激光放大技術

激光放大技術第1頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一對于調Q激光器，泵浦能量不能太高，否則，發(fā)散角太大而且易出現(xiàn)多個碎脈沖。對于鎖模激光器，單個脈沖的能量太?。ūM管瞬間功率很高）。從穩(wěn)定性考慮，泵浦能量不能超過閾值泵浦能量許多。對于調Q激光器和鎖模激光器，工作物質的體積不能太大/長，否則易自振或自聚焦而破壞。再說激光束往返多次通過激光物質，導致腔內光強高于外部；從而激光物質易受高功率光強的破壞。一、必要性第2頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一二、激光放大器的類型外注入放大（再生放大/注入鎖定）自注入放大（腔內剪切，予激光鎖定，予激光選單縱模2.注入放大單程行波放大多程行波放大1.行波放大

采用行波放大技術有如下優(yōu)點：其一，由于激光束一次通過放大介質，因此介質的破壞閾值可以大大提高；其二，當需要大能量激光時，可根據(jù)需要采用多級行波放大；其三，振蕩器—放大器系統(tǒng)，可由振蕩器決定其脈沖寬度、譜線寬度和光束發(fā)散角等，而由放大器決定其脈沖的能量和功率，所以二者結合起來，既可以得到較優(yōu)良的激光特性，又能夠大大提高其輸出激光的亮度。第3頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一

激光放大器與激光(振蕩)器基于同一物理過程(受激輻射的光放大)，其主要區(qū)別是激光放大器(行波)沒有諧振腔。

激光放大器要求工作物質具有足夠的反轉粒子數(shù)，以保證光脈沖信號通過它時得到的增益大于介質內部各種損耗。另外，為了得到共振放大，要求放大介質有與輸入信號相匹配的能級結構。第4頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一圖4.1-l為激光器與放大器串接工作的示意圖。當?shù)谝患壿敵龅募す膺M入放大器時，放大器的激活介質應恰好被激勵而處于最大粒子數(shù)反轉狀態(tài)，即產生共振躍遷而得到放大。行波放大器第5頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一激光放大器按其放大脈沖信號寬度的不同，可以分為長脈沖激光放大器、脈沖激光放大器和超短脈沖激光放大器三種。Tl大T2小回顧對于激光放大器，放大介質中激發(fā)態(tài)的粒子(原子、分子或離子)，由于輻射躍遷有一定的弛豫時間Tl，稱為縱向弛豫時間，其值隨放大介質不同而異。如對于晶體和玻璃等固體，Tl由粒子在亞穩(wěn)態(tài)時的壽命決定，為10-3s；對于氣體和半導體，Tl則由允許的躍遷能級的壽命決定，為10-6～10-9s。另外，放大介質中粒子相互交換能量過程引起的非輻射躍遷，會使激發(fā)態(tài)粒子的感應偶極矩有一定的弛豫時間T2，稱為橫向弛豫時間。對均勻加寬工作物質，T2具有譜線寬度倒數(shù)的量級，在固體工作物質中，T2約為10-10s量級。第6頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一當激光放大器輸入信號的脈寬大于縱向弛豫時間(即τ>>T1，如一般自由運轉的脈沖激光器輸出的脈沖寬度可達幾個毫秒就能滿足此條件)時，由于光信號脈沖與工作物質相互作用時間足夠長，而且受激輻射所消耗的反轉粒子數(shù)可以很快地由泵浦激發(fā)所補充，因此反轉粒子數(shù)密度能維持在一個穩(wěn)定值附近。這可近似地認為反轉粒子數(shù)密度不隨時間變化，即，而只與工作物質的坐標有關，即△n=△n(x)。這就可以用穩(wěn)態(tài)方法來研究放大過程。這類激光放大器稱為長脈沖放大器。τ第7頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一當輸入光信號的脈寬比較窄，滿足條件T2＜τ＜Tl時，如調Q激光器輸出的短脈沖只有幾十個納秒，遠小于激光的熒光壽命，這時因受激輻射而消耗的反轉粒子數(shù)來不及由光泵浦補充，反轉粒子數(shù)和腔內光子數(shù)密度在這極短暫的時間內達不到穩(wěn)定狀態(tài)，因而反轉粒子數(shù)是隨時間和空間變化的，即△n=△n(x,t)。這類激光放大器須用非穩(wěn)態(tài)方法研究，這種放大器就是脈沖激光放大器，也是本章所要討論的重點。以上兩類放大器都滿足τ＞T2的條件，原子在光場作用下產生的感應偶極矩所需要的時間可以忽賂，因而無滯后效應，即物質的宏觀電極化可立即跟上光場的快速變化，故可以不考慮原子和光場相互作用的相位關系，因而可以來用速率方程理論來討論上述兩類激光放大器。第8頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一在超短脈沖(即脈沖寬度τ＜T2，如鎖模激光器輸出的脈沖只有10-11～10-12s量級)的激光放大情況下，當光與物質相互作用時，由于物質的宏觀電極化跟不上光場的快速變化，所以不能忽略物質的原子和光場相互作用的相位關系。這種相干作用使得超短脈沖通過放大介質時，會產生一些新的現(xiàn)象，如在介質中產生穩(wěn)定的脈沖或2脈沖，吸收介質中產生“自感透明”效應，并由此出現(xiàn)光學孤子波現(xiàn)象等等，所以對超短脈沖放大器，必須用半經典理論進行分析。第9頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一一、脈沖放大器的速率方程設激光放大器工作物質的長度為L。光信號脈沖沿著x方向入射激光工作物質，如圖4.2-1所示。由于光信號在行進過程中不斷被放大，而反轉粒子數(shù)不斷被消耗，所以單位體積中的光子數(shù)和反轉粒子數(shù)密度都是時間t和空間x的函數(shù)，分別以φ(x,t)和△n(x,t)表示。4.2脈沖放大器的理論第10頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一為了使問題簡化，假設放大器工作物質的橫截面中反轉粒子數(shù)是均勻分布的，且忽略譜線寬度和線型的影響，以及光泵和自發(fā)輻射對反轉粒子數(shù)的影響，則三能級和四能級系統(tǒng)的反轉粒子數(shù)密度速率方程分別為:

