的稳定性,用衍射积分方程理论处理谐振腔的模式问题。光学谐振腔中的光场分布以及输出到腔外的光束都是高斯光束形式,其特性和谐振腔密切相关,因此,也在本章中讨论。本章的最后采用几何光学分析方法对非稳腔进行简单讨论。 概述本章中只研究无源谐振腔,又称非激活

5、腔或被动腔,即无激活介质存在的腔。虽然处于运转状态的激光器的谐振腔都是存在增益介质的有源腔(又称激活腔或主动腔),但理论和实践说明,对于中、低增益的激光器,无源腔的模式理论可以作为有源腔模式的良好近似。对于高增益激光器,适当加以修正也是适用的。这是由于激活介质的主要作用在于补偿腔内本征模在振荡过程中能量的损耗,使之满足谐振条件,形成和维持自激振荡。其对场的空间分布以及谐振频率的影响是次要的,不会使腔的模式发生本质的改变。第一节 光学谐振腔的根本知识 本节主要讨论光学谐振腔的构成、分类、作用,以及腔模的概念光学谐振腔的构成和分类根据结构、性能和机理等方面的不同,谐振腔有不同的分类方式。按能否忽略

6、侧面边界,可将其分为开腔、闭腔气体波导腔第一节 光学谐振腔的根本知识 开腔而言：根据腔内傍轴光线几何逸出损耗的上下,又可分为稳定腔、非稳腔及临界腔;按照腔镜的形状和结构,可分为球面腔和非球面腔;就腔内是否插入透镜之类的光学元件,或者是否考虑腔镜以外的反射外表,可分为简单腔和复合腔;根据腔中辐射场的特点,可分为驻波腔和行波腔;从反响机理的不同,可分为端面反响腔和分布反响腔;根据构成谐振腔反射镜的个数,可分为两镜腔和多镜腔等。第一节 光学谐振腔的根本知识 2. 作用光学谐振腔的作用主要有两方面:提供轴向光波模的光学正反响;通过谐振腔镜面的反射,轴向光波模可在腔内往返传播,屡次通过激活介质而得到受激

7、辐射放大, 从而在腔内建立和维持稳定的自激振荡。光腔的这种光学反响作用主要取决于腔镜的反射率、几何形状以及之间的组合方式。这些因素的改变将引起光学反响作用的变化,即引起腔内光波模损耗的变化。 第一节 光学谐振腔的根本知识 控制振荡模式的特性。由于激光模式的特性由光腔结构决定,因此,可通过改变腔参数实现对光波模特性的控制。通过对腔的适当设计以及采取特殊的选模措施,可有效控制腔内实际振荡的模式数目,使大量光子集中在少数几个状态中,从而提高光子简并度,获得单色性和方向性好的相干光。通过调节腔的几何参数可直接控制激光模的横向分布特性、光斑半径、谐振频率以及远场发散角等。第一节 光学谐振腔的根本知识 3

8、. 腔模无论是闭腔或是开腔，都将对腔内的电磁场施以一定的约束。一切被约束在空间有限范围内的电磁场都将只能存在于一系列分立的本征状态之中，场的每一个本征态将具有一定的振荡频率和一定的空间分布。在激光技术的术语中，通常将光学谐振腔内可能存在的电磁场的本征态称为腔的模式。从光子的观点来看，激光模式也就是腔内可能区分的光子的状态。同一模式内的光子具有完全相同的状态。每一种模式都具有确定的根本特征,主要包括 第一节 光学谐振腔的根本知识 电磁场分布,特别是在腔的横截面内的场分布;谐振频率;在腔内往返一次所经受的相对功率损耗;相对应的激光束的发散角。由于腔内电磁场的本征态由Maxwell方程组和腔的边界条

9、件决定,因此不同类型和结构的谐振腔的模式也将各不相同。一旦给定了腔的具体结构,其中振荡模的特征也就随之确定下来。光学谐振腔理论就是研究腔模式的根本特征,以及模与腔结构之间的具体依赖关系。原那么上说只要知道了腔的参数，就可以唯一地确定模的上述特征。第一节 光学谐振腔的根本知识腔内电磁场的空间分布可分解为沿传播方向(腔轴线方向)的分布和在垂直于传播方向的横截面内的分布。其中,腔模沿腔轴线方向的稳定场分布称为谐振腔的纵模,在垂直于腔轴的横截面内的稳定场分布称为谐振腔的横模。 1纵模F-P腔：多光束干预理论可知,发生相长干预的条件是:波从某一点出发,经腔内往返一周再回到原来位置时,应与初始出发波同相。

