激光原理与应用讲-第四章PPT课件.ppt

,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,第四章 激光的基本技术,内容概要,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,第四章 激光的基本技术,4.1,激光输出的选模,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,第四章 激光的基本技术,4.2,激光器的稳频,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,第四章 激光的基本技术,4.3,激光束的变换,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,第四章 激光的基本技术,4.4,激光调制技术,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,第四章 激光的基本技术,4.5,激光偏转技术,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,第四章 激光的基本技术,4.6,激光调,Q,技术,上一页,回首页,下一页,回末页,回目录,第四章 激光的基本技术,4.7,激光锁模技术,激光原理与应用,本章主要内容：,1.,激 光 器 输 出 的 选 模,2.,激 光 器 的 稳 频,3.,激 光 束 的 变 换,4.,激 光 调 制 技 术,5.,激 光 偏 转 技 术,6.,激 光 调,Q,技 术,7.,激 光 锁 模 技 术,(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。,4.1.1,激光单纵模的选取（选频）,1.,均匀增宽型谱线的纵模竞争,(2),多纵模的情况下，如图,4-1,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。,图,4-1,均匀增宽型谱线纵模竞争,(3),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。这种现象叫做,“,纵模的竞争,”,，竞争的结果总是最靠近谱线中心频率的那个纵模被保持下来。,图,4-1,均匀增宽型谱线纵模竞争,(4),在均匀增宽的稳定态激光器中，当激发比较强时，也可能有比较弱的其他纵模出现，这种现象称为模的,“,空间竞争,”,。,4.1.1,激光单纵模的选取（选频）,2.,非均匀增宽型谱线的多纵模振荡,图,(2-14),非均匀增宽型激光器中的增益饱和,图,(2-8),均匀增宽型增益饱和曲线,原因：,在均匀曾宽情况下，每个粒子对谱线不同频率的增益都有贡献,在非均匀曾宽情况下，单个粒子仅对特定频率处的增益有贡献,现象：,非均匀增宽激光器的输出一般都具有多个纵模。,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：,影响了激光器的输出功率。,4.1.1,激光单纵模的选取（选频）,图,4-x,非均匀增宽型谱线纵模选取,图,(4-2),法布里,-,珀罗标准具法示意图,(2),法布里,-,珀罗标准具法：,如,图,4-2,所,示，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频率间隔为：,(3),三反射镜法：,如图,4-3,所示，激光器一端的反射镜被三块反射镜的组合所代替，其中,M,3,和,M,4,为全反射镜，,M,2,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，长腔：,L,1,+L,2,，短腔：,L,2,+L,3,。,图,4-3,三反射镜法,两个谐振腔的纵模频率间隔分别为：,c/2,(L,1,+L,2,),和,c/2(L,2,+L,3,),，只有同时满足两个谐振频率条件的光才能形成振荡。,(4),其他方法还包括：,单反射表面腔法、行波腔选模法、,晶体双折射选模法、吸收介质选模技术等。,4.1.2,激光单横模的选取（选模）,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,4-4,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,(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,2.,衍射损耗曲线,(2),图,4-5,给出了圆截面共焦腔和平行平面腔的,衍射损耗,菲涅尔数曲线。,图,4-5,不同腔的衍射损耗曲线,(1),球面共焦腔,基横模,衍射损耗表达式,：,菲涅尔数,N,越大，衍射损耗,D,越小；,菲涅尔数,N,相同，横模序数越低，衍射损耗,D,越小；,菲涅尔数,N,相同，横模序数相同，共焦腔比平行平面腔的衍射损耗,D,小。,4.1.2,激光单横模的选取（选模）,3.,光阑法选取单横模,基本做法是在谐振腔内插入一个适当大小的小孔光阑。,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。,图,4-6,聚焦光阑法,4.1.2,激光单横模的选取（选模）,(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,5.,其他方法还包括：,凹凸透镜选模、腔内加临界角反射器选模、利用调,Q,选模等。