σ為受激輻射截面,類似于激發(fā)發(fā)光幾率(4.2-1)(4.2-2)第11頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一下面再考察工作物質在x→x+dx體積元中光子數(shù)的變化情況。引起光子數(shù)變化的因素有二：其一，由于受激輻射，在dt時間內，dx中產生的光子數(shù)為：σcφ(x,t)△n(x,t)dxdt其二，在dt時間內，在x處進入體積元的光子數(shù)為φ(x,t)cdt（認為是單位截面）而在x十dx處流出的光子數(shù)為φ(x+dx,t)cdt；故在dt時間內進入體積元的凈光子數(shù)為[φ(x,t)-φ(x+dx)]×cdt。設放大器中其他各種損耗可以忽略，則dt時間內體積元中光子密度的變化率應為受激輻射產生的光子數(shù)和凈進入體積元光子數(shù)的代數(shù)和，即：第12頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一所以光子數(shù)密度的變化率可用偏微分方程表示為：(4.2-3)重寫一遍右邊第一項:[φ(x,t)-φ(x+dx,t)]cdt=[—△φ(x,t)]cdtdx/dx=[—△φ(x,t)/dx]cdtdx在單位時間內流過單位橫截面的光子數(shù)稱為光子流，記為I(x,t)，即I(x,t)＝cφ(x,t)，因此描述光子流強度的變化率方程為：(4.2-4)第13頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一

σ為受激輻射截面,類似于激發(fā)發(fā)光幾率(4.2-1)(4.2-2)三能級和四能級的光子流強度的變化速率方程相同。(4.2-1)式至4.2-4)式是有關脈沖放大器的基本方程式。(4.2-3)(4.2-4)第14頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一設將要放大的輸入信號初始光子流強度為I0(t)，在x＝0處進入工作物質；又設信號進入放大器之前，工作物質中的初始反轉粒子數(shù)為△n0(x)，則速率方程的邊界條件為

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

x＜L處）

根據(jù)上述的邊界條件，聯(lián)立求解速率方程(4.2-1)式和(4.2-4)式，即可求出入射脈沖信號進入放大器中任意位置x、任何時間t的光子流強度和反轉粒子數(shù)的變化、輸出脈沖能量及放大器的增益。第15頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一(4.2-6)將(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)式是一組非線性偏微分方程。在此采用變數(shù)分離法，在不計及放大介質損耗的情況下對這二方程求解。(4.2-5)將(4.2-4)式變?yōu)榈?6頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一將(4.2-7)式進行積分，其積分常數(shù)僅是p的函數(shù)，因此得（4.2-8)將上兩式代入(4.2-6)式，并化簡，得交換微分的次序，有(4.2-7)可見下面做參量變換,以簡化因子。令=x/c,p=t-x/c

