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文档简介

激光原理任课教师:马靖majing@1激光原理任课教师:马靖majing@fzu.ed

激光原理第四章激光的基本技术4.1激光器输出的选模4.2激光器的稳频4.3激光束的变换4.4激光调制技术4.5激光偏转技术4.6激光调Q技术4.7激光锁模技术2激光原理第四章激光的基本技术4.1激光器输出的选模2§4.1激光器输出的选模3§4.1激光器输出的选模3

激光的选模(选频)技术

激光纵模的选模-----选频技术激光横模的选模-----选模技术均匀增宽型介质与非均匀增宽型介质增益曲线均匀增宽型介质的增益曲线非均匀增宽型介质的增益曲线4激光的选模(选频)技术激光纵模的选模-----选频技术激4.1.1激光单纵模的选取

1.均匀增宽型谱线的纵模竞争(1)当强度很大的光通过均匀增益型介质时粒子数反转分布值下降,增益系数相应下降,但光谱的线型并不改变。图4-1均匀增宽型谱线纵模竞争54.1.1激光单纵模的选取1.均匀增宽型谱线的纵模竞争(2)多纵模的情况下,如图所示,设有q-1,q,q+1三个纵模满足振荡条件。随着腔内光强逐步增强,q-1和q+1模都被抑制掉,只有q模的光强继续增长,最后变为曲线3的情形。若此时的光强为Iq,则有,于是振荡达到稳定,使激光器的内部只剩下q纵模的振荡。纵模竞争:通过增益饱和,某个纵模逐渐把其它纵模的振荡抑制下去,最后只剩下该枞模振荡的现象。6(2)多纵模的情况下,如图所示,设有q-1,q,q+1三个2.非均匀增宽型谱线的多纵模振荡非均匀增宽激光器的输出一般都具有多个纵模

72.非均匀增宽型谱线的多纵模振荡非均匀增宽激光器的输出一般都3.单纵模的选取(1)短腔法:

两相邻纵模间的频率差,要想得到单一纵模的输出,只要缩短腔长,使的宽度大于增益曲线阈值以上所对应的宽度缺点

腔长受到限制,增益介质工作长度受到限制,输出功率受到限制,甚至没有激光输出。83.单纵模的选取(1)短腔法:两相邻纵模间的频率差(2)法布里-珀罗标准具法:

在外腔激光器的谐振腔内,沿几乎垂直于腔轴方向插入一个法布里-珀罗标准具

由于多光束干涉的结果,对于满足下列条件的光具有极高的透射率能获得最大透射率的两个相邻的频率间隔为:

9(2)法布里-珀罗标准具法:在外腔激光器的谐振腔内,沿几(3)三反射镜法

如图,激光器一端的反射镜被三块反射镜的组合所代替,其中M3和M4为全反射镜,M2是具有适当透射率的部分透射部分反射镜。这个组合相当于两个谐振腔的耦合只有同时满足上面两个谐振条件的光才能形成振荡,只要取L2+L3足够小,就可以单枞模输出两个谐振腔的纵模频率间隔分别为:10(3)三反射镜法如图,激光器一端的反射镜被三块反射镜的组4.1.2激光单横模的选取

1.衍射损耗和菲涅耳数(1)由于衍射效应形成的光能量损失称为衍射损耗。(2)如图所示的球面共焦腔,镜面上的基横模高斯光束光强分布可以表示为图4-4腔的衍射损耗114.1.2激光单横模的选取1.衍射损耗和菲涅耳数(1)(3)单程衍射损耗为射到镜面外而损耗掉的光功率与射向镜面的总光功率之比(4)分析衍射损耗时为了方便,经常引入一个所谓“菲涅尔数”的参量,它定义为

12(3)单程衍射损耗为射到镜面外而损耗掉的光功率与射向镜面2.衍射损耗曲线图4-5给出了圆截面共焦腔和圆截面平行平面腔的衍射损耗—菲涅尔数曲线。

图4-5不同腔的衍射损耗曲线132.衍射损耗曲线图4-5给出了圆截面共焦腔和圆截面平行平面腔3.光阑法选取单横模

基本做法:在谐振腔内插入一个适当大小的小孔光阑,让基横模光束顺利通过,而将高阶横模抑制小孔光阑的半径r0可以选取为放置小孔光阑处的光束有效截面半径143.光阑法选取单横模基本做法:在谐振腔内插入一个适当大小的4.聚焦光阑法和腔内望远镜法选横模(1)聚焦光阑法:如图4-6所示,在腔内插入一组透镜组,使光束在腔内传播时尽量经历较大的空间,以提高输出功率。(2)腔内加望远镜系统的选横模方法,其结构如图4-7所示。

图4-6聚焦光阑法图4-7腔内望远镜法154.聚焦光阑法和腔内望远镜法选横模(1)聚焦光阑法:如图4-理解纵模竞争的物理意义本节重点:作业:P99:1,2了解基本的选频及选模方法理解纵模竞争的物理意义本节重点:作业:了解基本的选频及选§4.2激光器的稳频17§4.2激光器的稳频17稳定度是指激光器在一次连续工作时间内的频率漂移与振荡频率之比

复现性是激光器在不同地点、时间、环境下使用时频率的相对变化量

18稳定度是指激光器在一次连续工作时间内的频率漂移与振荡频率之比4.2.1影响频率稳定的因素1.腔长变化的影响对共焦腔的TEM00模来说,谐振频率的公式可以简化为:当L的变化为L,的变化为时,引起的频率相对变化为:(1)温度变化:一般选用热膨胀系数小的材料做为谐振腔的的支架(2)机械振动:采取减震措施2.折射率变化的影响(1)内腔激光器:温度T、气压P、湿度h的变化很小,可以忽略(2)外腔和半内腔激光器:腔的一部分处于大气之中,温度T、气压P、湿度h的变化较放电管内显著。应尽量减小暴露于大气的部分,同时还要屏蔽通风以减小T、P、h的脉动。194.2.1影响频率稳定的因素1.腔长变化的影响对共焦腔的4.2.2稳频方法概述1.被动式稳频利用热膨胀系数低的材料制做谐振腔的间隔器;或用膨胀系数为负值的材料和膨胀系数为正值的材料按一定长度配合。把单频激光器的频率与某个稳定的参考频率相比较,当振荡频率偏离参考频率时,鉴别器就产生一个正比于偏离量的误差信号。2.主动式稳频把激光器中原子跃迁的中心频率做为参考频率,把激光频率锁定到跃迁的中心频率上,如兰姆凹陷法。(2)把振荡频率锁定在外界的参考频率上,例如用分子或原子的吸收线作为参考频率,选取的吸收物质的吸收频率必须与激光频率相重合。如饱和吸收法。204.2.2稳频方法概述1.被动式稳频利用热膨胀系数低的材4.2.3兰姆凹陷法稳频1.兰姆凹陷的中心频率即为谱线的中心频率,在其附近频率的微小变化将会引起输出功率的显著变化。这种稳频激光器的基本结构如图4-8所示图4-8兰姆凹陷法稳频激光器的基本结构214.2.3兰姆凹陷法稳频1.兰姆凹陷的中心频率即为谱线的2.腔长自动补偿系统的方框图如图4-9所示

