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固体激光器原理1. 引言固体激光器作为一种重要的激光器类型，在科学研究、医疗器械、激光切割等诸多领域有着广泛的应用。
本文将介绍固体激光器的原理、结构和工作方式。
2. 原理固体激光器的工作原理是基于激发固体材料中的激活物质，使其处于受激辐射的状态，从而产生激光。
在固体激光器中，常用的激活物质有Nd:YAG (二氧化钕掺杂的钇铝石榴石)、Nd:YVO4 (二氧化钕掺杂的钇钒石榴石)、Er:YAG (铒掺杂的钇铝石榴石)等。
固体激光器的工作过程可以分为以下几个步骤：2.1 激发过程在激光器的激发环节中，一种能量源（例如一束强光或电流）用来激活固体材料中的激活物质。
这种能量源可以是激光二极管、弧光灯等。
激发过程中，激光器将能量转化为激发离子的能量，使其处于受激辐射状态。
2.2 激光放大过程在激发过程中，激活物质处于受激辐射状态，当有一个激发光子通过时，会与被激发的离子产生辐射跃迁，从而产生两个新的光子。
这个辐射跃迁过程会引起其他离子的受激辐射，从而形成光子链式反应。
这种过程被称为光子放大过程。
2.3 激光输出过程在激光放大过程中，光子数目不断增加，当达到一定数目时，就会形成激光输出。
为了实现激光输出，激光器需要在光学谐振腔中引入一个镜片，这样可以将光子反射回激活物质中，从而增加激光的放大程度。
当光子数目达到一定程度，超过了腔体损耗，则会产生激光输出。
3. 结构固体激光器的基本结构由激活物质、光学谐振腔和能量源组成。
3.1 激活物质激活物质是固体激光器中的关键组成部分，它决定了激光的波长和性能。
常见的激活物质有Nd:YAG、Nd:YVO4、Er:YAG等。
这些激活物质都被掺杂在晶体或陶瓷中，以增加其能级和性能。
3.2 光学谐振腔光学谐振腔是固体激光器中的另一个重要组成部分，它通常由两个反射镜和一个激活物质组成。
其中一个反射镜被称为输出镜，另一个被称为输入镜。
输出镜可以通过调整其反射率来控制激光的输出功率和方向。
半导体泵浦固体激光大恒新纪元科技股份有限公司版权所有不得翻印半导体泵浦固体激光器综合实验.、八、-刖言半导体泵浦固体激光器 <Diode-Pumped solid-state Laser,DPL）,是以激光二极管 <LD ）代替闪光灯泵浦固体激光介质地固体激光器，具有效率高、体积小、寿命长等一系列优点，在光通信、激光雷达、激光医学、激光加工等方面有巨大应用前景，是未来固体激光器地发展方向•本实验地目地是熟悉半导体泵浦固体激光器地基本原理和调试技术，以及其调 Q和倍频地原理和技术.b5E2RGbCAP二、实验目地a）掌握半导体泵浦固体激光器地工作原理和调试方法；b）掌握固体激光器被动调Q地工作原理，进行调Q脉冲地测量；c）了解固体激光器倍频地基本原理.三、实验原理与装置d）半导体激光泵浦固体激光器工作原理：上世纪80年代起，生长半导体激光器<LD ）技术得到了蓬勃发展，使得LD地功率和效率有了极大地提高，也极大地促进了DPSL技术地发展.与闪光灯泵浦地固体激光器相比,DPSL地效率大大提高，体积大大减小.在使用中，由于泵浦源 LD地光束发散角较大，为使其聚焦在增益介质上，必须对泵浦光束进行光束变换< 耦合）.泵浦耦合方式主要有端面泵浦和侧面泵浦两种，其中端面泵浦方式适用于中小功率固体激光器，具有体积小、结构简单、空间模式匹配好等优点.侧面泵浦方式主要应用于大功率激光器.本实验采用端面泵浦方式.端面泵浦耦合通常有直接耦合和间接耦合两种方式.p1EanqFDPwe) 直接耦合：将半导体激光器地发光面紧贴增益介质 ，使泵浦光束在尚未发散开之前便被增益介质吸收，泵浦源和增益介质之间无光学系统，这种耦合方式称为直接耦合 方式.直接耦合方式结构紧凑，但是在实际应用中较难实现，并且容易对 LD 造成损 伤.DXDiTa9E3d f) 间接耦合：指先将 LD 输出地光束进行准直、整形，再进行端面泵浦•常见地方法 有：g)组合透镜系统聚光：用球面透镜组合或者柱面透镜组合进行耦合 h) 自聚焦透镜耦合：由自聚焦透镜取代组合透镜进行耦合，优点是结构简单，准直光斑 地大小取决于自聚焦透镜地数值孔径• RTCrpUDGiT i) 光纤耦合：指用带尾纤输出地 LD 进行泵浦耦合•优点是结构灵活.本实验先用光纤柱透镜对半导体激光器进行快轴准直 ，压缩发散角，然后采用组合透镜对泵浦光束进行整形变换，各透镜表面均镀对泵浦光地增透膜，耦合效率高•本实验地压缩和耦 图1半导体激光泵浦固体激光器地常用耦合方式图2 本实验LD 光束快轴压缩耦合泵浦简图j)激光晶体LD 自聚焦透镜激光晶体3.LD 光纤 激光晶体4. 4•光纤耦合 3•自聚焦透镜耦合2•组合透镜耦合1•直接耦合TEC 和 散热片 耦合系统Nd:YAG快轴准直电源图3Nd:YAG 晶体中Nd 3+吸收光谱图激光晶体是影响 DPL 激光器性能地重要器件•为了获得高效率地激光输出，在一定运转方式下选择合适地激光晶体是非常重要地•目前已经有上百种晶体作为增益介质实现了连续 波和脉冲激光运转，以钕离子<Nd 3+）作为激活粒子地钕激光器是使用最广泛地激光器•其中, 以Nd 3+离子部分取代 Y 3AI 5O 12晶体中丫3+离子地掺钕钇铝石榴石 <Nd:YAG ），由于具有量子 效率高、受激辐射截面大、光学质量好、热导率高、容易生长等地优点，成为目前应用最广 泛地LD 泵浦地理想激光晶体之一 .Nd ：YAG 晶体地吸收光谱如图 3所示.jLBHrnAlLg从Nd:YAG 地吸收光谱图我们可以看出,Nd:YAG 在807.5nm 处有一强吸收峰.我们如果 选择波长与之匹配地 LD 作为泵浦源，就可获得高地输出功率和泵浦效率，这时我们称实现了 光谱匹配.但是丄D 地输出激光波长受温度地影响，温度变化时，输出激光波长会产生漂移 ，输出功率也会发生变化.因此,为了获得稳定地波长，需采用具备精确控温地LD 电源，并把LD 地温度设置好，使LD 工作时地波长与 Nd:YAG 地吸收峰匹配.xHAQX74J0X另外,在实际地激光器设计中，除了吸收波长和出射波长外 ，选择激光晶体时还需要考虑掺杂浓度、上能级寿命、热导率、发射截面、吸收截面、吸收带宽等多种因素.LDAYtRyKfE k ） 端面泵浦固体激光器地模式匹配技术图4是典型地平凹腔型结构图.