激光原理任課教師：馬靖majing@1激光原理任課教師：馬靖majing@fzu.ed

激光原理第四章激光的基本技術4.1激光器輸出的選模4.2激光器的穩頻4.3激光束的變換4.4激光調制技術4.5激光偏轉技術4.6激光調Q技術4.7激光鎖模技術2激光原理第四章激光的基本技術4.1激光器輸出的選模2§4.1激光器輸出的選模3§4.1激光器輸出的選模3

激光的選模(選頻)技術

激光縱模的選模-----選頻技術激光橫模的選模-----選模技術均勻增寬型介質與非均勻增寬型介質增益曲線均勻增寬型介質的增益曲線非均勻增寬型介質的增益曲線4激光的選模(選頻)技術激光縱模的選模-----選頻技術激4.1.1激光單縱模的選取

1.均勻增寬型譜線的縱模競爭(1)當強度很大的光通過均勻增益型介質時粒子數反轉分布值下降，增益系數相應下降，但光譜的線型并不改變。圖4-1均勻增寬型譜線縱模競爭54.1.1激光單縱模的選取1.均勻增寬型譜線的縱模競爭(2)多縱模的情況下，如圖所示，設有q-1，q，q+1三個縱模滿足振蕩條件。隨著腔內光強逐步增強，q-1和q+1模都被抑制掉，只有q模的光強繼續增長，最后變為曲線3的情形。若此時的光強為Iq，則有，于是振蕩達到穩定，使激光器的內部只剩下q縱模的振蕩。縱模競爭:通過增益飽和,某個縱模逐漸把其它縱模的振蕩抑制下去,最后只剩下該樅模振蕩的現象。6(2)多縱模的情況下，如圖所示，設有q-1，q，q+1三個2.非均勻增寬型譜線的多縱模振蕩非均勻增寬激光器的輸出一般都具有多個縱模

72.非均勻增寬型譜線的多縱模振蕩非均勻增寬激光器的輸出一般都3.單縱模的選取(1)短腔法：

兩相鄰縱模間的頻率差，要想得到單一縱模的輸出，只要縮短腔長，使的寬度大于增益曲線閾值以上所對應的寬度缺點

腔長受到限制,增益介質工作長度受到限制,輸出功率受到限制,甚至沒有激光輸出。83.單縱模的選取(1)短腔法：兩相鄰縱模間的頻率差(2)法布里-珀羅標準具法：

在外腔激光器的諧振腔內，沿幾乎垂直于腔軸方向插入一個法布里-珀羅標準具

由于多光束干涉的結果，對于滿足下列條件的光具有極高的透射率能獲得最大透射率的兩個相鄰的頻率間隔為:

9(2)法布里-珀羅標準具法：在外腔激光器的諧振腔內，沿幾(3)三反射鏡法

如圖，激光器一端的反射鏡被三塊反射鏡的組合所代替，其中M3和M4為全反射鏡，M2是具有適當透射率的部分透射部分反射鏡。這個組合相當于兩個諧振腔的耦合只有同時滿足上面兩個諧振條件的光才能形成振蕩,只要取L2+L3足夠小，就可以單樅模輸出兩個諧振腔的縱模頻率間隔分別為：10(3)三反射鏡法如圖，激光器一端的反射鏡被三塊反射鏡的組4.1.2激光單橫模的選取

1.衍射損耗和菲涅耳數(1)由于衍射效應形成的光能量損失稱為衍射損耗。(2)如圖所示的球面共焦腔，鏡面上的基橫模高斯光束光強分布可以表示為圖4-4腔的衍射損耗114.1.2激光單橫模的選取1.衍射損耗和菲涅耳數(1)(3)單程衍射損耗為射到鏡面外而損耗掉的光功率與射向鏡面的總光功率之比(4)分析衍射損耗時為了方便，經常引入一個所謂“菲涅爾數”的參量，它定義為

12(3)單程衍射損耗為射到鏡面外而損耗掉的光功率與射向鏡面2.衍射損耗曲線圖4-5給出了圓截面共焦腔和圓截面平行平面腔的衍射損耗—菲涅爾數曲線。

圖4-5不同腔的衍射損耗曲線132.衍射損耗曲線圖4-5給出了圓截面共焦腔和圓截面平行平面腔3.光闌法選取單橫模

基本做法：在諧振腔內插入一個適當大小的小孔光闌，讓基橫模光束順利通過，而將高階橫模抑制小孔光闌的半徑r0可以選取為放置小孔光闌處的光束有效截面半徑143.光闌法選取單橫模基本做法：在諧振腔內插入一個適當大小的4.聚焦光闌法和腔內望遠鏡法選橫模(1)聚焦光闌法：如圖4-6所示，在腔內插入一組透鏡組，使光束在腔內傳播時盡量經歷較大的空間，以提高輸出功率。(2)腔內加望遠鏡系統的選橫模方法，其結構如圖4-7所示。

圖4-6聚焦光闌法圖4-7腔內望遠鏡法154.聚焦光闌法和腔內望遠鏡法選橫模(1)聚焦光闌法：如圖4-理解縱模競爭的物理意義本節重點：作業：P99：1，2了解基本的選頻及選模方法理解縱模競爭的物理意義本節重點：作業：了解基本的選頻及選§4.2激光器的穩頻17§4.2激光器的穩頻17穩定度是指激光器在一次連續工作時間內的頻率漂移與振蕩頻率之比

復現性是激光器在不同地點、時間、環境下使用時頻率的相對變化量

18穩定度是指激光器在一次連續工作時間內的頻率漂移與振蕩頻率之比4.2.1影響頻率穩定的因素1.腔長變化的影響對共焦腔的TEM00模來說，諧振頻率的公式可以簡化為：當L的變化為L，的變化為時，引起的頻率相對變化為：(1)溫度變化：一般選用熱膨脹系數小的材料做為諧振腔的的支架(2)機械振動：采取減震措施2.折射率變化的影響(1)內腔激光器:溫度T、氣壓P、濕度h的變化很小，可以忽略(2)外腔和半內腔激光器:腔的一部分處于大氣之中，溫度T、氣壓P、濕度h的變化較放電管內顯著。應盡量減小暴露于大氣的部分，同時還要屏蔽通風以減小T、P、h的脈動。194.2.1影響頻率穩定的因素1.腔長變化的影響對共焦腔的4.2.2穩頻方法概述1.被動式穩頻利用熱膨脹系數低的材料制做諧振腔的間隔器；或用膨脹系數為負值的材料和膨脹系數為正值的材料按一定長度配合。把單頻激光器的頻率與某個穩定的參考頻率相比較，當振蕩頻率偏離參考頻率時，鑒別器就產生一個正比于偏離量的誤差信號。2.主動式穩頻把激光器中原子躍遷的中心頻率做為參考頻率，把激光頻率鎖定到躍遷的中心頻率上，如蘭姆凹陷法。(2)把振蕩頻率鎖定在外界的參考頻率上，例如用分子或原子的吸收線作為參考頻率，選取的吸收物質的吸收頻率必須與激光頻率相重合。如飽和吸收法。204.2.2穩頻方法概述1.被動式穩頻利用熱膨脹系數低的材4.2.3蘭姆凹陷法穩頻1.蘭姆凹陷的中心頻率即為譜線的中心頻率，在其附近頻率的微小變化將會引起輸出功率的顯著變化。這種穩頻激光器的基本結構如圖4-8所示圖4-8蘭姆凹陷法穩頻激光器的基本結構214.2.3蘭姆凹陷法穩頻1.蘭姆凹陷的中心頻率即為譜線的2.腔長自動補償系統的方框圖如圖4-9所示