10、第一节 光学谐振腔的根本知识对于非均匀介质：所以： 平面腔中沿轴向传播的平面波的谐振条件。q 称为腔的谐振波长,q 称为腔的谐振频率。平面腔中的谐振频率是分立的。 可以将FP腔中满足的平面驻波场称为腔的本征模式。其特点是：在腔的横截面内场分布是均匀的，而沿腔的轴线方向(纵向)形成驻波，驻波的波节数由q决定。通常将由整数q所表征的腔内纵向场分布称为腔的纵模。不同的q值相应于不同的纵模。q称为纵模序数。 第一节 光学谐振腔的根本知识当整个光腔内充满折射率为n 的均匀物质时，有 由于光频谐振腔的腔长远大于光波波长,整数q通常具有104 106 数量腔的两个相邻纵模频率之差q称为纵模的频率间隔,简称纵

11、模间隔腔长L越小，纵模间隔越大。 有什么用处？ 什么是频率梳？第一节 光学谐振腔的根本知识2横模这种稳态场经一次往返后,唯一可能的变化仅是,镜面上各点场的振幅按同样的比例衰减,各点的相位发生同样大小的滞后。镜面上各点场的振幅按同样的比例衰减,各点的相位发生同样大小的滞后。这种在腔反射镜面上形成的经过一次往返传播后能自再现的稳定场分布称为自现模或横模。对于两个镜面完全相同的对称腔来说,这种稳定场分布经单程传播后即可实现自再现。综上所述,激光的横模,实际上就是谐振腔所允许的(也就是在腔内往返传播,能保持相对稳定不变的)光场的各种横向稳定分布。第一节 光学谐振腔的根本知识不同的纵模和横模具有不同的光

12、场分布和振荡频率。但对于纵模来说,其光场分布之间的差异很小,一般只从频率的差异来区分不同的纵模。不同横模之间的光场分布差异较大,很容易从强度把戏来区分。需要注意的是,不同的横模之间,也存在频率差异。TEM00 10 20 10 11第二节光学谐振腔的损耗光学谐振腔一方面具有光学正反响作用,另一方面也存在各种损耗。损耗的大小是评价谐振腔质量的一个重要指标,决定了激光振荡的阈值和激光的输出能量。本节将分析无源开腔的损耗,并讨论表征无源腔质量的品质因数Q值及线宽。一、损耗及其描述(1)几何偏折损耗:光线在腔内往返传播时，可能从腔的侧面偏折出去，我们称这种损耗为几何偏折损耗。其大小首先取决于腔的类型和

13、几何尺寸。第二节光学谐振腔的损耗2衍射损耗 从波动光学观点来看,由于腔反射镜面几何尺寸是有限的,光波在腔内往返传播时必然因腔镜边缘的衍射效应而产生损耗。如果在腔内插入其他光学元件,还应当考虑其边缘或孔径的衍射引起的损耗。通常将这类损耗称为衍射损耗,可由求解腔的衍射积分方程得出,其大小与腔的菲涅耳数、腔的几何参数以及横模阶数等都有关系。第二节光学谐振腔的损耗(3)腔镜反射不完全引起的损耗。这局部损耗包括镜中的吸收、散射以及镜的透射损耗。通常光腔至少有一个反射镜是局部透射的，有时透射率可能很高(例如，某些固体激光器的输出镜透射率可以50)，另一个反射镜即通常所称的“全反射镜，其反射率也不可能做到1

14、00。(4)材料中的非激活吸收、散射，腔内插入物(如布儒斯特镜，调Q元件、调制器等)所引起的损耗，等等。第二节光学谐振腔的损耗上述(1)、(2)两种损耗又常称为选择损耗，不同模式的几何损耗与衍射损耗各不相同。(3)、(4)两种损耗称为非选择损耗，通常情况下它们对各个模式大体一样。 不管损耗的起源如何,均可用“平均单程损耗因子(简称单程损耗因子)来定量描述。该因子的定义为：如果初始光强为I0，在无源腔内往返一次后，光强衰减为I1那么：第二节光学谐振腔的损耗 如果损耗是由多种因素引起的，每一种原因引起的损耗以相应的损耗因子i描述，那么有也可用单程渡越时光强的平均衰减百分数来定义单程损耗因子：显然，