激光晶体地一面镀泵浦光增透和输出激光全反膜，并作 为输入镜，镀输出激光一定透过率地凹面镜作为输出镜 .这种平凹腔容易形成稳定地输出模 , 同时具有高地光光转换效率，但在设计时必须考虑到模式匹配问题 .Zzz6ZB2Ltk如图4所示，则平凹腔中地g 参数表示为:EDO 81Q vavelsngth (mt)pn LEJ根据腔地稳定性条件，L! 时腔为稳定腔•故当I时腔稳定•同时容易算出其束腰位置在晶体地输入平面上，该处地光斑尺寸为：本实验中,R i为平面，R2=200mm,L=80mm.由此可以算出_大小.所以,泵浦光在激光晶体输入面上地光斑半径应该工!1 ,这样可使泵浦光与基模振荡模式匹配，在容易获得基模输出.l）半导体激光泵浦固体激光器地被动调Q技术目前常用地调 Q方法有电光调 Q、声光调 Q和被动式可饱和吸收调Q.本实验采用地Cr4+:YAG是可饱和吸收调 Q地一种，它结构简单，使用方便，无电磁干扰，可获得峰值功率大、脉宽小地巨脉冲.dvzfvkwMIlCr4+:YAG被动调Q地工作原理是：当 Cr4+:YAG被放置在激光谐振腔内时，它地透过率会随着腔内地光强而改变.在激光振荡地初始阶段,Cr4+:YAG地透过率较低＜初始透过率），随着泵浦作用增益介质地反转粒子数不断增加，当谐振腔增益等于谐振腔损耗时，反转粒子数达到最大值，此时可饱和吸收体地透过率仍为初始值.随着泵浦地进一步作用，腔内光子数不断增加，可饱和吸收体地透过率也逐渐变大，并最终达到饱和.此时,Cr4+:YAG地透过率突然增大,光子数密度迅速增加，激光振荡形成.腔内光子数密度达到最大值时，激光为最大输出，此后, 由于反转粒子地减少，光子数密度也开始减低，则可饱和吸收体Cr4+:YAG地透过率也开始减低.当光子数密度降到初始值时，Cr4+：YAG地透过率也恢复到初始值，调Q脉冲结束.rqyn14ZNXI m）半导体激光泵浦固体激光器地倍频技术光波电磁场与非磁性透明电介质相互作用时，光波电场会出现极化现象.当强光激光产生后,由此产生地介质极化已不再是与场强呈线性关系，而是明显地表现出二次及更高次地非线性效应.倍频现象就是二次非线性效应地一种特例.本实验中地倍频就是通过倍频晶体实现对Nd:YAG输出地1064nm红外激光倍频成 532nm绿光.EmxvxOtOco常用地倍频晶体有 KTP、KDP、LBO、BBO和LN等.其中，KTP晶体在1064nm光附近有高地有效非线性系数，导热性良好，非常适合用于 YAG激光地倍频.KTP晶体属于负双轴晶体,对它地相位匹配及有效非线性系数地计算，已有大量地理论研究，通过KTP地色散方程，人们计算出其最佳相位匹配角为：壬90 ° ,=二,S° ,对应地有效非线性系数d eff=7.36 X012V/m. SixE2yXPq5倍频技术通常有腔内倍频和腔外倍频两种.腔内倍频是指将倍频晶体放置在激光谐振腔之内，由于腔内具有较高地功率密度，因此较适合于连续运转地固体激光器•腔外倍频方式指将倍频晶体放置在激光谐振腔之外地倍频技术，较适合于脉冲运转地固体激光器 .6ewMyirQFL 四、实验内容与要求n) LD安装及系统准直o) 将LD电源接通•通过上转换片观察LD出射光近场和远场地光斑.测量LD经快轴压缩后地阈值电流和输出特性曲线.kavU42VRUsp) 将耦合系统、激光晶体、输出镜、Q开关、准直器等各元器件安装在调整架和滑块上；q) 将准直器安装在导轨上，利用直尺将其调整成光束水平出射，中心高度50mm,水平并且水平入射在激光晶体中心位置；y6v3ALoS89r) 通过调整架旋钮微调耦合系统地倾斜和俯仰，使晶体反射光位于准直器中心，并且准直光通过晶体后仍垂直进入LD ；M2ub6vSTnPs) 通过调整架旋钮微调Nd:YAG晶体地倾斜和俯仰，重复上一步地调节步骤.t) 在准直器前安装T1输出镜，调整旋钮使输出镜地反射光点位于准直器中心.u) 半导体泵浦固体激光器实验图5 半导体泵浦固体激光器实验装置图w) 在准直器前安装T1输出镜，调整旋钮使输出镜地反射光点位于准直器中心•根据实验装置图设置其与晶体之间地距离•打开LD电源，缓慢调节工作电流到 1.3A.微调输出镜倾斜和俯仰使系统出光，然后微调激光晶体、耦合系统，使激光输出得到最大值；OYujCfmUCwx)将LD电流调到最小，然后从小到大渐渐增大LD电流，从激光阈值电流开始，每格0.2A测量一组固体激光器系统输出功率•结合LD地功率-电流关系，在实验报告上绘出激光输出功率-泵浦功率曲线；eUts8ZQVRdy) 更换为T2输出耦合镜，重复3.b、3.C地步骤，测试不同LD电流下地激光输出功率；z) 根据实验数据和曲线，计算两种耦合输出下地激光斜效率和光光转换效率，并作简要分析•aa)半导体泵浦固体激光器调Q实验图6调Q 实验装置图dd ）安装Cr 4+：YAG 晶体，在准直器前准直后放入谐振腔内 丄D 电流调到1.7A,观察输出地平均功率，微调调整架，使激光输出平均功率最大； sQsAEJkW5Tee ）降低LD 电流到零 撚后从小到大缓慢增加，测量1.7A 、2.0A 、2.3A 时输出脉冲地 平均功率；ff ）安装探测器，取三个不同地LD 工作电流＜1.7A 、2.0A 、2.3A ）,分别测量输出脉冲地脉宽、重频；gg ）计算不同功率下地峰值功率，对不同功率下地输出脉冲进行对比，并作简要分析 hh ）半导体泵浦固体激光器倍频实验ii) jj)图7倍频实验装置图kk ）将输出镜换为短波通输出镜 ，微调调整架使其反射光点在准直器中心 .打开LD 电源,取工作电流1.7A,微调输出镜、激光晶体、耦合系统地旋钮，使输出激光功率最 大; GMslasNXkAll ） 安装KTP 晶体 ＜或LBO ），在准直器前准直后放入谐振腔内 ，倍频晶体尽量靠近激光晶体•调节调整架，使得输出绿光功率最亮；然后旋转 KTP 晶体 ＜或LBO ），观察 旋转过程中绿光输出有何变化； TlrRGchYzg五、实验结果与思考1. 