，則I(x,t)變?yōu)閺秃虾瘮?shù)I[(x)，p(x,t)]，根據(jù)復合函數(shù)的微分有第17頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一進一步代換，可使這個方程能直接積分，令

=1/I，于是(4.2-8)式變換成(4.2-10)代入上式，得。所以，光子流強度其中積分常數(shù)c2()是的函數(shù)，再令此線性微分方程的通解為(4.2-9)第18頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一(4.2-13)式中，c3為任意積分常數(shù)；t’是積分的虛設變數(shù)。將(4.2-12)式代入(4.2-10)式，得：(4.2-12)因為初始光子流強度I0(t)是已知量，所以上式求積分，得利用邊界條件：I(0,t)=I0(t)，求得：(4.2-11)式中第19頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一求積分得到(4.2-15)利用邊界條件△n(x,－∞)=△n(x)來決定η(x),并考慮,則（4.2-14)式可簡化為現(xiàn)在把光子流強度方程(4.2-13)式代入（4.2-5)得+第20頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一此為無損耗三能級系統(tǒng)速率方程的非穩(wěn)態(tài)解，不適用四能級系統(tǒng)！當x=0時η(x)=0，則積分常數(shù)c4=1。將(4.2-15)式的η(x)代入（4.2-13)、(4.2-14)兩式，即求得速率方程(4.2-1)和(4.2-4)式的通解為第21頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一(4.2-16)對于任意形狀的入射脈沖信號和任意初始反轉粒子數(shù)密度的行波放大問題，不但要考慮放大器的增益隨入射信號強度的變化關系，而且要考慮入射信號的強度和波形在放大過程中所經歷的變化，所以比較復雜。為討論簡便，首先考察一種理想化的矩形脈沖的放大。三、對矩形脈沖放大的分析第22頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一圖4.2-2入射放大器的矩形脈沖設入射信號幅度為I0、寬度為τ的矩形脈沖，如圖4.2-2所示。另外，還假設整個放大介質中摻雜密度是均勻的，且受光泵激勵也是均勻的，則放大介質中的初始反轉粒子數(shù)△n0可視為常數(shù)，因此(4.2-20)將(4.2-18)式和(4.2-19)式代入(4.2-16)式，可得出區(qū)間的光子流強度(4.2-l8)當0＜t＜τ時，I＝I0當t＜0，t＞τ時，I＝04.2-19返回第23頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一那么放大器的單程功率增益可以由計算I(x,t)在x＝L時的強度并取I/I0的比率得到，即(4.2-21)式中，Gp稱為功率放大系數(shù)，它與時間和輸入信號強度I0有關。下面分析矩形脈沖前沿和后沿的功率放大情況。即脈沖前沿隨激光工作物質長度增加而呈指數(shù)增長，且功率放大系數(shù)與輸入信號脈沖的強度無關。對于脈沖后沿，即：時，代入(4.2-21)式，得對于脈沖前沿，即t＝x/c時(到達x處所用時間)，代入(4.2-21)式，得第24頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一總之，矩形脈沖通過放大器，脈沖各部位獲得的增益不同，脈沖的前沿具有最大的增益，而脈沖后面一些部位的增益則隨著的增加而減小，在處的增益最小，

(4.2-23)由(4.2-23)式得知，要得到按指數(shù)增長的必要條件是2σI0τ<<1，則exp(-2σI0τ)=1;且2σI0τ<<exp(-σ△n0L)，此時[分子分母同乘exp(σ△n0L)]

Gp≈exp(σ△n0L)(4.2-24)也就是說，只有在小信號(即I0很小)或者脈寬極窄的信號（即τ很小）才能獲得指數(shù)的增益。反之，當入射信號很強，或者脈寬較寬時，脈沖后沿得不到放大。第25頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一圖4.2-3所示為矩形脈沖不同部位功率增益與放大器長度的關系曲線。A為脈沖的前沿部位，B為脈沖的10％部位，C為脈沖的22％部位，D為脈沖的70％部位，E為脈沖的后沿部位。由圖可見，在前沿部位，功率是按指數(shù)規(guī)律增加，而在后沿，增益趨向飽和。這是很顯然的，因為當脈沖前沿進入放大激活介質時，反轉的粒子數(shù)密度最大，可以得到很高的增益。但到脈沖的后面部位進入介質時，上能級的粒子數(shù)幾乎已被抽空，只能得到很小的增益。其結果就引起脈沖形狀變尖，寬度變窄。10％２２％７０％前沿后沿第26頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一圖4.2-4表示出了矩形脈沖在放大過程中形狀的變化。曲線1為矩形脈沖進入放大介質之前的形狀；曲線2為矩形脈沖進入放大介質后σ△n0L=1時的形狀；曲線3對應于σ△n0L=2時的形狀。除了功率增益之外，另一重要參量是脈沖通過放大介質后，脈沖能量的增益。這可由在時間上對強度進行積分并取放大器的輸出對輸入之比得到，即(4.2-25)t0τ

