激光放大技术

激光放大技术第1页，共69页，2023年，2月20日，星期一对于调Q激光器，泵浦能量不能太高，否则，发散角太大而且易出现多个碎脉冲。对于锁模激光器，单个脉冲的能量太小（尽管瞬间功率很高）。从稳定性考虑，泵浦能量不能超过阈值泵浦能量许多。对于调Q激光器和锁模激光器，工作物质的体积不能太大/长，否则易自振或自聚焦而破坏。再说激光束往返多次通过激光物质，导致腔内光强高于外部；从而激光物质易受高功率光强的破坏。一、必要性第2页，共69页，2023年，2月20日，星期一二、激光放大器的类型外注入放大（再生放大/注入锁定）自注入放大（腔内剪切，予激光锁定，予激光选单纵模2.注入放大单程行波放大多程行波放大1.行波放大

采用行波放大技术有如下优点：其一，由于激光束一次通过放大介质，因此介质的破坏阈值可以大大提高；其二，当需要大能量激光时，可根据需要采用多级行波放大；其三，振荡器—放大器系统，可由振荡器决定其脉冲宽度、谱线宽度和光束发散角等，而由放大器决定其脉冲的能量和功率，所以二者结合起来，既可以得到较优良的激光特性，又能够大大提高其输出激光的亮度。第3页，共69页，2023年，2月20日，星期一

激光放大器与激光(振荡)器基于同一物理过程(受激辐射的光放大)，其主要区别是激光放大器(行波)没有谐振腔。

激光放大器要求工作物质具有足够的反转粒子数，以保证光脉冲信号通过它时得到的增益大于介质内部各种损耗。另外，为了得到共振放大，要求放大介质有与输入信号相匹配的能级结构。第4页，共69页，2023年，2月20日，星期一图4.1-l为激光器与放大器串接工作的示意图。当第一级输出的激光进入放大器时，放大器的激活介质应恰好被激励而处于最大粒子数反转状态，即产生共振跃迁而得到放大。行波放大器第5页，共69页，2023年，2月20日，星期一激光放大器按其放大脉冲信号宽度的不同，可以分为长脉冲激光放大器、脉冲激光放大器和超短脉冲激光放大器三种。Tl大T2小回顾对于激光放大器，放大介质中激发态的粒子(原子、分子或离子)，由于辐射跃迁有一定的弛豫时间Tl，称为纵向弛豫时间，其值随放大介质不同而异。如对于晶体和玻璃等固体，Tl由粒子在亚稳态时的寿命决定，为10-3s；对于气体和半导体，Tl则由允许的跃迁能级的寿命决定，为10-6～10-9s。另外，放大介质中粒子相互交换能量过程引起的非辐射跃迁，会使激发态粒子的感应偶极矩有一定的弛豫时间T2，称为横向弛豫时间。对均匀加宽工作物质，T2具有谱线宽度倒数的量级，在固体工作物质中，T2约为10-10s量级。第6页，共69页，2023年，2月20日，星期一当激光放大器输入信号的脉宽大于纵向弛豫时间(即τ>>T1，如一般自由运转的脉冲激光器输出的脉冲宽度可达几个毫秒就能满足此条件)时，由于光信号脉冲与工作物质相互作用时间足够长，而且受激辐射所消耗的反转粒子数可以很快地由泵浦激发所补充，因此反转粒子数密度能维持在一个稳定值附近。这可近似地认为反转粒子数密度不随时间变化，即，而只与工作物质的坐标有关，即△n=△n(x)。这就可以用稳态方法来研究放大过程。这类激光放大器称为长脉冲放大器。τ第7页，共69页，2023年，2月20日，星期一当输入光信号的脉宽比较窄，满足条件T2＜τ＜Tl时，如调Q激光器输出的短脉冲只有几十个纳秒，远小于激光的荧光寿命，这时因受激辐射而消耗的反转粒子数来不及由光泵浦补充，反转粒子数和腔内光子数密度在这极短暂的时间内达不到稳定状态，因而反转粒子数是随时间和空间变化的，即△n=△n(x,t)。这类激光放大器须用非稳态方法研究，这种放大器就是脉冲激光放大器，也是本章所要讨论的重点。以上两类放大器都满足τ＞T2的条件，原子在光场作用下产生的感应偶极矩所需要的时间可以忽赂，因而无滞后效应，即物质的宏观电极化可立即跟上光场的快速变化，故可以不考虑原子和光场相互作用的相位关系，因而可以来用速率方程理论来讨论上述两类激光放大器。第8页，共69页，2023年，2月20日，星期一在超短脉冲(即脉冲宽度τ＜T2，如锁模激光器输出的脉冲只有10-11～10-12s量级)的激光放大情况下，当光与物质相互作用时，由于物质的宏观电极化跟不上光场的快速变化，所以不能忽略物质的原子和光场相互作用的相位关系。这种相干作用使得超短脉冲通过放大介质时，会产生一些新的现象，如在介质中产生稳定的脉冲或2脉冲，吸收介质中产生“自感透明”效应，并由此出现光学孤子波现象等等，所以对超短脉冲放大器，必须用半经典理论进行分析。第9页，共69页，2023年，2月20日，星期一一、脉冲放大器的速率方程设激光放大器工作物质的长度为L。光信号脉冲沿着x方向入射激光工作物质，如图4.2-1所示。由于光信号在行进过程中不断被放大，而反转粒子数不断被消耗，所以单位体积中的光子数和反转粒子数密度都是时间t和空间x的函数，分别以φ(x,t)和△n(x,t)表示。4.2脉冲放大器的理论第10页，共69页，2023年，2月20日，星期一为了使问题简化，假设放大器工作物质的横截面中反转粒子数是均匀分布的，且忽略谱线宽度和线型的影响，以及光泵和自发辐射对反转粒子数的影响，则三能级和四能级系统的反转粒子数密度速率方程分别为:

σ为受激辐射截面,类似于激发发光几率(4.2-1)(4.2-2)第11页，共69页，2023年，2月20日，星期一下面再考察工作物质在x→x+dx体积元中光子数的变化情况。引起光子数变化的因素有二：其一，由于受激辐射，在dt时间内，dx中产生的光子数为：σcφ(x,t)△n(x,t)dxdt其二，在dt时间内，在x处进入体积元的光子数为φ(x,t)cdt（认为是单位截面）而在x十dx处流出的光子数为φ(x+dx,t)cdt；故在dt时间内进入体积元的净光子数为[φ(x,t)-φ(x+dx)]×cdt。设放大器中其他各种损耗可以忽略，则dt时间内体积元中光子密度的变化率应为受激辐射产生的光子数和净进入体积元光子数的代数和，即：第12页，共69页，2023年，2月20日，星期一所以光子数密度的变化率可用偏微分方程表示为：(4.2-3)重写一遍右边第一项:[φ(x,t)-φ(x+dx,t)]cdt=[—△φ(x,t)]cdtdx/dx=[—△φ(x,t)/dx]cdtdx在单位时间内流过单位横截面的光子数称为光子流，记为I(x,t)，即I(x,t)＝cφ(x,t)，因此描述光子流强度的变化率方程为：(4.2-4)第13页，共69页，2023年，2月20日，星期一

σ为受激辐射截面,类似于激发发光几率(4.2-1)(4.2-2)三能级和四能级的光子流强度的变化速率方程相同。(4.2-1)式至4.2-4)式是有关脉冲放大器的基本方程式。(4.2-3)(4.2-4)第14页，共69页，2023年，2月20日，星期一设将要放大的输入信号初始光子流强度为I0(t)，在x＝0处进入工作物质；又设信号进入放大器之前，工作物质中的初始反转粒子数为△n0(x)，则速率方程的边界条件为

I(0,t)=I0(t)(在x=0处）△n(x,t＜0)=△n0(x)(在0＜

x＜L处）

根据上述的边界条件，联立求解速率方程(4.2-1)式和(4.2-4)式，即可求出入射脉冲信号进入放大器中任意位置x、任何时间t的光子流强度和反转粒子数的变化、输出脉冲能量及放大器的增益。第15页，共69页，2023年，2月20日，星期一(4.2-6)将(4.2-5)式代入(4.2-1)式，得二、速率方程的求解(4.2-1)和(4.2-4)式是一组非线性偏微分方程。在此采用变数分离法，在不计及放大介质损耗的情况下对这二方程求解。(4.2-5)将(4.2-4)式变为第16页，共69页，2023年，2月20日，星期一将(4.2-7)式进行积分，其积分常数仅是p的函数，因此得（4.2-8)将上两式代入(4.2-6)式，并化简，得交换微分的次序，有(4.2-7)可见下面做参量变换,以简化因子。令=x/c,p=t-x/c