什么是半导体泵浦固体激光器中地光谱匹配和模式匹配？2. 可饱和吸收调 Q 中地激光脉宽、重复频率随泵浦功率如何变化？为什么？实验装置图 电源 TEC 禾口 耦合系统Nd:YAG KTP 输岀镜 准直器2.把倍频晶体放在激光谐振腔内对提高倍频效率有何好处？半导体泵浦固体激光器注意事项1.半导体激光器＜LD ）对环境有较高要求，因此本实验系统需放置于洁净实验室内.实验完成后，应及时盖上仪器罩，以免LD沾染灰尘.7EqZcWLZNX2.LD对静电非常敏感.所以严禁随意拆装LD和用手直接触摸LD外壳.如果确实需要拆装,请带上静电环操作，并将拆下地LD两个电极立即短接.lzq7IGfO2E3.不要自行拆装LD电源.电源如果出现问题，请与产家联系.同时丄D电源地控制温度已经设定，对应于LD地最佳泵浦波长,请不要自行更改.zvpgeqJIhk4.LD、耦合系统、激光晶体，两两滑块之间距离大约为32mm、8mm,经调整好以后最好不要随意变动，以免影响实验使用.NrpoJac3v15.准直好光路后需用遮挡物＜如功率计或硬纸片）挡住准直器，避免准直器被输出地红外激光打坏.6.实验过程避免双眼直视激光光路.人眼不要与光路处与同一高度，最好能带上激光防护镜操作.典型实验结果＜参考）：T仁5%,T2=10%。
第24卷第1期新疆大学学报(自然科学版)V ol.24,N o.1 2007年2月Jo urna l o f Xinjiang U niv er sity(N atural Science Editio n)Feb.,2007饱和吸收体对飞秒脉冲固体激光锁模的影响帕力哈提·米吉提,买买提热夏提·买买提,郭雄英,郭玉洁(新疆大学物理科学与技术学院,乌鲁木齐,830046)摘 要:文中利用缓慢饱和吸收体研究飞秒脉冲振荡锁模,指出了在孤立子基础上引起的连续波固体激光锁模机制及提高稳定性振荡的有利条件.这种锁摸机制和在激光器中存在的位相锁模及中心带宽增益均对飞秒脉冲载波频率调整有着很大的影响.关键词:饱和吸收体;飞秒脉冲;激光锁模中图分类号:O437 文献标识码:A 文章编号:1000-2839(2007)01-0007-06Effect of Saturable Absorber to Solid State Mode-Locked Femtescond LaserPalihati M ijiti,Mamatrishat Mama t,GUO Xiong-ying,GUO Yu-jie(College of Physical Scien c e an d Technology,X injiang Univer s ity,Urumqi,X injiang830046,China)Abstract:The possibility o f M ode-Locking o f the ult ra-sho rt pulses(U SP)using slow sa turable absor bers is studied.It is sho wn tha t the la sing sta bility ca n be impr ov ed due to a new quasi-solito n mechanism o f mo de-locking in co ntinuo us w ave(CW)solid-sta te lasers.This M ode-Lo cking mecha nism closely related with phase self-modula tion in the laser and with de tuning of the U SP ca rrier frequency fro m the gain band center.Key words:sa turable a bso rber;femto sco nd laser;laser mode-locking0 引言 近年来,连续固体激光器中超短光脉冲的振荡技术获得了突飞猛进的发展.在近红外波段通过啁啾脉冲放大及压缩,可获得接近两个光波振荡周期的4～5fs[1]光脉冲.获取光脉冲振幅和相位的时间与频率变化,对研究超短光脉冲振荡的物理机制,以及产生更短脉冲都有很重要的意义.同时,超短光脉冲作为极短的时间探针在物理、化学、生物和医学等领域已成为重要的研究工具,越来越多的应用表明,研究光脉冲结构和相位变化信息是许多研究工作的关键.例如,利用超短脉冲鉴定各种材料的线性和非线性性质,测量脉冲材料传输前后的位相变化是最基本的方法.测量的精度最终取决于脉冲位相测量的精度;具有相同光谱结构但不同位相结构的脉冲能够增加高次谐波的产生效率,影响有机分子中波速的运动.因此,建立一套能够实时测量超短脉冲振幅和位相的方法,促进其广泛应用有着重要的现实意义[2,3]. 超短飞秒脉冲的形成与慢速被动光阑补偿增益激活介质和谐振腔内的透明损耗的速度有关.如果透明损耗以很快的速度解除增益,那么具有谐振腔周期的激光系统将在很短的时间间隔内获得总和为正的增益.且在此时间间隔内能够产生脉冲振荡.这种增益包括激光噪音和不稳定的脉冲成分.因此,固体激光器的有效锁模与慢速饱和吸收体和飞秒脉冲振荡的稳定性密切相关[4,6].1 饱和体对激光锁模的数学描述 根据自恰性理论,固体激光谐振腔内连续振荡的光脉冲的传播为A(k,t),其中k为光脉冲在谐振腔内的传播次数,t为光脉冲在谐振腔内对应于一次传播的时间或者局部时间[7～9].A(k,t)在带激活介质的收稿日期:2006-12-01基金项目:国家自然科学基金项目(课题编号:60168001)作者简介:帕力哈提·米吉提(1961-),男(维吾尔族),教授,博士,硕士导师,主要从事激光物理、飞秒脉冲技术、非现性光学的研究和教学工作.激光系统中瞬时的放大截面与线性增益宽度为T(t)与Δk=2c/t f(t f为群体延迟的时间特性),饱和吸收体的损耗为V(t),则Landau-Ginzburg方程可以写成以下的形式:A(k,t)k=[g(t)-W t+2t2]A(k,t).(1)式中W表示飞秒脉冲在谐振腔内一次返回的时间延迟,g(t)表示总放大率,光强度的归一化是时间t f与饱和截面放大率的乘积. 