第3讲-激光输出特性课件.ppt

1、第三讲：激光器的输出特性陈 同 生生物光子学研究生院硕士研究生课件： 激光原理与技术3.1.1 3.1.1 惠更斯惠更斯- -基尔霍夫衍射公式基尔霍夫衍射公式1.惠更斯提出了关于子波的概念，认为波面上每一点可看作次球面子波的波源，下一时刻新的波前形状由次级子波的包络面所决定。空间光场是各子波干涉叠加的结果。 2. 惠更斯菲涅耳原理图3-1 惠更斯-菲涅耳原理设波阵面上任一源点 的光场复振幅为 ，则空间任一观察点P的光场复振幅 由下列积分式计算： P) ( Pu)(Pu)cos1 ()( 4)(dsePuikPuik式中 为源点 与观察点 之间的距离； 为源点 处的波面法线 与 的夹角； 为光波

2、矢的大小， 为光波长； 为源点 处的面元。 PPPnPP/2kPds3.1 光学谐振腔的衍射理论3.1.2 3.1.2 光学谐振腔的自再现模积分方程光学谐振腔的自再现模积分方程1.自再现模概念 2. 自再现模积分方程图3-2 镜面上场分布的计算示意图图(3-2)所示为一个圆形镜的平行平面腔，镜面 和 上分别建立了坐标轴两两相互平行的坐标 和 。利用上式由镜面 上的光场分布可以计算出镜 上的场分布函数，即任意一个观察点的光场强度。 MMyx yx MM假设 为经过q次渡越后在某一镜面上所形成的场分布， 表示光波经过q+1次渡越后，到达另一镜面所形成的光场分布，则 与 之间应满足如下的迭代关系：

3、) , (yxuq1ququ),(1yxuq)cos1 () , (4),(1dseyxuikyxuMikqq考虑对称开腔的情况，按照自再现模的概念，除了一个表示振幅衰减和相位移动的常数因子以外， 应能够将 再现出来，两者之间应有关系： 1ququqquu1a) 开腔。腔镜的衍射效应导致损耗。b)自洽（稳定的横向场分布）：反射只改变光强的大小，不改变腔中任何位置光强的空间分布。3.1.2 3.1.2 光学谐振腔的自再现模积分方程光学谐振腔的自再现模积分方程2. 自再现模积分方程综合上两式可得： )cos1 () , (4),()cos1 () , (4),(dseyxuikyxudseyxui

4、kyxuikMikMqq对于一般的激光谐振腔来说，腔长L与反射镜曲率半径R通常都远大于反射镜的线度a，而a又远大于光波长 。对上式做两点近似可得到自再现模所满足的积分方程： ) , () , ,(),(dsyxuyxyxKyxuqmnmn) , ,() , ,(2) , ,(yxyxikyxyxikeLieLikyxyxK其中 ，称为积分方程的核。 和 的下标表示该方程存在一系列的不连续的本征函数解与本征值解，这说明在某一给定开腔中，可以存在许多不同的自再现模。 mnumn3.1.2 3.1.2 光学谐振腔的自再现模积分方程光学谐振腔的自再现模积分方程3. 积分方程解的物理意义(1)本征函数

5、和激光横模 mnu本征函数 的模代表对称开腔任一镜面上的光场振幅分布，幅角则代表镜面上光场的相位分布。它表示的是在激光谐振腔中存在的稳定的横向场分布，就是自再现模，通常叫做“横模”，m、n称为横模序数。图3-3为各种横模光斑。 mnu图3-3 横模光斑示意图(2)本征值 和单程衍射损耗、单程相移 mn本征值 的模反映了自再现模在腔内单程渡越时所引起的功率损耗。 mn3.1.2 3.1.2 光学谐振腔的自再现模积分方程光学谐振腔的自再现模积分方程3. 积分方程解的物理意义(2)本征值 和单程衍射损耗、单程相移 mn损耗包括衍射损耗和几何损耗，但主要是衍射损耗，称为单程衍射损耗，用 表示。定义为

6、2122121mnmnqqqqquuuuu本征值幅角与自再现模腔内单程渡越后所引起的总相移有关。 qqqquuuuargargarg11自再现模在对称开腔中单程渡越所产生的总相移定义为 argargarg1qquu自再现模在对称开腔中的单程总相移一般并不等于由腔长L所决定的几何相移，它们的关系为 mnmnkLkLargarg3.1.3 3.1.3 光学谐振腔谐振频率和激光纵模光学谐振腔谐振频率和激光纵模1. 谐振条件、驻波和激光纵模(1) 光波在腔内往返一周的总相移应等于2的整数倍，即只有某些特定频率的光才能满足谐振条件 1,2,3, 22qq(2) 每个q值对应一个驻波，称之为：纵模，q为纵

7、模序数。(3)LqcLcLqcckqkLmnmnq2222222. 纵模频率间隔举例1：10cm腔长的He-Ne激光器可能出现的纵模数（一种，单纵模），纵模频率间隔为1.5*109Hz举例2：30cm腔长的He-Ne激光器可能出现的纵模数（三种，多纵模）纵模频率间隔为0.5*109Hz ，(1) 腔内两个相邻纵模频率之差称为纵模的频率间隔LcLcLqcqqqmnmnq2221图(3-4) 腔中允许的纵模数普通He原子辉光放电中荧光光谱的中心频率是4.76*1014Hz（6328nm），其线宽为1.5*109Hz。3.2.1 3.2.1 共焦腔镜面上的场分布共焦腔镜面上的场分布1.方形镜面共焦腔