圖4-9蘭姆凹陷法穩頻方框圖壓電陶瓷加一直流電壓：使初始頻率為壓電陶瓷上還需加一頻率為f(約為lkHz)、幅度很小(只有零點幾伏)的交流訊號，此訊號稱為“搜索訊號”222.腔長自動補償系統的方框圖如圖4-9所示圖4-9蘭姆圖4-10穩頻原理3.圖4-10為穩頻原理示意圖。

假如由于某種原因(例如溫度升高)使L伸長，引起激光頻率由偏至，與的位相正好相反

假如由于某種原因(例如溫度降低)使L縮短，引起激光頻率由偏至，與的位相正好相同

在中心頻率附近0，不論是小于0還是大于0，其結果都是使輸出功率P增加，而且此時P將以頻率2f變化23圖4-10穩頻原理3.圖4-10為穩頻原理示意圖。假如由圖(4-11)不同同位素對蘭姆凹陷的影響4.注意事項第一、激光器的激勵電源是穩壓和穩流的。第二、氖的不同同位素的原子譜線中心有一定頻差。第三、頻率的穩定性與蘭姆凹陷中心兩側的斜率大小有關。24圖(4-11)不同同位素對蘭姆凹陷的影響4.注意事項第一4.2.4飽和吸收法穩頻1.飽和吸收法穩頻的示意裝置如圖4-12所示。

2.與激光輸出功率曲線的蘭姆凹陷相似，在吸收介質的吸收曲線上也有一個吸收凹陷，如圖4-13所示圖4-12飽和吸收法穩頻的裝置示意圖圖4-13吸收介質的吸收曲線3.由于吸收管內的壓強很低，碰撞增寬很小，所以吸收線中心形成的凹陷比激光管中蘭姆凹陷的寬度要窄得多。254.2.4飽和吸收法穩頻1.飽和吸收法穩頻的示意裝置如圖44.激光通過激光管和吸收管時所得到的單程凈增益應該是激光管中的單程增益和吸收管中的單程吸收的差，即如圖4-14(a)，只有頻率調到附近激光才能振蕩。

如圖4-14(b)，頻率在整個線寬范圍內調諧均能振蕩。

圖(4-14)反轉蘭姆凹陷264.激光通過激光管和吸收管時所得到的單程凈增益應該是激光管中了解基本的穩頻方法本節重點：了解基本的穩頻方法本節重點：§4.3激光束的變換28§4.3激光束的變換284.3.1高斯光束通過薄透鏡時的變換1.透鏡的成像公式：，注意參數的正負。薄透鏡的作用是改變光波波陣面的曲率半徑。

2.從光波的角度看，規定發散球面波的曲率半徑為正，會聚球面波的曲率半徑為負，則如圖4-15所示，成像公式可改寫為：圖4-15球面波通過薄透鏡的變換294.3.1高斯光束通過薄透鏡時的變換1.透鏡的成像公式：實際問題中，通常和是已知的，此時，則入射光束在鏡面處的波陣面半徑和有效截面半徑分別為：3.將透鏡的變換應用到高斯光束上。如圖所示，有以下關系：①圖4-16高斯光束通過薄透鏡的變換②30實際問題中，通常和是已知的，此時4.由①和②式可求得出射光束在鏡面處的波陣面半徑和有效截面半徑。這樣我們可以通過入射光束的、來確定出射光束的、了。圖4-16高斯光束通過薄透鏡的變換314.由①和②式可求得出射光束在鏡面處的波陣面半徑高斯光束特性公式對高斯光束的薄透鏡變換要考慮到高斯光束的束腰位置及束腰半徑32高斯光束特性公式對高斯光束的薄透鏡變換要考慮到高斯光束的束腰(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鏡時的聚焦情形(2)短焦距時33(1)短焦距：即4.3.2高斯光束的聚焦1.高斯光束入射(3)在滿足條件和的情況下，出射的光束聚焦于透鏡的焦點附近。如圖4-17所示，這與幾何光學中的平行光通過透鏡聚焦在焦點上的情況類似。圖4-17短焦距透鏡的聚焦34(3)在滿足條件和(4)由前面的結論可得：35(4)由前面的結論可得：35(5)即縮短和加大都可以縮小聚焦點光斑尺寸的目的。前一種方法就是要采用焦距小的透鏡后一種方法又有兩種途徑：一種是通過加大s來加大；另一種辦法就是加大入射光的發散角從而加大，加大入射光的發散角又可以有兩種做法，如圖4-18和圖4-19圖4-18用凹透鏡增大ω后獲得微小的ω’0圖4-19用兩個凸透鏡聚焦36(5)即縮短和加大都可以縮小聚焦點(6)這與幾何光學中物、象的尺寸比例關系是一致的。不論是求聚焦點的位置，還是求會聚光斑的大小，都可以在一定的條件下把高斯光束按照幾何光學的規律來處理37(6)這與幾何光學中物、象的尺寸比例關系是一致的。不論是求聚2.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形(1)2.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形382.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形(1)(2)同理有：(3)根據高斯光束的漸變性可以設想，只要s和f相差不大，高斯光束的聚焦特性會與幾何光學的規律迥然不同。反比關系39(2)同理有：(3)根據高斯光束的漸變性可以設想，只要s4.3.3高斯光束的準直1.高斯光束的準直：改善光束的方向性，壓縮光束的發散角。可以看出，增大出射光束的束腰就可以縮小光束的發散角。需要縮小入射光束束腰半徑404.3.3高斯光束的準直1.高斯光束的準直：改善光束的方向3.選用兩個透鏡，短焦距的凸透鏡和焦距較長的凸透鏡可以達到準直的目的。圖(4-20)倒裝望遠鏡系統壓縮光束發散角M’是高斯光束通過透鏡系統后光束發散角的壓縮比。M是倒置望遠鏡對普通光線的傾角壓縮倍數。由于f2＞f1，所以M＞1。又由于＞0，因此有M’M＞1θ”<θ’413.選用兩個透鏡，短焦距的凸透鏡和焦距較長的凸透鏡可以4.3.4高斯光束的擴束1.高斯光束的擴束：擴大光斑的光斑尺寸。1.可以通過擴大發散角來擴大光斑尺寸。2。若要求出射光束光斑大，且發散角小，則需要用如圖4－20所示的倒置望遠鏡系統。424.3.4高斯光束的擴束1.高斯光束的擴束：擴大光斑的光斑入射光束ω0及s入射高斯光束在鏡面處的ω及R出射高斯光束在鏡面處的ω’及R’出射光束ω0’及s’(3-44)(3-45)(3-44)(3-45)(4-17)(4-18)高斯光束通過薄透鏡的變換小結：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鏡時的聚焦情形類似于幾何光學中的平行光通過透鏡聚焦在焦點上的情況。圖4-18用凹透鏡增大ω后獲得微小的ω’0圖4-19用兩個凸透鏡聚焦類似于幾何光學中物、象的尺寸比例關系。44高斯光束的聚焦1.高斯光束入射到短焦距透鏡時的聚焦情形類似于2.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形只要s和f相差不大，高斯光束的聚焦特性會與幾何光學的規律迥然不同。反比關系452.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形只要高斯光束的擴束——擴大光束光斑尺寸倒裝望遠鏡系統壓縮光束發散角發散角壓縮比：高斯光束的準直——壓縮光束的發散角凸透鏡：縮小束腰，擴大發散角凹透鏡：擴大發散角46高斯光束的擴束——擴大光束光斑尺寸倒裝望遠鏡系統壓縮光束發散掌握高斯光束通過薄透鏡時的變換本節重點：重點掌握高斯光束聚焦和準直作業：3，4，5