如果用激活介质的饱和放大率与吸收体的吸收率来表示系统的总放大率,则时间弛豫特性的脉冲宽度缩微的表达式为:g(t)=T(t)-V(t)=T0ex p(-X)V0ex p(-e X).(2)式中T0和V0是激活介质的放大率和吸收体的损耗,它们与超短脉冲振荡的最大值有关.e是与激活介质增益有关地吸收体的吸收截面,其确定能够使用的饱和吸收体的激活介质,描述各种增益饱和以及能量场内主要参数损耗的增长.X=∫t0|A(k,t′)|2d t′的值与局部超短脉冲的能量成正比.总增益X的近似值的平方在方程式(2)的稳定解具有以下的形式A(t)=A0sec h(t/t p).(3) 激光系统中的振幅、脉冲宽度、飞秒脉冲的延缓时间在谐振腔周长内由以下各种参数决定:A20=2(T0-V0)e2V0-T0, t p=1T0-V0, W=2(e V0-T0)e2V0-T0.(4) 从式(4)可以看出,在最大脉冲振荡总增益条件下,对饱和损耗速率的优势,脉冲能量增加时解除的增益速率应为:T>T0/V0.(5) 这就是表面界限的增益条件.在物理意义上,它表明最大总增益与局部脉冲能量具备二次幂的近似值关系式(2).在这种关系下可以得出产生脉冲振荡的总的增益为正的可能性,且存在有限的能量间隙. 从图1可看出式(4)中的强度峰值与飞秒脉冲宽度.同样,在系统中,根据最大飞秒脉冲增益函数,泵浦能归一化为U p=e abs T cav I p.式中I p是泵浦强度,T cav是谐振腔的周期,e abs是激活介质的吸收截面.由自恰性增益激活介质四能级方程条件出发,考虑在谐振腔周期内的补偿增益,依靠孤立的飞秒脉冲与恢复增益,利用泵浦的作用,脱离飞秒脉冲的情况下可获得泵浦强度[8].在这种条件下可以得到 T0=T m[1-ex p(-U p)]x[1-ex p(-U p-E)]-1ex p(-E/2)(6)式中E=2t p A20为脉冲振荡的总能量,T m为在激活介质中最大增益的全部转化. 从图1可以看出,e增加而减少泵浦,从而可达到有效的饱和.式(4)可以表述为获得很短的脉冲宽度要依靠比较大的总增益为脉冲极限,这明显表明与饱和损耗和接触增益有关.我们还可以看出能量区间内总增益的变化起正面作用.连续飞秒脉冲振荡的情况下在谐振腔周图1 飞秒脉冲强度峰值与脉冲宽度曲线 曲线1,2表示飞秒脉冲的强度;3,4表示光泵浦强度的归一化曲线;虚线表示飞秒脉冲的宽度,图中增益的最大值为e= 5(为曲线1,或3)和e=10(为曲线2,或4),其它曲线中V0=0. 001,T m=0.5.期内应补偿发光损耗,从这个角度出发,式(6)可以推导出自恰性条件的损耗公式为8新疆大学学报(自然科学版)2007年V =V 0[exp(e E +T cav /T b )-1]X [ex p(T cav /T b )-1]-1exp(-e E /2).(7)式中T b -表示饱和吸收体的弛豫时间.由式(7)可知,在e 与V 0一定的情况下,V 随弛豫时间的增加而增长.因此自恰性损耗而利用一切慢性吸收体,在振荡过程中输出的脉冲参数(3)与(4)的值应该比V 损耗的值要大.从而可以看出振荡的增长限度.当V 0=0.01,e =10,从T b =T cav 转换到T b =50T cav 时,初始损耗将增加到两倍,T b =100T cav 时损耗将增加到三倍.当饱和吸收体的弛豫时间达到极值时,脉冲参数(3),(4)比较稳定,同时受激光噪音影响的脉冲也比较稳定[10,11].2 饱和吸收体总载面与脉冲激光振荡稳定性的关系 利用线性理论的稳定性,扰动方程的解(1)可写成以下的形式:A (k ,t )=A 0(t )+A ~(k ,t )A 0(t )是(3),(4)式的解,A ~(k ,t )=a (t )ex p(λk )表示扰动,λ为扰动的增量.忽略脉冲抑制的情况下从线性近似的扰动方程(1)中可得稳定性的薛定谔波动方程:-d 2d t 2+q (t)a (t )=a a (t ).(8)式中二次性局部能量近似值的总增益势能为:q (t )=(T 0-e V 0)A 20t p th (t /t p )-(T 0-e 2V 0)A 40t 2p th 2(t /t p )/2.(9)而“能量”a =T 0-V 0-λ.从(9)式中,可见原子之间分子相互作用势能的相似性[12]和局部总增益势能的物理含义(两者符号相反).在研究中,我们在解决稳定性问题的同时,也解决了本征函数的问题[12].上述能量方程的“临界”方程为a 0=T 0-V 0..由(3),(4)式可知,在λ<0时,在激光系统中产生稳定的脉冲振荡.为增加扰动,以(8)式代替x =22[1+ex p(2t /t p )]可以得到Уиттекера方程,该方程的解经过简并可表示为超几何函数1F 1a =x m +1/2ex p(-x /2)1F 1(-s ,2m +1,x ).(10)式中s =-m +l -1/2,m =(2T t 2p +1/4)1/2,l =2t p (T -2b )/c ,T =E 2(T 2V 0-T 0),b =E (e V 0-T 0),c =T -4b -8a . 图2描述由式(10)分析得出的系统参数范围T 0与T 的关系,T 是与(3),(4)式中描述的稳定脉冲的各种特征相对应的.图2中Ⅰ区为由(3),(4)式得出的超短脉冲存在的情况.它满足条件式(5).式(10)的解表明光谱具有不连续性,且在t →∞时它的值减小到0.当存在完整的正S 时,可用拉格朗日多项式表示出来[14].同时如果考虑极限是最基本的或是次要的情形,那么式(3),(4)所描述的脉冲是稳定的,即与图2所示的Ⅱ区一样.区域Ⅱ的上限与下限可用曲线来表示,它与下述的S (a )=0与c (a )=0(其中取一个根)条件有关.而区域Ⅲ的上限与左边曲线c (a 0)=0满足的另一个根.此时不连续光谱扰动非稳定的飞秒脉冲激励.连续光谱最低限度满足的条件为c (a 0)=0,为了改变条件,扰动a (t )的表达形式可用贝塞函数来描述.通过l 的最小值是当c (a )<图2 飞秒脉冲振荡的稳定区域分布图区域I 在飞秒脉冲表达公式(3)中不存在,区域Ⅱ是稳定区域,在区域Ⅲ中存在不稳定的不连续模激发状态,区域Ⅳ存在连续稳定的光谱激发状态.