15、当损耗很小时，这样定义的单程损耗因子与前面定义的指数损耗因子是一致的第二节光学谐振腔的损耗常见损耗举例:1由镜反射不完全所引起的损耗以r1和r2分别表示腔的两个镜面的反射率(即功率反射系数)，那么初始强度为Io的光，在腔内经两个镜面反射往返一周后，其强度I1应为按的定义，对由镜面反射不完全所引入的损耗因子1，应有因此当r1r2 1时第二节光学谐振腔的损耗2腔镜倾斜时的几何损耗当平面腔的两个镜面构成小的角度 时，光在两镜面间经有限次m往返后必将逸出腔外。式中D为平面腔的横向尺寸直径注意到往返时间为t02L/c,即可求得光子的平均寿命及相应的第二节光学谐振腔的损耗倾斜腔的损耗与，L，D均有关,sq

16、rt( )，且随L的增大及D的减小而增加例：D=1cm，L=1m计算，为了保证a, cosl， 被积函数分母可取近似L， 但在指数因子中不能用L 要根据不同腔形采取合理近似。当光场在腔内经q次渡越后，在镜面M2上的场uq+1(x，y)与镜面M1上的场uq(x，y)之间有类似的关系。第四节 谐振腔的衍射积分理论 二、自再现模所应满足的积分方程式光场经足够屡次往返渡越后(相当q-)，那么每次渡越时变化越来越小，最后镜面上的场分布将趋于稳定状态。继续传播时，镜面上的场分布应该自再现。这种特殊的稳定的场分布称为自再现场或腔的自再现模。对于对称腔情况，由“自再现要求，两镜面上的场分布，除了相差一个与位置

17、坐标无关的复常数因子 (因而表示为振幅衰减和相位滞后)外，是完全相同的，因此自再现模的数学表达式为第四节 谐振腔的衍射积分理论 并考虑对称腔有SiSiis用v (x,y)表示镜面上这一不受衍射影响的稳定场分布函数，那么有 式中,K(x,y, x,y)称为积分方程的核称为谐振腔的衍射积分方程或光腔的本征方程。满足方程的任意一个函数v(x，y)称为光腔的本征函数，相应的常数为本征值，一个本征函数代表腔内一个自再现模(即横模)，表示在镜面上的一种场分布。一般而言，v(x,y)为复数，它的模|v(x,y)|描述镜面上的振幅分布，而辐角argv(x,y)那么描述镜面上场的相位分布。第四节 谐振腔的衍射积

18、分理论 三、 积分方程解的物理意义由于积分方程是二维的,故需要两个模参数来区分这些不同的横模。本征函数一般为复函数,其模描述开腔镜面上光场的振幅分布;辐角那么描述镜面上光场的相位分布。本征值也为复函数,其振幅和相位都具有直接的物理意义自再现模在腔内单程渡越所经受的平均相对功率损耗称为模的平均单程损耗,简称单程损耗。在对称开腔情况下,模的单程损耗为第四节 谐振腔的衍射积分理论 说明单程损耗随横模模式的不同而不同,并且|mn |愈大,模的单程损耗愈大。mn 代表了自再现模在理想开腔中完成一次渡越时的总损耗,此损耗包括光束横向几何偏折损耗,同时也包括了衍射损耗。以后将这类由谐振腔的几何结构所引起的能

19、量损失(不包括诸如腔内介质的吸收、散射等类型的损失)统称为衍射损耗。第四节 谐振腔的衍射积分理论 自再现模在腔内经单程渡越的总相移定义为为使自再现模在腔内形成稳定振荡,必须满足多光束相长干预条件:其在腔内往返一次的总相移为2的整数倍。因此,对称开腔自再现模的谐振条件为:由此式可确定模的谐振频率。 可见,mn 的模度量自再现模的单程损耗,其辐角度量自再现模的单程相 移,从而也决定了模的谐振频率。第四节 谐振腔的衍射积分理论 对称开腔:自再现模积分方程的本征函数决定了镜面上不同横模光场的振幅和相位分布。本征值决定了不同横模的单程损耗、单程相移以及谐振频率。非对称开腔:按光场在腔内往返一周才能自再现

20、这一条件写出相应的积分方程。此时,方程的本征函数解只能确定某一个镜面上的稳态场分布,本征值的模表示自再现模在腔内往返一次的功率损耗,辐角表示模往返一次的相移。第五节 平行平面腔的自再现模平行平面腔的自再现模所满足的积分方程至今尚未得到精确的解析解:本节首先给出矩形平行平面镜腔模式积分方程的具体形式,然后介绍条形镜平行平面腔自再现模积分方程的数值迭代解法,并根据计算结果分析条形镜平行平面腔自再现模的特征。第五节 平行平面腔的自再现模一、平行平面腔的模式积分方程设矩形腔镜的边长为2a和2b,且a、b、L、之间满足如下关系:La,b将按(xx)/L, (y-y)/L的幂级数展开为：第五节 平行平面腔