0Lxx第27頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一(4.2-26)對于矩形脈沖，由于當t＜0和t＞τ時，I(0,t)＝0，同樣，當和時，I=(L,t)=0，于是增益方程(4.2-25)可寫成因為上式的分子由(4.2-20)式代入上式并積分得到GE稱為能量放大系數(shù)。由上式可以看出，放大器的能量增益與初始反轉粒子數(shù)、放大介質長度、入射脈沖信號的幅度和脈沖寬度等因素有關。下面從三種情況來討論能量增益與有關參量的關系。(4.2-27)t0τ

0Lxx第28頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一(1)入射脈沖信號的能量很小或脈沖很短，滿足關系這就是小信號能量增益表達式?？梢钥闯銎渲饕攸c是：增益與入射信號強度無關，但隨放大器長度和初始反轉粒子數(shù)密度的增加而呈指數(shù)增加。另外，小信號放大時，整個脈沖可得到均勻的放大，故脈沖形狀不產生畸變。(2)入射脈沖信號很強，滿足條件2σI0τ>>1時，(4.2-28)2Ioτ

1即

2Ioτexp(△nIoL)

1時，在(4.2-27)式中，先將exp(2σI0τ)作級數(shù)展開，然后再將對數(shù)項作級數(shù)展開，并忽略二階微小量，得第29頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一(3)入射的脈沖信號強度不太強(中等的)，但放大器長度足夠長，滿足條件σ△n0L>>1時，仍然會出現(xiàn)增益飽和現(xiàn)象。因為光脈沖信號在放大介質中行進時，在開始的部位增益將按指數(shù)增加；當傳播了一定距離后，光脈沖能量已達到足夠強時，反轉粒子數(shù)將急劇減少，進入線性增加區(qū)域，直至儲能被抽空為止。假定指數(shù)增益區(qū)域比線性增益區(qū)域短，通過運算，(4.2-27)式可近似寫為(4.2-29)上式表明，當入射信號很強(大信號)時，增益將隨入射信號的增強而減小即出現(xiàn)飽和現(xiàn)象，這是因為當入射信號足夠大時，脈沖前沿將反轉粒子數(shù)抽空，使脈沖后沿的增益遠小于前沿，因此引起脈沖寬度變窄，故輸出脈沖形狀產生畸變。第30頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一從上述分析可知，增加放大器的長度L和提高初始反轉粒子數(shù)密度△n0都可以提高放大器的能量增益。但考慮到放大器實際上存則其能量增益(4.2-30)在一定的損耗，放大介質長度超過一定限度后就不會使能量再增加，因此最好的辦法是提高其初始反轉粒子數(shù)。圖4.2-5和圖4.2-6分別表示能量增益GE與入射光子密度和放大器長度的關系曲線。第31頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一實際上調Q激光器輸出的激光脈沖都不是矩形波，因此下面對諸如高斯型、洛侖茲型和指數(shù)型脈沖的放大作簡要討論。這些脈沖波形的放大仍然可用(4.2-1)和(4.2-2)式求解，不過應予指出的是，理論和實驗結果都表明：激光脈沖通過放大器之后，其波形的變化與入射信號脈沖的前沿隨時間的變化規(guī)律有直接的關系。高斯型脈沖前沿按exp(-t2/τ2)變化，因此前沿的上升比指數(shù)上升還快，所以經放大后，脈寬可以得到壓縮。圖4.2-7說明了高斯型脈沖由于非線性放大的波形變化情況。四、其他脈沖波形的放大第32頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一指數(shù)型脈沖通過放大器時，其形狀和寬度變化都不大，僅由于其前沿較后沿有較大的增益，其峰值隨著脈沖穿過放大介質時長度L的增加而向前移動，位移量△＝(go-)/L(go-增益,-損耗)，其變化情況如圖4．2—8所示。如果輸入脈沖的前沿的上升比指數(shù)函數(shù)更緩慢，則經非線性放大介質將引起脈沖變寬。圖4．2—9示出了入射脈沖形狀為Po[1十(t/)8]-1，通過放大器后，其脈沖寬度不僅未能壓縮而且變寬的情況。第33頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一以上討論的放大過程都是在無損耗的放大介質中的放大情況，最后得到增益公式(4．2—29)和(4．2—30)。這個結果說明：一旦出現(xiàn)增益飽和，其增益將隨著放大器長度的增加線性增加。實際上，放大器是具有一定損耗的(如介質中的雜質吸收、散射等)，因而隨著放大器長度的增加，其總的損耗也將增加，致使輸出光子流的總能量減少。