区域内部表示其它部分有关的电势q (t ),虚线标示的直线反映a 0的“临界”水平.时,随着产生的连续光谱渐近于振荡的本征函数. 如果临界方程所描述的情况呈现在连续光谱上,则表示连续区域(区域Ⅳ)内飞秒脉冲的不稳定性.9第1期帕力哈提·米吉提,等:饱和吸收体对飞秒脉冲固体激光锁模的影响减少飞秒脉冲增益的最大值,就意味着要改变增益饱和与损耗从而得到最平稳的脉冲.使势能曲率d 2q /d t 2减少,那么d q /d t =0,使其最低势能降到q (t )并满足上述的混合临界方程a 0(填补不连续光谱势能凹坑方程).受其影响,脉冲的基本能量将减少[12]并产生不连续不稳定模的激励(图2中区域Ⅲ). 当C =0时光谱对应的a 0处于连续脉冲振荡的最低状态,飞秒脉冲“尾巴”的出现和良好的总增益(参照图2左边区域Ⅳ)有关.由于饱和损耗占优势或飞秒脉冲波前产生“尾巴”(图2右边区域Ⅳ),在透明损失增大而增益占优势的情况下,可以观察到飞秒脉冲起伏的增益放大. 总之:在区间α0/γ0<σ<σmax 内可以得到稳定振荡的飞秒脉冲.吸收体的最大与最小吸收截面的影响能确定图2区域Ⅱ的界限.它们关系到有效锁模区域内产生的稳定飞秒脉冲.吸收截面的增加表明透明损耗和飞秒脉冲良好总增益的增加,从而能增加飞秒脉冲的扰动.从另一个方面讲,固定截面上增益的增加有可能使饱和增益“赶上”飞秒脉冲波前的透明损耗或减少飞秒脉冲波前的总增益,也就是拟制扰动的增加. 扰动式子(10)能够确定飞秒脉冲畸变式子(3),(4)的输出极限范围Ⅱ的最大有效截面,它关系到飞秒脉冲振荡延迟后周期性齿轮变换的下降或者调整“尾巴”长度在转换稳定光谱(飞秒脉冲的分化变异)(从Ⅲ区域过渡Ⅳ区域)或者波前的耦合滞后作用的飞秒脉冲连续光谱的形成(过渡Ⅳ区域的右边).脉冲的尾巴关系到飞秒脉冲的强稳定性,紧密联系着饱和吸收体的弛豫时间.从图3可以看出“窗口”宽度与良好的脉冲总增益t c 与为单位谐振腔的周期、从飞秒脉冲最大增益核算的弛豫缓慢激发的关系曲线. 此外我们假设,飞秒脉冲的参数由(4)式来确定,脉冲后的泵浦与增益的弛豫和饱和损耗有关.从图3中可以看出T 0的增加快速的拉紧飞秒脉冲的“尾巴”.为了飞秒脉冲实质宽度大于增益的0.015倍,与(4)式的增长相比、变成比50皮秒更短的弛豫时间被动光阑的1000T cav 数量级.这种情况下t c 比T b 弱一些,因为正确平衡的选配取决于增益与饱和损失,良好的总增益允许在脉冲后值的最小值,就这样没有显著性的弛豫、足够获得负总增益的脉冲.该事实正确的证明数据处理的实验结果符合于[13]的观念. 图3 飞秒脉冲正总增益“窗口”宽度与总增益的关系 图4 位相锁模飞秒脉冲宽度与参数τ的关系曲线1与T b =T cav 相对应,而曲线2与T b =1000T cav 相对应,e = 4. 曲线1中e =0,曲线2中e =0.5,曲线3中e =10.3 饱和吸收体对飞秒脉冲固体激光锁模的影响 我们感兴趣的是,具有缓慢饱和吸收体对固体激光的位相锁模影响过程中得到连续超短脉冲固体激光的研究.问题在于位相锁模有能力控制被动锁模上存在的非稳定性[14],其最小的次数关系到系统的快速饱和增益,在这种情况下快门的缓慢稳定到临界特性.唯一的平衡轮饱和损耗、增益、光谱的选择与位相锁模可能保障稳定性振荡极限宽度的短脉冲.我们可以把以上的内容结合起来用固体激光中存在的孤立子方法[6]处理.在激光系统中以位相锁模作为条件,方程(1)的右方增加位相锁模系数U ,在强场的归一化i |A (k ,t )|2A (k ,t )项,归一化呈现出局限能量前的数值与(2)项的因数f =e T t f /U .此时(1)项孤立的稳定解在谐振腔周期的孤立子表达式是:A (t )=A 0sec h 1+i J (t /t p )ex p(i k t ).(11)式中J -啁啾,k -激活介质增益中心频带中调谐频率.最后联系到相互作用的脉冲,其被啁啾位相锁模而10新疆大学学报(自然科学版)2007年定于在激活介质中的增益饱和伸长脉冲宽度的地位. 总而言之,正确的频率调整为:位相锁模意味着定位于低频率的成分,它位于脉冲前方,而高频率的成分位于脉冲后方.增益饱和减少T (t )的值实行飞秒脉冲的瞬时型条,低频率的成分会加强放大高频成分.这使获得斯托克斯移动脉冲频谱.另一方面这种移动把中心频带放大导致高频成分放大的占优势.这两种过程的平衡决定于频率的移动k . 脉冲的参数(11)决定于如下的啁啾与激光系统的参数 A 20=3k 2J ,t p =k J ,k =4-2J 2+9V J 2f 2-9V J 2e 2f 26f (1+J 2).(12) W =2J 3k 3, T 0=e V -2k 3f (1+1J 2),经过计算啁啾,满足下面的双二次方程: (4-36V f 2+36V e f 2-81V 2e 2f 4+162f 2e 3f 4-81V 2e 4f 4)J 4+ (8-36V f 2-72V e f 4+108V e 2f 2)J 2-32=0.(13)频率的位移与式(11)的脉冲宽度归一化到t f ,函数中被控制的参数f 指出了在图4中,在0<e <1范围内存在斯托克斯频率移动的孤立子制机和较大宽度的飞秒脉冲.该方程的解在一定的f 范围内存在. 当e →1时,会导致脉冲宽度增加及范围无局限扩张.这种状态能够说明前述的“第二次最低限度”大范围振动场的拍频机制[7].在e >1情况下运动状态性质决定孤立子特性,透明损耗的优势地位抵消增益,引导斯托克斯成分的出现(图4中的曲线3).同时飞秒脉冲宽度尖锐的被缩短渐渐变成5fs 的脉冲.这种机制对应于透明缓慢性光阑以及模式锁模与位相锁模的结合,而频率选择与增益饱和的平衡相对应. 特别值得关注的是理论上这种稳定性机制的研究是纯粹的孤立子机制无增益损失的非稳定性,使处于被动光阑状态的飞秒脉冲稳定性.为了确保稳定性,在连续光谱中e 与f 的各种数值明显的表现出电势特性q (t )(图5).是否存在非稳定的连续光谱的激发与是否具备确定的叶片有关,换算的电势在λ≤0的情况下为:q (t )-(T 0-V 0-λ). 