21、的自再现模当满足条件a2/L(L/a)2和b2/L(L/b)2近似有:上述方程对x和y坐标是对称的,可对其进行变量别离。令 vmn(x,y)=vm(x)vn(y)第五节 平行平面腔的自再现模将求解一个二元函数积分方程的问题转化成求解两个单元函数的积分方程。其中,第一式为在x方向宽度为2a, 沿y方向无限延伸的条形镜平面腔的模式积分方程第二式为在y方向宽度为2b,沿x方向无限延伸的条形镜平面腔的模式积分方程。由于这两个方程的形式是完全一样的,因而只须求解其中之一。第五节 平行平面腔的自再现模二、平行平面腔模的数值迭代解法利用数值迭代法求解自再现模式积分方程首先由福克斯和厉鼎毅提出,用该方法求得了

22、很多种类型谐振腔的数值解,给出了自再现模的各种特征,包括场的振幅和相位分布曲线,单程损耗和单程附加相移曲线等。因此也有人称此方法为福克斯-厉迭代法。一般先设 u1=1 然后计算u2 归一化 u2 计算 u3第五节 平行平面腔的自再现模迭代法的重要意义在于，用逐次近似计算直接求出了一系列自再现模，从而第一次证明了开腔模式的存在,已经严格证明了开腔模的存在性，但迭代法却更为直观。迭代法能加深对模的形成过程的理解，因为它的数学运算过程与波在腔中往返传播而最终形成自再现模这一物理过程相对应，而且用迭代法求出的结果使我们具体地、形象地认识了模的各种特征。迭代法虽然比较繁杂，但却具有普遍的适用性，它原那么

23、上可以用来计算任何几何形状的开腔中的自再现模，而且还可以计算诸如平行平而腔中腔镜的倾斜、镜面的不平整性等对模的扰动.第五节 平行平面腔的自再现模第五节 平行平面腔的自再现模特点是；在镜面中心处振幅最大，从中心到边缘振幅逐渐降落，整个镜面上的场分布具有偶对称性。我们将具有这种特征的横模称为腔的最低阶偶对称模或基模。矩形镜腔和圆形镜腔的基模通常以符号TEM00表示。其中,振幅分布曲线为偶对称形式,从镜面中心到镜边缘光场振幅逐渐减小。相位分布曲线不是直线,而是有起伏的曲线,说明镜面不是等相面,在镜面边缘处相位产生滞后。TEM00不仅不再是均匀平面波，而且也已经不再是平面波了第五节 平行平面腔的自再现

24、模对不同形式的初始激发波作类似计算可以得到条状腔高阶模的场分布。高阶模振幅分布曲线出现零点,也就是在镜面上出现节线,节线数与模阶数一致。对于相同菲涅耳数的腔,高阶模在镜边缘的相对场振幅比基模大,且随模阶数增高而增大,说明模阶数越高,在镜面上形成的光斑尺寸越大。高阶模的相位分布那么在越过场节线时发生相位跃变。求出自再现模后,便可计算单程损耗和单程相移。条形镜平面腔中基模与一阶模的单程损耗与菲涅耳数之间的关系曲线如下图。可见,对于同一横模,唯一地由N值决定,且随N的增大而减小。对于同一N值,随模阶次的增大而增大,其中基模的最低。第五节 平行平面腔的自再现模计算结果说明m仅有几度到几十度，因此相对q

25、可以忽略频率间隔：单程相移为KL为单程结合相移，为附加单程相移，对于同一横模由N唯一决定，且随N的增大而增大，基模最低条形腔的自再现谐振频率的计算公式第六节 对称共焦腔的自再现模满足条件R1R2=L的谐振腔称为对称共焦腔，这时腔的中心即为两个镜面的公共焦点。博伊德和戈登首先证明方形球面镜共焦腔模式积分方程具有严格的解析函数解,它们是一组特殊定义的长椭球函数,并且当腔的菲涅耳数足够大时,可近似表示为厄米多项式与高斯函数乘积的形式。而对于圆形球面镜共焦腔,本征函数的解为超椭球函数,在腔的菲涅耳数足够大的条件下,可近似表示为拉盖尔多项式与高斯函数乘积的形式。据此,共焦腔模的一系列根本特征都可以解析地

