第3章 激光原理与技术.

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1 第3章 激光原理与技术

2 主要内容 3.1 相干光源、非相干光源与激光 3.2 光与物质相互作用理论——激光产生与传播基础 3.3 激光产生的条件
3.3 激光产生的条件 3.4 激光器的基本结构及输出 3.5 激光的特点 3.6 激光器的种类 3.7激光脉冲技术 3.8 激光选模技术 3.9 激光稳频技术 3.10 其他激光技术

3 着重显示图象的清晰度、对比度、色彩饱和度等
3.1 相干光源、非相干光源与激光 如同电子学中的电源一样，光电子学中第一个接触的便是光 源。光源器件主要是指电光变换器件，分成相干光源和非相干光 源，如表3-1。 表3-1 光源器件分类 着重由电转换成光的能量转换效率和颜色 着重显示图象的清晰度、对比度、色彩饱和度等 着重光的单色性和高速脉冲性

4 3.1 相干光源、非相干光源与激光 ——非相干光源 特点： 来源：原子或分子体系的自发辐射 各原子自发辐射的光波方向、频率及
相位等都是不确定的、分散的 （与人为形成且相位一致的电波相比） 方向：四面八方无规则辐射 频谱：如同火花放电，是白噪声； 连续性：无数衰减脉冲光的集合(图(a)) 强度：光波亮度很低 ——杂乱无章的噪声光 ——传输衰减，出射光强恒小于入射光强。 最早利用电作光源的是炭弧灯。 (a)普通光源产生的非相干光

5 3.1 相干光源、非相干光源与激光 ——非相干光源
1878年12月，英国 斯万（Swan）发明电灯泡。 1879年10月，美国 爱迪生（Edison）质量更好的电灯泡。 1938年，美国 纽曼（Neuman）等 研制成荧光灯 目前, 呈现固体灯取代荧光灯的趋势。 固体灯：利用超高亮度白光二极管或其他场致发光管制作 优点：体积小、转换效率高、耗电省、加压低 应用：已有交通灯、路标、宣传、广告牌等 家用灯样品正走向实用。

6 3.1 相干光源、非相干光源与激光 ——相干光源 特点： 激光器 非线性光源 方向：发散很小 频谱：单一 连续性：无限连续 亮度：极高
(b)激光发射的相干光 特点： 方向：发散很小 频谱：单一 连续性：无限连续 亮度：极高 在时间、空间上相位同步 传输增益，出射光强增强

7 3.1 相干光源、非相干光源与激光 ——激光 激光：受激放大光发射
Laser，(Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation) 单色亮度高 出射光强远大于入射光强 相位整齐 方向性好 强度高 为信息处理提供了稳定的载息媒介。

8 3.1 相干光源、非相干光源与激光 ——激光 1916年，美国 爱因斯坦，提出概念，指明获得途径 (《关于辐射的量子理论》)
1954年，美国 汤斯（C.H.Townes），研制成功MASER(致冷氨分子)， 1958年，美国和前苏联科学家几乎同时提出了实现激光振荡的具体设想： 美国 肖洛（A.L.Schawlow）/汤斯（C.H.Townes）（“红外和光学振荡器”） 前苏联 N.G.Basow/M.Prohorov(实现三能级粒子数反转和半导体激光器的建议) 1960年，美国 梅曼(T.H.Maiman) 红宝石激光器问世（波长694.3nm） 从理论到实现历时44年，原因有二： 当时对激光的社会需求不迫切，还没有引起资助部门的注意， 学者受微波振荡器金属封闭腔模型束缚，没有找到技术关键

9 3.1 相干光源、非相干光源与激光 ——激光 1960年秋，美国 Javan等 1.15m连续振荡He-Ne气体激光器。
1962年，美国 Nathan、Hall和Quist 77K GaAs半导体激光器。 1966年，Sorokin 等 激光泵浦若丹明6G可调谐液体有机染料激光器。 1966年，美国 Dimmock、Bulter、Melngailis等 低温工作窄带半导体近红外可调谐激光器。 1970年，美国 Lin等 双异质结连续振荡半导体激光器。 1980年后，等离子体激光器、超晶格量子阱激光器、光纤激光器、分布反馈(DFB)激光器、分布布拉格发射(DBR)激光器、超快激光器 波长：紫外、可见、红外 峰值功率：〉100TW量级 最高平均功率：〉MW量级 调谐范围：从200nm延伸到4m。

10 3.1 相干光源、非相干光源与激光 ——非线性相干光源
来源：激光与各种非线性光学材料相互作用 1961年，美国 Mc. Clung和Hellwarth 发明激光调Q法，开辟道路。 1962年， Woodburg等，受激喇曼激光器 1969年，美国 Patel等，自旋反转喇曼激光， 1965年，美国与苏联成功实现光参量振荡，获得了另一种可调谐相干光源。 1968年，开始利用锁模技术制造超短脉冲激光器 1969年获得亚皮秒（10-13秒）光脉冲，现4-5飞秒(10-15秒)激光器已商品化，向阿秒10-18秒）进军。 1970年，Mooradian 等，宽可调谐范围高效连续振荡自旋反转喇曼激光器。 1971年，美国 Dewey，用光差频法获得波长可调的红外光源； 1972年，日本 俊藤等，用和频产生出黄光； 三次谐波产生、光整流效应等也相继得以实现。

11 3.1 相干光源、非相干光源与激光 ——信息光电子技术对光源的要求
单色性 高速脉冲性 方向性 可调谐性 高能量密度 激光正是满足这些条件的最好的光源

12 3.2 光与物质相互作用理论——激光产生与传播基础
3.2.1 光与物质相互作用的经典理论分析 经典电子模型：研究光与物质相互作用微观过程的有效方法 可以阐明激光产生及其在激光介质或其他介质中传播规律的物理本质， 光电子一般研究光在晶体中的运动——光辐射场与周期性变化晶体作用。 1. 光与物质相互作用的经典模型 介质的极化强度：单位体积中的电偶极矩P 式中，N为单位体积中粒子数。 还可用宏观物理量——极化率 和介电常数ε来描述介质对光波场的响应， 则，P与外加电场E的关系：

13 3.2.1 光与物质相互作用的经典理论分析 组成物质的原子或分子体系在入射光波的电场下感生电偶极矩，进而产生电磁波辐射。
原子中的外层电子受核和邻近原子的与位移成正比的库仑力作用，位移不大时表示为： K：弹性系数，x：电子偏移平衡位置距离，m：电子质量， ：电子固有频率。 电子在原子内部的运动形成固有频率为0的等幅简谐振子，向外辐射电磁波， 辐射场又对电子产生反作用，产生与电子速度成正比的阻尼力； 光波电磁场入射，对阻尼振子施加一个电磁力作用，电子运动方程变为： 不失普遍性，考虑入射光场为简谐电场情况，则瞬时电场E(t)与位置偏移x(t)为：

14 3.2.1 光与物质相互作用的经典理论分析 E(ω)、x(ω)表示对应于频率ω的振幅值，将x(t)、E(t)代入运动方程，并求解得：
简谐振子模型下，电子受迫振动的频率与驱动光波频率相同， 受迫振动与驱动光场之间存在相位差（式中含有 项） 由上述过程可知： (1)当 时，电子先吸收少量光能，引起受迫振动，并辐射次波。由x(ω)表达式 可以看出，若不考虑，则x(ω)为有限恒值，电子将吸收的能量全部辐射出去，中间 没有能量损耗，电子维持等幅振荡；若考虑，则达到稳定状态后吸收的能量与发射 的能量必然达到平衡，系统维持等幅振荡，这种过程称为光的散射。散射中，电子本 征能量不变，形式上只是入射光波与散射光波之间能量转换，称为光和物质的非共振 相互作用过程。 (2)当 时，如果不考虑辐射阻尼，则x(ω)→∞；如果考虑，则x(ω)为有限恒 虚数值，因而振子都将吸收能量：有时，吸收的能量用作维持辐射；没有时，吸收 的能量用作不断增大振幅。 时光与物质相互作用的过程称为受激吸收与再发射， 即受激发射，也就是说， 处，初始态的电子吸收一个光子跃迁到高能态，而受 激电子又可放出一个同频率的光子回到初态，这种吸收与再发射中，电子的本征能态 将发生改变，称为光和物质相互作用的共振过程，激光产生过程就属于共振过程。