计算指出了公式(12)、(13)的分支解斯托克斯移动的非稳定性,为了获得激活介质的增益速度和光阑透明的很小速度缺乏在飞秒脉冲背后的有效电势叶片,为了获得分支解,要求(12)、(13)式处在良好的频率移动上(图5a ).总之,飞秒脉冲的背后存在良好的增益总和的尾巴,这种情况有利于增加激光噪声与脉冲的不稳定性.e 的增加,在f 的局限范围上添补电势的深坑,又在飞秒脉冲稳定性的生成关系到连续光谱(图5b)e 的继续增加引导在混合稳定性区域上f 数值的减小,因此飞秒脉冲宽度增加(图5c).所以,在局限的范围存在着激光参数f ,U ,它结合在内部形成的飞秒脉冲机制中,由于缓慢性光阑与孤立子的作用,过程引导稳定的锁模.图5 电势q (t )与局限范围时间t ,和控制参数τ的依赖关系图a ,b,c 分别对应于σ=10,σ=20,σ=40.11第1期帕力哈提·米吉提,等:饱和吸收体对飞秒脉冲固体激光锁模的影响12新疆大学学报(自然科学版)2007年4 总 结 总而言之,研究结果指出,固体激光器激活介质的增益饱和的均衡与缓慢的对比临时迂回曲线存在于谐振腔内,保证了飞秒脉冲在极限范围内能形成超短脉冲.位相锁模在系统里以能够锁模的混合机制为条件形成孤立子的混频中心频带增益,它的稳定性与噪声的连续光谱有关.参考文献:[1]Keller U,Knoh W H,Hoo ft G W.Ultr afast solid-sta te mode-locked la se rs using reso nant no nlinearities[J].IEEE JQuant Electr,1992,28:2123-2133.[2]КалашниковВЛ,КалошаВП,ПодойкаИГ.Синхронизациямоднепрерывныхтвордотельныхлазеровсмедленнымнасыщающимся[J].Оптикаспектроскопия,1996,81(5):867-872.[3]Falihati M ijiti,Kala shnikov V L,Po loy ko I G,et al.Ker r lens mode-locked o per atio n o f Yb:KYW laser[J].ChineseJ Laser s2002.B11(3):166-168.[4]КалашниковВЛ,КалошаВП,МихайловВП,et al.Синхронизациямодтвердотельныхлазеровнаосновеэффектасамафокусировки[J].КвантоваяЭлектроника.1995,22(11):1103-1106.[5]Demchuk M I,K ulesh ov N V,M ikhailov V P.Sa turable absor bers based o n impurity and defect centis in cry sta ls[J].IEEE J Q ua nt Electr,1994,30:2120-2126.[6]Kalash nikov V L,Kalosha V P,M ikhailov V P,et al.Self-modelo cking of four-miro r cav ity so lid-state la se rs byKer re salf-fo kusing[J].J O pt Soc Amer,1995,12(3):462-467.[7]ХерманЙИ,ВильгельмиБ.Лазерысвехкороткихсветовыхимпульсов[M].МоскваМир,1986,229-271.[8]Palihati M ejiti.Квазисолитоннаягенерациявтвердотель-ныхлазерахсполуперводниковимпоглотителей[J].Оптическийжурнал,2004,71(9):57-62.[9]Fa liha ti M ij iti,Abdur usul,To ra n V ajidi.Self-o scillatio ns in cw solid-state ultrasho rt-pulse-g ener ating laser s withM ode-locking by self-focusing[C].SPI E,2002.4914:414-421.[10]M ejiti Palihati.Q uasi-solito n g enera tio n in so lid-sta te laser s with a semico nduc to r sa turable a bso rber[J].Jour nal o fO ptica l T echnolog y U SA,2004,71:612-616.[11]Pa liha ti Mijeti,T ursunja n Ablekim.Quasi-so lito n genera tio n in so lid-state laser s with semiconducto r sa turableabsor ber[J].Chinese Optics Latte rs,2004,2(7):414-417.[12]БоринМ.Атомнаяфизика[M].МоскваМир,1965,112-146.[13]КалашниковВЛ,КалошаВП,МихайловВП,et al.Особенностипассивнойсинхронизациимодвнепрерывныхширокополосныхтвердотельныхлазерах[J].КвантоваяЭлектроника.1993,20(2):149-152.[14]Kalash nikov V L,M ejit F,Krimer D O,et al.Ultr asho r t Pulse Cha racteristics in cw So lid-State Lasers withSemico nducto r Saturable Absor ber in the Presence o f Slo w an Fast No nlinea r Refra ctio n[J].Jour na l of Xinj iang U niv er sity,1999,16(4):48-55.责任编辑:闫新云。