26、表示出来。此外,共焦腔的模式理论还可用来研究一般稳定球面腔系统,因此在开腔模式理论中占有重要位置。 第六节 对称共焦腔的自再现模一、方形自再现模所满足的积分方程式及其精确解第六节 对称共焦腔的自再现模按博伊德和戈登的方法进行变数代换，取令 ， 上式不存在交错项：第六节 对称共焦腔的自再现模在c为有限值时的本征函数为Som为角向长椭球函数。与vmn(xy)相应的本征值为第六节 对称共焦腔的自再现模二、自再现模的特征1. 镜面上场的振幅分布1厄米特高斯近似 当xa，y时厄米特高斯函数第六节 对称共焦腔的自再现模并将X，Y换回镜面上的直角坐标x，y，最后得出2基模取NM0，即得出共焦腔基模(TEM0

27、0模)的场分布函数第六节 对称共焦腔的自再现模基模为高斯分布,镜面中心光最大,向边缘平滑降落光斑的大小与反射镜的横向尺寸无关, 与波长和腔长有关(是共焦腔的一个重要特性。当然,这一结论只有在模的振幅分布可以用厄米-高斯函数近似表述的情况下才是正确)高斯光束的能量主要集中在束腰内部第六节 对称共焦腔的自再现模注意:常常用到边界定义在1/2强度最大值的半径(即半功率点处)的光斑尺寸w0s3高阶横模最初几个高阶横模的振幅分布函数为:第六节 对称共焦腔的自再现模特点:横模在镜面上的振幅分布取决于厄米多项式与高斯函数的乘积。厄米多项式的零点决定了场的节线,厄米多项式的正负交替变化与高斯函数随x、y的增大

28、而单调下降的特性,决定了场分布的外形轮廓TEM mn 模沿x方向有m条节线,沿y方向有n条节线。这些节线的分布并不均匀,中心区域节线较密。高阶模的光斑半径须沿x、y方向分别进行计算,通常定义沿x、y方向光斑的有效半径分别为:可见,模阶次越高,有效模式半径越大。第六节 对称共焦腔的自再现模第六节 对称共焦腔的自再现模2. 相位分布 镜面上场的相位分布由自再现模的辐角决定。由于v mn (x,y)是实函数,argv mn (x,y)=0,因此,对任意阶次的横模来说,镜面上各点场的相位均相同,共焦腔反射镜本身构成场的一个等相位面。3. 单程损耗见2.25 p70第六节 对称共焦腔的自再现模 由于共焦

29、腔的反射镜有会聚作用,且共焦腔模主要集中在镜面中心附近,因此,其损耗比平面腔模的损耗低好几个数量级。 共焦腔各模式的损耗与腔的具体几何尺寸无关,单值地由N确定,且随着N的增加而迅速下降。基模的损耗可近似按下述公式计算: 00=10.910 由于高阶模的光斑随着阶次的增高而增大,能量分布也越偏离中心。因此,在同一菲涅耳数下,衍射损耗随模阶次的增高而迅速增大。利用共焦腔的这种横模鉴别能力可进行横模选择。第六节 对称共焦腔的自再现模4. 单程相移和谐振频率 共焦腔TEMmn模在腔内一次渡越的总相移为所以谐振频率:对于纵模第六节 对称共焦腔的自再现模对于横模: 与平面腔相比较:平面腔一般几到几十度上式

30、说明,q 、m 与n 属于同一数量级,不再可以忽略,这说明共焦腔横模序数对频率的影响要比平面腔大得多。第六节 对称共焦腔的自再现模三、方形球镜共焦焦腔的行波场一旦知道镜面上的光场,即可利用菲涅耳-基尔霍夫衍射积分公式求出谐振腔内任一点的光场。(坐标原点选在腔的中心)第六节 对称共焦腔的自再现模表示一个由镜面上的场所产生的、并沿着腔的轴线方向传播的行波场。当乘以输出镜的透过率后,可用来表示输出到谐振腔外的场。这种行波场称为厄米-高斯光束。振幅分布其中,基模的振幅分布为特点: 任意z处为高斯分布束腰分布满足w (z) 2/w02 - z2/f2=1,z=0为极小值Z=f时 w(f)=w0s与以前一

31、致第六节 对称共焦腔的自再现模2.模体积定义:某一模式的体积是指该模式在腔内所扩展的空间范围。模体积越大,说明对该模式的振荡有奉献的激活粒子就越多,从而可获得较大的输出功率。由于基模的光斑大小随z变化,因此,对称共焦腔的基模模体积可按下式进行:高阶模:第六节 对称共焦腔的自再现模3.等相位面分布共焦腔行波场的相位分布由式(2.120)中的(x,y,z)决定。与腔轴线相交于z0 点处的等相位面方程由 (x,y,z)=(0,0,z0 ) 所以:第六节 对称共焦腔的自再现模上式说明,共焦腔行波场的等相位面是以z轴为旋转轴的旋转抛物面。 z00时,z-z00; z00,说明等相面是凹面向着腔中心的球面