15 3.2.1 光与物质相互作用的经典理论分析 2.光波在各向同性介质中的传播
各向同性介质可看成许多各向同性线性谐振子的集合。在平面光波场作用下， 原子在光场作用下产生感应极化，形成电偶极振子： 极化介质或分子的辐射次波与入射光波的相互干涉决定了光在介质中的传播规律。 设单位体积中原子数为N，则介质极化强度 又

16 3.2.1 光与物质相互作用的经典理论分析 则 谐振相互作用时，由于 ，并令 ，于是有

17 3.2.1 光与物质相互作用的经典理论分析 式中 为线宽。不难看出 也是洛仑兹线型函数，下图为 、 与频率v 的关系图。
相同的材料参数N、 、 决定。 表示物质的吸收与频率的关系，而 表示 不同频率下色散的大小，由图可见： 在曲线半宽度 的频率范围内受激吸收较 大，而此区域内， 斜率为负，因而这一区域属反常色散区；反之， 之外，斜 率 为正，为正常色散区，且在受激吸收 很小的区域内，色散 仍很可观。 还有， 极值大小为 峰值的一半。即：

18 3.2.1 光与物质相互作用的经典理论分析 下面我们研究 的物理意义。我们知道： 而由于极化机制不同， 包括谐振分量 与非谐振分量 ,于是：
下面我们研究 的物理意义。我们知道： 而由于极化机制不同， 包括谐振分量 与非谐振分量 ,于是： 式中 ， 可见，光与物质的非谐振相互作用产生光的散射，引起 变为 ，即散射过程造 成了物质折射率 ；而光与物质谐振相互作用使 变为 。 设入射光波具有形式： 式中

19 3.2.1 光与物质相互作用的经典理论分析 设 ，则 式中： ， ， 。 称为增益系数。 于是
设 ，则 式中： ， ， 。 称为增益系数。 于是 由此可见， 的实部表示极化对入射光场相位的影响，使每单位长度的相位延迟由k变 为 ； 的虚部代表极化对入射光场强度的影响，使光场振幅按指数衰减。 于是光在物质中传播时振幅随传播距离指数式衰减，位相有延迟 。 经典电振子模型精确解释了吸收谱线的线型函数、吸收和色散的相互关系等问题， 但不能解释诸如光放大、吸收系数与高低能态能级上粒子数差等问题，而从辐射量子化 的概念出发，利用受激跃迁几率的表达式，则可得到满意结果。

20 3.2.2 光辐射量子理论基础 1.三种跃迁过程 1916年，爱因斯坦《关于辐射的量子理论》，
概念：自发辐射(spontaneous emission)、 受激辐射(stimulated emission) 光量子与物质相互作用，产生自发辐射、受激吸收与受激辐射三种跃迁。 共振相互作用过程： 光波频率等于原子谐振频率，原子中电子的本征状态改变的过程 非谐振相互作用: 引起散射等物理现象，导致光传播中折射率等变化 原子或分子的能量状态只能取分立数值，能量最低的状态称基态，能量比基态高的状态称激发态。我们来研究一个二能级系统，E1能级表示基态，E2能级表示激发态，设E1、E2之间满足辐射跃迁的选择定则，则在E1、E2之间发生三种跃迁过程。 受激吸收

21 在没有光信号作用下自发地跃迁到低能态时所产生的光辐射
自发辐射 （1）自发辐射 在没有光信号作用下自发地跃迁到低能态时所产生的光辐射 位于能级E2，的原子不稳定，即使无外界光信号作用，也将在某一时刻自发跃迁到E1，同时辐射出一个光子： 式中，h：普朗克常数， ：跃迁产生的光波频率。 单个原子自发辐射是随机的，具有时间不确定性； 拥有大量原子的体系单位时间内E2E1的原子数目统计结果是可以确定的 自发跃迁几率A21：单位时间内自发跃迁的原子数密度与E2上总原子数密度之比 代表每个原子在单位时间内E2E1能级的自发辐射几率，又称自发辐射爱因斯坦系数。 A21完全由原子系统的两特定能级特性决定，与外界信号无关——一定原子的特定能级A21是定值； 各原子自发跃迁中彼此无关——不同原子产生的自发辐射光的方向、位相、偏振状态无确定关系 辐射光是非相干的荧光。自发辐射是各种普通光源的发光机制。

22 式中， 为时E2能级上的初始原子数。 单位时间、单位体积内，E2上减少的粒子数为： 于是
由E2E1自发跃迁决定的粒子在能级E2上的自发辐射寿命， 物理意义：经过s后，E2上的原子数密度N2减少到初值 的1/e倍； s 越大，表明原子在E2上逗留时间越长 无穷大时，称E2为稳态 s 较长的能态称为亚稳态。

23 （2）受激吸收 低能级原子从外界光信号中吸收一份能量后跃迁到激发态的过程
受激吸收几率W12：由于受激吸收，单位时间从E1能级跃迁到 E2 能级的原子数密度与E1能级原子数密度N1的比值： W12由辐射引起，不仅与粒子本身性质有关，还与辐射场能量密度 有关，即 B12称为爱因斯坦吸收系数，仅与粒子本身性质有关

24 (3) 受激辐射 E2上原子在频率21=（E2—E1）/h 的外界光作用下跃迁到E1，同时辐射出能量为E2 —E1 、且与外界光信号同一状态的光子，这两个光子再去诱发产生更多状态相同的光子。这样，在一个入射光子作用下，就可以产生大量运动状态相同的光子，这一发射过程称为受激发射 。 受激发射几率W21：在频率21=（ E2 —E1 ）/h 的外界光信号作用下，单位时间内从E2 跃迁到E1的原子数密度与N2 之比： 不仅与原子特定能级跃迁机构性质有关，还与入射光信号的强度有关 (21)：频率为 21 的入射光波的能量密度 B21：爱因斯坦受激发射系数，仅与原子特定的能级跃迁机构性质有关。 受激发射光子与外界信号光子传播方向、振荡频率、偏振方向及相位都相同

25 2 爱因斯坦关系 大量粒子构成的粒子体系(如原子或分子等)中，三种跃迁同时存在。
E2自发辐射的能量E2-E1 的光子，对其它粒子而言可视为外来入射光，使E1上粒子发生受激吸收，使E2上粒子发生受激辐射，三种过程相互联系，相互联系可由表示原子特定能级E1、E2特性的参数A21、B21、B12来表示。设一原子系统两特定能级E1、E2简并度分别为g1、g2;，在温度T处于热平衡状态， E1、E2能级原子数密度分别为N1、N2。

26 爱因斯坦关系式: 若 、 两能级简并度相等，即 ，则爱因斯坦关系式可简化为：

27 至此可以看出： 、 、 三个爱因斯坦系数是相互关联的，它们之间存在着内在的联系，决 不是相互孤立无关的。 (2)对一定原子体系而言，自发发射系数A与受激发射系数B之比正比于频率 的三次 方，因而 与 能级差越大， 就越高，A与B的比值就越大，也就是说 越高越 易自发辐射，受激发射越难，一般地，在热平衡条件下，受激辐射所占比率很小，主 要是自发辐射。

28 3.光谱线展宽 由 的定义式 得单位体积内粒子自发跃迁所辐射的功率为： 前提：能级是理想无宽度的、从而粒子辐射是单色的，即辐射的全部能量集中于单一频率 事实： 自发辐射并非单色，而是分布在中心频率 附近一个有限的频率范围内——光谱线展宽 自发辐射的功率 成为频率的函数 ，则 ～ 范围内的功率为 ， 总的自发辐射功率为：

29 不同粒子体系，不同能级间自发辐射的 不同，为此引入一个新函数(归一化)：
光谱线线型函数 表示分布在频率v处单位频率间隔内自发辐射功率与总自发辐射功率之比， 满足归一化条件： 谱线展宽中， 在 处有最大值 。在 时， 。 （ 为谱线宽度）。

30 考虑谱线展宽后,对自发辐射有： 可见，谱线展宽对自发跃迁没有影响，即自发辐射 不受影响。 对受激辐射 可见受激跃迁粒子数改变与粒子体系的 及辐射场的 有关。不同粒子体 系、不同类型辐射场受激辐射效果不同。