掌握高斯光束通過薄透鏡時的變換本節重點：重點掌握高斯光束§4.4激光調制技術48§4.4激光調制技術484.4.1激光調制的基本概念1.激光調制:把激光作為載波攜帶低頻信號2.激光調制內調制——在激光形成振蕩的過程中加載調制信號，通過改變激光的輸出特性而實現的調制外調制——在激光形成以后。再用調制信號對激光進行調制，并不改變激光器的參數，而是改變已經輸出的激光束的參數494.4.1激光調制的基本概念1.激光調制:把激光作為載3.激光的瞬時光場的表達式：

瞬時光的強度：若調制信號為：激光幅度調制的表達式：激光強度調制的表達式：

激光頻率調制的表達式：

激光相位調制的表達式：

503.激光的瞬時光場的表達式：瞬時光的強度：若調制信號為4.4.2電光強度調制1.下圖是一個典型的電光強度調制的裝置示意圖由兩塊交叉偏振片及其間放置的一塊單軸電光晶體組成偏振片的通振動方向分別與x、y軸平行

電光調制裝置示意圖2.設某時刻加在電光晶體上的電壓為V，入射到晶體的在x方向上的線偏振激光電矢量振幅為E514.4.2電光強度調制1.下圖是一個典型的電光強度調制的裝電光調制裝置示意圖通過晶體后沿快軸和慢軸的電矢量振幅都變：沿和方向振動的二線偏振光之間的位相差

半波電壓:全波電壓:52電光調制裝置示意圖通過晶體后沿快軸和慢軸的電矢通過通振動方向與y軸平行的偏振片檢偏后產生的光振幅分別為，，則有，其相互之間的位相差為。則有：

53通過通振動方向與y軸平行的偏振片檢偏后產生的光振幅分別為3.下圖畫出了曲線的一部分以及光強調制的情形。為使工作點選在曲線中點處，通常在調制晶體上外加直流偏壓來完成。

I/I0-V曲線543.下圖畫出了曲線的一部分以及光強調制的情形。4.如外加信號電壓為正弦電壓(電壓幅值較小)，，則輸出光強近似為正弦形

554.如外加信號電壓為正弦電壓(電壓幅值較小)，4.4.3電光相位調制1.下圖是典型的相位調制裝置示意圖。加電場后，振動方向與晶體的軸相平行的光通過長度為l的晶體，其位相增加為

相位調制裝置示意圖564.4.3電光相位調制1.下圖是典型的相位調制裝置示意圖。相位調制裝置示意圖2.晶體上所加的是正弦調制電場，光在晶體的輸入面(z=0)處的場矢量大小是

則在晶體輸出面(z=l)處的場矢量大小可寫成式中，為相位調制度57相位調制裝置示意圖2.晶體上所加的是正弦調制電場§4.5激光偏轉技術58§4.5激光偏轉技術584.5.1機械偏轉機械偏轉是利用反射鏡或多面反射棱鏡的旋轉或反射鏡的振動實現光束掃描

優點:機械偏轉具有偏轉角度大、分辨率較高、光損失小、可適應光譜范圍大缺點：難以實現高速、高精度偏轉，應用范圍受到限制4.5.2電光偏轉利用泡克耳斯效應，在電光晶體上施加電場改變晶體的折射率使光束偏轉。參見圖4-24594.5.1機械偏轉機械偏轉是利用反射鏡或多面反射棱4.5.3聲光偏轉1.下圖為一塊均勻的透明介質如熔融石英，其一端為超聲發生器(作正弦振動)。當在透明介質的另一端為聲波的反射介質時，滿足一定的幾何要求就會在介質內產生駐波。駐波按照正弦規律變化，所以介質的折射率以空間周期在空間呈正弦變化。

超聲波在透明介質中的傳播衍射光柵聲光偏轉器604.5.3聲光偏轉1.下圖為一塊均勻的透明介質如熔融石英，2.如圖所示，當光線在滿足布拉格條件的衍射角入射到光柵上時，衍射光也與衍射體光柵的等折射率面成出射布拉格條件下的衍射3.改變超聲波頻率可改變偏轉角偏轉角:612.如圖所示，當光線在滿足布拉格條件的衍射角入射到光柵§4.6激光調Q技術62§4.6激光調Q技術62脈沖固體激光器的輸出特性將普通脈沖固體激光器輸出的脈沖，用示波器進行觀察、記錄，發現其波形并非一個平滑的光脈沖，而是由許多振幅、脈寬和間隔作隨機變化的尖峰脈沖組成的，如圖(a)所示。每個尖峰的寬度約為0.1～1μs，間隔為數微秒，脈沖序列的長度大致與閃光燈泵浦持續時間相等圖(b)所示為觀察到的紅寶石激光器輸出的尖峰。這種現象稱為激光器弛豫振蕩。