32、。由R(f)=2f=L可知行波场的等相面与共焦腔反射镜面重合。由R(0),R(),可知共焦腔中心位置以及距中心无限远处的等相位面都是平面。由R(z0 )=0,得z0 =f,可见共焦腔反射镜面是曲率最大的等相位面。第六节 对称共焦腔的自再现模4.远场发射角共焦腔的基模光束按双曲线规律从腔中心向外扩展,不同位置处光束的发散角不同。通常,将远场发散角定义为基模高斯光束的发散角:相应高阶模的远场发散角为理论计算说明,共焦腔基模光束的发散角具有毫弧度的数量级,其方向性相当好。由于高阶模的发散角是随模阶次而增大,所以多模振荡时,光束的方向性要比单基模振荡差。第六节 对称共焦腔的自再现模四、圆形球镜共焦焦腔

33、圆形球面镜共焦腔的处理方法与方形镜相似,只是由于反射镜的孔径为圆形,因此采用极坐标系统(r,)来讨论。其模式积分方程的精确解析解是超椭球函数系,可以证明,当N足够大时,圆形球面镜共焦腔的自再现模为拉盖尔多项式和高斯函数的乘积 式中, 为拉盖尔多项式第六节 对称共焦腔的自再现模2 其各高阶横模TEMmn的场分布具有圆对称形式,m表示沿半径(r)方向的节线圆数目,n表示沿辐角()方向的节线数目,各节线圆沿r方向不是等距分布的。3.高阶模的光斑随着m,n的增加而增大,但在圆形镜系统中光斑半径随m的增大要比随n的增大来得更快。圆形球面镜共焦腔基模在镜面上的振幅分布仍然是高斯型的,与方形球面镜共焦腔情况

34、类似。第六节 对称共焦腔的自再现模共焦腔TEMmn模在腔内一次渡越的总相移为所以谐振频率: 对于纵模对于横模: 与Vmn(r,)相应的本证值为：第六节 对称共焦腔的自再现模单程损耗:即所有自再现模的损耗均为零。这一结果是在N的情况下得到的。可见，当N为有限(但不太小)时，拉盖尔-高斯近似虽然能满意地描述场分布及相移等特征，但却不能用来分析模的损耗。第六节 对称共焦腔的自再现模只有精确解才能给出共焦模的损耗与N及横模指标m和n的关系福克斯和厉鼎毅用迭代法对圆形镜对称共焦腔模进行了数值求解。圆形镜共焦腔几个最低阶模的损耗如下图。与方形镜共焦腔模的损耗比较，当菲涅耳数相同时，它的损耗比方形镜腔类似横

35、模的损耗要小几倍。第六节 对称共焦腔的自再现模行波分析:因此，对圆形镜共焦腔行波场特性的分析可按与方形镜同样的方法进行。两者的基模光束的振幅分布、光斑尺寸、等相位面的曲率半径及光束发散角都完全相同。第七节 一般稳定球面腔的模式特征共焦腔模式理论不仅能定量地说明共焦腔振荡模本身的特征，更重要的是，它能被推广到一般稳定球面腔系统，这一推广是谐振腔理论中的一个重大进展。任何一个共焦腔与无穷多个稳定球面腔等价。而任何一个稳定球面腔唯一地等价于一个共焦腔。这里所说的“等价，就是指它们具有相同的行波场。 这种等价性深刻地揭示出各种稳定腔(共焦腔也是其中的一种)之间的内在联系，可以利用共焦腔模式理论的研究结

36、果来解析地表述一般稳定球面腔模的特征。第七节 一般稳定球面腔的模式特征 上述等价性是以共焦腔模式的空间分布，特别是其等相位面的分布规律为依据的。根据式(2612)，与腔的轴线相交于任意一点的等相位面的曲率半径为一、 等价共焦腔1任意一个共焦球面(或抛物面)腔与无穷多个稳定球面腔等价。26节已经指明，如果我们在共焦场的任意两个等相位面上放置两块具有相应曲率半径的球面反射镜，那么共焦场将不会受到扰动。但这样，我们就做成了一个新的谐振腔，它的行波场与原共焦腔的行波场相同于任一共焦腔模有无穷多个等相位面，因而我们可以用这种方法构成无穷多个等价球面腔。 第七节 一般稳定球面腔的模式特征 现在证明，所有这