图4-9兰姆凹陷法稳频方框图压电陶瓷加一直流电压:使初始频率为压电陶瓷上还需加一频率为f(约为lkHz)、幅度很小(只有零点几伏)的交流讯号,此讯号称为“搜索讯号”222.腔长自动补偿系统的方框图如图4-9所示图4-9兰姆图4-10稳频原理3.图4-10为稳频原理示意图。

假如由于某种原因(例如温度升高)使L伸长,引起激光频率由偏至,与的位相正好相反

假如由于某种原因(例如温度降低)使L缩短,引起激光频率由偏至,与的位相正好相同

在中心频率附近0,不论是小于0还是大于0,其结果都是使输出功率P增加,而且此时P将以频率2f变化23图4-10稳频原理3.图4-10为稳频原理示意图。假如由图(4-11)不同同位素对兰姆凹陷的影响4.注意事项第一、激光器的激励电源是稳压和稳流的。第二、氖的不同同位素的原子谱线中心有一定频差。第三、频率的稳定性与兰姆凹陷中心两侧的斜率大小有关。24图(4-11)不同同位素对兰姆凹陷的影响4.注意事项第一4.2.4饱和吸收法稳频1.饱和吸收法稳频的示意装置如图4-12所示。

2.与激光输出功率曲线的兰姆凹陷相似,在吸收介质的吸收曲线上也有一个吸收凹陷,如图4-13所示图4-12饱和吸收法稳频的装置示意图图4-13吸收介质的吸收曲线3.由于吸收管内的压强很低,碰撞增宽很小,所以吸收线中心形成的凹陷比激光管中兰姆凹陷的宽度要窄得多。254.2.4饱和吸收法稳频1.饱和吸收法稳频的示意装置如图44.激光通过激光管和吸收管时所得到的单程净增益应该是激光管中的单程增益和吸收管中的单程吸收的差,即如图4-14(a),只有频率调到附近激光才能振荡。

如图4-14(b),频率在整个线宽范围内调谐均能振荡。

图(4-14)反转兰姆凹陷264.激光通过激光管和吸收管时所得到的单程净增益应该是激光管中了解基本的稳频方法本节重点:了解基本的稳频方法本节重点:§4.3激光束的变换28§4.3激光束的变换284.3.1高斯光束通过薄透镜时的变换1.透镜的成像公式:,注意参数的正负。薄透镜的作用是改变光波波阵面的曲率半径。

2.从光波的角度看,规定发散球面波的曲率半径为正,会聚球面波的曲率半径为负,则如图4-15所示,成像公式可改写为:图4-15球面波通过薄透镜的变换294.3.1高斯光束通过薄透镜时的变换1.透镜的成像公式:实际问题中,通常和是已知的,此时,则入射光束在镜面处的波阵面半径和有效截面半径分别为:3.将透镜的变换应用到高斯光束上。如图所示,有以下关系:①图4-16高斯光束通过薄透镜的变换②30实际问题中,通常和是已知的,此时4.由①和②式可求得出射光束在镜面处的波阵面半径和有效截面半径。这样我们可以通过入射光束的、来确定出射光束的、了。图4-16高斯光束通过薄透镜的变换314.由①和②式可求得出射光束在镜面处的波阵面半径高斯光束特性公式对高斯光束的薄透镜变换要考虑到高斯光束的束腰位置及束腰半径32高斯光束特性公式对高斯光束的薄透镜变换要考虑到高斯光束的束腰(1)短焦距:即4.3.2高斯光束的聚焦1.高斯光束入射到短焦距透镜时的聚焦情形(2)短焦距时33(1)短焦距:即4.3.2高斯光束的聚焦1.高斯光束入射(3)在满足条件和的情况下,出射的光束聚焦于透镜的焦点附近。如图4-17所示,这与几何光学中的平行光通过透镜聚焦在焦点上的情况类似。图4-17短焦距透镜的聚焦34(3)在满足条件和(4)由前面的结论可得:35(4)由前面的结论可得:35(5)即缩短和加大都可以缩小聚焦点光斑尺寸的目的。前一种方法就是要采用焦距小的透镜后一种方法又有两种途径:一种是通过加大s来加大;另一种办法就是加大入射光的发散角从而加大,加大入射光的发散角又可以有两种做法,如图4-18和图4-19图4-18用凹透镜增大ω后获得微小的ω’0图4-19用两个凸透镜聚焦36(5)即缩短和加大都可以缩小聚焦点(6)这与几何光学中物、象的尺寸比例关系是一致的。不论是求聚焦点的位置,还是求会聚光斑的大小,都可以在一定的条件下把高斯光束按照几何光学的规律来处理37(6)这与几何光学中物、象的尺寸比例关系是一致的。不论是求聚2.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形(1)2.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形382.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形(1)(2)同理有:(3)根据高斯光束的渐变性可以设想,只要s和f相差不大,高斯光束的聚焦特性会与几何光学的规律迥然不同。反比关系39(2)同理有:(3)根据高斯光束的渐变性可以设想,只要s4.3.3高斯光束的准直1.高斯光束的准直:改善光束的方向性,压缩光束的发散角。可以看出,增大出射光束的束腰就可以缩小光束的发散角。需要缩小入射光束束腰半径404.3.3高斯光束的准直1.高斯光束的准直:改善光束的方向3.选用两个透镜,短焦距的凸透镜和焦距较长的凸透镜可以达到准直的目的。图(4-20)倒装望远镜系统压缩光束发散角M’是高斯光束通过透镜系统后光束发散角的压缩比。M是倒置望远镜对普通光线的倾角压缩倍数。由于f2>f1,所以M>1。又由于>0,因此有M’M>1θ”<θ’413.选用两个透镜,短焦距的凸透镜和焦距较长的凸透镜可以4.3.4高斯光束的扩束1.高斯光束的扩束:扩大光斑的光斑尺寸。1.可以通过扩大发散角来扩大光斑尺寸。2。若要求出射光束光斑大,且发散角小,则需要用如图4-20所示的倒置望远镜系统。424.3.4高斯光束的扩束1.高斯光束的扩束:扩大光斑的光斑入射光束ω0及s入射高斯光束在镜面处的ω及R出射高斯光束在镜面处的ω’及R’出射光束ω0’及s’(3-44)(3-45)(3-44)(3-45)(4-17)(4-18)高斯光束通过薄透镜的变换小结:43入射光束入射高斯光束在出射高斯光束在出射光束(3-44)(3高斯光束的聚焦1.高斯光束入射到短焦距透镜时的聚焦情形类似于几何光学中的平行光通过透镜聚焦在焦点上的情况。图4-18用凹透镜增大ω后获得微小的ω’0图4-19用两个凸透镜聚焦类似于几何光学中物、象的尺寸比例关系。44高斯光束的聚焦1.高斯光束入射到短焦距透镜时的聚焦情形类似于2.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形只要s和f相差不大,高斯光束的聚焦特性会与几何光学的规律迥然不同。反比关系452.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形只要高斯光束的扩束——扩大光束光斑尺寸倒装望远镜系统压缩光束发散角发散角压缩比:高斯光束的准直——压缩光束的发散角凸透镜:缩小束腰,扩大发散角凹透镜:扩大发散角46高斯光束的扩束——扩大光束光斑尺寸倒装望远镜系统压缩光束发散掌握高斯光束通过薄透镜时的变换本节重点:重点掌握高斯光束聚焦和准直作业:3,4,5