，则I(x,t)变为复合函数I[(x)，p(x,t)]，根据复合函数的微分有第17页，共69页，2023年，2月20日，星期一进一步代换，可使这个方程能直接积分，令

=1/I，于是(4.2-8)式变换成(4.2-10)代入上式，得。所以，光子流强度其中积分常数c2()是的函数，再令此线性微分方程的通解为(4.2-9)第18页，共69页，2023年，2月20日，星期一(4.2-13)式中，c3为任意积分常数；t’是积分的虚设变数。将(4.2-12)式代入(4.2-10)式，得：(4.2-12)因为初始光子流强度I0(t)是已知量，所以上式求积分，得利用边界条件：I(0,t)=I0(t)，求得：(4.2-11)式中第19页，共69页，2023年，2月20日，星期一求积分得到(4.2-15)利用边界条件△n(x,－∞)=△n(x)来决定η(x),并考虑,则（4.2-14)式可简化为现在把光子流强度方程(4.2-13)式代入（4.2-5)得+第20页，共69页，2023年，2月20日，星期一此为无损耗三能级系统速率方程的非稳态解，不适用四能级系统！当x=0时η(x)=0，则积分常数c4=1。将(4.2-15)式的η(x)代入（4.2-13)、(4.2-14)两式，即求得速率方程(4.2-1)和(4.2-4)式的通解为第21页，共69页，2023年，2月20日，星期一(4.2-16)对于任意形状的入射脉冲信号和任意初始反转粒子数密度的行波放大问题，不但要考虑放大器的增益随入射信号强度的变化关系，而且要考虑入射信号的强度和波形在放大过程中所经历的变化，所以比较复杂。为讨论简便，首先考察一种理想化的矩形脉冲的放大。三、对矩形脉冲放大的分析第22页，共69页，2023年，2月20日，星期一图4.2-2入射放大器的矩形脉冲设入射信号幅度为I0、宽度为τ的矩形脉冲，如图4.2-2所示。另外，还假设整个放大介质中掺杂密度是均匀的，且受光泵激励也是均匀的，则放大介质中的初始反转粒子数△n0可视为常数，因此(4.2-20)将(4.2-18)式和(4.2-19)式代入(4.2-16)式，可得出区间的光子流强度(4.2-l8)当0＜t＜τ时，I＝I0当t＜0，t＞τ时，I＝04.2-19返回第23页，共69页，2023年，2月20日，星期一那么放大器的单程功率增益可以由计算I(x,t)在x＝L时的强度并取I/I0的比率得到，即(4.2-21)式中，Gp称为功率放大系数，它与时间和输入信号强度I0有关。下面分析矩形脉冲前沿和后沿的功率放大情况。即脉冲前沿随激光工作物质长度增加而呈指数增长，且功率放大系数与输入信号脉冲的强度无关。对于脉冲后沿，即：时，代入(4.2-21)式，得对于脉冲前沿，即t＝x/c时(到达x处所用时间)，代入(4.2-21)式，得第24页，共69页，2023年，2月20日，星期一总之，矩形脉冲通过放大器，脉冲各部位获得的增益不同，脉冲的前沿具有最大的增益，而脉冲后面一些部位的增益则随着的增加而减小，在处的增益最小，

(4.2-23)由(4.2-23)式得知，要得到按指数增长的必要条件是2σI0τ<<1，则exp(-2σI0τ)=1;且2σI0τ<<exp(-σ△n0L)，此时[分子分母同乘exp(σ△n0L)]

Gp≈exp(σ△n0L)(4.2-24)也就是说，只有在小信号(即I0很小)或者脉宽极窄的信号（即τ很小）才能获得指数的增益。反之，当入射信号很强，或者脉宽较宽时，脉冲后沿得不到放大。第25页，共69页，2023年，2月20日，星期一图4.2-3所示为矩形脉冲不同部位功率增益与放大器长度的关系曲线。A为脉冲的前沿部位，B为脉冲的10％部位，C为脉冲的22％部位，D为脉冲的70％部位，E为脉冲的后沿部位。由图可见，在前沿部位，功率是按指数规律增加，而在后沿，增益趋向饱和。这是很显然的，因为当脉冲前沿进入放大激活介质时，反转的粒子数密度最大，可以得到很高的增益。但到脉冲的后面部位进入介质时，上能级的粒子数几乎已被抽空，只能得到很小的增益。其结果就引起脉冲形状变尖，宽度变窄。10％２２％７０％前沿后沿第26页，共69页，2023年，2月20日，星期一图4.2-4表示出了矩形脉冲在放大过程中形状的变化。曲线1为矩形脉冲进入放大介质之前的形状；曲线2为矩形脉冲进入放大介质后σ△n0L=1时的形状；曲线3对应于σ△n0L=2时的形状。除了功率增益之外，另一重要参量是脉冲通过放大介质后，脉冲能量的增益。这可由在时间上对强度进行积分并取放大器的输出对输入之比得到，即(4.2-25)t0τ