五、脈沖信號在有損耗介質中的放大(4.2-31)(4.2-32)設放大器的損耗系數(shù)為，則在光子流強度和粒子數(shù)反轉的速率方程(4．2—4)式中應加一損耗項cI，即第34頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一為了討論簡便起見，只涉及脈沖經放大器后總能量的變化，而不考慮脈沖各部位的變化情況。利用如下積分條件消去時間關系：(4.2-33)(4.2-34)(4.2-36)上式表示在放大器x處，通過單位截面的脈沖總光子流(光強)。將(4.2-32)式代入(4.2-31)式并考慮(4.2—33)式的條件，得式中，△no為初始反轉粒子數(shù)密度；△n(x,t)可由對(4.2-32)式積分求得，△n(x,t)=△noexp[-2I(x)](4.2-35)將此代入(4．2—34)式，得這就是有損耗情況下的脈沖信號放大過程的表示式。第35頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一在初始反轉粒子數(shù)密度△no和損耗系數(shù)確定之后，信號在介質中的傳輸情況就完全確定了。對非線性微分方程(4.2-36)式進行數(shù)值求解，即可求得輸出能量隨放大器長度變化而變化的關系。(4.2-37)積分得出小信號光強的變化關系（指數(shù)放大）：I(x)=I(0)exp(△no-)x(4.2-38)對于小信號入射，滿足條件I(x)<<1，于是exp[-2I(x)]≈l-2I(x)，則(4.2-36)式中，展開指數(shù)項，并忽略二階微小量，得第36頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一對于強信號，滿足條件I(x)>>l，則exp[-2I(x)]≈0，于是由(4.2-36)得到積分得出強信號光強的變化關系：上式說明，飽和時損耗對放大器的輸出能量影響很大，由放大器可望得到的最大輸出能量由△no/（2）項決定。第37頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一由圖4.2-10可以看出，當入射小信號時，放大比較明顯(如曲線A)，并且在靠近放大器輸入端小信號的增益上升很快；隨著入射信號的增強，增益上升就變得緩慢；如果放大器很長(即x很大)，則輸出能量將受到損耗的限制，很快出現(xiàn)隨長度增大趨于飽和的現(xiàn)象（如曲線C）。小中大信號第38頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一4．3長脈沖激光放大的穩(wěn)態(tài)理論當入射激光放大器為長脈沖信號，即光脈沖的持續(xù)時間大于縱向弛豫時間(滿足τ>>T1條件)時，必須采用穩(wěn)態(tài)理論來分析其放大過程。因為，這時由于受激輻射而消耗的粒子數(shù)很快能由光泵抽運得到補充,使反轉粒子數(shù)維持在穩(wěn)定的數(shù)值附近，即可近似地認為d△n/dt＝0。故在速率方程中應計入光泵抽運和自發(fā)輻射對粒子數(shù)反轉的影響(假定入射信號具有足夠寬的譜線，使得整個增益線寬范圍內的反轉粒子數(shù)都對輸出有貢獻，不發(fā)生燒孔效應)。速率方程(4.2-31)和(4．2-32)可表示為(為書寫方便起見，把I(x,t)寫為I，把△n（x，t）寫為△n）一、穩(wěn)態(tài)的速率方程(4.3-1)(4.3-2)第39頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一若將(4．3—3)式代入上式，則式中，表示單位長度上有損耗的增益系數(shù)，用k表示之,則再引入ko=△no及，則（4.3-4不是1）式變?yōu)椋?4.3-3)(4.3-4)對(4.3-1)式采用全微分算符，得到式中，為放大器的損耗系數(shù)；T1為縱向弛豫時間，表示激發(fā)態(tài)原子的壽命。在穩(wěn)態(tài)情況下，(4.3-2)式等號左邊()為零，于是得:第40頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一當信號強度I增加到使時，不再增大，稱為飽和光強Is，(4.3-6)(4.3-5)此時，放大介質中反轉粒子數(shù)提供的增益將完全消耗在腔與工作物質的損耗上##第41頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一激光放大器雖然與激光(振蕩)器都基于同一物理過程．但激光放大器還有其自身的特殊問題，所以在設計激光放大器時，還應考慮以下六點。