掌握高斯光束通过薄透镜时的变换本节重点:重点掌握高斯光束§4.4激光调制技术48§4.4激光调制技术484.4.1激光调制的基本概念1.激光调制:把激光作为载波携带低频信号2.激光调制内调制——在激光形成振荡的过程中加载调制信号,通过改变激光的输出特性而实现的调制外调制——在激光形成以后。再用调制信号对激光进行调制,并不改变激光器的参数,而是改变已经输出的激光束的参数494.4.1激光调制的基本概念1.激光调制:把激光作为载3.激光的瞬时光场的表达式:

瞬时光的强度:若调制信号为:激光幅度调制的表达式:激光强度调制的表达式:

激光频率调制的表达式:

激光相位调制的表达式:

503.激光的瞬时光场的表达式:瞬时光的强度:若调制信号为4.4.2电光强度调制1.下图是一个典型的电光强度调制的装置示意图由两块交叉偏振片及其间放置的一块单轴电光晶体组成偏振片的通振动方向分别与x、y轴平行

电光调制装置示意图2.设某时刻加在电光晶体上的电压为V,入射到晶体的在x方向上的线偏振激光电矢量振幅为E514.4.2电光强度调制1.下图是一个典型的电光强度调制的装电光调制装置示意图通过晶体后沿快轴和慢轴的电矢量振幅都变:沿和方向振动的二线偏振光之间的位相差

半波电压:全波电压:52电光调制装置示意图通过晶体后沿快轴和慢轴的电矢通过通振动方向与y轴平行的偏振片检偏后产生的光振幅分别为,,则有,其相互之间的位相差为。则有:

53通过通振动方向与y轴平行的偏振片检偏后产生的光振幅分别为3.下图画出了曲线的一部分以及光强调制的情形。为使工作点选在曲线中点处,通常在调制晶体上外加直流偏压来完成。

I/I0-V曲线543.下图画出了曲线的一部分以及光强调制的情形。4.如外加信号电压为正弦电压(电压幅值较小),,则输出光强近似为正弦形

554.如外加信号电压为正弦电压(电压幅值较小),4.4.3电光相位调制1.下图是典型的相位调制装置示意图。加电场后,振动方向与晶体的轴相平行的光通过长度为l的晶体,其位相增加为

相位调制装置示意图564.4.3电光相位调制1.下图是典型的相位调制装置示意图。相位调制装置示意图2.晶体上所加的是正弦调制电场,光在晶体的输入面(z=0)处的场矢量大小是

则在晶体输出面(z=l)处的场矢量大小可写成式中,为相位调制度57相位调制装置示意图2.晶体上所加的是正弦调制电场§4.5激光偏转技术58§4.5激光偏转技术584.5.1机械偏转机械偏转是利用反射镜或多面反射棱镜的旋转或反射镜的振动实现光束扫描

优点:机械偏转具有偏转角度大、分辨率较高、光损失小、可适应光谱范围大缺点:难以实现高速、高精度偏转,应用范围受到限制4.5.2电光偏转利用泡克耳斯效应,在电光晶体上施加电场改变晶体的折射率使光束偏转。参见图4-24594.5.1机械偏转机械偏转是利用反射镜或多面反射棱4.5.3声光偏转1.下图为一块均匀的透明介质如熔融石英,其一端为超声发生器(作正弦振动)。当在透明介质的另一端为声波的反射介质时,满足一定的几何要求就会在介质内产生驻波。驻波按照正弦规律变化,所以介质的折射率以空间周期在空间呈正弦变化。

超声波在透明介质中的传播衍射光栅声光偏转器604.5.3声光偏转1.下图为一块均匀的透明介质如熔融石英,2.如图所示,当光线在满足布拉格条件的衍射角入射到光栅上时,衍射光也与衍射体光栅的等折射率面成出射布拉格条件下的衍射3.改变超声波频率可改变偏转角偏转角:612.如图所示,当光线在满足布拉格条件的衍射角入射到光栅§4.6激光调Q技术62§4.6激光调Q技术62脉冲固体激光器的输出特性将普通脉冲固体激光器输出的脉冲,用示波器进行观察、记录,发现其波形并非一个平滑的光脉冲,而是由许多振幅、脉宽和间隔作随机变化的尖峰脉冲组成的,如图(a)所示。每个尖峰的宽度约为0.1~1μs,间隔为数微秒,脉冲序列的长度大致与闪光灯泵浦持续时间相等图(b)所示为观察到的红宝石激光器输出的尖峰。这种现象称为激光器弛豫振荡。