0Lxx第27页，共69页，2023年，2月20日，星期一(4.2-26)对于矩形脉冲，由于当t＜0和t＞τ时，I(0,t)＝0，同样，当和时，I=(L,t)=0，于是增益方程(4.2-25)可写成因为上式的分子由(4.2-20)式代入上式并积分得到GE称为能量放大系数。由上式可以看出，放大器的能量增益与初始反转粒子数、放大介质长度、入射脉冲信号的幅度和脉冲宽度等因素有关。下面从三种情况来讨论能量增益与有关参量的关系。(4.2-27)t0τ

0Lxx第28页，共69页，2023年，2月20日，星期一(1)入射脉冲信号的能量很小或脉冲很短，满足关系这就是小信号能量增益表达式。可以看出其主要特点是：增益与入射信号强度无关，但随放大器长度和初始反转粒子数密度的增加而呈指数增加。另外，小信号放大时，整个脉冲可得到均匀的放大，故脉冲形状不产生畸变。(2)入射脉冲信号很强，满足条件2σI0τ>>1时，(4.2-28)2Ioτ

1即

2Ioτexp(△nIoL)

1时，在(4.2-27)式中，先将exp(2σI0τ)作级数展开，然后再将对数项作级数展开，并忽略二阶微小量，得第29页，共69页，2023年，2月20日，星期一(3)入射的脉冲信号强度不太强(中等的)，但放大器长度足够长，满足条件σ△n0L>>1时，仍然会出现增益饱和现象。因为光脉冲信号在放大介质中行进时，在开始的部位增益将按指数增加；当传播了一定距离后，光脉冲能量已达到足够强时，反转粒子数将急剧减少，进入线性增加区域，直至储能被抽空为止。假定指数增益区域比线性增益区域短，通过运算，(4.2-27)式可近似写为(4.2-29)上式表明，当入射信号很强(大信号)时，增益将随入射信号的增强而减小即出现饱和现象，这是因为当入射信号足够大时，脉冲前沿将反转粒子数抽空，使脉冲后沿的增益远小于前沿，因此引起脉冲宽度变窄，故输出脉冲形状产生畸变。第30页，共69页，2023年，2月20日，星期一从上述分析可知，增加放大器的长度L和提高初始反转粒子数密度△n0都可以提高放大器的能量增益。但考虑到放大器实际上存则其能量增益(4.2-30)在一定的损耗，放大介质长度超过一定限度后就不会使能量再增加，因此最好的办法是提高其初始反转粒子数。图4.2-5和图4.2-6分别表示能量增益GE与入射光子密度和放大器长度的关系曲线。第31页，共69页，2023年，2月20日，星期一实际上调Q激光器输出的激光脉冲都不是矩形波，因此下面对诸如高斯型、洛仑兹型和指数型脉冲的放大作简要讨论。这些脉冲波形的放大仍然可用(4.2-1)和(4.2-2)式求解，不过应予指出的是，理论和实验结果都表明：激光脉冲通过放大器之后，其波形的变化与入射信号脉冲的前沿随时间的变化规律有直接的关系。高斯型脉冲前沿按exp(-t2/τ2)变化，因此前沿的上升比指数上升还快，所以经放大后，脉宽可以得到压缩。图4.2-7说明了高斯型脉冲由于非线性放大的波形变化情况。四、其他脉冲波形的放大第32页，共69页，2023年，2月20日，星期一指数型脉冲通过放大器时，其形状和宽度变化都不大，仅由于其前沿较后沿有较大的增益，其峰值随着脉冲穿过放大介质时长度L的增加而向前移动，位移量△＝(go-)/L(go-增益,-损耗)，其变化情况如图4．2—8所示。如果输入脉冲的前沿的上升比指数函数更缓慢，则经非线性放大介质将引起脉冲变宽。图4．2—9示出了入射脉冲形状为Po[1十(t/)8]-1，通过放大器后，其脉冲宽度不仅未能压缩而且变宽的情况。第33页，共69页，2023年，2月20日，星期一以上讨论的放大过程都是在无损耗的放大介质中的放大情况，最后得到增益公式(4．2—29)和(4．2—30)。这个结果说明：一旦出现增益饱和，其增益将随着放大器长度的增加线性增加。实际上，放大器是具有一定损耗的(如介质中的杂质吸收、散射等)，因而随着放大器长度的增加，其总的损耗也将增加，致使输出光子流的总能量减少。