37、些球面腔都是稳定腔。等相位面cl，c2为例，注意到关于球面腔曲率半径R的符号规定，对放置在cl，c2处的反射镜，应有不难证明：第七节 一般稳定球面腔的模式特征2任一满足稳定性条件的球面腔唯一地等价于某个共焦腔意思是，如果某一个球面腔满足稳定性条件，必定可以找到一个而且也只能找到一个共焦腔，其行波场的某两个等相位面与给定球面腔的两个反射镜面相重合。第七节 一般稳定球面腔的模式特征由上式可知,当满足稳定性条件0g1 g 2 0,这样就证明了等价共焦腔的存在性。并且此等价共焦腔由式唯一地确定。由于稳定球面腔的行波场与其等价共焦腔的行波场相同,因此,稳定球面腔的模式特征可用等价共焦腔的模式特征来描述。

38、第七节 一般稳定球面腔的模式特征二 一般稳定球面腔的模式特征1镜面上的光斑半径第七节 一般稳定球面腔的模式特征2模体积仿照共焦腔模体积的计算公式，一般稳定球面腔的基模模体积可以定义为代入wos一般稳定球面腔中 模的模体积与基模模体积之比为式中，表示共焦腔中 模的模体积与基模模体积之比第七节 一般稳定球面腔的模式特征3单程损耗即腔的菲涅耳数等于镜面面积与镜面上基模光斑面积之比。根据共焦腔模式理论,每一个横模的单程损耗单值地由腔的菲涅耳数决定,也就是单值地由镜面面积与镜面上基模光斑面积的比值决定。波动光学原理说明衍射损耗的大小与孔径的形状和尺寸,以及入射光的具体性质有关。由于一般稳定球面腔与其等价

39、共焦腔的行波场结构完全一样,并且反射镜与场的等相位面重合,因此,可认为它们的衍射损耗遵循相同的规律。即当第七节 一般稳定球面腔的模式特征时,两个腔的单程损耗应该相等。式中,ai 和a0 分别为稳定球面腔及其等价共焦腔的反射镜线度;wis 和w0s分别为稳定球面腔及其等价共焦腔镜面上的基模光斑半径。将第七节 一般稳定球面腔的模式特征根据有效菲涅耳数查共焦腔与N的关系曲线,分别得到两个反射镜上的单程损耗1mn 和2mn ,一般稳定球面腔的平均单程损耗为对方形孔径稳定球面腔，基模损耗还可以按式 00=10.910 计算，只须在其中以Nef替N。第七节 一般稳定球面腔的模式特征4谐振频率方形镜稳定球面

40、腔第七节 一般稳定球面腔的模式特征同理,圆形镜稳定腔模的谐振频率为5)基模远场发散角方形第八节 高斯光束本节主要研究高斯光束本身的特性,介绍高斯光束的q参数及其传输变换规律。这对于与激光束变换有关的光学系统的设计,以及光学谐振腔的工程设计都具有重要意义。一、 高斯光束的根本性质1基模的高斯光束第八节 高斯光束z R 为高斯光束的瑞利长度,上式可知, ,因此z R 表示从束腰到光斑半径增加到腰斑半径的倍处的位置。在z=z R 的范围内,高斯光束可近似认为是平行的。实际应用中常称2zR为高斯光束的准直距离。节中已经对基模高斯光束的性质进行了详细讨论,高斯光束既不是平面波,也不是一般的球面波,在其传

41、输轴线附近可以近似看作是一种非均匀高斯球面波。在传播过程中其曲率中心与曲率半径不断改变,其振幅和强度在横截面内始终保持高斯分布特性,强度集中在轴线附近,且等相面始终保持为球面。第八节 高斯光束2高阶高斯光束 在方形镜稳定腔中高阶高斯光束是厄米-高斯光束,在圆形镜稳定腔中存在拉盖尔-高斯光束。1 厄米-高斯光束其横截面内的场分布由高斯函数与厄米多项式的乘积决定,沿x方向有m条节线,沿y方向有n条节线,光斑半径分别为第八节 高斯光束沿传输轴线相对于几何相移的附加相位超前为2拉盖尔-高斯光束第八节 高斯光束横向场分布由上式中的振幅因子决定,沿半径r方向有n个节线圆,沿辐角方向有m根节线,光斑半径远场