脉冲激光器输出的尖峰结构63脉冲固体激光器的输出特性将普通脉冲固体激光器

产生弛豫振荡的主要原因:当激光器的工作物质被泵浦,上能级的粒子反转数超过阈值条件时,即产生激光振荡,使腔内光子数密度增加,而发射激光。随着激光的发射,上能级粒子数大量被消耗,导致粒子反转数降低,当低于阀值时,激光振荡就停止。这时,由于光泵的继续抽运,上能级粒子反转数重新积累,超过阈值时,又产生第二个脉冲,如此不断重复上述过程,直到泵浦停止才结束。每个尖峰脉冲都是在阈值附近产生的,因此脉冲的峰值功率水平较低。增大泵浦能量也无助于峰值功率的提高,而只会使小尖峰的个数增加。当64产生弛豫振荡的主要原因:当激光器的工作物质被泵驰豫振荡的物理过程腔内光子数和粒子反转数随时间的变化65驰豫振荡的物理过程腔内光子数和粒子反转数随时间的变化65第一阶段(t1一t2):激光振荡刚开始时,△n=△n阈,Φ=0;由于光泵作用,△n继续增加,与此同时,腔内光子数密度Φ也开始增加,由于Φ的增长而使△n减小的速率小于泵浦使△n增加的速率,因此△n一直增加到最大值。

第二阶段(t2一t3):△n到达最大值后开始下降,但仍然大于△n阈,因此Φ继续增长,而且增长非常迅速,达到最大值。第三阶段(t3一t4):△n<△n阈,增益小于损耗,光子数密度Φ减少并急剧下降。第四阶段(t4一t5):光子数减少到一定程度,泵浦又起主要作用,于是△n又开始回升,到t5时刻△n又达到阈值△n阈,于是又开始产生第二个尖峰脉冲。每个尖峰可以分为四个阶段:因为泵浦的抽运过程的持续时间要比每个尖峰脉冲宽度大得多,于是上述过程周而复始,产生一系列尖峰脉冲。泵浦功率越大,尖峰脉冲形成越快,因而尖峰的时间间隔越小66第一阶段(t1一t2):激光振荡刚开始时,△n=△n阈,4.6.1激光谐振腔的品质因数Q

1.

2.光强I0在谐振腔传播z距离后会减弱为674.6.1激光谐振腔的品质因数Q1.2.光强体积为V的腔内存储的能量为:

每振荡周期损耗的能量为:

反比关系68体积为V的腔内存储的能量为:每振荡周期损耗的能量为:反比

Q开关激光脉冲建立过程通过改变Q值——改变阈值,控制激光产生的时间。

在泵浦过程的大部分时间里谐振腔处于低Q值状态,故阈值很高不能起振,从而激光上能级的粒子数不断积累,直至t0时刻,粒子数反转达到最大值△ni,在这一时刻,Q值突然升高(损耗下降),振荡阈值随之降低,于是激光振荡开始建立。由于此△ni>>△nt(阈值粒子反转数),因此受激辐射增强非常迅速,激光介质存储的能量在极短的时间内转变为受激辐射场的能量,结果产生了一个峰值功率很高的窄脉冲。69Q开关激光脉冲建立过程通过改变Q值——改变阈值,4.6.2调Q原理——采用某种办法使谐振腔在泵浦开始时处于高损耗低Q值状态,这时激光振荡的阈值很高,粒子数反转即使积累到很高水平也不会产生振荡;当粒子密度反转数达到其峰值时,突然降低损耗使腔的Q值增大,导致激光介质的增益大大超过阈值,极其快速地产生振荡。这时储存在亚稳态上的粒子所具有的能量会很快的转换为光子能量,光子像雪崩一样以极高的速率增长,激光器便可输出一个峰值功率高、宽度窄的激光巨脉冲。704.6.2调Q原理——采用某种办法使谐振腔在泵浦开始时调Q技术关键

动态损耗:Q开关处于关闭状态时,谐振腔应具有最大的损耗,以保证Q开关打开之前没有激光产生;插入损耗:Q开关处于打开状态时,由开关本身引起的损耗应最小,一般会引入反射及散射损耗;开关时间:Q开关应有优异的开、关转换性能,快的开关时间,将产生窄而且高功率峰值的脉冲;慢的开关时间会使所存储的能量在开关完全打开之间迅速衰竭;同步性能:Q开关应能够精确地控制,与外界信号保持同步。71调Q技术关键动态损耗:Q开关处于关闭状态时,谐振腔应具有电光调Q装置如图所示激光腔中插入起偏振片及作为Q开关的KD*P晶体。

电光调Q装置示意图4.6.3电光调Q——主动调Q技术磷酸二氘钾X方向振动的线偏振光经KD*P晶体后反射回来变成y方向振动的线偏振光72电光调Q装置如图所示电光调Q装置示意图4.6.3电光4.6.4声光调Q——主动调Q技术声光调Q装置示意图下图是一个声光调Q的YAG激光器的示意图。腔内插入的声光调Q器件由声光互作用介质(如熔融石英)和键合于其上的换能器所构成的。

734.6.4声光调Q——主动调Q技术声光调Q装置示意图下4.6.5染料调Q——被动调Q技术1.下图是染料调Q激光器的示意图。它是在一个固体激光器的腔内插入一个染料盒构成的。

2.染料盒内装有可饱和染料,这种染料对该激光器发出的光有强烈吸收作用,而且随入射光的增强吸收系数减小。其吸收系数可以由下式表示:染料调Q装置示意图3.选择染料要顾及几个方面

染料吸收峰的中心波长应和激光波长基本吻合;Is要适当,以便得到合适的”开光“速度;燃料溶液要具有一定的稳定性和保存期,以利于实用744.6.5染料调Q——被动调Q技术1.下图是染料调Q激光调制的概念4.4-4.6重点:激光偏转技术(模拟偏转、数字偏转)实现激光偏转的途径,3种何谓激光的Q值,激光调Q的原理几种调Q类型激光调制的概念4.4-4.6重点:激光偏转技术(模拟偏转§4.7激光锁模技术76§4.7激光锁模技术76压缩脉冲宽度,高峰值功率,Q开关激光器一般脉宽达ns量级,如果再压缩脉宽,Q开关激光器已经无能为力,但有很多实际应用需要更窄的脉冲.(60年代后发展了锁模技术,可将脉冲压缩到ps甚至fs量级。)1.激光测距,为了提高测距的精度,则脉宽越窄越好.2.激光高速摄影.为了拍照高速运动的物体,提高照片的清晰度,也要压缩脉宽.3.对一些超快过程的研究,激光核聚变,激光光谱,荧光寿命的测定,非线性光学的研究等需窄的脉宽.(掺钛蓝宝石自锁模激光器中得到了8.5fs的超短光脉冲序列)。77压缩脉冲宽度,高峰值功率,Q开关激光器一般脉宽达ns4.7.1锁模原理1.非均匀增宽激光器中某一纵模电矢量大小可写成则总的输出为,各纵模为非相干叠加。2.锁模技术:让谐振腔中可能存在的纵模同步振荡,让各模的频率间隔保持相等并使各模的初位相保持为常数,激光器输出在时间上有规则的等间隔的短脉冲序列。784.7.1锁模原理1.非均匀增宽激光器中某一纵模电矢量大3.设腔内有q=-N,-(N-1),……0,……(N-1),N共(2N+1)个模式,又设相邻模式的角频率之差,则4.如各模式的振幅相等,Eq=E0,初位相相同且为q=0,则