脈沖激光器輸出的尖峰結構63脈沖固體激光器的輸出特性將普通脈沖固體激光器

產生弛豫振蕩的主要原因：當激光器的工作物質被泵浦，上能級的粒子反轉數超過閾值條件時，即產生激光振蕩，使腔內光子數密度增加，而發射激光。隨著激光的發射，上能級粒子數大量被消耗，導致粒子反轉數降低，當低于閥值時，激光振蕩就停止。這時，由于光泵的繼續抽運，上能級粒子反轉數重新積累，超過閾值時，又產生第二個脈沖，如此不斷重復上述過程，直到泵浦停止才結束。每個尖峰脈沖都是在閾值附近產生的，因此脈沖的峰值功率水平較低。增大泵浦能量也無助于峰值功率的提高，而只會使小尖峰的個數增加。當64產生弛豫振蕩的主要原因：當激光器的工作物質被泵馳豫振蕩的物理過程腔內光子數和粒子反轉數隨時間的變化65馳豫振蕩的物理過程腔內光子數和粒子反轉數隨時間的變化65第一階段(t1一t2)：激光振蕩剛開始時，△n＝△n閾，Φ＝0；由于光泵作用，△n繼續增加，與此同時，腔內光子數密度Φ也開始增加，由于Φ的增長而使△n減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。

第二階段(t2一t3)：△n到達最大值后開始下降，但仍然大于△n閾，因此Φ繼續增長，而且增長非常迅速，達到最大值。第三階段(t3一t4)：△n＜△n閾，增益小于損耗，光子數密度Φ減少并急劇下降。第四階段(t4一t5)：光子數減少到一定程度，泵浦又起主要作用，于是△n又開始回升，到t5時刻△n又達到閾值△n閾，于是又開始產生第二個尖峰脈沖。每個尖峰可以分為四個階段:因為泵浦的抽運過程的持續時間要比每個尖峰脈沖寬度大得多，于是上述過程周而復始，產生一系列尖峰脈沖。泵浦功率越大,尖峰脈沖形成越快,因而尖峰的時間間隔越小66第一階段(t1一t2)：激光振蕩剛開始時，△n＝△n閾，4.6.1激光諧振腔的品質因數Q

1.

2.光強I0在諧振腔傳播z距離后會減弱為674.6.1激光諧振腔的品質因數Q1.2.光強體積為V的腔內存儲的能量為：

每振蕩周期損耗的能量為：

反比關系68體積為V的腔內存儲的能量為：每振蕩周期損耗的能量為：反比

Q開關激光脈沖建立過程通過改變Q值——改變閾值，控制激光產生的時間。

在泵浦過程的大部分時間里諧振腔處于低Q值狀態，故閾值很高不能起振，從而激光上能級的粒子數不斷積累，直至t0時刻，粒子數反轉達到最大值△ni，在這一時刻，Q值突然升高(損耗下降)，振蕩閾值隨之降低，于是激光振蕩開始建立。由于此△ni>>△nt(閾值粒子反轉數)，因此受激輻射增強非常迅速，激光介質存儲的能量在極短的時間內轉變為受激輻射場的能量，結果產生了一個峰值功率很高的窄脈沖。69Q開關激光脈沖建立過程通過改變Q值——改變閾值，4.6.2調Q原理——采用某種辦法使諧振腔在泵浦開始時處于高損耗低Q值狀態，這時激光振蕩的閾值很高，粒子數反轉即使積累到很高水平也不會產生振蕩；當粒子密度反轉數達到其峰值時，突然降低損耗使腔的Q值增大，導致激光介質的增益大大超過閾值，極其快速地產生振蕩。這時儲存在亞穩態上的粒子所具有的能量會很快的轉換為光子能量，光子像雪崩一樣以極高的速率增長，激光器便可輸出一個峰值功率高、寬度窄的激光巨脈沖。704.6.2調Q原理——采用某種辦法使諧振腔在泵浦開始時調Q技術關鍵

動態損耗：Q開關處于關閉狀態時，諧振腔應具有最大的損耗，以保證Q開關打開之前沒有激光產生；插入損耗：Q開關處于打開狀態時，由開關本身引起的損耗應最小，一般會引入反射及散射損耗；開關時間:Q開關應有優異的開、關轉換性能，快的開關時間，將產生窄而且高功率峰值的脈沖；慢的開關時間會使所存儲的能量在開關完全打開之間迅速衰竭；同步性能:Q開關應能夠精確地控制，與外界信號保持同步。71調Q技術關鍵動態損耗：Q開關處于關閉狀態時，諧振腔應具有電光調Q裝置如圖所示激光腔中插入起偏振片及作為Q開關的KD*P晶體。

電光調Q裝置示意圖4.6.3電光調Q——主動調Q技術磷酸二氘鉀X方向振動的線偏振光經KD*P晶體后反射回來變成y方向振動的線偏振光72電光調Q裝置如圖所示電光調Q裝置示意圖4.6.3電光4.6.4聲光調Q——主動調Q技術聲光調Q裝置示意圖下圖是一個聲光調Q的YAG激光器的示意圖。腔內插入的聲光調Q器件由聲光互作用介質(如熔融石英)和鍵合于其上的換能器所構成的。

734.6.4聲光調Q——主動調Q技術聲光調Q裝置示意圖下4.6.5染料調Q——被動調Q技術1.下圖是染料調Q激光器的示意圖。它是在一個固體激光器的腔內插入一個染料盒構成的。

2.染料盒內裝有可飽和染料，這種染料對該激光器發出的光有強烈吸收作用，而且隨入射光的增強吸收系數減小。其吸收系數可以由下式表示：染料調Q裝置示意圖3.選擇染料要顧及幾個方面

染料吸收峰的中心波長應和激光波長基本吻合；Is要適當，以便得到合適的”開光“速度；燃料溶液要具有一定的穩定性和保存期，以利于實用744.6.5染料調Q——被動調Q技術1.下圖是染料調Q激光調制的概念4.4-4.6重點：激光偏轉技術（模擬偏轉、數字偏轉）實現激光偏轉的途徑，3種何謂激光的Q值，激光調Q的原理幾種調Q類型激光調制的概念4.4-4.6重點：激光偏轉技術（模擬偏轉§4.7激光鎖模技術76§4.7激光鎖模技術76壓縮脈沖寬度,高峰值功率,Q開關激光器一般脈寬達ns量級,如果再壓縮脈寬,Q開關激光器已經無能為力,但有很多實際應用需要更窄的脈沖.(60年代后發展了鎖模技術，可將脈沖壓縮到ps甚至fs量級。)1.激光測距，為了提高測距的精度,則脈寬越窄越好.2.激光高速攝影.為了拍照高速運動的物體,提高照片的清晰度,也要壓縮脈寬.3.對一些超快過程的研究,激光核聚變,激光光譜,熒光壽命的測定,非線性光學的研究等需窄的脈寬.(摻鈦藍寶石自鎖模激光器中得到了8.5fs的超短光脈沖序列)。77壓縮脈沖寬度,高峰值功率,Q開關激光器一般脈寬達ns4.7.1鎖模原理1.非均勻增寬激光器中某一縱模電矢量大小可寫成則總的輸出為，各縱模為非相干疊加。2.鎖模技術:讓諧振腔中可能存在的縱模同步振蕩，讓各模的頻率間隔保持相等并使各模的初位相保持為常數，激光器輸出在時間上有規則的等間隔的短脈沖序列。784.7.1鎖模原理1.非均勻增寬激光器中某一縱模電矢量大3.設腔內有q＝-N，-(N-1)，……0，……(N-1)，N共(2N+1)個模式，又設相鄰模式的角頻率之差，則4.如各模式的振幅相等，Eq=E0，初位相相同且為q=0，則