31 4.受激发射下光谱线展宽的类型 光电子学中主要讨论激光与物质的相互作用，由于激光的受激跃迁几率不仅与 、 有关，且与 有关，因而我们看看各种 函数形式对应的谱线展宽机理，一般 来讲，谱线展宽分均匀展宽与非均匀展宽两大类。 (1)均匀展宽 特点：引起均匀展宽的机理对于每一粒子而言都是相同的。 任一粒子对谱线展宽的贡献都是一样的， 不可能把线型函数某一特定频率与某些特定粒子相联系起来 每个发光粒子都以洛仑兹线型发射。 包括：自然展宽，碰撞展宽和热振动展宽等。 a.自然展宽 由于粒子存在固有的自发跃迁，从而导致它在受激能级上寿命有限所形成的 粒子本身固有性质决定，自然存在，因而称为自然展宽(natural broadening)。

32 线型函数 ： 线宽： 为电子无阻尼振动频率 表达式具有洛仑兹型。它表征阻尼谐振系统的频率响应特性。 唯一地由高能级 的平均寿命 所决定。
线型函数 ： 为电子无阻尼振动频率 表达式具有洛仑兹型。它表征阻尼谐振系统的频率响应特性。 唯一地由高能级 的平均寿命 所决定。 在高低状态均为激发的情况下，且相应的带宽度分别为 、 ,相应寿命分 别为 、 ，有： 线宽：

33 b.碰撞展宽 由于气体中大量粒子无规则运动而产生的碰撞引起的谱线展宽。 (1) 非弹性碰撞：激发态粒子与其它粒子和器壁发生非弹性碰撞而损失能量回到基态。 相当于激发态寿命缩短。粒子发射的波列中断，偏离谐波的程度更大，展宽更大。 (2) 消相碰撞：粒子发射的波列发生无规则相位突变。 粒子能量并不发生明显变化。 由于碰撞的随机性，用平均碰撞时间来表征碰撞过程，其线型函数具有形式： 线宽 式中， 、 分别为上下激发态能级 、 的碰撞时间。

34 均匀展宽（一般形式） 自然展宽与碰撞展宽共同作用产生的线型函数合称为均匀展宽的线型函数，用 表示： 均匀展宽线型函数的线宽为：

35 c.热振动展宽 由晶格热振动引起的谱线展宽，在固体激光物质中其量级远大于前两者，晶格原子的热振动使发光粒子处于随时间周期变化的晶格场中，引起能级振动，导致谱线展宽，这种展宽与温度关系最大，但其线型函数解析式很难求，常用实验来测知。

36 (2)非均匀展宽 非均匀展宽的特点是粒子体系中粒子的发光只对谱线内与其中心频率相对应的部分有贡献，可以区分为线型函数的某一频率范围是由哪些粒子发光所引起的。 主要包括：多普勒展宽 残余应力展宽

37 a.多普勒展宽 由于气体物质中作热运动的发光粒子所产生的辐射的多普勒频移引起的。 线型函数： 它称为多普勒展宽的线型函数，具有高斯函数形式。相应线宽为：

38 3.2.2 光辐射量子理论基础 当 时，线型函数具有最大值： 将 用 表示为： 相同线宽下 与 如图所示： 高斯线型与洛仑兹线型的比较

39 多普勒展宽实际上是一种“宏”效应、一种统计结果，因为个别粒子发出的是自然展
宽谱线，但不同粒子热运动速度不同，因而引起 的多普勒频移也不同，多普勒展宽线 是具有各种中心频率的自然展宽谱线的包络线，总的 就是 的自然展宽叠加后的 宽度，如图所示。 自然展宽和多普勒展宽线型函数

40 b.残余应力展宽 残余应力展宽是固体激光物质内部残余应力引起的，其中一种是晶格缺陷所致，非 均匀分布的缺陷引起不同位置离子 不同，在红宝石晶体等某些均匀性、完美性较差的 晶体中，为主要展宽原因；另一种是由物质本身原子无规则排列构成的，在一些非晶体 物质中(如 ：玻璃)中占主要地位。这类展宽的解析形式难以求证，常用实验测定。

41 光与物质相互作用经典理论的量子修正可以部分解释了受激发射的问题，但要想从 本质上把握受激发射必须用纯量子的观点来研究光与物质相互作用。
1.两种情况下光与粒子体系的相互作用 下面分别讨论单色与连续光辐射场、粒子体系相互作用情况： (1)单色辐射场与粒子体系相互作用 如图，粒子线型函数为 ，中心频率为 ，谱线宽度为 ，辐射场 的中心 频率为 ，带宽为 。单色辐射场与粒子体系相互作用过程，要求粒子体系的展宽 要远大于辐射场宽度，即 与 间满足关系式： 单色辐射场与粒子的相互作用

42 激光器中场与激光物质相互作用正属此例，因为激光单色性好， 很小。于是
(3-26)式中被积函数只有在 附近一个很窄的范围 内不为零。且在 内 可 以认为不变，于是单色辐射场能量密度可表示为 式中 (单位 )为光辐射强度。 上式表明：由于谱线展宽，和粒子体系产生相互作用的单色光场的频率 并不 一定要精确位于 的中心频率 处才能产生受激辐射，而是在 附近一定频率范 围内均可，跃迁几率的大小取决于单色光场中心频率 相对于线型函数中心频率 的 位置， 越小，则 越大，当 时，受激跃迁几率最大。这种相互作用 不仅与 、 有关，而且还与 有关。

43 (2)连续辐射光场与粒子体系相互作用 当连续辐射光场与粒子体系相互作用时，(见图)，满足条件 ，于是 (3-26)式中被积函数只有在 附近很小的范围内( 量级)才不为0，且 内可以认 为 近似为常数 ，于是： 为连续辐射光场在粒子线性函数中心频率 处的单色能量密度。 可见，连续辐射场中只有频率等于粒子体系中心频率 的那部分辐射场才能引发粒 子体系受激辐射，其它部分实际上被粒子体系所散射。 连续辐射场与粒子的相互作用

44 2.受激发射与光放大 光束在激活介质中传播时，设入射端面处光强为 ，距离x处光强为 ， 且 ，则： 可见光强在激活介质中不断放大，为此，我们引入激活介质的增益系数 ： 式中 是传播距离 时光强的增量。这说明：介质的增益系数在数值上等于光束 强度在传播单位长度的距离时，光强增加的百分数。由于 ＞0，因而 ＞0， 所以 可以表示光在激活介质当中的放大特性。 由上式可得： 可见，光强度随传播距离的增加而呈指数上升，上升的速率由 决定。 另：

45 又 于是有： 考虑光谱线展宽效应，有： 式中  可见： (1)由于 正比于 ，因而激活介质中反转粒子数越多，光增益越强。 (2)由于 与v无关，因而 正比于 ，也就是说，增益系数分布 曲线与线型函数 的形状相似。

46 3.3 激光产生的条件 必要条件： 充分条件： 粒子数反转分布 减少振荡模式数， 起振条件 稳定振荡条件
3.3 激光产生的条件 必要条件： 粒子数反转分布 减少振荡模式数， 充分条件： 起振条件 稳定振荡条件 当光束通过原子或分子系统时，总是同时存在着受激发射和受激吸收两个相互 对立的过程，前者使入射光强增加，后者使光束强度减弱。 一般情况下受激吸收总是远大于受激发射，绝大部分粒子数处于基态；而如果激发态的电子数远远多于基态电子数，就会使激光工作物质中受激发射占支配地位，这种状态就是所谓的工作物质“粒子反转分布”状态，又称布居数反转分布。

47 3.3.1 激光产生的必要条件(1)：粒子数反转分布 t 时刻，频率 、能量密度 的光束射入二能级系统。 引起受激吸收+受激发射。 内，
引起受激吸收+受激发射。 内， 因受激吸收而减少的光能量密度： 因受激发射而增加的光能： 能量密度总变化量： >0，光放大 <0，光衰减 正负由（N2/g2-N1/g1）定 将爱因斯坦关系式代入得：

48 3.3.1 激光产生的必要条件(1) (1)粒子数正常分布 ，光束能量密度不断地减少。
一般情况下介质中的粒子数总呈正常分布。如物体处于热平衡时，有： 非平衡态粒子分布也是正常分布状态。 能级由 个重叠在一起的能级组成， 能级由 个重叠在一起的能级组成， 与 分别表示 和 中的“一个”能级上的粒子数； 正常分布——E1的一个能级上的粒子数大于E2的一个能级上的粒子数