793.设腔内有q=-N,-(N-1),……0,……(N-1),5.图是2N+1=9个纵模经锁模后得到的有规则的脉冲示意图。当时,m=0,1,2……光强最大

图4-30锁模光强脉冲相邻脉冲峰值间的时间间隔

脉冲宽度,即脉冲峰值与第一个光强为零的谷值间的时间间隔805.图是2N+1=9个纵模经锁模后得到的有规则的脉冲示意4.7.2主动锁模1.损耗内调制锁模

图(4-31)锁模调制示意图如图所示,在谐振腔中插入一个电光或声光损耗调制器。设调制周期为,调制频率(恰为纵模频率间隔)

只有通过调制器时损耗为零的光,才能不断地被放大而增长起来,如此得到周期为T的窄脉冲输出,如图所示。814.7.2主动锁模1.损耗内调制锁模图(4-31)锁图(4-32)中心频率及两边频从模式耦合的角度来说明损耗调制锁模的原理。假设中心频率处的模首先振荡,其调制后的电矢量为:即在激光器中,一旦形成的振荡,将同时激起两个相邻模式的振荡,如图。82图(4-32)中心频率及两边频从模式耦合的角度来说明损耗调2.相位内调制锁模

如果在谐振腔中插入一个电光位相调制器,也可达到锁模的目的。设光振幅不变,位相以频率变化,即位相调制后也能激起带宽内的所有边频光同步振荡,实现锁模。832.相位内调制锁模如果在谐振腔中插入一个电光位相调制器,4.7.3被动锁模

被动锁模装置很简单,只需在腔内插入一个装有饱和吸收染料的“盒”即可染料必须具备以下几个条件:第一,染料的吸收线应和激光波长很接近;第二,吸收线的线宽要大于或等于激光线宽;第三,其驰豫时间应短于脉冲在腔内往返一次的时间,否则就成为被动调Q激光器了。844.7.3被动锁模被动锁模装置很简单,只需在腔内插入一个激光锁模的原理本节重点:激光锁模有哪些主要方式作业:8,9

激光锁模的原理本节重点:激光锁模有哪些主要方式作业:

激光原理任课教师:马靖majing@86激光原理任课教师:马靖majing@fzu.ed

激光原理第四章激光的基本技术4.1激光器输出的选模4.2激光器的稳频4.3激光束的变换4.4激光调制技术4.5激光偏转技术4.6激光调Q技术4.7激光锁模技术87激光原理第四章激光的基本技术4.1激光器输出的选模2§4.1激光器输出的选模88§4.1激光器输出的选模3

激光的选模(选频)技术

激光纵模的选模-----选频技术激光横模的选模-----选模技术均匀增宽型介质与非均匀增宽型介质增益曲线均匀增宽型介质的增益曲线非均匀增宽型介质的增益曲线89激光的选模(选频)技术激光纵模的选模-----选频技术激4.1.1激光单纵模的选取

1.均匀增宽型谱线的纵模竞争(1)当强度很大的光通过均匀增益型介质时粒子数反转分布值下降,增益系数相应下降,但光谱的线型并不改变。图4-1均匀增宽型谱线纵模竞争904.1.1激光单纵模的选取1.均匀增宽型谱线的纵模竞争(2)多纵模的情况下,如图所示,设有q-1,q,q+1三个纵模满足振荡条件。随着腔内光强逐步增强,q-1和q+1模都被抑制掉,只有q模的光强继续增长,最后变为曲线3的情形。若此时的光强为Iq,则有,于是振荡达到稳定,使激光器的内部只剩下q纵模的振荡。纵模竞争:通过增益饱和,某个纵模逐渐把其它纵模的振荡抑制下去,最后只剩下该枞模振荡的现象。91(2)多纵模的情况下,如图所示,设有q-1,q,q+1三个2.非均匀增宽型谱线的多纵模振荡非均匀增宽激光器的输出一般都具有多个纵模

922.非均匀增宽型谱线的多纵模振荡非均匀增宽激光器的输出一般都3.单纵模的选取(1)短腔法:

两相邻纵模间的频率差,要想得到单一纵模的输出,只要缩短腔长,使的宽度大于增益曲线阈值以上所对应的宽度缺点

腔长受到限制,增益介质工作长度受到限制,输出功率受到限制,甚至没有激光输出。933.单纵模的选取(1)短腔法:两相邻纵模间的频率差(2)法布里-珀罗标准具法:

在外腔激光器的谐振腔内,沿几乎垂直于腔轴方向插入一个法布里-珀罗标准具

由于多光束干涉的结果,对于满足下列条件的光具有极高的透射率能获得最大透射率的两个相邻的频率间隔为:

94(2)法布里-珀罗标准具法:在外腔激光器的谐振腔内,沿几(3)三反射镜法

如图,激光器一端的反射镜被三块反射镜的组合所代替,其中M3和M4为全反射镜,M2是具有适当透射率的部分透射部分反射镜。这个组合相当于两个谐振腔的耦合只有同时满足上面两个谐振条件的光才能形成振荡,只要取L2+L3足够小,就可以单枞模输出两个谐振腔的纵模频率间隔分别为:95(3)三反射镜法如图,激光器一端的反射镜被三块反射镜的组4.1.2激光单横模的选取

1.衍射损耗和菲涅耳数(1)由于衍射效应形成的光能量损失称为衍射损耗。(2)如图所示的球面共焦腔,镜面上的基横模高斯光束光强分布可以表示为图4-4腔的衍射损耗964.1.2激光单横模的选取1.衍射损耗和菲涅耳数(1)(3)单程衍射损耗为射到镜面外而损耗掉的光功率与射向镜面的总光功率之比(4)分析衍射损耗时为了方便,经常引入一个所谓“菲涅尔数”的参量,它定义为