793.設腔內有q＝-N，-(N-1)，……0，……(N-1)，5.圖是2N+1＝9個縱模經鎖模后得到的有規則的脈沖示意圖。當時，m=0，1，2……光強最大

圖4-30鎖模光強脈沖相鄰脈沖峰值間的時間間隔

脈沖寬度，即脈沖峰值與第一個光強為零的谷值間的時間間隔805.圖是2N+1＝9個縱模經鎖模后得到的有規則的脈沖示意4.7.2主動鎖模1.損耗內調制鎖模

圖(4-31)鎖模調制示意圖如圖所示，在諧振腔中插入一個電光或聲光損耗調制器。設調制周期為，調制頻率(恰為縱模頻率間隔)

只有通過調制器時損耗為零的光，才能不斷地被放大而增長起來，如此得到周期為T的窄脈沖輸出，如圖所示。814.7.2主動鎖模1.損耗內調制鎖模圖(4-31)鎖圖(4-32)中心頻率及兩邊頻從模式耦合的角度來說明損耗調制鎖模的原理。假設中心頻率處的模首先振蕩，其調制后的電矢量為：即在激光器中，一旦形成的振蕩，將同時激起兩個相鄰模式的振蕩，如圖。82圖(4-32)中心頻率及兩邊頻從模式耦合的角度來說明損耗調2.相位內調制鎖模

如果在諧振腔中插入一個電光位相調制器，也可達到鎖模的目的。設光振幅不變，位相以頻率變化，即位相調制后也能激起帶寬內的所有邊頻光同步振蕩，實現鎖模。832.相位內調制鎖模如果在諧振腔中插入一個電光位相調制器，4.7.3被動鎖模

被動鎖模裝置很簡單，只需在腔內插入一個裝有飽和吸收染料的“盒”即可染料必須具備以下幾個條件：第一，染料的吸收線應和激光波長很接近；第二，吸收線的線寬要大于或等于激光線寬；第三，其馳豫時間應短于脈沖在腔內往返一次的時間，否則就成為被動調Q激光器了。844.7.3被動鎖模被動鎖模裝置很簡單，只需在腔內插入一個激光鎖模的原理本節重點：激光鎖模有哪些主要方式作業：8，9

激光鎖模的原理本節重點：激光鎖模有哪些主要方式作業：

激光原理任課教師：馬靖majing@86激光原理任課教師：馬靖majing@fzu.ed

激光原理第四章激光的基本技術4.1激光器輸出的選模4.2激光器的穩頻4.3激光束的變換4.4激光調制技術4.5激光偏轉技術4.6激光調Q技術4.7激光鎖模技術87激光原理第四章激光的基本技術4.1激光器輸出的選模2§4.1激光器輸出的選模88§4.1激光器輸出的選模3

激光的選模(選頻)技術

激光縱模的選模-----選頻技術激光橫模的選模-----選模技術均勻增寬型介質與非均勻增寬型介質增益曲線均勻增寬型介質的增益曲線非均勻增寬型介質的增益曲線89激光的選模(選頻)技術激光縱模的選模-----選頻技術激4.1.1激光單縱模的選取

1.均勻增寬型譜線的縱模競爭(1)當強度很大的光通過均勻增益型介質時粒子數反轉分布值下降，增益系數相應下降，但光譜的線型并不改變。圖4-1均勻增寬型譜線縱模競爭904.1.1激光單縱模的選取1.均勻增寬型譜線的縱模競爭(2)多縱模的情況下，如圖所示，設有q-1，q，q+1三個縱模滿足振蕩條件。隨著腔內光強逐步增強，q-1和q+1模都被抑制掉，只有q模的光強繼續增長，最后變為曲線3的情形。若此時的光強為Iq，則有，于是振蕩達到穩定，使激光器的內部只剩下q縱模的振蕩。縱模競爭:通過增益飽和,某個縱模逐漸把其它縱模的振蕩抑制下去,最后只剩下該樅模振蕩的現象。91(2)多縱模的情況下，如圖所示，設有q-1，q，q+1三個2.非均勻增寬型譜線的多縱模振蕩非均勻增寬激光器的輸出一般都具有多個縱模

922.非均勻增寬型譜線的多縱模振蕩非均勻增寬激光器的輸出一般都3.單縱模的選取(1)短腔法：

兩相鄰縱模間的頻率差，要想得到單一縱模的輸出，只要縮短腔長，使的寬度大于增益曲線閾值以上所對應的寬度缺點

腔長受到限制,增益介質工作長度受到限制,輸出功率受到限制,甚至沒有激光輸出。933.單縱模的選取(1)短腔法：兩相鄰縱模間的頻率差(2)法布里-珀羅標準具法：

在外腔激光器的諧振腔內，沿幾乎垂直于腔軸方向插入一個法布里-珀羅標準具

由于多光束干涉的結果，對于滿足下列條件的光具有極高的透射率能獲得最大透射率的兩個相鄰的頻率間隔為:

94(2)法布里-珀羅標準具法：在外腔激光器的諧振腔內，沿幾(3)三反射鏡法

如圖，激光器一端的反射鏡被三塊反射鏡的組合所代替，其中M3和M4為全反射鏡，M2是具有適當透射率的部分透射部分反射鏡。這個組合相當于兩個諧振腔的耦合只有同時滿足上面兩個諧振條件的光才能形成振蕩,只要取L2+L3足夠小，就可以單樅模輸出兩個諧振腔的縱模頻率間隔分別為：95(3)三反射鏡法如圖，激光器一端的反射鏡被三塊反射鏡的組4.1.2激光單橫模的選取

1.衍射損耗和菲涅耳數(1)由于衍射效應形成的光能量損失稱為衍射損耗。(2)如圖所示的球面共焦腔，鏡面上的基橫模高斯光束光強分布可以表示為圖4-4腔的衍射損耗964.1.2激光單橫模的選取1.衍射損耗和菲涅耳數(1)(3)單程衍射損耗為射到鏡面外而損耗掉的光功率與射向鏡面的總光功率之比(4)分析衍射損耗時為了方便，經常引入一個所謂“菲涅爾數”的參量，它定義為