,小结：,激光单纵模选取的基本方法,短腔法。,激光单横模选取的基本方法,光阑法。,4.2.1,影响频率稳定的因素,对共焦腔的,TEM,00,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：,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,基本概念,4.2.1,影响频率稳定的因素,1.,腔长变化的影响,(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。,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；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。,图,4-x,可调谐,CO,激光器,4.2.2,稳频方法概述,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,(1),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，,实验中常用分子或原子的吸收线作为参考频率，如饱和吸收法。,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。,图,4-8,兰姆凹陷法稳频激光器的基本结构,图,(3-14),P,（,）,曲线与“兰姆凹陷”,4.2.3,兰姆凹陷法稳频,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,(,零点几伏,),的交流讯号，此讯号称为“搜索讯号”,图,4-10,稳频原理,4.2.3,兰姆凹陷法稳频,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,0,偏至,A,P,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,0,偏至,B,P,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,图,4-10,稳频原理,4.2.3,兰姆凹陷法稳频,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。,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。,4.2.4,饱和吸收法稳频,4.,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,小结：,兰姆凹陷法稳频基本原理：,4.3.1,高斯光束通过薄透镜时的变换,1.,透镜的成像公式：,从波动光学的角度讲，,薄透镜的作用是改变光波波阵面的曲率半径。,2.,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,4.3.1,高斯光束通过薄透镜时的变换,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,4-16,所示，有以下关系：,图,4-16,高斯光束通过薄透镜的变换,4.,综合以上各式,可求得出射光束在镜面处的波阵面半径 和有效截面半径 。,于是可以通过入射光束的 、来确定出射光束的 、。,图,4-16,高斯光束通过薄透镜的变换,4.3.1,高斯光束通过薄透镜时的变换,又：,(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),此时,(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,(4),同时,可以得到：,图,4-17,短焦距透镜的聚焦,(5),由 可知缩短 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,后获得微小的,0,图,4-19,用两个凸透镜聚焦,(6),此外可得到,0,与,0,的关系：,这与几何光学中物、象的尺寸比例关系是一致的。,通过以上的讨论我们看到，不论是聚焦点的位置，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,4.3.2,高斯光束的聚焦,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),同样有：,(3),当,s,和,f,相差不大时，高斯光束的聚焦特性会与几何光学的规律迥然不同。,即当入射高斯光束的束腰位于透镜的焦点附件时，出射高斯光束的束腰也位于 透镜的另一焦点附近，同时入射光的束腰半径越小，出射光的束腰半径越大。,4.3.3,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。,2.,由,可以看出，增大出射光束的腰粗就可以缩小光束的发散角。,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,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,f,2,f,1,，所以,M,1,。又由于,0,，因此有,M,M,1,4.3.4,激光的扩束,图,(4-20),倒装望远镜系统压缩光束发散角,1.,通过扩大发散角来扩大光斑尺寸，既可以用凹透镜也可以用凸透镜实现。