97(3)单程衍射损耗为射到镜面外而损耗掉的光功率与射向镜面2.衍射损耗曲线图4-5给出了圆截面共焦腔和圆截面平行平面腔的衍射损耗—菲涅尔数曲线。

图4-5不同腔的衍射损耗曲线982.衍射损耗曲线图4-5给出了圆截面共焦腔和圆截面平行平面腔3.光阑法选取单横模

基本做法:在谐振腔内插入一个适当大小的小孔光阑,让基横模光束顺利通过,而将高阶横模抑制小孔光阑的半径r0可以选取为放置小孔光阑处的光束有效截面半径993.光阑法选取单横模基本做法:在谐振腔内插入一个适当大小的4.聚焦光阑法和腔内望远镜法选横模(1)聚焦光阑法:如图4-6所示,在腔内插入一组透镜组,使光束在腔内传播时尽量经历较大的空间,以提高输出功率。(2)腔内加望远镜系统的选横模方法,其结构如图4-7所示。

图4-6聚焦光阑法图4-7腔内望远镜法1004.聚焦光阑法和腔内望远镜法选横模(1)聚焦光阑法:如图4-理解纵模竞争的物理意义本节重点:作业:P99:1,2了解基本的选频及选模方法理解纵模竞争的物理意义本节重点:作业:了解基本的选频及选§4.2激光器的稳频102§4.2激光器的稳频17稳定度是指激光器在一次连续工作时间内的频率漂移与振荡频率之比

复现性是激光器在不同地点、时间、环境下使用时频率的相对变化量

103稳定度是指激光器在一次连续工作时间内的频率漂移与振荡频率之比4.2.1影响频率稳定的因素1.腔长变化的影响对共焦腔的TEM00模来说,谐振频率的公式可以简化为:当L的变化为L,的变化为时,引起的频率相对变化为:(1)温度变化:一般选用热膨胀系数小的材料做为谐振腔的的支架(2)机械振动:采取减震措施2.折射率变化的影响(1)内腔激光器:温度T、气压P、湿度h的变化很小,可以忽略(2)外腔和半内腔激光器:腔的一部分处于大气之中,温度T、气压P、湿度h的变化较放电管内显著。应尽量减小暴露于大气的部分,同时还要屏蔽通风以减小T、P、h的脉动。1044.2.1影响频率稳定的因素1.腔长变化的影响对共焦腔的4.2.2稳频方法概述1.被动式稳频利用热膨胀系数低的材料制做谐振腔的间隔器;或用膨胀系数为负值的材料和膨胀系数为正值的材料按一定长度配合。把单频激光器的频率与某个稳定的参考频率相比较,当振荡频率偏离参考频率时,鉴别器就产生一个正比于偏离量的误差信号。2.主动式稳频把激光器中原子跃迁的中心频率做为参考频率,把激光频率锁定到跃迁的中心频率上,如兰姆凹陷法。(2)把振荡频率锁定在外界的参考频率上,例如用分子或原子的吸收线作为参考频率,选取的吸收物质的吸收频率必须与激光频率相重合。如饱和吸收法。1054.2.2稳频方法概述1.被动式稳频利用热膨胀系数低的材4.2.3兰姆凹陷法稳频1.兰姆凹陷的中心频率即为谱线的中心频率,在其附近频率的微小变化将会引起输出功率的显著变化。这种稳频激光器的基本结构如图4-8所示图4-8兰姆凹陷法稳频激光器的基本结构1064.2.3兰姆凹陷法稳频1.兰姆凹陷的中心频率即为谱线的2.腔长自动补偿系统的方框图如图4-9所示

图4-9兰姆凹陷法稳频方框图压电陶瓷加一直流电压:使初始频率为压电陶瓷上还需加一频率为f(约为lkHz)、幅度很小(只有零点几伏)的交流讯号,此讯号称为“搜索讯号”1072.腔长自动补偿系统的方框图如图4-9所示图4-9兰姆图4-10稳频原理3.图4-10为稳频原理示意图。

假如由于某种原因(例如温度升高)使L伸长,引起激光频率由偏至,与的位相正好相反

假如由于某种原因(例如温度降低)使L缩短,引起激光频率由偏至,与的位相正好相同

在中心频率附近0,不论是小于0还是大于0,其结果都是使输出功率P增加,而且此时P将以频率2f变化108图4-10稳频原理3.图4-10为稳频原理示意图。假如由图(4-11)不同同位素对兰姆凹陷的影响4.注意事项第一、激光器的激励电源是稳压和稳流的。第二、氖的不同同位素的原子谱线中心有一定频差。第三、频率的稳定性与兰姆凹陷中心两侧的斜率大小有关。109图(4-11)不同同位素对兰姆凹陷的影响4.注意事项第一4.2.4饱和吸收法稳频1.饱和吸收法稳频的示意装置如图4-12所示。

2.与激光输出功率曲线的兰姆凹陷相似,在吸收介质的吸收曲线上也有一个吸收凹陷,如图4-13所示图4-12饱和吸收法稳频的装置示意图图4-13吸收介质的吸收曲线3.由于吸收管内的压强很低,碰撞增宽很小,所以吸收线中心形成的凹陷比激光管中兰姆凹陷的宽度要窄得多。1104.2.4饱和吸收法稳频1.饱和吸收法稳频的示意装置如图44.激光通过激光管和吸收管时所得到的单程净增益应该是激光管中的单程增益和吸收管中的单程吸收的差,即如图4-14(a),只有频率调到附近激光才能振荡。

如图4-14(b),频率在整个线宽范围内调谐均能振荡。

图(4-14)反转兰姆凹陷1114.激光通过激光管和吸收管时所得到的单程净增益应该是激光管中了解基本的稳频方法本节重点:了解基本的稳频方法本节重点:§4.3激光束的变换113§4.3激光束的变换284.3.1高斯光束通过薄透镜时的变换1.透镜的成像公式:,注意参数的正负。薄透镜的作用是改变光波波阵面的曲率半径。