97(3)單程衍射損耗為射到鏡面外而損耗掉的光功率與射向鏡面2.衍射損耗曲線圖4-5給出了圓截面共焦腔和圓截面平行平面腔的衍射損耗—菲涅爾數曲線。

圖4-5不同腔的衍射損耗曲線982.衍射損耗曲線圖4-5給出了圓截面共焦腔和圓截面平行平面腔3.光闌法選取單橫模

基本做法：在諧振腔內插入一個適當大小的小孔光闌，讓基橫模光束順利通過，而將高階橫模抑制小孔光闌的半徑r0可以選取為放置小孔光闌處的光束有效截面半徑993.光闌法選取單橫模基本做法：在諧振腔內插入一個適當大小的4.聚焦光闌法和腔內望遠鏡法選橫模(1)聚焦光闌法：如圖4-6所示，在腔內插入一組透鏡組，使光束在腔內傳播時盡量經歷較大的空間，以提高輸出功率。(2)腔內加望遠鏡系統的選橫模方法，其結構如圖4-7所示。

圖4-6聚焦光闌法圖4-7腔內望遠鏡法1004.聚焦光闌法和腔內望遠鏡法選橫模(1)聚焦光闌法：如圖4-理解縱模競爭的物理意義本節重點：作業：P99：1，2了解基本的選頻及選模方法理解縱模競爭的物理意義本節重點：作業：了解基本的選頻及選§4.2激光器的穩頻102§4.2激光器的穩頻17穩定度是指激光器在一次連續工作時間內的頻率漂移與振蕩頻率之比

復現性是激光器在不同地點、時間、環境下使用時頻率的相對變化量

103穩定度是指激光器在一次連續工作時間內的頻率漂移與振蕩頻率之比4.2.1影響頻率穩定的因素1.腔長變化的影響對共焦腔的TEM00模來說，諧振頻率的公式可以簡化為：當L的變化為L，的變化為時，引起的頻率相對變化為：(1)溫度變化：一般選用熱膨脹系數小的材料做為諧振腔的的支架(2)機械振動：采取減震措施2.折射率變化的影響(1)內腔激光器:溫度T、氣壓P、濕度h的變化很小，可以忽略(2)外腔和半內腔激光器:腔的一部分處于大氣之中，溫度T、氣壓P、濕度h的變化較放電管內顯著。應盡量減小暴露于大氣的部分，同時還要屏蔽通風以減小T、P、h的脈動。1044.2.1影響頻率穩定的因素1.腔長變化的影響對共焦腔的4.2.2穩頻方法概述1.被動式穩頻利用熱膨脹系數低的材料制做諧振腔的間隔器；或用膨脹系數為負值的材料和膨脹系數為正值的材料按一定長度配合。把單頻激光器的頻率與某個穩定的參考頻率相比較，當振蕩頻率偏離參考頻率時，鑒別器就產生一個正比于偏離量的誤差信號。2.主動式穩頻把激光器中原子躍遷的中心頻率做為參考頻率，把激光頻率鎖定到躍遷的中心頻率上，如蘭姆凹陷法。(2)把振蕩頻率鎖定在外界的參考頻率上，例如用分子或原子的吸收線作為參考頻率，選取的吸收物質的吸收頻率必須與激光頻率相重合。如飽和吸收法。1054.2.2穩頻方法概述1.被動式穩頻利用熱膨脹系數低的材4.2.3蘭姆凹陷法穩頻1.蘭姆凹陷的中心頻率即為譜線的中心頻率，在其附近頻率的微小變化將會引起輸出功率的顯著變化。這種穩頻激光器的基本結構如圖4-8所示圖4-8蘭姆凹陷法穩頻激光器的基本結構1064.2.3蘭姆凹陷法穩頻1.蘭姆凹陷的中心頻率即為譜線的2.腔長自動補償系統的方框圖如圖4-9所示

圖4-9蘭姆凹陷法穩頻方框圖壓電陶瓷加一直流電壓：使初始頻率為壓電陶瓷上還需加一頻率為f(約為lkHz)、幅度很小(只有零點幾伏)的交流訊號，此訊號稱為“搜索訊號”1072.腔長自動補償系統的方框圖如圖4-9所示圖4-9蘭姆圖4-10穩頻原理3.圖4-10為穩頻原理示意圖。

假如由于某種原因(例如溫度升高)使L伸長，引起激光頻率由偏至，與的位相正好相反

假如由于某種原因(例如溫度降低)使L縮短，引起激光頻率由偏至，與的位相正好相同

在中心頻率附近0，不論是小于0還是大于0，其結果都是使輸出功率P增加，而且此時P將以頻率2f變化108圖4-10穩頻原理3.圖4-10為穩頻原理示意圖。假如由圖(4-11)不同同位素對蘭姆凹陷的影響4.注意事項第一、激光器的激勵電源是穩壓和穩流的。第二、氖的不同同位素的原子譜線中心有一定頻差。第三、頻率的穩定性與蘭姆凹陷中心兩側的斜率大小有關。109圖(4-11)不同同位素對蘭姆凹陷的影響4.注意事項第一4.2.4飽和吸收法穩頻1.飽和吸收法穩頻的示意裝置如圖4-12所示。

2.與激光輸出功率曲線的蘭姆凹陷相似，在吸收介質的吸收曲線上也有一個吸收凹陷，如圖4-13所示圖4-12飽和吸收法穩頻的裝置示意圖圖4-13吸收介質的吸收曲線3.由于吸收管內的壓強很低，碰撞增寬很小，所以吸收線中心形成的凹陷比激光管中蘭姆凹陷的寬度要窄得多。1104.2.4飽和吸收法穩頻1.飽和吸收法穩頻的示意裝置如圖44.激光通過激光管和吸收管時所得到的單程凈增益應該是激光管中的單程增益和吸收管中的單程吸收的差，即如圖4-14(a)，只有頻率調到附近激光才能振蕩。

如圖4-14(b)，頻率在整個線寬范圍內調諧均能振蕩。

圖(4-14)反轉蘭姆凹陷1114.激光通過激光管和吸收管時所得到的單程凈增益應該是激光管中了解基本的穩頻方法本節重點：了解基本的穩頻方法本節重點：§4.3激光束的變換113§4.3激光束的變換284.3.1高斯光束通過薄透鏡時的變換1.透鏡的成像公式：，注意參數的正負。薄透鏡的作用是改變光波波陣面的曲率半徑。