五、脉冲信号在有损耗介质中的放大(4.2-31)(4.2-32)设放大器的损耗系数为，则在光子流强度和粒子数反转的速率方程(4．2—4)式中应加一损耗项cI，即第34页，共69页，2023年，2月20日，星期一为了讨论简便起见，只涉及脉冲经放大器后总能量的变化，而不考虑脉冲各部位的变化情况。利用如下积分条件消去时间关系：(4.2-33)(4.2-34)(4.2-36)上式表示在放大器x处，通过单位截面的脉冲总光子流(光强)。将(4.2-32)式代入(4.2-31)式并考虑(4.2—33)式的条件，得式中，△no为初始反转粒子数密度；△n(x,t)可由对(4.2-32)式积分求得，△n(x,t)=△noexp[-2I(x)](4.2-35)将此代入(4．2—34)式，得这就是有损耗情况下的脉冲信号放大过程的表示式。第35页，共69页，2023年，2月20日，星期一在初始反转粒子数密度△no和损耗系数确定之后，信号在介质中的传输情况就完全确定了。对非线性微分方程(4.2-36)式进行数值求解，即可求得输出能量随放大器长度变化而变化的关系。(4.2-37)积分得出小信号光强的变化关系（指数放大）：I(x)=I(0)exp(△no-)x(4.2-38)对于小信号入射，满足条件I(x)<<1，于是exp[-2I(x)]≈l-2I(x)，则(4.2-36)式中，展开指数项，并忽略二阶微小量，得第36页，共69页，2023年，2月20日，星期一对于强信号，满足条件I(x)>>l，则exp[-2I(x)]≈0，于是由(4.2-36)得到积分得出强信号光强的变化关系：上式说明，饱和时损耗对放大器的输出能量影响很大，由放大器可望得到的最大输出能量由△no/（2）项决定。第37页，共69页，2023年，2月20日，星期一由图4.2-10可以看出，当入射小信号时，放大比较明显(如曲线A)，并且在靠近放大器输入端小信号的增益上升很快；随着入射信号的增强，增益上升就变得缓慢；如果放大器很长(即x很大)，则输出能量将受到损耗的限制，很快出现随长度增大趋于饱和的现象（如曲线C）。小中大信号第38页，共69页，2023年，2月20日，星期一4．3长脉冲激光放大的稳态理论当入射激光放大器为长脉冲信号，即光脉冲的持续时间大于纵向弛豫时间(满足τ>>T1条件)时，必须采用稳态理论来分析其放大过程。因为，这时由于受激辐射而消耗的粒子数很快能由光泵抽运得到补充,使反转粒子数维持在稳定的数值附近，即可近似地认为d△n/dt＝0。故在速率方程中应计入光泵抽运和自发辐射对粒子数反转的影响(假定入射信号具有足够宽的谱线，使得整个增益线宽范围内的反转粒子数都对输出有贡献，不发生烧孔效应)。速率方程(4.2-31)和(4．2-32)可表示为(为书写方便起见，把I(x,t)写为I，把△n（x，t）写为△n）一、稳态的速率方程(4.3-1)(4.3-2)第39页，共69页，2023年，2月20日，星期一若将(4．3—3)式代入上式，则式中，表示单位长度上有损耗的增益系数，用k表示之,则再引入ko=△no及，则（4.3-4不是1）式变为：(4.3-3)(4.3-4)对(4.3-1)式采用全微分算符，得到式中，为放大器的损耗系数；T1为纵向弛豫时间，表示激发态原子的寿命。在稳态情况下，(4.3-2)式等号左边()为零，于是得:第40页，共69页，2023年，2月20日，星期一当信号强度I增加到使时，不再增大，称为饱和光强Is，(4.3-6)(4.3-5)此时，放大介质中反转粒子数提供的增益将完全消耗在腔与工作物质的损耗上##第41页，共69页，2023年，2月20日，星期一激光放大器虽然与激光(振荡)器都基于同一物理过程．但激光放大器还有其自身的特殊问题，所以在设计激光放大器时，还应考虑以下六点。