2.从光波的角度看,规定发散球面波的曲率半径为正,会聚球面波的曲率半径为负,则如图4-15所示,成像公式可改写为:图4-15球面波通过薄透镜的变换1144.3.1高斯光束通过薄透镜时的变换1.透镜的成像公式:实际问题中,通常和是已知的,此时,则入射光束在镜面处的波阵面半径和有效截面半径分别为:3.将透镜的变换应用到高斯光束上。如图所示,有以下关系:①图4-16高斯光束通过薄透镜的变换②115实际问题中,通常和是已知的,此时4.由①和②式可求得出射光束在镜面处的波阵面半径和有效截面半径。这样我们可以通过入射光束的、来确定出射光束的、了。图4-16高斯光束通过薄透镜的变换1164.由①和②式可求得出射光束在镜面处的波阵面半径高斯光束特性公式对高斯光束的薄透镜变换要考虑到高斯光束的束腰位置及束腰半径117高斯光束特性公式对高斯光束的薄透镜变换要考虑到高斯光束的束腰(1)短焦距:即4.3.2高斯光束的聚焦1.高斯光束入射到短焦距透镜时的聚焦情形(2)短焦距时118(1)短焦距:即4.3.2高斯光束的聚焦1.高斯光束入射(3)在满足条件和的情况下,出射的光束聚焦于透镜的焦点附近。如图4-17所示,这与几何光学中的平行光通过透镜聚焦在焦点上的情况类似。图4-17短焦距透镜的聚焦119(3)在满足条件和(4)由前面的结论可得:120(4)由前面的结论可得:35(5)即缩短和加大都可以缩小聚焦点光斑尺寸的目的。前一种方法就是要采用焦距小的透镜后一种方法又有两种途径:一种是通过加大s来加大;另一种办法就是加大入射光的发散角从而加大,加大入射光的发散角又可以有两种做法,如图4-18和图4-19图4-18用凹透镜增大ω后获得微小的ω’0图4-19用两个凸透镜聚焦121(5)即缩短和加大都可以缩小聚焦点(6)这与几何光学中物、象的尺寸比例关系是一致的。不论是求聚焦点的位置,还是求会聚光斑的大小,都可以在一定的条件下把高斯光束按照几何光学的规律来处理122(6)这与几何光学中物、象的尺寸比例关系是一致的。不论是求聚2.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形(1)2.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形1232.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形(1)(2)同理有:(3)根据高斯光束的渐变性可以设想,只要s和f相差不大,高斯光束的聚焦特性会与几何光学的规律迥然不同。反比关系124(2)同理有:(3)根据高斯光束的渐变性可以设想,只要s4.3.3高斯光束的准直1.高斯光束的准直:改善光束的方向性,压缩光束的发散角。可以看出,增大出射光束的束腰就可以缩小光束的发散角。需要缩小入射光束束腰半径1254.3.3高斯光束的准直1.高斯光束的准直:改善光束的方向3.选用两个透镜,短焦距的凸透镜和焦距较长的凸透镜可以达到准直的目的。图(4-20)倒装望远镜系统压缩光束发散角M’是高斯光束通过透镜系统后光束发散角的压缩比。M是倒置望远镜对普通光线的倾角压缩倍数。由于f2>f1,所以M>1。又由于>0,因此有M’M>1θ”<θ’1263.选用两个透镜,短焦距的凸透镜和焦距较长的凸透镜可以4.3.4高斯光束的扩束1.高斯光束的扩束:扩大光斑的光斑尺寸。1.可以通过扩大发散角来扩大光斑尺寸。2。若要求出射光束光斑大,且发散角小,则需要用如图4-20所示的倒置望远镜系统。1274.3.4高斯光束的扩束1.高斯光束的扩束:扩大光斑的光斑入射光束ω0及s入射高斯光束在镜面处的ω及R出射高斯光束在镜面处的ω’及R’出射光束ω0’及s’(3-44)(3-45)(3-44)(3-45)(4-17)(4-18)高斯光束通过薄透镜的变换小结:128入射光束入射高斯光束在出射高斯光束在出射光束(3-44)(3高斯光束的聚焦1.高斯光束入射到短焦距透镜时的聚焦情形类似于几何光学中的平行光通过透镜聚焦在焦点上的情况。图4-18用凹透镜增大ω后获得微小的ω’0图4-19用两个凸透镜聚焦类似于几何光学中物、象的尺寸比例关系。129高斯光束的聚焦1.高斯光束入射到短焦距透镜时的聚焦情形类似于2.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形只要s和f相差不大,高斯光束的聚焦特性会与几何光学的规律迥然不同。反比关系1302.入射高斯光束的腰到透镜的距离s等于透镜焦距f的情形只要高斯光束的扩束——扩大光束光斑尺寸倒装望远镜系统压缩光束发散角发散角压缩比:高斯光束的准直——压缩光束的发散角凸透镜:缩小束腰,扩大发散角凹透镜:扩大发散角131高斯光束的扩束——扩大光束光斑尺寸倒装望远镜系统压缩光束发散掌握高斯光束通过薄透镜时的变换本节重点:重点掌握高斯光束聚焦和准直作业:3,4,5

掌握高斯光束通过薄透镜时的变换本节重点:重点掌握高斯光束§4.4激光调制技术133§4.4激光调制技术484.4.1激光调制的基本概念1.激光调制:把激光作为载波携带低频信号2.激光调制内调制——在激光形成振荡的过程中加载调制信号,通过改变激光的输出特性而实现的调制外调制——在激光形成以后。再用调制信号对激光进行调制,并不改变激光器的参数,而是改变已经输出的激光束的参数1344.4.1激光调制的基本概念1.激光调制:把激光作为载3.激光的瞬时光场的表达式:

瞬时光的强度:若调制信号为:激光幅度调制的表达式:激光强度调制的表达式:

激光频率调制的表达式:

激光相位调制的表达式:

1353.激光的瞬时光场的表达式:瞬时光的强度:若调制信号为4.4.2电光强度调制1.下图是一个典型的电光强度调制的装置示意图由两块交叉偏振片及其间放置的一块单轴电光晶体组成偏振片的通振动方向分别与x、y轴平行

电光调制装置示意图2.设某时刻加在电光晶体上的电压为V,入射到晶体的在x方向上的线偏振激光电矢量振幅为E1364.4.2电光强度调制1.下图是一个典型的电光强度调制的装电光调制装置示意图通过晶体后沿快轴和慢轴的电矢量振幅都变:沿和方向振动的二线偏振光之间的位相差

半波电压:全波电压:137电光调制装置示意图通过晶体后沿快轴和慢轴的电矢通过通振动方向与y轴平行的偏振片检偏后产生的光振幅分别为,,则有,其相互之间的位相差为。则有:

138通过通振动方向与y轴平行的偏振片检偏后产生的光振幅分别为3.下图画出了曲线的一部分以及光强调制的情形。为使工作点选在曲线中点处,通常在调制晶体上外加直流偏压来完成。