2.從光波的角度看，規定發散球面波的曲率半徑為正，會聚球面波的曲率半徑為負，則如圖4-15所示，成像公式可改寫為：圖4-15球面波通過薄透鏡的變換1144.3.1高斯光束通過薄透鏡時的變換1.透鏡的成像公式：實際問題中，通常和是已知的，此時，則入射光束在鏡面處的波陣面半徑和有效截面半徑分別為：3.將透鏡的變換應用到高斯光束上。如圖所示，有以下關系：①圖4-16高斯光束通過薄透鏡的變換②115實際問題中，通常和是已知的，此時4.由①和②式可求得出射光束在鏡面處的波陣面半徑和有效截面半徑。這樣我們可以通過入射光束的、來確定出射光束的、了。圖4-16高斯光束通過薄透鏡的變換1164.由①和②式可求得出射光束在鏡面處的波陣面半徑高斯光束特性公式對高斯光束的薄透鏡變換要考慮到高斯光束的束腰位置及束腰半徑117高斯光束特性公式對高斯光束的薄透鏡變換要考慮到高斯光束的束腰(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鏡時的聚焦情形(2)短焦距時118(1)短焦距：即4.3.2高斯光束的聚焦1.高斯光束入射(3)在滿足條件和的情況下，出射的光束聚焦于透鏡的焦點附近。如圖4-17所示，這與幾何光學中的平行光通過透鏡聚焦在焦點上的情況類似。圖4-17短焦距透鏡的聚焦119(3)在滿足條件和(4)由前面的結論可得：120(4)由前面的結論可得：35(5)即縮短和加大都可以縮小聚焦點光斑尺寸的目的。前一種方法就是要采用焦距小的透鏡后一種方法又有兩種途徑：一種是通過加大s來加大；另一種辦法就是加大入射光的發散角從而加大，加大入射光的發散角又可以有兩種做法，如圖4-18和圖4-19圖4-18用凹透鏡增大ω后獲得微小的ω’0圖4-19用兩個凸透鏡聚焦121(5)即縮短和加大都可以縮小聚焦點(6)這與幾何光學中物、象的尺寸比例關系是一致的。不論是求聚焦點的位置，還是求會聚光斑的大小，都可以在一定的條件下把高斯光束按照幾何光學的規律來處理122(6)這與幾何光學中物、象的尺寸比例關系是一致的。不論是求聚2.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形(1)2.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形1232.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形(1)(2)同理有：(3)根據高斯光束的漸變性可以設想，只要s和f相差不大，高斯光束的聚焦特性會與幾何光學的規律迥然不同。反比關系124(2)同理有：(3)根據高斯光束的漸變性可以設想，只要s4.3.3高斯光束的準直1.高斯光束的準直：改善光束的方向性，壓縮光束的發散角。可以看出，增大出射光束的束腰就可以縮小光束的發散角。需要縮小入射光束束腰半徑1254.3.3高斯光束的準直1.高斯光束的準直：改善光束的方向3.選用兩個透鏡，短焦距的凸透鏡和焦距較長的凸透鏡可以達到準直的目的。圖(4-20)倒裝望遠鏡系統壓縮光束發散角M’是高斯光束通過透鏡系統后光束發散角的壓縮比。M是倒置望遠鏡對普通光線的傾角壓縮倍數。由于f2＞f1，所以M＞1。又由于＞0，因此有M’M＞1θ”<θ’1263.選用兩個透鏡，短焦距的凸透鏡和焦距較長的凸透鏡可以4.3.4高斯光束的擴束1.高斯光束的擴束：擴大光斑的光斑尺寸。1.可以通過擴大發散角來擴大光斑尺寸。2。若要求出射光束光斑大，且發散角小，則需要用如圖4－20所示的倒置望遠鏡系統。1274.3.4高斯光束的擴束1.高斯光束的擴束：擴大光斑的光斑入射光束ω0及s入射高斯光束在鏡面處的ω及R出射高斯光束在鏡面處的ω’及R’出射光束ω0’及s’(3-44)(3-45)(3-44)(3-45)(4-17)(4-18)高斯光束通過薄透鏡的變換小結：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鏡時的聚焦情形類似于幾何光學中的平行光通過透鏡聚焦在焦點上的情況。圖4-18用凹透鏡增大ω后獲得微小的ω’0圖4-19用兩個凸透鏡聚焦類似于幾何光學中物、象的尺寸比例關系。129高斯光束的聚焦1.高斯光束入射到短焦距透鏡時的聚焦情形類似于2.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形只要s和f相差不大，高斯光束的聚焦特性會與幾何光學的規律迥然不同。反比關系1302.入射高斯光束的腰到透鏡的距離s等于透鏡焦距f的情形只要高斯光束的擴束——擴大光束光斑尺寸倒裝望遠鏡系統壓縮光束發散角發散角壓縮比：高斯光束的準直——壓縮光束的發散角凸透鏡：縮小束腰，擴大發散角凹透鏡：擴大發散角131高斯光束的擴束——擴大光束光斑尺寸倒裝望遠鏡系統壓縮光束發散掌握高斯光束通過薄透鏡時的變換本節重點：重點掌握高斯光束聚焦和準直作業：3，4，5

掌握高斯光束通過薄透鏡時的變換本節重點：重點掌握高斯光束§4.4激光調制技術133§4.4激光調制技術484.4.1激光調制的基本概念1.激光調制:把激光作為載波攜帶低頻信號2.激光調制內調制——在激光形成振蕩的過程中加載調制信號，通過改變激光的輸出特性而實現的調制外調制——在激光形成以后。再用調制信號對激光進行調制，并不改變激光器的參數，而是改變已經輸出的激光束的參數1344.4.1激光調制的基本概念1.激光調制:把激光作為載3.激光的瞬時光場的表達式：

瞬時光的強度：若調制信號為：激光幅度調制的表達式：激光強度調制的表達式：

激光頻率調制的表達式：

激光相位調制的表達式：

1353.激光的瞬時光場的表達式：瞬時光的強度：若調制信號為4.4.2電光強度調制1.下圖是一個典型的電光強度調制的裝置示意圖由兩塊交叉偏振片及其間放置的一塊單軸電光晶體組成偏振片的通振動方向分別與x、y軸平行

電光調制裝置示意圖2.設某時刻加在電光晶體上的電壓為V，入射到晶體的在x方向上的線偏振激光電矢量振幅為E1364.4.2電光強度調制1.下圖是一個典型的電光強度調制的裝電光調制裝置示意圖通過晶體后沿快軸和慢軸的電矢量振幅都變：沿和方向振動的二線偏振光之間的位相差

半波電壓:全波電壓:137電光調制裝置示意圖通過晶體后沿快軸和慢軸的電矢通過通振動方向與y軸平行的偏振片檢偏后產生的光振幅分別為，，則有，其相互之間的位相差為。則有：

138通過通振動方向與y軸平行的偏振片檢偏后產生的光振幅分別為3.下圖畫出了曲線的一部分以及光強調制的情形。為使工作點選在曲線中點處，通常在調制晶體上外加直流偏壓來完成。