49 3.3.1 激光产生的必要条件(1) (2)粒子数反转分布 ，光能密度不断增加。处于反转分布状态的物质——激活介质。
粒子在能级上的分布上多下少。为此泵浦源将粒子从低能态抽运到高能态。 通过泵浦源的泵浦工作，可使某些具有特殊能级结构的介质发生粒子数反转分布， 形成激活介质。——泵浦源是形成激光器的物质基础之一。 光射入激活介质时， ，入射光能密度通过激活介质后被“放大”了， 故激活介质如同一个“光放大器”。这样，光的受激发射在激活介质中占了主导地位。 ——在工作物质中建立粒子数反转分布状态是形成激光的必要条件。

50 3.3.1 激光产生的必要条件(2)：减少模式振荡数 激光：高能、方向性很好、单色性很好 受激发射： 方向发散，传输距离有限——强度难以很大
模式多样，携带各自能量——单色亮度难以很强。 解决办法： 开式光学谐振腔、激活介质、一对相向平行反射镜（ ， ） 谐振腔轴向光束 来回反射，某一方向得到放大——形成激光振荡，输出强度高 满足干涉相长条件的光得到加强，频率得到筛选——模式数目减少 偏轴角较大光束 由侧面逸出激活介质，不能形成激光振荡。 (a)激活介质中的光放大 (b) 谐振腔中光的振荡

51 3.3.2 激光产生的充分条件(1)：起振条件 1.起振条件——阈值条件 增益：受激放大
损失：镜面透射损失（ ），镜面和腔内激活介质存在着吸收、散射等损失， ——增益大于损失，光波放大，起振：振荡阈值条件。 谐振腔两镜面反射率 ， ,透射率 ， ，镜面其它损耗 ， ， 则： 强度 的光射入长L的谐振腔内充满增益系数 的激活介质，单程L后 ：单程增益，即光束经过激活介质一次所得的放大倍数。

52 ，在激活介质振荡一次强度减小；多次振荡不断衰减，无法形成激光振荡； ，光强逐渐加强，形成有效的激光振荡。 产生激光振荡条件：
光束在腔内往返一次的强度变化 往返一次光束强度变化过程： , , , 于是 ，在激活介质振荡一次强度减小；多次振荡不断衰减，无法形成激光振荡； ，光强逐渐加强，形成有效的激光振荡。 产生激光振荡条件：

53 激光振荡最起码条件 增益阈值： 又 激光振荡反转粒子数阈值：

54 增益加宽机制不同，阈值条件不同。如果阈值条件是相对于中心频率而言，则：
(1)均匀加宽时，由于 ，因而阈值条件为： (2)非均匀加宽时有 ，于是阈值条件为： ——通过泵浦，使 ，且满足上式的反转阈值要求时， 光强才逐渐加强，谐振腔内才开始形成激光振荡。

55 2.稳定振荡条件——增益饱和效应 激光往返经过激活介质，强度随传播距离x的增加呈指数上升。 ——无限制地增大？？？
当入射光强度足够弱时，增益系数与光强无关，是一个常数； 当入射光强增加到一定程度时，增益系数将随光强的增大而减小 ——增益饱和效应。 ——— 激光器的稳定振荡条件。 设想某种工作物质在泵浦作用下(无外加光场)实现了粒子数反转，即： 外加光强致 的受激发射和 的受激吸收，跃迁几率相等 由于 ，因而 的粒子数大于 的粒子数， ——新平衡下的反转粒子数 ， 变小； 随着往返振荡外加光场 不断增强， 不断减小 增益减小到恰好等于损耗时，就建立了稳态的振荡，形成了稳定的激光输出。

56 谱线加宽机制不同，增益饱和规律则不同 (1)光谱线均匀加宽时 在光谱线均匀加宽条件下， 的形式为： 为小信号增益系数； 饱和光强
在光谱线均匀加宽条件下， 的形式为： 为小信号增益系数； 饱和光强 由于 、 、 、 均为常数，可见 随 的变化由 表征： a.当 时，小信号增益公式： b.当 不能忽略时，G为I的函数，当 时，增益曲线有极大值：

57 增益饱和下陷 (2)非均匀加宽时 为高斯曲线，——很多中心频率不同的均匀加宽增益曲线的叠加。
于是整个增益曲线在 处形成了一个“下陷”，且光强I愈强，下陷愈深，如图所示。 增益饱和下陷

58 3.4 激光器的基本结构及输出 3.4.1激光器的基本结构 激光工作物质——提供形成激光的能级结构体系，激光产生的内因；
泵浦源——提供形成激光的能量激励，激光形成的外因： 光学谐振腔——为激光器提供反馈放大机构，提高受激发射强度、方向、单色性。 1.激光工作物质 当工作物质中形成粒子数反转分布时，工作物质处于激活状态，光在此介质中传播时，就会获得放大作用。 即：原子系统一旦实现了粒子数反转过程，就变成了增益介质，对外来的光而言就变成了放大器。 注意点：二能级系统不能产生激光 二能级系统：光入射，引起受激吸收，使N1减小、N2增加；受激辐射，N2减小、N1增加，两过程同时进行，最终N1= N2，吸收和受激发射相等，二能级系统不再吸收光 ——自受激透射态，N2不再继续增加；即便采用强光照射，共振吸收和受激发射几率相同，无法实现粒子数反转。 ——二能级系统即使有入射光等激励也不能实现粒子数反转分布，不能做激光工作物质。

59 反转分布机制 要产生激光，工作物质只有高能态（激发态）和低能态（基态）不够，
至少需要一个可以使得粒子具有较长停留时间或较小自发辐射几率的能级， ——亚稳态能级 亚稳相对于稳定的低能态或基态而言。 ——激光工作物质应至少具备三个能级。 实际激光工作物质的结构： 三能级结构 (a) 四能级结构 (b) a b c 反转分布机制

60 典型三能级系统：1960年的第一台激光器 外界激发使粒子从E1跃迁到E3。 E3寿命很短（10-9s量级），粒子无法停留，很快通过非辐射驰豫过程跃迁到E2。 E2是亚稳态，寿命较长(10-3s量级），允许粒子停留。 ——E1的粒子不断被抽运到E3，很快转到E2，在E2上大量积聚， 当把一半以上的粒子抽运到E2，就实现了粒子数反转分布， 此时若有光子能量为的入射光，则将产生光的受激辐射，实现光放大。 三能级系统要在亚稳能级与基态能级之间实现反转，要把总粒子数的一半以上从E1 搬运到E2，对激励源的泵浦能力要求很高，也就是说其激光阈值很高。 四能级系统能级结构如图 (c)， E4到E3、E2到E1的无辐射跃迁几率都很大； E3到E2、E3到E1的自发跃迁几率都很小， ——外界激发使E1上的粒子不断被抽运到E4，又很快转到亚稳态E3，而E2留不住粒子， 因而E2、E3很容易形成粒子数反转，产生受激辐射。 四能级结构使粒子数反转很容易实现，激光阈值很低， 现在绝大多数的激光器都是四能级结构。

61 2.泵浦源 介质一般处于粒子数正常分布状态，反转分布状态必须用外界能量来激励工作物质。
在外界作用下，粒子从低能级进入高能级从而实现粒子数反转分布的过程称为泵浦。 泵浦过程就是原子(或分子、离子)的激励过程。 把将粒子从低能态抽运到高能态的装置称为泵浦源或激励源。 泵浦源是组成激光器的三个基本部分之一，是形成激光的外因。 激光器是一个能量转换器件，它将泵浦源输入的能量转变为激光能量。 合适的激励方式和能量大小对激光效率产生重要影响。

62 泵浦的主要工作方式： (1)光激励方式大多数固体激光器用一束自发辐射的强光或激光束直接照射工作物质，
利用激光工作物质泵浦能级的强吸收性质将这种光能转化成激光能。效率不高。 (2)气体辉光放电或高频放电方式 大多数气体激光器由于工作物质密度小，粒子间 距大，相互作用弱，能级极窄，且吸收光谱多在紫外波段，用光激励技术难度大， 效率低，故多采用气体放电中的快速电子直接轰击或共振能量转移完成粒子数反转。 (3)直接电子注入方式 半导体激光器直接电注入就可以完成粒子数反转，且效率 高。 (4)化学反应方式 通过化学反应释放的能量完成相应粒子数反转的泵浦方式。化学激 光器就是这类泵浦方式，一般具有功率大的特点。 热激励、冲击波、电子束、核能等等都可能用来实现粒子数反转。 泵浦方式因工作物质的能级系统结构而定。