4．4设计激光放大器应考虑的几个问题放大器工作物质与振荡级相匹配(尺寸、激活离子浓度等)。要获得较大的功率，除了提高单位面积上的能量外，还可以适当扩大棒的口径，因为工作物质单位面积上所能承受的能量受到破坏阈值的限制；因为激光器的输出平均功率W＝EA/τ(E为单位面积上的能量，A为激光棒的截面积，τ为脉冲宽度)。当单位体积内的储能密度及棒的口径决定后，就必须选用适当的棒长才能达到所要求的能量输出。一、放大器工作物质的选择第42页，共69页，2023年，2月20日，星期一二、放大器工作物质端面反馈的消除要使行波放大器能稳定地工作，必须防止自激振荡的产生，确保使入射的脉冲信号经放大后能全部离开放大器。

通常采用的方法或是将放大介质的端面镀增透膜，以减少介质端面的反射，但这种方法只宜于功率密度不太高的器件；或是将放大介质的端面磨成具有较小的斜角(一般2o—3o)或布儒斯特角。第43页，共69页，2023年，2月20日，星期一放大器的级间耦合会形成自激振荡或经行波放大而造成强的超辐射现象，不仅降低了放大器的增益，而且会影响激光振荡器的稳定工作。所以在高增益的多级放大系统中，各级之间必须插入隔离元件来阻止各放大器之间的反馈，其作用是只允许光信号从振荡器通向放大器，或从前级放大器通向后级放大器，但不允许光信号逆行，从而达到使放大的光信号单向通行的目的。常用的光学隔离元件有法拉第光学隔离器、电光隔离器、可饱和吸收隔离器等几种。三、级间去耦问题1.法拉第光学隔离器（旋光效应P159）2.电光隔离器（位相改变导致偏振方向改变P159-160）第44页，共69页，2023年，2月20日，星期一实现级间孔径匹配一般是采用在两级之间插入扩束望远镜的办法，使前级输出的光束很好地耦合到下级放大器。插入一种“像传递空间滤波器”的装置，其结构如图L4—3所示。四、级间孔径匹配问题第45页，共69页，2023年，2月20日，星期一采用行波放大系统，为了放大器能高效地工作，以获得最佳增益，则希望振荡级和各放大级都能达到最大粒子数反转，因此就需要匹配各级泵灯的点燃时间。由于震荡级和放大级需要输入的泵浦能不同，二者的放电时间也不同，如图4．4—4所示。曲线A为振荡级氙灯放电波形；曲线B为放大级氙灯放电波形。由图可见，振荡级与放大级同时触发放电，但放电时间不相匹配，放大器的增益不高，故应改成延迟触发。五、各级泵浦时间的匹配如图4．4—５所示(空间距离的影响为纳秒级别,可忽略)第46页，共69页，2023年，2月20日，星期一六、不均匀性影响的消除以固体为工作物质的行波放大器，为了获得较高的输出能量，往往采用大口径的工作物质，但是这样会带来一些问题：一个是，很难作到均匀泵浦，棒的外缘和中心部位有时相差很大，会引起工作物质的热畸变，如图4．4—6所示，显然，当光信号通过这种放大器时，光束的方向性会变坏；另一个是，在泵浦过程中，棒的反转粒子数沿截面分布不均匀，即中心部位比外缘的反转粒子数密度要小，因而光脉冲信号的增益也不均匀，中心部位的增益比外缘的要低。第47页，共69页，2023年，2月20日，星期一为了消除上述影响，在某些实际应用中，采用一种多路分光系统再加以放大，然后再将各路放大激光脉冲通过光学系统会聚在一起的方法。这样，光脉冲的总能量等于各路脉冲能量之和，既可以获得高的输出能量，又可以避免单路放大系统的不均匀性带来的影响。还可以用一种“片状激光放大器”来消除上述现象。这种放大器的结构是把加工成薄片状的工作物质再组合而成。因薄片形如圆盘，故又称为圆盘放大器。##第48页，共69页，2023年，2月20日，星期一除了前面介绍的行波放大技术以外，还有一种再生式放大技术。此技术就是将一光束质量好的微弱信号注入一个激光(振荡)器中，注入的光信号作为一个“种籽”控制激光振荡的产生，也就说使激光振荡是在这个“种籽”的基础上而不再是从噪声中发展起来，并得到放大之后输出腔外，从而得到光束性能优良、功率高的激光。再生式放大可分为外注入（如下图）再生放大及自注入再生放大两类。4．5再生式放大技术氙灯第49页，共69页，2023年，2月20日，星期一该技术是由一个激光器(称为主振荡器)产生性能优良的微弱光信号并注入到另一个激光器(称为从动振荡器)获得光放大的，按其运行特点又分为两种情况：一、外注入再生放大技术一种是从动激光器增益较低（自由震荡频率为υ），而注入的光信号较强（υ1）。输出光束的频率由外注入信号（υ1）决定。第50页，共69页，2023年，2月20日，星期一另一种是从动激光器(如调Q激光器)增益较高，而注入的光信号（υ1）相对较弱。则注入信号与腔内自发辐射噪声将同时增长，只是这个注入信号在放大过程中经历一个快速的相移而移到最靠近的纵模，从而使这个纵模在与其他噪声的竞争中占优势，很快达到使介质增益饱和，抑制了其他模式的增长，因此，输出激光的频率特性是由从动激光器（υ）决定。这种外注入放大通常称为注入锁定技术。（最终得以单纵模输出）第51页，共69页，2023年，2月20日，星期一