42、发散角附加相移均随m、n的增大而增大，随n变化更快第八节 高斯光束二、 高斯光束的q参数 假设高斯光束w0 (或z R )的大小及其位置,那么可由式(2.161)确定与束腰相距z处的w(z)以及R(z),从而由式(2.160)得到空间任意一点处场的强度,整个高斯光束的结构也就随之确定下来。同样,假设坐标z处的w(z)及R(z),那么可反过来决定高斯光束腰斑的大小和位置,从而确定整个高斯光束的结构。因此,称这两组参数为高斯光束的特征参数,其中任何一组都可确定高斯光束的具体结构 第八节 高斯光束振幅相指数相乘上 提出定义一个复参数那么上式：第八节 高斯光束沿z轴传播的球面波在远离源点的近轴区(即满

43、足zx,y)可近似写成比较以上两式可知,参数q(z)相当球面波的曲率半径R,因此称q(z)为高斯光束的复曲率半径,简称q参数。q(z)将w(z)和R(z)统一起来,坐标z处的q(z)可求出该位置处的w(z)和R(z)以表示腰斑处即处的参数值，那么可得上述三组参数都可用来表征高斯光束，但通过下面讨论可知，利用 参数研究高斯光束的传输变换规律将更为简便。第八节 高斯光束三、 高斯光束q参数的变换规律1普通球面波曲率半径R的变换规律 1：普通球面波在自由空间的传播规律2普通球面波经过薄透镜的变换规律第八节 高斯光束3.普通球面波的ABCD定律第八节 高斯光束上式称为球面波的ABCD定律,描述了球面波

44、通过光学系统时R的变换规律。2 高斯光束q参数的ABCD定律1高斯光束在自由空间的传播第八节 高斯光束2 高斯光束经过薄透镜的变换w2 =w1利用q参数分析高斯光束的传输,其主要优点是形式简洁。对于任意复杂的光学系统,只要知道其光线变换矩阵,就可利用式(2.180)求出通过光学系统后高斯光束的q参数,并进一步根据式(2.173)求出该位置处高斯光束的光斑大小及等相位面曲率半径。第八节 高斯光束四、 ABCD定律在谐振腔中的应用设光学谐振腔的往返矩阵为高斯光束从腔内某一参考平面出发时的参数为M那么其在腔内往返传播一次后的参数值应为假设要成为腔的自再现模,必须满足自再现条件,即 q M =qM因此

45、 其解：由此可知高斯模在参考平面上的曲率半径和光斑尺寸分别为第八节 高斯光束谐振腔的稳定条件： W不能无穷大，即谐振腔的稳定条件：第九节 非稳腔的模式理论所有满足条件g1g21的腔都称为非稳腔。 其中,g1g21的腔称为正支非稳腔。由节的讨论可知,非稳腔中存在着傍轴光线的固有发散损耗,因此,其损耗较高,一般不适用于中、小功率的激光器中。当工作物质的增益较高时,采用非稳腔也可形成稳定的激光振荡。而且与稳定腔相比,非稳腔具有大的模体积和好的横模鉴别力,从而可实现高功率单模运转,获得了良好的激光输出特性。因此,高功率激光器多采用非稳腔。第九节 非稳腔的模式理论非稳腔的模式积分方程没有精确的解析解,只

46、能利用数值迭代法进行计算。而非稳腔的菲涅耳数一般都很大,衍射损耗小,难于收敛,计算工作量很大。因此,常采用几何光学方法分析非稳腔的模式问题。 由于在非稳腔中,衍射损耗不起主要作用,所以利用几何光学方法得到的结果有足够好的近似程度。本节首先介绍利用几何光学处理方法得到的一、 非稳腔的几何自再现波型稳定腔中的自再现模是高斯光束,其光斑大小由高斯函数决定,这实质上是由于稳定腔的腔镜对光线有会聚作用而产生的。另一面,本征模的球面波阵面是由球面镜所确定的边界条件决定的。第九节 非稳腔的模式理论非稳腔来说,式(2.189)表示的模光斑半径趋于无限大,因此傍轴高斯光束的近似解已不适用。由于非稳腔的腔镜对光线有发散作用,其模式的振幅也不可能是高斯分布。作为一级近似可假定在腔的整个横截面内模的振幅是均匀分布的,其波面仍然是球面。因此,非稳腔本征模式的近似解为均匀球面波,也称为几何自再现球面波型,非稳腔中的激光模式是沿相反方向传播的两个均匀球面波的叠加。第九节 非稳腔的模式理论非稳腔中的几何自再现球面波型相当是从轴上的一对发光点P1和P 2 发出的,所谓自再现是指从其中任何一点发出的球面波在腔内往返一次后其波面形状保