63 3.谐振腔 光学谐振腔是构成激光器的重要器件，它不仅为获得激光输出提供了必要的条 件——限制了可能的模式数目，同时还对激光的频率(高单色性)、功率(高亮度)、光 束发散角(方向性好)及相干性等有着很大影响。前述所引的两平面镜构成的法－珀腔 是一种最简单的谐振控。实际情况中，根据不同的应用场合及激光器类型，可以采用 不同曲率、不同结构的谐振腔。但不管是哪种光学谐振腔，它们都有一个共同特性， 那就是都是开腔，即侧面没有边界的腔，这使偏轴模不断耗散，以保证激光定向输出。 设激光器腔长L，反射镜曲率半径分别为 ， （凸面镜 ，凹面镜 ）。 总的来讲，谐振腔可分为稳定腔(低损耗腔)和非稳定腔(高损耗腔)两大类。

64 典型的稳定腔有法－珀腔、共焦腔等(如图(a)，(b)）。傍轴光线在这类谐振腔内 往返多次而不至于横向逸出腔外。
(1)稳定腔 稳定腔就是满足下列条件的腔： 其中 典型的稳定腔有法－珀腔、共焦腔等(如图(a)，(b)）。傍轴光线在这类谐振腔内 往返多次而不至于横向逸出腔外。 (a)珐－珀腔 (b)共焦球面腔

65 (2)非稳定腔 满足下列不等式之一的球面谐振腔为非稳定腔： 或 傍轴光线在这类谐振腔内往返有限次后必然从侧面逸出腔外，因而这类腔具有较高的几何损耗。典型的非稳定腔有双凸腔、平凸腔、平凹腔、双凹腔、非对称实共焦非稳腔、虚共焦腔等(如图 (c)、(d)、(e)、(f)、(g)、(h)），其中(e)、(f)、(g)三种腔因腔内存在焦点，强激光的聚焦作用容易破坏工作物质，因而实际中很少采用。

66 (c)双凸腔 （d）平凸腔 (e)平凹腔 （f）双凹非稳腔 (g)非对称实共焦非稳腔 （h）虚共焦腔

67 光在谐振腔中的损失，主要包括反射损失、透射损失、衍射损失、吸收损 失、散射损失等。
将 或 的共轴球面腔划分为临界腔。 另外， 的谐振腔称为对称共焦腔，其 ， ， ； 的腔称为平行平面腔，其 ； 的腔称为共心腔。 光在谐振腔中的损失，主要包括反射损失、透射损失、衍射损失、吸收损 失、散射损失等。

68 3.4.2 激光器的输出 1.输出功率 如果一个激光器的小信号增益系数恰好等于阈值，则激光输出是十分微弱的。
激光器的输出 1.输出功率 如果一个激光器的小信号增益系数恰好等于阈值，则激光输出是十分微弱的。 实际的激光器总是在阈值以上工作的。设小信号增益系数为 ，腔长为L，单程 损耗为 ，光强 在腔内往返一次后变为 ，则有： 若开始时，某一振荡频率的小信号增益系数 大于阈值增益系数 ，则 腔内光强 将逐渐增加，但由于受饱和效应影响，若大信号增益系数 仍比 大，则这一过程便继续下去，并随着 不断增加， 不断减少，直到： 为止，增益和损耗达到平衡，I不再增加，激光器建立起稳定工作状态，有了恒定输出 功率。 当外界激光作用增强时，小信号增益系数 增大，此时 必须增加到一个更 高的稳定值时，才能使 降低到 ，建立起新的稳定工作状态。 因此外界激光增强时，激光器输出功率增加，但不管激光强弱，稳态工作时激光 器的大信号增益系数总是稳定在 。

69 (1)均匀加宽 于是： 相应的连续激光器激光输出功率为： 式中，S为激光束有效截面积， 为光在腔内往返一周的总腔内损耗，T为谐振腔端面 反射镜总透过率， ， 为单程损耗。

70 (2)非均匀加宽 得： 相应的连续激光器激光输出功率为:

71 2.输出模式 激光器的输出由许多独立频率分量——模式组成 模式：能在腔内存在的、稳定的光波基本形式。 稳定的含义： (1)有确定的频率；
(2)振幅在空间的相对分布是确定的，不随时间而改变； (3)相位在空间的相对分布是确定的，不随时间而改变。

72 并非一个谐振腔中所有频率电磁波都能产生振荡，只有满足相长干涉条件的光波 才能在腔内的来回反射中形成稳定分布和获得最大强度：
(1)纵模 并非一个谐振腔中所有频率电磁波都能产生振荡，只有满足相长干涉条件的光波 才能在腔内的来回反射中形成稳定分布和获得最大强度： n：腔内折射率，q：纵模阶数，由于 ，故q一般很大。 ：q阶纵模振荡频率。 相邻两纵模间的频率间隔： 腔长L确定后，不管频率为多少，频率间隔都不变。 并非所有频率都能振荡，只有落在增益曲线线宽(即阈值条件)范围内的才能形成 实际振荡(如图)。 (c)激光器输出的纵模 （b）腔体的振荡模式 (a)展宽的激光器跃迁线型

73 式中，[ ]表示对其内部分取整， 为增益线宽。
实际振荡纵模数为： 式中，[ ]表示对其内部分取整， 为增益线宽。 实际应用中常需要单色性极好、频率稳定度极高的激光器，即单模工作激光器。 由上式可知，只要 即可。 实现单模方法： 使激光器工作在阈值附近，——饱和增益低，输出功率少； 采用短腔激光器(如10cm左右He-Ne)，——总增益也不很高，故输出功率也较低。

74 (2)横模 稳定腔中激光模光场分布求解方法： 在激光器内，除有沿着腔轴分布的纵模以外，还存在保持稳定不变分布的光场横
向分布，这种来回反射中可保持住的横向光场分布称为横模。 稳定腔中激光模光场分布求解方法： 衍射积分法——求解菲涅尔—基尔霍夫衍射积分方程，它表征光腔两镜面上光场分布之间的关系 波动方程法：——从Maxwell方程出发，在稳定腔边界条件下，直接求解波动方程 ——所得光场分布均为高斯分布，说明光在谐振腔内振荡最终形成高斯光束。 基模波型

75 3.5 激光的特点 激光与普通光源相比，具有许多优良的性能，总的说来，主要表现在以下四个方面： 1.方向性极好
激光束基本沿轴传播，除了LD光束发散角较大之外，一般激光器发散角 和空间 所张立体角 都很小。典型数据 ，相应的 ， 普通光源 2.单色性极好 激光发光频率 受激光跃迁决定，仅有极小线宽( )， 普通光源中单色性最好的 灯谱线宽度 3.相干性 (1)时间相干性： 指同一光源在不大于c的两个不同时刻发生的光在空间某处交会能产生干涉的性质， c 相干时间，c时间内所走过的光程差 称为相干长度，于是： 谱线线宽 光单色性越好，相应相干时间和相干长度越长，相干性越好，

76 (2) 空间相干性极好 指同一时刻处于某给定光波的同一波阵面上不同两点(线度 ）之间波场的相干性。 普通光源：线度 内发出的光，过距离R处间距为d的两狭缝，产生干涉的条件是： 激光器：d无穷大也可观察到干涉现象 4.亮度 单位面积光源表面在其法向单位立体角内传送的光功率。 面积 ，方位角 、立体角 处能量 ，则其方向亮度 由于激光器在时间(单色性)和空间(方向性)方面的高度集中，因而具有极高的亮 度与单色亮度。

77 3.6 激光器的种类 按功率分：超大功率、大功率、中功率、小功率激光器； 按输出激光连续性状况分：连续激光器、脉冲激光器；
按泵浦方法分：光泵浦激光器、电泵浦激光器等。 一般按激光工作物质的类型来划分。

78 3.6.1 气体激光器 以气体为工作物质的激光器。 目前应用最广泛的一类激光器：小功率He-Ne激光器，大功率二氧化碳激光器等。
大多数能连续工作，激励过程中涉及能级较固定，采用气体放电中的电子碰撞激发。根据能级跃迁类型，又分为原子、离子、分子、准分子型气体激光器。

79 1.原子气体激光器 工作物质：中性气体原子。 典型代表：He-Ne激光器。其激活介质按He:Ne=1:10填充，氖提供激光跃迁能级。
发光波长：0.6328m红光，3.39m、1.15m红外光。通常腔镜选取0.6328m 输出功率：较小(几mW到100mW） 能量转换功率：较低(0.01%） 单色性好，谱线宽度很窄，频率稳定度高，方向性好，发散角小，相干长度达几十公里 应用：精密计量、准直、测距、通讯、跟踪及全息照相等。