半导体固体激光器是一种利用半导体材料和固体激活物质相结合的激光器。
以下是半导体固体激光器的原理及特点：原理：1. 能级结构： 半导体固体激光器通常使用具有半导体性质的材料作为激发体，例如Nd:YAG（氧化钇铝钕）。
2. 激发机制： 使用外部能量（如光或电）激发半导体激发体，将其电子从低能级激发到高能级。
这样的激发可以通过光电效应或电子注入实现。
3. 能级跃迁： 激发后的电子在高能级上停留一段时间，然后跃迁回低能级。
在这个过程中，产生的光子具有特定的频率和相位关系。
4. 受激辐射： 电子跃迁回低能级时，会受到其他光子的激励，导致与入射光子相同频率和相位的新光子的产生。
5. 放大过程： 通过增加激发体的长度或使用光学谐振腔，使产生的光子在激发体内反射多次，从而放大光强。
6. 激光输出： 最终，得到一束高强度、相干性好的激光输出。
特点：1. 紧凑性： 半导体固体激光器通常相对紧凑，因为半导体和固体激活物质的组合允许有效地集成在同一系统中。
2. 效率： 相较于其他激光器类型，半导体固体激光器可以具有较高的能量转换效率。
3. 可调谐性： 由于半导体固体激光器的光谱可以通过调整激发体的能带结构来调谐，因此具有一定的波长调谐性。
4. 快速启动： 与某些其他激光器相比，半导体固体激光器通常具有较短的启动时间，可实现快速的激光输出。
5. 持续激光输出： 半导体固体激光器可实现持续激光输出，适用于一些需要长时间运行的应用。
6. 广泛应用： 由于其性能特点，半导体固体激光器在医疗、通信、材料加工等领域得到广泛应用。
总体而言，半导体固体激光器结合了半导体激发体和固体激活物质的优势，具有紧凑、高效、可调谐等特点，使其在多个领域都有潜在的应用前景。
SESAM锁模全保偏皮秒脉冲光纤激光器输出特性
王帅坤;仲莉;林楠;刘素平;马骁宇
【期刊名称】《发光学报》
【年(卷),期】2024(45)1
【摘要】搭建了基于半导体可饱和吸收镜(SESAM)锁模的全保偏皮秒脉冲光纤激光器,对比分析了以多量子阱和体材料作为可饱和吸收层的SESAM对锁模激光器输出特性的影响。
实验结果表明,多量子阱和体材料SESAM均可实现稳定的自启动锁模。
随着量子阱周期数的增加,SESAM调制深度增大,激光器输出脉冲宽度变窄,具有更高的输出功率和更大的锁模区间。
但量子阱周期数过高的SESAM具有较大非饱和损耗,使得相同泵浦功率下输出功率降低。
在相同调制深度下,体材料SESAM的非饱和损耗偏大,降低了输出功率和光光转化效率,但对脉冲的窄化作用更显著。
SESAM对输出脉冲的波长和光谱宽度无显著影响,主要受光纤布拉格光栅(FBG)控制。
本文对SESAM的设计与选型具有一定指导意义。
【总页数】8页(P149-156)
【作者】王帅坤;仲莉;林楠;刘素平;马骁宇
【作者单位】中国科学院半导体研究所光电子器件国家工程研究中心;中国科学院大学材料科学与光电技术学院
【正文语种】中文
【中图分类】TN248.1
【相关文献】
1.非线性晶体对皮秒SESAM被动锁模激光器脉宽的影响
2.利用皮秒扫描相机研究对撞脉冲锁模Nd:YAG激光器的输出特性
3.SESAM实现Nd:YAG激光器被动锁模研究及皮秒脉冲测量
4.基于SESAM镜的全光纤皮秒激光器腔内脉冲传输特性研究
5.Figure-9腔锁模全保偏掺铒光纤飞秒激光器
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第38卷 第1期 激光与红外Vol.38,No.1 2008年1月 LASER & I N FRARE D January,2008 文章编号:100125078(2008)0120032203・激光器技术・LD泵浦Nd∶Y VO4/SES AM锁模激光器实验研究刘士华1,王广刚1,王春慧1,李 雷1,刘树山1,刘 敏1,刘 杰1,秦连杰2(1.山东师范大学物理与电子科学学院,山东济南250014;2.烟台大学环境与材料工程学院,山东烟台264005)摘 要:报道了利用LD泵浦Nd∶Y VO4激光器,用半导体可饱和吸收镜(SES AM)做被动锁模元件,实现了高效的连续锁模运转,输入功率7.5W时得到2.45W的激光输出,光-光转换效率达32.7%,锁模脉冲的重复频率为108MHz。
关键词:二极管激光器;Nd∶Y VO4;被动锁模;SES AM中图分类号:T N248.1 文献标识码:AExperiment Study of D i ode Pumped Nd∶YV O4/SESAMM ode2locked LaserL IU Shi2hua1,WANG Guang2gang1,WANG Chun2hui1,L ILei1,L IU Shu2shan1,L IU M in1,L IU J ie1,Q IN L ian2jie2(1.College of Physics and Electr onics,Shandong Nor mal University,J i′nan250014,China;2.College of Envir on ment and materials Engineering,Yantai University,Yantai264005,China)Abstract:W e reported a di ode pu mped Nd∶Y VO41064n m laser passively mode2l ocked and Q2s witched by a se m icon2duct or saturable abs orber m irr or(SES AM).A t the incident pu mp power of7.5W,2.45W average out put power wasobtained during stable C W mode l ocking with an op tical conversi on efficiency was32.7%.The rep itati on rate of thepulse train was108MHz.Key words:di ode2pu mped lasers;Nd∶Y VO4;mode2l ocked;SES AM1 引 言半导体可饱和吸收镜(SES AM),1992年由U. Keller等研制成功,并应用于锁模激光器[1]。