1.对注入信号的功率密度、失谐量和Q开关的开启时间都有一定的要求。若注入信号功率密度过低，就会出现失锁，而产生多纵横振荡，这从物理意义上不难理解，因为注入信号场太弱时，对其靠近的腔模场影响力下降，在Q开关打开时，达不到足以抑制其他纵模的程度，因而在模式竞争中不能取得优势，故会导致多模振荡输出。

实现注入锁定要注意以下几点：氙灯第52页，共69页，2023年，2月20日，星期一2.控制失谐量△ω在允许值范围。对一定的注入功率密度，注入场对离其最近的腔模场的影响将随着失谐量△ω的增加而减小，当失谐量大到一定程度时，就会失锁而出现多纵横振荡。

氙灯第53页，共69页，2023年，2月20日，星期一3.精确控制Q开关打开时间。对一定的注入信号强度和失谐量，Q开关打开时间的早晚对注入锁定的效果有影响。只有将注入脉冲信号峰值控制在与Q开关打开的时间实现最佳匹配，才能达到最佳效率。△ni△ntQ图2.1-3Q开关激光脉冲建立过程氙灯第54页，共69页，2023年，2月20日，星期一外注入放大技术是一个激光器产生“种籽”脉冲信号注入另一个激光器而得到光束质量好的高功率的激光输出；自注入放大技术则是利用一台激光器本身产生“种籽”信号自注入到腔内而实现再生放大的，因此，可以大大缩小激光设备的体积。图4.5—3示出了一种腔内自注入放大的装置及工作原理示意图。在一个退压式调Q激光器中，插入一个泡克耳斯盒PC2，并以PC2为界将谐振腔分为L1，L2两段，L＝L1十L2为谐振腔腔长。泡克耳斯盒PC1为调Q器件，PC2用于产生注入放大的“种籽”脉冲。三、自注入放大技术Vλ/4Vλ/2氙灯第55页，共69页，2023年，2月20日，星期一Vλ/2Vλ/4氙灯P为偏振棱镜，位于L2段内，M1，M2为两腔镜。开始时，在氙灯泵浦工作物质储能期间，在PC1上加Vλ/4，使谐振腔处于“关闭’状态不形成振荡，当储能到最大时，即在to时刻，将PC1上的Vλ/4退去Q开关打开，开始建立激光振荡，经适当延时td后(激光振荡达到峰值之前)在泡克耳斯盒PC2上加半波电压(Vλ/2)，这时，原处L1段内的线偏振光通过PC2一次，偏振方向改变90。，到达偏振棱镜P后偏折逸出腔外，而原处于L2段的光在腔内往返一周而两次通过加半波电压的PC2晶体，则偏振方向不变，仍然留在腔内，作为种籽脉冲多次通过激光工作物质得到放大，则在M2输出镜端得到序列脉冲输出，其包络为调Q波形。若在t1时刻在PC1上恢复电压Vλ/4,则可得到腔倒空单脉冲输出。第56页，共69页，2023年，2月20日，星期一4．6半导体激光放大器与光纤放大器随着光纤通信的发展，迫切需要提高通信的中断距离相通信的容量。传统的长距离光纤传输信息，必须隔一定距离设置一个再生中继器，对光信号进行“光—电—光”转换，进行再生、整形处理后才能继续传输下去。显然，这种方式很麻烦。人们一直设想能直接在光路中对信号进行放大，实现“全光”通信，因而近几年出现了多种适用于光纤通信的光放大技术。迄今为止，主要有半导体激光放大器、光纤拉曼放大器和掺稀土元素(主要是掺铒)的光纤放大器。第57页，共69页，2023年，2月20日，星期一用于光纤通信的半导体激光放大器主要有下面两种形式：法布里—珀罗半导体激光放大器(FP—SLA，semiconductorlaseramplification)和行波半导体激光放大器(TW—SLA，Travellingwave-semiconductorlaseramplification)，前者实质上是偏置在阈值以下的半导体激光器，所放大的是外来光信号，光子在激光器的谐振腔中往返多次，可得到较大的增益，但增益带宽较窄(基本上为一个F—P腔纵模的线宽)。为保证入射光信号得到较大的增益．要求器件有足够高的温度稳定性。而后者实质上是对半导体激光器的解理面进行了理想的增透,入射信号在这种放大器中仅经历单程放大，所以要求增益要高,这靠放大器的驱动电流增大到增透前阈值电流的2—3倍来实现,它具有很宽的增益带宽(比FP—SLA约高二个数量级),因而对放大器温度稳定性的要求比前者要低。一、半导体激光放大器第58页，共69页，2023年，2月20日，星期一式中，R1，R2分别为激光放大器入射面和出射面的反射率；△υ为腔的纵模间隔；Gs为光信号经受的单程增益，