80 2.离子气体激光器 工作物质：离子气体。 输出波长：大多在紫外和可见光区域，输出功率比原子气体激光器高。 代表： 激光器，
代表： 激光器， 输出波长：最强的是 的蓝光和 的绿光， 输出功率：达 ，最大可达 ，可见光谱中连续输出功率最大的气体 激光器。如果以脉冲方式脉冲输出可达 。 能量转换效率：千分之几 所需泵浦功率高，需加冷却水、热交换器等。 用途：彩色电视、全息照相、信息存储、快速排字、理论研究、医学、染料激光器泵浦源。

81 3.分子气体激光器 工作物质：中性气体分子的激光器。 代表： 激光器，其能级与分子的振动和转动有关。 效率：高达30%，
代表： 激光器，其能级与分子的振动和转动有关。 效率：高达30%， 输出功率：近似与管子长度成正比，很易从1米长激光器中获得100W连续功率输出 脉冲激光器输出功率可达千兆瓦量级。 分类：直流放电型、横向放电大气压(TEA) 型和波导型 特点：效率高、功率强、工作稳定、单色性好、波长适于光通信等。 (b) TEA型 (a)直流放电型 (c)波导型

82 4.准分子激光器 工作物质：稀有气体或稀有气体与卤素气体的混合气体。 （一般稀有气体非常稳定，很难与其他原子结合形成分子；
一旦被激发易与其他原子结合形成分子——准分子） 准分子：激发态很稳定，基态不稳定立即分解，因而可获得理想的反转分布。 稀有气体与卤素气体的不同组合所得激光波长(nm)不同。 准分子激光器激光波长(nm) 放电激发的准分子激光器结构与TEA型CO2激光器基本相同。 很难维持放电的长期稳定性，而要求脉冲宽度为几十ns的高速放电。 卤素气体活性很强，气体容易恶化，必须用耐腐蚀材料制作，并要定期更换气体。 通常采用He、Ne将由压力数千帕的稀有气体和压力数百帕的卤素气体组成的混合气 体稀释成数百千帕的混合气体作为激光工作物质，所形成的激光器输出能量为数百微 焦耳，发光效率1%，重复频率数千赫兹。

83 3.6.2 液体激光器 激光工作物质：液体。 可分为无机液体激光器和有机液体激光器。染料激光器最有代表性，
优点：波长连续可调（调谐范围从紫外直到红外）、价格低、增益高、效率较高、制备容易、 激光均匀性好、输出功率可与固体和气体激光器相比、 可以循环操作、利于冷却。 典型例子：若丹明6G染料激光器。 泵浦：波长稍短于激光器输出波长的光泵， 泵浦方式：(1)横向泵浦，泵浦光束与染料激光束垂直； (2)纵向泵浦，泵浦光束与染料光束同轴； (3)倾斜入射式泵浦，泵浦光束与染料激光束成一锐角。 (a)脉冲激光激励型 (b) 连续激光器激励型 层流式染料激光器结构示意图

84 3.6.3 固体激光器 激光工作物质：生长期间人为掺入杂质原子的晶体。
特点：体积小，结构稳，易维护，输出功率大且适于调Q产生高功率脉冲、锁模产生超短脉冲 典型例子：红宝石激光器、Nd:YAG（掺钕的钇铝石榴石激光器）、钛蓝宝石激光器等。 Nd:YAG激光器： 激活介质：YAG(Y3Al5O12)和以杂质形式出现的稀土金属离子Nd3+。 波长：最强1.06m；可以脉冲工作，也可以连续工作。 最大优点：受激辐射跃迁几率大、泵浦阈值低、容易实现连续发射。 泵浦：高强度Xe灯，脉冲串维持0.5ms，平均功率20kW，转换效率较低(0.1%) 二极管激光器，全固态小型化，转换效率可达10%。 Nd:YAG激光器结构示意图

85 3.6.4 半导体激光器 1.同质结半导体激光器 工作物质：半导体材料（主要是化合物半导体） 泵浦：电流注入
特点：输入能量最低，效率最高，体积最小，重量最轻，可以直接调制，结构简单， 与集成电路生产工艺兼容，价格低廉，可靠性高，寿命长等 目前销售总数量已占各种激光器的99％，成为世界激光器市场上的绝对主流。 1.同质结半导体激光器 是更复杂、更高性能半导体激光器的基本结构，简单、直观而 精练地体现了半导体激光器的工作原理，便于建立清晰的概念。 激光工作物质： 由半导体材料构成的有源区：Ⅲ－V族化合物，如GaAs，InP直接带隙结构， 导带底与价带顶都在K空间的同一位置，注人的电子－空穴带间的光跃迁 无需声子参与，跃迁几率很大，有很高的发光效率。 粒子数反转分布——通过 p-n结正向大注入途径来实现： 正向偏压下，大量电子和空穴分别通过耗尽层注入到p侧和n侧， ——导带中存在电子而价带空，形成粒子数反转分布。 谐振腔——一般通过解理形成： GaAs等材料折射率很高，解理面大约反射35%的入射光，可形成的一对优质F－P腔， 若再在两腔面分别镀以反射膜和增透膜，则可以进一步提高腔运行效果

86 (b)结区三层波导结构与输出光波电场分布
。 (a)结构 (b)结区三层波导结构与输出光波电场分布 同质结半导体激光器结构与输出电场分布 看似发光二极管，但实际上有本质的区别： LED:结构公差不严格， LD:要精确控制制造工艺，以保证两端面极为光滑平整且平行。 当低于激光阈值时，注入式激光器就象一个发光二极管，无规律地发光（图(a)； 当注入芯片的电流增大到某一量值时（图(b)），发生粒子数反转，形成受激发射； 通过谐振建立起光子振荡。在垂直p-n结面的方向上，光波电场的分布如图所示。

87 (a)自发辐射 (b)粒子数反转 (c)受激发射 (d)激光产生 半导体激光器工作过程示意图

88 阈值电流：半导体激光器产生激光输出所需的最小注入。 衡量半导体激光器性能的重要参数之一，与材料、工艺结构等因素密切相关，
且随温度升高而增大。 图(a)：理想LD的光输出—电流特性曲线，与电流轴的交点对应即为阈值电流； 图(b)：注入电流低于、等于、高于阈值电流时，p-n结激光器光输出与频率关系曲线 可见，高于阈值时，谱线宽度明显变窄。 (a) 光输出－电流特性曲线 (b) 光输出－频率特性曲线 理想半导体激光器的光输出特性曲线

89 2.异质结半导体激光器 由两种不同带隙的半导体材料薄层，如GaAs和AlGaAs，所组成的一种夹心结构。
高带隙势垒可以阻止注入载流子向注入端深层扩散，从而增加反转粒子数密度， 改善激光器的温度特性，缩短有源区厚度，降低阈值电流密度。 如AlGaAs／GaAs/AlGaAs双异质结半导体激光器: 将低带隙不掺杂的GaAs（1.4eV）层夹在二层重掺杂的高带隙的AlGaAs层（1.7eV）中间，形成的一个双异质p－i－n结构。低带隙的GaAs作为激光有源层，在正向偏置下n区和p区的AlGaAs分别向有源区注入电子和空穴。 与同质结半导体激光器相比，异质结半导体激光器具有有源层厚度薄、阈值 电流密度低、内部损耗低、电－光转换量子效率高、可通过改变混晶比调节输出 波长等一系列优点。

90 3.量子阱半导体激光器 两个高势能的阱壁夹住一个低势能阱底就构成了一个势阱，双异质结构就是这样
一个半导体势阱。这类势阱中，当有源区的厚度被减少到同电子的德布罗意波的波长 差不多（约10nm）时，就会发生量子尺寸效应，此时的势阱就称为量子阱。 量子阱半导体激光器: 有源区由多个夹层状量子阱结构重叠而构成的半导体激光器， 应变量子阱阵列激光器： 略微改变重叠层材料的晶格常数可使量子阱的材料层形成应变，由此构成的激光器。 输出功率更高。 优点： 阈值电流小，功耗更低，输出功率更高，发射光谱更纯，温度特性更好，噪音更低 响应速度更快，波长覆盖范围更宽，更容易阵列化， ——为现代光信息系统提供了一个优异且实用的光源。