第31卷 第9期光 学 学 报V ol.31,N o.92011年9月ACTA OPTICA SINICASeptember,2011基于石墨烯可饱和吸收被动锁模超快全固体激光器的研究何京良 郝霄鹏 徐金龙 李先磊 杨 英(山东大学晶体材料国家重点实验室,山东济南250100)摘要 石墨烯具有饱和恢复时间极短、导热性好、吸收带宽、损耗低、成本低廉且容易制备等优点,被认为是光电子应用中理想的半导体可饱和吸收体材料,近几年受到广泛的关注。
介绍了本课题组最近在石墨烯锁模超快全固体激光器研究中取得的一些进展。
在用液相剥离方法成功制备出尺寸大于20L m 的石墨烯薄片的基础上,将其应用于全固态N d B G dV O 4激光器,实现了脉宽16ps 、平均功率360mW 的锁模激光输出,单脉冲能量为8.4nJ;继而在宽带增益介质Y b B K GW 晶体中又实现了脉宽为489fs 的超快激光,平均功率564mW 。
关键词 激光器;全固态激光器;锁模;石墨烯中图分类号 T N 248.1 文献标识码 A doi :10.3788/AOS 201131.0900138Ultrafast Mode -Locked Solid -State Lase rs with GrapheneSaturable AbsorberHe Jingliang Hao Xiaopeng Xu Jinlong Li Xianlei Yang YingSta te Key L abor at or y of Cr y st al M a ter ials ,Sha ndon g Un iver sity ,Ji c na n ,Shan dong 250100,Chin a Abstract Graphene has at tracted wide attention and been believed to be an ideal saturable absorber due to ultrafast saturation recovery time,wide absorption band,low loss,low cost,easy fabrication,super mechanical properties and high thermal conductivity.This paper presents our progress on grapheme prepa ration and its applic ation in solid -state lasers.The high -quality gra phene sheets with lateral size over 20L m a re obtained by bath -sonic ating a fter processing the worm -like graphite ma rginally with mixed oxidizer.With graphene as saturable absorber,16ps pulses have been obtained from the mode -locked Nd B GdVO 4la ser,with an average output power of 360mW and a pulse energy of 8.4nJ.By employing Yb B KGW crystal as gain medium,we have also obtained 489fs pulses with an average output power of 564mW.Key wo rds la sers;al-l solid -state laser;m ode locking;grapheneOCIS co des 140.4050;140.7090;140.3580;160.4330收稿日期:2011-07-18;收到修改稿日期:2011-08-01基金项目:国家自然科学基金(11074148)和国家自然科学基金重大研究计划(91022003)资助课题。
半导体可饱和吸收镜工作原理
半导体可饱和吸收镜（Semiconductor Saturable Absorber Mirror，简称SESAM）是一种用于产生短脉冲激光的重要光学元件。
它主要由半导体可饱和吸收体（SA）和反射镜组成，通常生长在GaAs 晶片上。
下面是半导体可饱和吸收镜的工作原理：
1. 吸收与饱和：在激光腔内，光束不断地通过半导体可饱和吸收体（SA）。
SA对光的吸收系数随入射光强的增大而减小。
当入射光强达到一定程度时，SA达到饱和状态，此时它不再吸收光，而是发射脉冲。
2. 能量积蓄与释放：在弱光条件下，SA吸收光并积蓄能量。
而在强光状况下，SA的光学损耗变小，透射率增大，进入“饱和”状态。
当激光脉冲通过饱和的SA时，它会瞬间释放所吸收的能量，使激光脉冲的强度达到峰值。
3. 调Q锁模：利用SA的饱和吸收特性，可以实现对激光器的调Q锁模。
这意味着通过调整激光器的泵浦功率，使激光器在脉冲发射和无脉冲状态之间切换，从而获得具有固定脉宽的激光输出。
4. 实现超短脉冲：通过半导体可饱和吸收镜（SESAM）的饱和
吸收特性，可以产生皮秒甚至飞秒量级的超短脉冲。
总之，半导体可饱和吸收镜（SESAM）的工作原理主要是利用半导体材料的饱和吸收特性，实现对激光器的调Q锁模，从而产生具有固定脉宽的超短脉冲激光输出。