4．4設計激光放大器應考慮的幾個問題放大器工作物質與振蕩級相匹配(尺寸、激活離子濃度等)。要獲得較大的功率，除了提高單位面積上的能量外，還可以適當擴大棒的口徑，因為工作物質單位面積上所能承受的能量受到破壞閾值的限制；因為激光器的輸出平均功率W＝EA/τ(E為單位面積上的能量，A為激光棒的截面積，τ為脈沖寬度)。當單位體積內的儲能密度及棒的口徑決定后，就必須選用適當?shù)陌糸L才能達到所要求的能量輸出。一、放大器工作物質的選擇第42頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一二、放大器工作物質端面反饋的消除要使行波放大器能穩(wěn)定地工作，必須防止自激振蕩的產生，確保使入射的脈沖信號經放大后能全部離開放大器。

通常采用的方法或是將放大介質的端面鍍增透膜，以減少介質端面的反射，但這種方法只宜于功率密度不太高的器件；或是將放大介質的端面磨成具有較小的斜角(一般2o—3o)或布儒斯特角。第43頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一放大器的級間耦合會形成自激振蕩或經行波放大而造成強的超輻射現(xiàn)象，不僅降低了放大器的增益，而且會影響激光振蕩器的穩(wěn)定工作。所以在高增益的多級放大系統(tǒng)中，各級之間必須插入隔離元件來阻止各放大器之間的反饋，其作用是只允許光信號從振蕩器通向放大器，或從前級放大器通向后級放大器，但不允許光信號逆行，從而達到使放大的光信號單向通行的目的。常用的光學隔離元件有法拉第光學隔離器、電光隔離器、可飽和吸收隔離器等幾種。三、級間去耦問題1.法拉第光學隔離器（旋光效應P159）2.電光隔離器（位相改變導致偏振方向改變P159-160）第44頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一實現(xiàn)級間孔徑匹配一般是采用在兩級之間插入擴束望遠鏡的辦法，使前級輸出的光束很好地耦合到下級放大器。插入一種“像傳遞空間濾波器”的裝置，其結構如圖L4—3所示。四、級間孔徑匹配問題第45頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一采用行波放大系統(tǒng)，為了放大器能高效地工作，以獲得最佳增益，則希望振蕩級和各放大級都能達到最大粒子數(shù)反轉，因此就需要匹配各級泵燈的點燃時間。由于震蕩級和放大級需要輸入的泵浦能不同，二者的放電時間也不同，如圖4．4—4所示。曲線A為振蕩級氙燈放電波形；曲線B為放大級氙燈放電波形。由圖可見，振蕩級與放大級同時觸發(fā)放電，但放電時間不相匹配，放大器的增益不高，故應改成延遲觸發(fā)。五、各級泵浦時間的匹配如圖4．4—５所示(空間距離的影響為納秒級別,可忽略)第46頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一六、不均勻性影響的消除以固體為工作物質的行波放大器，為了獲得較高的輸出能量，往往采用大口徑的工作物質，但是這樣會帶來一些問題：一個是，很難作到均勻泵浦，棒的外緣和中心部位有時相差很大，會引起工作物質的熱畸變，如圖4．4—6所示，顯然，當光信號通過這種放大器時，光束的方向性會變壞；另一個是，在泵浦過程中，棒的反轉粒子數(shù)沿截面分布不均勻，即中心部位比外緣的反轉粒子數(shù)密度要小，因而光脈沖信號的增益也不均勻，中心部位的增益比外緣的要低。第47頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一為了消除上述影響，在某些實際應用中，采用一種多路分光系統(tǒng)再加以放大，然后再將各路放大激光脈沖通過光學系統(tǒng)會聚在一起的方法。這樣，光脈沖的總能量等于各路脈沖能量之和，既可以獲得高的輸出能量，又可以避免單路放大系統(tǒng)的不均勻性帶來的影響。還可以用一種“片狀激光放大器”來消除上述現(xiàn)象。這種放大器的結構是把加工成薄片狀的工作物質再組合而成。因薄片形如圓盤，故又稱為圓盤放大器。##第48頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一除了前面介紹的行波放大技術以外，還有一種再生式放大技術。此技術就是將一光束質量好的微弱信號注入一個激光(振蕩)器中，注入的光信號作為一個“種籽”控制激光振蕩的產生，也就說使激光振蕩是在這個“種籽”的基礎上而不再是從噪聲中發(fā)展起來，并得到放大之后輸出腔外，從而得到光束性能優(yōu)良、功率高的激光。再生式放大可分為外注入（如下圖）再生放大及自注入再生放大兩類。4．5再生式放大技術氙燈第49頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一該技術是由一個激光器(稱為主振蕩器)產生性能優(yōu)良的微弱光信號并注入到另一個激光器(稱為從動振蕩器)獲得光放大的，按其運行特點又分為兩種情況：一、外注入再生放大技術一種是從動激光器增益較低（自由震蕩頻率為υ），而注入的光信號較強（υ1）。輸出光束的頻率由外注入信號（υ1）決定。第50頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一另一種是從動激光器(如調Q激光器)增益較高，而注入的光信號（υ1）相對較弱。則注入信號與腔內自發(fā)輻射噪聲將同時增長，只是這個注入信號在放大過程中經歷一個快速的相移而移到最靠近的縱模，從而使這個縱模在與其他噪聲的競爭中占優(yōu)勢，很快達到使介質增益飽和，抑制了其他模式的增長，因此，輸出激光的頻率特性是由從動激光器（υ）決定。這種外注入放大通常稱為注入鎖定技術。（最終得以單縱模輸出）第51頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一