91 3.6.5 常见激光器性能比较 各种类型激光器性能参数

92 3.7激光脉冲技术 普通激光器输出的光脉冲不是单一的光滑脉冲，而是一群由宽度只有s量级的
强度不同的小尖峰脉冲组成的序列，因此需压缩脉宽，增大峰值功率。为了适应激 光的某些应用，进一步压缩脉宽和提高功率成为迫切需要解决的问题，于是产生了 激光短脉冲技术，包括激光调Q技术和激光锁模技术。 3.7.1 脉冲激光器的尖峰效应 不加任何特殊装置的固体脉冲激光器，在一次输出中，激光脉冲的宽度大约 是ms数量级。经过仔细的观察和分析会发现，这个脉冲并不是平滑的，而是包含 宽度更窄的短脉冲系列，其中每一个短脉冲宽 度只在s数量级，并且激励越强，短脉冲的时 间间隔越小。这种现象称作弛豫振荡效应或尖 峰振荡效应。 一个短脉冲的形成过程分为四个阶段 (如图所示)： 尖峰效应

93 第一阶段(t0~ t1~ t2)，从t0时刻光泵浦开始，N的增长率占优势；直到t1时刻，N
达到阈值条件N=Nth而产生激光，使激光器内光子数密度急剧增加；受激辐射使N 减少速率也逐渐变大，但只要泵浦引起的增长率大于受激辐射引起的减小率，N仍在 增加，直到t=t2时刻，二者速率相等，N达到极值。 第二阶段(t2~ t3)，NNth仍成立，激光继续产生，腔内光子数密度仍急剧增加， 受激辐射造成的N减少速率也继续增大，超过泵浦引起的增长率，N开始减小，直到 t=t3时刻，N又回到阈值N=Nth。 第三阶段(t3~ t4)，t3之后，NNth，增益小于损耗，腔内光子数密度急剧减小； 但仍有N0，即受激辐射大于零，N继续减少，但减少速率变小，直到t=t4时刻，增 加速率等于减小速率，N达到极小值。 第四阶段(t4~ t5)，t4之后，N的增加率再次占优势，直到t5时刻，再次达到阈值 Nth，将开始下一轮振荡。 在整个氙灯泵浦时间内，以上四个阶段不断重复，形成了一系列的尖峰结构，而 且，泵浦越强，尖峰形成越快，尖峰时间间隔越小。 尖峰振荡效应有以下几个特点： (1)N总在Nth附近振荡变化，总水平不高，因而增益也并不太大，总输出不太高。 (2)在氙灯泵浦期内，激光出现早、结束晚，因而脉宽较宽。 (3)激光脉冲不够平滑。

94 3.7.2 激光调Q技术 Q技术的影响：使激光脉冲输出性能得到了几个量级的改善（脉冲宽度可压缩到ns量级，峰值功率达MW量级）。
在泵浦开始时增大谐振腔的损耗，使振荡阈值提高，振荡于是难以形成，这时， 激光上能级的反转粒子数密度便有可能大量积累，当积累到最大值时，突然使谐振腔的损耗变小，于是Q值突增，腔内以极快的速度建立极强的振荡，短时间内反转粒子被大量消耗，转变为腔内的光能量，同时输出一个极强的激光脉冲，称为激光巨脉冲或调Q脉冲。 谐振腔的损耗包括反射损耗、吸收损耗、衍射损耗、散射损耗、透射损耗等。 用不同的方法、控制不同类型的损耗，就形成不同的调Q方法，常见的有： （1）转镜调Q技术 （2）染料调Q技术 （3）电光调Q技术 （4）声光调Q技术

95 1.转镜调Q技术 将激光器光学谐振腔两个反射镜之一安装在一个旋转轴上，使其在每一转动周期中，只有当两个反射镜面平行时损耗最小，因而通过控制转镜，从而控制光腔的反射损耗即可达到调Q目的。如图所示。 转镜调Q技术

96 2.染料调Q技术 利用染料对光的吸收系数随光强度变化的特性来调Q的方法称为染料调Q技术，这种调Q开关的延迟时间是由材料本身的特性决定的，不直接受人控制，属于被动调Q技术。 如图，染料调Q激光器是在通常的固体激光器光腔内插入装有饱和染料的染料盒而形成的。染料对该激光器振荡波长的光有强烈的吸收作用，且吸收系数随入射光的增强而不断减小。当染料盒插入谐振腔内时，激光器开始泵浦，此时腔内光强还很弱，因而染料对光吸收强烈，腔损耗很大，Q值很低，不能形成激光；随着泵浦的继续，亚稳态上离子越积越多，腔内光强逐渐增大，吸收逐渐减小，Q值不断增大；泵浦光大到一定值时，染料对该波长的光就变为透明，称为染料漂白，Q值达到最大，相当于Q开关开启，于是激光器输出一个强的激光脉冲。 染料调Q技术

97 3.电光调Q技术 某些晶体经过特殊方向的切割后，如果在某个方向上加电压，就可以使通过它 的线偏光改变振动方向，且外加电压的数值与振动方向的改变之间有一定的函数关 系，再辅以其他光学元件，就可以构成一个快速光开关，达到调Q目的。 采用如图的结构，采用格兰-付克棱镜做偏振器。工作物质在氙灯泵浦下产生无 规则的偏振光，通过起偏器后变成线偏光；起偏片后放置电光晶体，当调制晶体加 /4电压时，线偏光通过电光晶体后变成圆偏光，经反射镜且二次经过调制晶体后， 振动方向相对原方向旋转90度，不再能通过检偏片，相当于Q开关关闭。此时，腔 的阈值很低，若瞬间撤销晶体外加电压，则偏振光立刻通过检偏片，相当于开关开 启，阈值突然加大。利用电路特性(如产生锯齿波)来控制氙灯的触发和电光开关的 动作，将很容易控制电光开关的开启和延迟时间，达到调Q且产生巨脉冲的目的。 电光调Q激光器

98 采用如图的结构，声光器件在腔内按布拉格条件放置。当外加高频振荡的超声
4.声光调Q技术 采用如图的结构，声光器件在腔内按布拉格条件放置。当外加高频振荡的超声 信号时，光束沿布拉格角偏折，从而偏离了谐振腔的轴向，此时腔损耗严重，Q值很 低，不能形成激光振荡；但这一阶段，光泵浦使激光工作物质亚稳态上的粒子大量 积累，一定时间后，瞬间撤销超高频振荡声场，光无偏折地通过晶体，Q值突然增 大，从而产生一个强的激光脉冲输出。利用电路特性（如产生锯齿波）可以来控制 氙灯的触发和Q值的突变与延迟，达到调Q且产生巨脉冲的目的。 声光调Q激光器

99 3.7.3 激光锁模技术 激光器一般有多个不同的振荡模式，他们本身是不关联、非相干的，其振幅与
相位彼此独立；如果能使得各个独立模式在时间上同步、振荡相位一致，则总光场 是各个模式光场的相干叠加，输出为一超短脉冲，且参与相干的模越多，不均匀分 布越尖锐，脉宽越窄、峰值功率越高。这种通过把激光中所有的模耦合在一起并把 各个模的彼此相位关系锁定的方法称为锁模，相应的技术称为锁模技术。它不同于 调Q技术。 调Q技术是压缩激光脉宽，提高峰值功率的一种有效方法，其脉宽下限决定于光子平均驻腔寿命，约纳秒量级，称短脉冲。 锁模技术可以获得比调Q技术更窄的脉冲，称为超短脉冲。 超短脉冲技术先后经历了主动锁模、被动锁模、同步泵浦锁模、碰撞锁模、耦合腔锁模等阶段，从20世纪60年代的皮秒级，发展到70年代的亚皮秒级、80年代的几十飞秒级，到90年代采用光脉冲压缩技术后获得了数飞秒的光脉冲。

100 实现锁模的主要方法： 1.主动锁模 这是一种内调制锁模，通过在腔内插入一个电光或声光调制器实现模式锁定，要求调制频率精确地等于激光器的纵模间隔，从而使所有参与振荡的模式相位同步的锁模技术。 2.被动锁模 类似染料被动开关，把很薄的可饱和吸收染料盒插入自由运转的环形腔结构激光 器谐振腔环路中点，使相反方向的两个脉冲精确同步地到达吸收体，发生碰撞， 产生相干叠加效应，从而获得有效锁模的碰撞锁模方式。 3.自锁模 这是一种通过增益调制来实现锁模的方法。用一台锁模激光器的序列脉冲输出 泵浦另一台激光器，在两个激光器光腔长度相等的情况下，激光器的增益受到调制， 在最大增益时形成一个脉冲更窄的序列脉冲输出，这就是自锁模技术，或称同步锁 模技术。