I/I0-V曲線1393.下圖畫出了曲線的一部分以及光強調制的情形。4.如外加信號電壓為正弦電壓(電壓幅值較小)，，則輸出光強近似為正弦形

1404.如外加信號電壓為正弦電壓(電壓幅值較小)，4.4.3電光相位調制1.下圖是典型的相位調制裝置示意圖。加電場后，振動方向與晶體的軸相平行的光通過長度為l的晶體，其位相增加為

相位調制裝置示意圖1414.4.3電光相位調制1.下圖是典型的相位調制裝置示意圖。相位調制裝置示意圖2.晶體上所加的是正弦調制電場，光在晶體的輸入面(z=0)處的場矢量大小是

則在晶體輸出面(z=l)處的場矢量大小可寫成式中，為相位調制度142相位調制裝置示意圖2.晶體上所加的是正弦調制電場§4.5激光偏轉技術143§4.5激光偏轉技術584.5.1機械偏轉機械偏轉是利用反射鏡或多面反射棱鏡的旋轉或反射鏡的振動實現光束掃描

優點:機械偏轉具有偏轉角度大、分辨率較高、光損失小、可適應光譜范圍大缺點：難以實現高速、高精度偏轉，應用范圍受到限制4.5.2電光偏轉利用泡克耳斯效應，在電光晶體上施加電場改變晶體的折射率使光束偏轉。參見圖4-241444.5.1機械偏轉機械偏轉是利用反射鏡或多面反射棱4.5.3聲光偏轉1.下圖為一塊均勻的透明介質如熔融石英，其一端為超聲發生器(作正弦振動)。當在透明介質的另一端為聲波的反射介質時，滿足一定的幾何要求就會在介質內產生駐波。駐波按照正弦規律變化，所以介質的折射率以空間周期在空間呈正弦變化。

超聲波在透明介質中的傳播衍射光柵聲光偏轉器1454.5.3聲光偏轉1.下圖為一塊均勻的透明介質如熔融石英，2.如圖所示，當光線在滿足布拉格條件的衍射角入射到光柵上時，衍射光也與衍射體光柵的等折射率面成出射布拉格條件下的衍射3.改變超聲波頻率可改變偏轉角偏轉角:1462.如圖所示，當光線在滿足布拉格條件的衍射角入射到光柵§4.6激光調Q技術147§4.6激光調Q技術62脈沖固體激光器的輸出特性將普通脈沖固體激光器輸出的脈沖，用示波器進行觀察、記錄，發現其波形并非一個平滑的光脈沖，而是由許多振幅、脈寬和間隔作隨機變化的尖峰脈沖組成的，如圖(a)所示。每個尖峰的寬度約為0.1～1μs，間隔為數微秒，脈沖序列的長度大致與閃光燈泵浦持續時間相等圖(b)所示為觀察到的紅寶石激光器輸出的尖峰。這種現象稱為激光器弛豫振蕩。

脈沖激光器輸出的尖峰結構148脈沖固體激光器的輸出特性將普通脈沖固體激光器

產生弛豫振蕩的主要原因：當激光器的工作物質被泵浦，上能級的粒子反轉數超過閾值條件時，即產生激光振蕩，使腔內光子數密度增加，而發射激光。隨著激光的發射，上能級粒子數大量被消耗，導致粒子反轉數降低，當低于閥值時，激光振蕩就停止。這時，由于光泵的繼續抽運，上能級粒子反轉數重新積累，超過閾值時，又產生第二個脈沖，如此不斷重復上述過程，直到泵浦停止才結束。每個尖峰脈沖都是在閾值附近產生的，因此脈沖的峰值功率水平較低。增大泵浦能量也無助于峰值功率的提高，而只會使小尖峰的個數增加。當149產生弛豫振蕩的主要原因：當激光器的工作物質被泵馳豫振蕩的物理過程腔內光子數和粒子反轉數隨時間的變化150馳豫振蕩的物理過程腔內光子數和粒子反轉數隨時間的變化65第一階段(t1一t2)：激光振蕩剛開始時，△n＝△n閾，Φ＝0；由于光泵作用，△n繼續增加，與此同時，腔內光子數密度Φ也開始增加，由于Φ的增長而使△n減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。

第二階段(t2一t3)：△n到達最大值后開始下降，但仍然大于△n閾，因此Φ繼續增長，而且增長非常迅速，達到最大值。第三階段(t3一t4)：△n＜△n閾，增益小于損耗，光子數密度Φ減少并急劇下降。第四階段(t4一t5)：光子數減少到一定程度，泵浦又起主要作用，于是△n又開始回升，到t5時刻△n又達到閾值△n閾，于是又開始產生第二個尖峰脈沖。每個尖峰可以分為四個階段:因為泵浦的抽運過程的持續時間要比每個尖峰脈沖寬度大得多，于是上述過程周而復始，產生一系列尖峰脈沖。泵浦功率越大,尖峰脈沖形成越快,因而尖峰的時間間隔越小151第一階段(t1一t2)：激光振蕩剛開始時，△n＝△n閾，4.6.1激光諧振腔的品質因數Q

1.

2.光強I0在諧振腔傳播z距離后會減弱為1524.6.1激光諧振腔的品質因數Q1.2.光強體積為V的腔內存儲的能量為：

每振蕩周期損耗的能量為：

反比關系153體積為V的腔內存儲的能量為：每振蕩周期損耗的能量為：反比

Q開關激光脈沖建立過程通過改變Q值——改變閾值，控制激光產生的時間。

在泵浦過程的大部分時間里諧振腔處于低Q值狀態，故閾值很高不能起振，從而激光上能級的粒子數不斷積累，直至t0時刻，粒子數反轉達到最大值△ni，在這一時刻，Q值突然升高(損耗下降)，振蕩閾值隨之降低，于是激光振蕩開始建立。由于此△ni>>△nt(閾值粒子反轉數)，因此受激輻射增強非常迅速，激光介質存儲的能量在極短的時間內轉變為受激輻射場的能量，結果產生了一個峰值功率很高的窄脈沖。154Q開關激光脈沖建立過程通過改變Q值——改變閾值，4.6.2調Q原理——采用某種辦法使諧振腔在泵浦開始時處于高損耗低Q值狀態，這時激光振蕩的閾值很高，粒子數反轉即使積累到很高水平也不會產生振蕩；當粒子密度反轉數達到其峰值時，突然降低損耗使腔的Q值增大，導致激光介質的增益大大超過閾值，極其快速地產生振蕩。這時儲存在亞穩態上的粒子所具有的能量會很快的轉換為光子能量，光子像雪崩一樣以極高的速率增長，激光器便可輸出一個峰值功率高、寬度窄的激光巨脈沖。1554.6.2調Q原理——采用某種辦法使諧振腔在泵浦開始時調Q技術關鍵