1.對注入信號的功率密度、失諧量和Q開關的開啟時間都有一定的要求。若注入信號功率密度過低，就會出現(xiàn)失鎖，而產生多縱橫振蕩，這從物理意義上不難理解，因為注入信號場太弱時，對其靠近的腔模場影響力下降，在Q開關打開時，達不到足以抑制其他縱模的程度，因而在模式競爭中不能取得優(yōu)勢，故會導致多模振蕩輸出。

實現(xiàn)注入鎖定要注意以下幾點：氙燈第52頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一2.控制失諧量△ω在允許值范圍。對一定的注入功率密度，注入場對離其最近的腔模場的影響將隨著失諧量△ω的增加而減小，當失諧量大到一定程度時，就會失鎖而出現(xiàn)多縱橫振蕩。

氙燈第53頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一3.精確控制Q開關打開時間。對一定的注入信號強度和失諧量，Q開關打開時間的早晚對注入鎖定的效果有影響。只有將注入脈沖信號峰值控制在與Q開關打開的時間實現(xiàn)最佳匹配，才能達到最佳效率?！鱪i△ntQ圖2.1-3Q開關激光脈沖建立過程氙燈第54頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一外注入放大技術是一個激光器產生“種籽”脈沖信號注入另一個激光器而得到光束質量好的高功率的激光輸出；自注入放大技術則是利用一臺激光器本身產生“種籽”信號自注入到腔內而實現(xiàn)再生放大的，因此，可以大大縮小激光設備的體積。圖4.5—3示出了一種腔內自注入放大的裝置及工作原理示意圖。在一個退壓式調Q激光器中，插入一個泡克耳斯盒PC2，并以PC2為界將諧振腔分為L1，L2兩段，L＝L1十L2為諧振腔腔長。泡克耳斯盒PC1為調Q器件，PC2用于產生注入放大的“種籽”脈沖。三、自注入放大技術Vλ/4Vλ/2氙燈第55頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一Vλ/2Vλ/4氙燈P為偏振棱鏡，位于L2段內，M1，M2為兩腔鏡。開始時，在氙燈泵浦工作物質儲能期間，在PC1上加Vλ/4，使諧振腔處于“關閉’狀態(tài)不形成振蕩，當儲能到最大時，即在to時刻，將PC1上的Vλ/4退去Q開關打開，開始建立激光振蕩，經適當延時td后(激光振蕩達到峰值之前)在泡克耳斯盒PC2上加半波電壓(Vλ/2)，這時，原處L1段內的線偏振光通過PC2一次，偏振方向改變90。，到達偏振棱鏡P后偏折逸出腔外，而原處于L2段的光在腔內往返一周而兩次通過加半波電壓的PC2晶體，則偏振方向不變，仍然留在腔內，作為種籽脈沖多次通過激光工作物質得到放大，則在M2輸出鏡端得到序列脈沖輸出，其包絡為調Q波形。若在t1時刻在PC1上恢復電壓Vλ/4,則可得到腔倒空單脈沖輸出。第56頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一4．6半導體激光放大器與光纖放大器隨著光纖通信的發(fā)展，迫切需要提高通信的中斷距離相通信的容量。傳統(tǒng)的長距離光纖傳輸信息，必須隔一定距離設置一個再生中繼器，對光信號進行“光—電—光”轉換，進行再生、整形處理后才能繼續(xù)傳輸下去。顯然，這種方式很麻煩。人們一直設想能直接在光路中對信號進行放大，實現(xiàn)“全光”通信，因而近幾年出現(xiàn)了多種適用于光纖通信的光放大技術。迄今為止，主要有半導體激光放大器、光纖拉曼放大器和摻稀土元素(主要是摻鉺)的光纖放大器。第57頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一用于光纖通信的半導體激光放大器主要有下面兩種形式：法布里—珀羅半導體激光放大器(FP—SLA，semiconductorlaseramplification)和行波半導體激光放大器(TW—SLA，Travellingwave-semiconductorlaseramplification)，前者實質上是偏置在閾值以下的半導體激光器，所放大的是外來光信號，光子在激光器的諧振腔中往返多次，可得到較大的增益，但增益帶寬較窄(基本上為一個F—P腔縱模的線寬)。為保證入射光信號得到較大的增益．要求器件有足夠高的溫度穩(wěn)定性。而后者實質上是對半導體激光器的解理面進行了理想的增透,入射信號在這種放大器中僅經歷單程放大，所以要求增益要高,這靠放大器的驅動電流增大到增透前閾值電流的2—3倍來實現(xiàn),它具有很寬的增益帶寬(比FP—SLA約高二個數(shù)量級),因而對放大器溫度穩(wěn)定性的要求比前者要低。一、半導體激光放大器第58頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一式中，R1，R2分別為激光放大器入射面和出射面的反射率；△υ為腔的縱模間隔；Gs為光信號經受的單程增益，