101 3.8 激光选模技术 从激光束的模式角度来讲，高质量的激光束应只包括单横模和单纵模，但实际激光器无论激光工作物质是均匀加宽还是非均匀加宽媒质、也不管激光谐振腔是稳定腔还是非稳定腔，激光器产生的激光输出均包含多个模式，光束强度分布不均匀，发散角大，且模式越多，单色性和方向性越差，对于激光的许多实际应用来说越为不利。为此必须采取某些手段限制参与振荡的模式数目，有关技术称为激光选模技术。 激光选模技术一般分为四大类： 一是激光谱线选择； 二是激光偏振选择； 三是针对压缩振荡激光束的发散角、从而改善其方向性的横模选择技术； 四是用于限制振荡激光频谱数目的纵模选择技术。

102 由于一般激光工作物质均含有多条谱线，所以泵浦引起粒子数反转分布会产 生多谱线激光输出。为使振荡固定在单一谱线，可按图所示，在腔内放置以棱镜，
3.8.1 激光谱线选择 由于一般激光工作物质均含有多条谱线，所以泵浦引起粒子数反转分布会产 生多谱线激光输出。为使振荡固定在单一谱线，可按图所示，在腔内放置以棱镜， 通过调整棱镜位置来只让需要波长的光到达高反射镜，完成反馈过程。 腔内棱镜法激光谱线选择技术

103 通过在气体激光器两端放置布儒斯特窗（简称布氏窗），可使腔镜上反射回来
3.8.2 偏振选择 通过在气体激光器两端放置布儒斯特窗（简称布氏窗），可使腔镜上反射回来 进入激光工作物质的光束中，TM偏振光无损地通过布氏窗形成振荡，而TE偏振光受 高反射损耗，难以形成振荡，这样就实现了偏振激光的输出。布氏窗一般为内置式。 布儒斯特窗法激光偏振选择技术

104 3.8.3 横模选择 横模选择技术实质上就是通过控制光腔横向尺寸，从而只让基横模TEM00振荡， 而使其他高阶横模都不满足振荡条件，不能起振，从而达到“滤去”高阶横模目的的技 术，其物理基础是不同横模损耗不同。 横模选择原则为： (1)尽量增大高阶横模与基横模的衍射损耗比 (2)尽量减少激光工作物质的内部损耗与镜面损耗，以相对增大谐振腔的衍射损耗在总损耗中所占比重。

105 横模选择主要方法有：小孔光阑法、聚焦光阑法、猫眼谐振腔法、非稳腔法等：
(1)谐振腔腔型与腔参数选择法 恰当选择谐振腔的类型和腔参数，可使得高阶模损耗大，而基模损耗小，达到横 模选择的目的。衍射损耗光腔理论表明，稳定腔通常是多横模振荡的，非稳定腔 具有强的抑制高阶模的能力，不同横模的损耗差异很大，是一种很好的横模选择 光腔。 (2)小孔光阑选择 在光腔中人为地插入一个小孔光阑，只允许基横模通过，而将其他高阶模阻挡掉 的横模选择光腔。 (3)自孔径选模 选择恰当的光腔参数以增大基横模在激光晶体中的光斑尺寸，既可以增大有效的 基横模体积，又可以起到小孔光阑的模式限制作用。 (4)棱镜选模 依据棱镜的临界角附近反射率随入射角的变化而迅速变化的原理，可用棱镜代替 光腔中的一个反射镜进行选模。

106 3.8.4 纵模选择 激光工作物质的增益线宽是有限的，纵模是无源光腔允许的分立频率成分光场。
为保证激光器单频工作，需要进行纵模选择，通常采用的方法包括： 1.色散腔法 在谐振腔内插入一个色散分光元件，使不同波长的光在空间上分离，只让其中一种 波长的光损耗小，满足振荡条件，而其他光损耗大，不能振荡，这种纵模选择方法 称色散腔法纵模选择技术。 2.短腔法 通过缩短谐振腔的长度，可使无源谐振腔的纵模间隔增大，当其大于激光增益线宽 时，谐振腔中只有一个纵模获得增益，这种纵模选择技术称短腔法。如He-Ne激光 器，当其腔长缩短到10cm时，就能实现单纵模运转。但所短腔长会减小激光输出功 率，因而这种方法只适用于窄增益线宽小功率激光器。 3.复合腔法 由大腔长的主腔（含激光工作物质）和短腔长的子腔组成复合腔，主腔允许较多纵 模存在，而子腔的干涉效应则只允许其中一个纵模通过，对其他纵模损耗较大，这 样可达到既选单纵模又保持较大功率的目的。

107 4.行波腔法 均匀加宽工作物质组成的激光器中，虽然增益饱和过程中模式竞争效应有利于形成 单纵模振荡，但由于驻波中空间烧孔的存在，使得激励足够强时仍会出现多纵模振 荡。为此，人们用多于两个的反射镜构成环形光腔，并在腔中插入一个只允许光单 向传输的隔离器，这样就能在腔内形成无空间烧孔、只能以行波方式沿逆时针或顺 时针方向传播的单纵模激光输出。这种纵模选择技术称行波腔法。

108 3.9 激光稳频技术 一个激光器即使通过选模技术得到了单频振荡，但由于光波长很短，内部和外部条件的各种变化均可能引起腔长和工作物质折射率的微小变化，从而使光波相位变化很大，导致谐振频率在整个增益线型内移动，输出频率变化，也就是发生频率漂移。 稳频技术就是为解决这种频率漂移而发展起来的一种激光技术。 描述激光器频率稳定性的2个参数：稳定度和再现度。 稳频技术的核心：保持腔长和折射率的稳定性。 引起腔长变化的因素主要有温度起伏、机械运动、光学元件的变化、磁场的影响等； 引起折射率变化的主要因素有：外腔或半外腔激光器中暴露于大气中的部分随空气折射率的变化而引起谐振腔的频率变化等。

109 稳频技术主要方法： （1）被动稳频------通过恒温、防震、密封、隔声、稳压电源、选取小膨胀系数材料等方式来稳频，可使频率不稳定度达到10-7量级； （2）主动稳频方法------当要求10-8量级以上的频率稳定度时，还要人为使用伺服系统对激光器进行自动控制稳频，也就是说以某一条跃迁谱线为参考标准，采用电子学中伺服回路技术将激光器频率锁定在这一不变的频率上。 迄今，典型的稳频激光器有： 632.8nmHe-Ne:I2稳频激光器，稳定度达510-13，复现性达110-10； 513.8nmAr+:I2稳频激光器，稳定度达510-14，复现性达1.510-12； 3.39mHe-Ne:CH4稳频激光器，稳定度达510-15，复现性达310-14； CO2稳频激光器，稳定度达510-14，复现性达110-10；

110 3.10 其他激光技术 激光技术还包括调制技术、偏转技术和倍频技术等。 激光调制技术是将激光作为载波，将信息加载到其上的技术。按照与激光器的
关系可分为内调制和外调制。内调制指在激光振荡的过程中加载调制信号，以调制 信号改变激光振荡参数，从而改变激光输出特性的调制方式，外调制是指在激光形 成之后加调制信号，不改变激光的振荡参数而改变输出激光性质的调制方式。调制 技术还可以根据载波调制形式分类，包括有模拟调制、脉冲调制、数字调制（脉冲 编码调制）；根据调制参数分为强度调制、相位调制。典型的调制方法有机械调制、 电光调制、声光调制、磁光调制、热光调制等，有关详细内容在第六章学习。 激光偏转技术是将激光束相对于原始位置作一定规律的偏转扫描，也可以按照 大类归入激光调制中。激光偏转应用在激光大屏幕显示、激光图像传真、激光雷达 的搜索和跟踪、激光印刷技术及大容量的寻址检索中。根据使用目的的不同，可分 为模拟式和数字式偏转。目前常用的偏转方法有：机械偏转法、电光偏转法和声光 偏转法。 倍频技术又叫二次谐波技术，属于非线性光学范畴，通过光学非线性效应，将 频率为的光变换为频率n的相干光。

111 本章作业 1 2 4（1）、（4）、（5）、（7）、（10）、（12）、（14）、（16）、（17）、（18）