,2.,通过倒置的望远镜来实现。,小结：,高斯光束入射到短焦距透镜时的变换公式：,入射高斯光束的腰到透镜的距离,s,等于透镜焦距,f,时的变换公式：,高斯光束通过倒置望远镜系统的远场发散角压缩比表达式：,4.4.1,激光调制的基本概念,1.,激光调制就是把激光作为载波携带低频信号,。,2,.,激光调制可分为内调制和外调制两类，这里讲的主要是外调制。,3.,激光的瞬时光场的表达式,瞬时光的强度为,若调制信号是正弦信号,则：,激光幅度调制的表达式为,激光强度调制的表达式为,激光频率调制的表达式为,激光相位调制的表达式为,4.4.2,电光强度调制,1.,图,(,4,21,),(a),是一个典型的电光强度调制的装置示意图。它由两块交叉偏振片及其间放置的一块单轴电光晶体组成。,图,(4-21),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,E,，则：,通过晶体后沿快轴 和慢轴 的电矢量振幅为,沿 和 方向振动的二线偏振光之间的位相差,图,(4-21),电光调制装置示意图,通过振动方向与,y,轴平行的偏振片检偏后产生的光振幅,(,见图,4,21(b),分别为 ，则有 ，其相互之间的位相差为 。则有：,4.4.2,电光强度调制,3.,图,(,4,22,),画出了 （）曲线的一部分以及光强调制的情形,。,图,(4-22),I/I,0,-V,曲线,4.,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。,则输出光强近似为正弦形：,4.4.3,电光相位调制,1.,图,(,4,23),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 的晶体，其位相增加为,图,(4-23),相位调制装置示意图,4.4.3,电光相位调制,图,(4-23),相位调制装置示意图,2.,光在晶体的输入面,(z=0),处的场矢量大小是,晶体上所加的是正弦调制电场 ，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。,小结：,电光调制是利用电光晶体折射率随外加电场的变化而变化的特点来实现的,4.5.1,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。,4.5.2,电光偏转,1.,利用电光效应，在电光晶体上施加电场改变晶体的折射率使光束偏转。实际的电光晶体偏转器是由两个晶体棱镜,(,如,KDP,棱镜,),所组成,。,图,4-24,实际的电光晶体偏转器,2.,如,图,4-24,所示，,如果激光垂直一个直角面入射直角棱镜上，,施加电压后，上、下层棱镜中传播时光的折射率为,则由折射定律可得出射光的偏转角为,4.5.3,声光偏转,1.,如,图,(,4,25,),所,示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。,图,(4-25),超声波在透明介质中的传播,4.5.3,声光偏转,图,(4-25),超声波在透明介质中的传播,图,(4-26),布拉格条件下的衍射,2.,如,图,(,4,26,),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,电光偏转是利用电光晶体折射率在外加电场作用下发生变化来实现的,声光偏转是通过声波与介质相作用使折射率发生周期性变化来实现的,小结：,4.6.1,激光谐振腔的品质因数,Q,1.,2.,光强,I,0,在谐振腔传播,z,距离后会减弱为,3.,又有 ，则上式,可以改写为光子数密度的形式,4.6.1,激光谐振腔的品质因数,Q,4.,体积为,V,的腔内存储的能量为：,5.,每振荡周期损耗的能量为：,6.,品质因子与谐振腔的单程总损耗的关系为：,4.6.2,调,Q,原理,电光调,Q,装置如,图,4,-,27,，激光腔中插入起偏振片及作为,Q,开关的,KD,*,P,晶体。,图,4-27,电光调,Q,装置示意图,4.6.3,电光,调,Q,用调节谐振腔的,Q,值以获得激光巨脉冲的技术称为激光调,Q,技术，可通过调节反射损耗、吸收损耗、衍射损耗、散射损耗和投射损耗等实现。,4.6.4,声光,调,Q,图,4-28,声光调,Q,装置示意图,图,4,-,28,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。,4.6.5,染料调,Q,1.,图,4-29,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：,图,(4-29),染料调,Q,装置示意图,小结：,用调节谐振腔的,Q,值以获得激光巨脉冲的技术称为激光调,Q,技术，可通过调节反射损耗、吸收损耗、衍射损耗、散射损耗和投射损耗等实现。,1.,非均匀增宽激光器中某一纵模电矢量大小可写成,2.,锁模技术让谐振腔中可能存在的纵模同步振荡，让各模频率间隔保持相等并使各模的初位相保持为常数，则激光器输出在时间上有规则的等间隔的短脉冲序列。,则总的输出为,，各纵模为非相干叠加。,图,4-30,锁模光强脉冲,设腔内有,q,-,N,，,-,(,N,-,1),，,0,，,(,N,-,1),，,N,共,(2,N,+1),个模式，又设相邻模式的圆频率之差 ，则,如各模式的振幅相等，,E,q,=E,0,，初位相相同且为,q,=0,，则,，,当 时，,m=0,，,1,，,2,光强最大,