半導體激光放大器對光信號的放大作用實質上是增益介質中光子與電子的相互作用產生受激發(fā)射機制而得到的，光信號在行波半導體激光放大器中所得到的腔增益可以表示為式中,為放大器有源區(qū)的光場限制因子;g和α分別為有源介質的增益系數(shù)和損耗系數(shù)；L為增益介質長度。在理想情況下υ＝υs，而且R1＝R2＝R，則(4．6—1)式可簡化為Gs=exp[g-αL](4.6-2)(4.6-1)(4.6-3)第59頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一由此可見，當兩解理面完全增透(即R1＝R2＝0)時，G(υ)＝Gs，即在行波放大器中，入射光信號只能在放大器中得到單程增益。而行波放大器可以允許在比增透前的閾值電流高2—3倍的情況下運行，因而可以得到很高的單程增益。

半導體激光放大器雖然增益很高，但是它與光纖的耦合損耗很大(可達5dB左右)，而且增益對光纖的極化和環(huán)境溫度很敏感，因此穩(wěn)定性差，它比較適合于與光電集成電路結合使用。第60頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一二、光纖拉曼放大器光纖作為非線性介質，可以將強激光場與介質的相互作用限制在非常小的截面內，從而大大提高入射光場的光功率密度，光與介質的作用長度可以維持很長的距離，使能量耦合得比較充分，因而光纖中的受激拉曼散射具有低閾值高增益的特點。若將一個入射光信號與強泵浦光一起在光纖中傳輸，并且信號光波長正好落在拉曼帶寬的范圍內，光纖就能把這個光信號放大。由于這種放大是利用光纖的受激拉曼散射效應產生的增益機制而得到的，故稱為光纖拉曼放大。光纖拉曼放大器的結構就是沒有反射鏡的光纖激光器，在同向泵浦結構中，泵浦光和信號光是在同一方向上傳播的，而在反向泵浦結構中，兩束光的傳播方向相反。如果入射的信號光強Is比泵浦光強Io小得多，泵浦耗盡可以忽略，則在光纖放大器的L處的信號輸出第61頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一Is(L)=exp[gRIoLeff-αsL](4.6-4)若不存在泵浦光，則Is(L)=Is(0)exp[-αsL](4.6-5)所以光纖拉曼放大器的增益為(4.6-6)式中，Is為斯托克斯光的強度；gR為拉曼增益系數(shù)；αs為光的損耗；L為光纖的實際長度；Leff為泵浦光的損耗不為零時的光纖有效長度；Io為光纖輸入端的泵浦光強；Is(0)為光纖輸入端的斯托克斯光強；P0=I0Aeff為放大器的輸入泵浦功率。例如，用λp＝1.017m作泵浦源放大λs為1.064m的光信號，光纖L＝1．3km，則得到光纖拉曼放大器的增益與泵浦功率的關系曲線,，第62頁，共69頁，2023年，2月20日，星期一如圖4．6—l所示。由圖表明：開始時，G隨Po的增加指數(shù)增加（注意對數(shù)坐標），而后來，在Po＞1W時偏離指數(shù)曲線，這是泵浦耗盡