半导体激光放大器对光信号的放大作用实质上是增益介质中光子与电子的相互作用产生受激发射机制而得到的，光信号在行波半导体激光放大器中所得到的腔增益可以表示为式中,为放大器有源区的光场限制因子;g和α分别为有源介质的增益系数和损耗系数；L为增益介质长度。在理想情况下υ＝υs，而且R1＝R2＝R，则(4．6—1)式可简化为Gs=exp[g-αL](4.6-2)(4.6-1)(4.6-3)第59页，共69页，2023年，2月20日，星期一由此可见，当两解理面完全增透(即R1＝R2＝0)时，G(υ)＝Gs，即在行波放大器中，入射光信号只能在放大器中得到单程增益。而行波放大器可以允许在比增透前的阈值电流高2—3倍的情况下运行，因而可以得到很高的单程增益。

半导体激光放大器虽然增益很高，但是它与光纤的耦合损耗很大(可达5dB左右)，而且增益对光纤的极化和环境温度很敏感，因此稳定性差，它比较适合于与光电集成电路结合使用。第60页，共69页，2023年，2月20日，星期一二、光纤拉曼放大器光纤作为非线性介质，可以将强激光场与介质的相互作用限制在非常小的截面内，从而大大提高入射光场的光功率密度，光与介质的作用长度可以维持很长的距离，使能量耦合得比较充分，因而光纤中的受激拉曼散射具有低阈值高增益的特点。若将一个入射光信号与强泵浦光一起在光纤中传输，并且信号光波长正好落在拉曼带宽的范围内，光纤就能把这个光信号放大。由于这种放大是利用光纤的受激拉曼散射效应产生的增益机制而得到的，故称为光纤拉曼放大。光纤拉曼放大器的结构就是没有反射镜的光纤激光器，在同向泵浦结构中，泵浦光和信号光是在同一方向上传播的，而在反向泵浦结构中，两束光的传播方向相反。如果入射的信号光强Is比泵浦光强Io小得多，泵浦耗尽可以忽略，则在光纤放大器的L处的信号输出第61页，共69页，2023年，2月20日，星期一Is(L)=exp[gRIoLeff-αsL](4.6-4)若不存在泵浦光，则Is(L)=Is(0)exp[-αsL](4.6-5)所以光纤拉曼放大器的增益为(4.6-6)式中，Is为斯托克斯光的强度；gR为拉曼增益系数；αs为光的损耗；L为光纤的实际长度；Leff为泵浦光的损耗不为零时的光纤有效长度；Io为光纤输入端的泵浦光强；Is(0)为光纤输入端的斯托克斯光强；P0=I0Aeff为放大器的输入泵浦功率。例如，用λp＝1.017m作泵浦源放大λs为1.064m的光信号，光纤L＝1．3km，则得到光纤拉曼放大器的增益与泵浦功率的关系曲线,，第62页，共69页，2023年，2月20日，星期一如图4．6—l所示。由图表明：开始时，G随Po的增加指数增加（注意对数坐标），而后来，在Po＞1W时偏离指数曲线，这是泵浦耗尽