I/I0-V曲线1393.下图画出了曲线的一部分以及光强调制的情形。4.如外加信号电压为正弦电压(电压幅值较小),,则输出光强近似为正弦形

1404.如外加信号电压为正弦电压(电压幅值较小),4.4.3电光相位调制1.下图是典型的相位调制装置示意图。加电场后,振动方向与晶体的轴相平行的光通过长度为l的晶体,其位相增加为

相位调制装置示意图1414.4.3电光相位调制1.下图是典型的相位调制装置示意图。相位调制装置示意图2.晶体上所加的是正弦调制电场,光在晶体的输入面(z=0)处的场矢量大小是

则在晶体输出面(z=l)处的场矢量大小可写成式中,为相位调制度142相位调制装置示意图2.晶体上所加的是正弦调制电场§4.5激光偏转技术143§4.5激光偏转技术584.5.1机械偏转机械偏转是利用反射镜或多面反射棱镜的旋转或反射镜的振动实现光束扫描

优点:机械偏转具有偏转角度大、分辨率较高、光损失小、可适应光谱范围大缺点:难以实现高速、高精度偏转,应用范围受到限制4.5.2电光偏转利用泡克耳斯效应,在电光晶体上施加电场改变晶体的折射率使光束偏转。参见图4-241444.5.1机械偏转机械偏转是利用反射镜或多面反射棱4.5.3声光偏转1.下图为一块均匀的透明介质如熔融石英,其一端为超声发生器(作正弦振动)。当在透明介质的另一端为声波的反射介质时,满足一定的几何要求就会在介质内产生驻波。驻波按照正弦规律变化,所以介质的折射率以空间周期在空间呈正弦变化。

超声波在透明介质中的传播衍射光栅声光偏转器1454.5.3声光偏转1.下图为一块均匀的透明介质如熔融石英,2.如图所示,当光线在满足布拉格条件的衍射角入射到光栅上时,衍射光也与衍射体光栅的等折射率面成出射布拉格条件下的衍射3.改变超声波频率可改变偏转角偏转角:1462.如图所示,当光线在满足布拉格条件的衍射角入射到光栅§4.6激光调Q技术147§4.6激光调Q技术62脉冲固体激光器的输出特性将普通脉冲固体激光器输出的脉冲,用示波器进行观察、记录,发现其波形并非一个平滑的光脉冲,而是由许多振幅、脉宽和间隔作随机变化的尖峰脉冲组成的,如图(a)所示。每个尖峰的宽度约为0.1~1μs,间隔为数微秒,脉冲序列的长度大致与闪光灯泵浦持续时间相等图(b)所示为观察到的红宝石激光器输出的尖峰。这种现象称为激光器弛豫振荡。

脉冲激光器输出的尖峰结构148脉冲固体激光器的输出特性将普通脉冲固体激光器

产生弛豫振荡的主要原因:当激光器的工作物质被泵浦,上能级的粒子反转数超过阈值条件时,即产生激光振荡,使腔内光子数密度增加,而发射激光。随着激光的发射,上能级粒子数大量被消耗,导致粒子反转数降低,当低于阀值时,激光振荡就停止。这时,由于光泵的继续抽运,上能级粒子反转数重新积累,超过阈值时,又产生第二个脉冲,如此不断重复上述过程,直到泵浦停止才结束。每个尖峰脉冲都是在阈值附近产生的,因此脉冲的峰值功率水平较低。增大泵浦能量也无助于峰值功率的提高,而只会使小尖峰的个数增加。当149产生弛豫振荡的主要原因:当激光器的工作物质被泵驰豫振荡的物理过程腔内光子数和粒子反转数随时间的变化150驰豫振荡的物理过程腔内光子数和粒子反转数随时间的变化65第一阶段(t1一t2):激光振荡刚开始时,△n=△n阈,Φ=0;由于光泵作用,△n继续增加,与此同时,腔内光子数密度Φ也开始增加,由于Φ的增长而使△n减小的速率小于泵浦使△n增加的速率,因此△n一直增加到最大值。

第二阶段(t2一t3):△n到达最大值后开始下降,但仍然大于△n阈,因此Φ继续增长,而且增长非常迅速,达到最大值。第三阶段(t3一t4):△n<△n阈,增益小于损耗,光子数密度Φ减少并急剧下降。第四阶段(t4一t5):光子数减少到一定程度,泵浦又起主要作用,于是△n又开始回升,到t5时刻△n又达到阈值△n阈,于是又开始产生第二个尖峰脉冲。每个尖峰可以分为四个阶段:因为泵浦的抽运过程的持续时间要比每个尖峰脉冲宽度大得多,于是上述过程周而复始,产生一系列尖峰脉冲。泵浦功率越大,尖峰脉冲形成越快,因而尖峰的时间间隔越小151第一阶段(t1一t2):激光振荡刚开始时,△n=△n阈,4.6.1激光谐振腔的品质因数Q

1.

2.光强I0在谐振腔传播z距离后会减弱为1524.6.1激光谐振腔的品质因数Q1.2.光强体积为V的腔内存储的能量为:

每振荡周期损耗的能量为:

反比关系153体积为V的腔内存储的能量为:每振荡周期损耗的能量为:反比

Q开关激光脉冲建立过程通过改变Q值——改变阈值,控制激光产生的时间。

在泵浦过程的大部分时间里谐振腔处于低Q值状态,故阈值很高不能起振,从而激光上能级的粒子数不断积累,直至t0时刻,粒子数反转达到最大值△ni,在这一时刻,Q值突然升高(损耗下降),振荡阈值随之降低,于是激光振荡开始建立。由于此△ni>>△nt(阈值粒子反转数),因此受激辐射增强非常迅速,激光介质存储的能量在极短的时间内转变为受激辐射场的能量,结果产生了一个峰值功率很高的窄脉冲。154Q开关激光脉冲建立过程通过改变Q值——改变阈值,4.6.2调Q原理——采用某种办法使谐振腔在泵浦开始时处于高损耗低Q值状态,这时激光振荡的阈值很高,粒子数反转即使积累到很高水平也不会产生振荡;当粒子密度反转数达到其峰值时,突然降低损耗使腔的Q值增大,导致激光介质的增益大大超过阈值,极其快速地产生振荡。这时储存在亚稳态上的粒子所具有的能量会很快的转换为光子能量,光子像雪崩一样以极高的速率增长,激光器便可输出一个峰值功率高、宽度窄的激光巨脉冲。1554.6.2调Q原理——采用某种办法使谐振腔在泵浦开始时调Q技术关键

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