8、自再现模积分方程的解析解 (1)设方镜每边长为2a，共焦腔的腔长为L，光波波长为，并把x，y坐标的原点选在镜面中心而以(x，y)来表示镜面上的任意点，则在近轴情况下，积分方程有本征函数近似解析解 LyYLxXeYHXHCuYXnmmnmn2,2;)()(222其中本征值近似解2)1(nmkLimneHm(X)和Hn(Y)均为厄密多项式，其表示式为：1)(0XHXXH2)(124)(22XXH22) 1()(XmmXmmedXdeXH3.2 对称共焦腔内外的广场分布3.2.1 3.2.1 共焦腔镜面上的场分布共焦腔镜面上的场分布2. 镜面上自再现模场的特征 (1)振幅分布:令 ,则有2222)(

9、)(,)()(YnnXmmeYHYFeXHXF)()()()(222YFXFuIYFXFCunmmnmnnmmnmnYYFXXFnm)()(及图(3-5)画出了m = 0，1，2和n = 0，1的 的变化曲线，同时还画出了相应的光振动的镜面光强分布 图(3-5) 的变化曲线及相应的光强分布YYFXXFnm)()(及激光模式的符号：TEMmnq，TEM00是基横模。m、n的数值正好分别等于光强在x，y方向上的节线(光强为零的线)数目，而且m、n的数值越大，光场也越向外扩展。 (1)振幅分布:基横模TEM00场分布为：LyxeCu220000镜面上基模的“光斑有效截面半径” Lyxsss22(2)

10、位相分布:共焦腔反射镜面本身构成光场的一个等相位面。(3)单程衍射损耗：一般忽略不计，但是在讨论激光器单横模的选取时必须考虑单程衍射损耗 (4)单程相移与谐振频率：)1(212222) 1(arg2)1(nmqLcLcLqcnmekLmnqmnmnqmnnmkLimnmnmn22qnmqLc图(3-6) 方形镜共焦腔的振荡频谱3.2.1 3.2.1 共焦腔镜面上的场分布共焦腔镜面上的场分布1.腔内的光场可以通过基尔霍夫衍射公式计算由镜面M1上的场分布在腔内造成的行波求得。腔外的光场则就是腔内沿一个方向传播的行波透过镜面的部分。即行波函数乘以镜面的透射率t。 3.2.2 3.2.2 共焦腔共焦腔

11、中的行波场与腔内外的光场分布中的行波场与腔内外的光场分布 zyxiwyxywHxwHCzyxussnsmmnmn,exp12exp 212212,2222222.如图3-7所示，将镜面场分布代入基尔霍夫衍射公式可得：图3-7 计算腔内外光场分布的示意图Lz2222( , , )(1)(1)()212Lxyx y zkmnL1212LzarctgarctgLz3.3.1 3.3.1 高斯光束的振幅和强度分布高斯光束的振幅和强度分布1. 基横模TEM00的场振幅U00和强度I00分布分别为：22220012expsyxU22222000014expsyxUIz022 yx2.当场振幅为轴上( )的

12、值的e-1倍，即强度为轴上的值的e-2倍时，所对应的横向距离 即z 处截面内基模的有效截面半径为； )2(1 2)(41212)(222222LzLzLyxLzzsssss3.在共焦腔中心(z0)的截面内的光斑有极小值，称为高斯光束的束腰半径 Ls212103.3 高斯光束的传播特性3.3.1 3.3.1 高斯光束的振幅和强度分布高斯光束的振幅和强度分布4.1)()(1)(2121)2(1 2)(2202202220002zzzLLzLzs图(3-8) 基模光斑半径随z按双曲线规律的变化5. 基模光斑半径 随 z 按双曲线规律变化，如图(3-8)。 3.3.2 3.3.2 高斯光束的相位分布高

13、斯光束的相位分布0z1. 随坐标而变化，与腔的轴线相交于 点的等相位面的方程为 ),(zyx 00222222022122212212)2)(1()2(12)21 (2),(), 0 , 0(),(zLzLkzLyxLzLzLzLknmLyxLzLzLzLkzyxzzyx忽略由于z变化引起的 的微小变化，用 代替 ，则在腔轴附近有 )(0z)(z2202221zxyLzzLzL 0222222000221212zxyxyLLzLzLz 令 ，则有： )2(1 2000zLzR02220020220022012RyxRRRyxRRyxzz2002220RzzyxR3.3.2 3.3.2 高斯光束

14、的相位分布高斯光束的相位分布当z00时，z-z00；而当z00时, z-z00 2. 表明等位相面在近轴区域可看成半径为R0的球面2002220RzzyxR2202221zxyLzzLzL 0222222000221212zxyxyLLzLzLz 3. 由式子 可知：当LfzRLfz2)(200时，当)(;)(00000zRzzRz时，时，共焦腔反射镜面是共焦场中曲率最大的等相位面 4.共焦场中等相位面的分布如图(3-9)所示。 图(3-9) 共焦腔中等位相面的分布022002222)(1)()(2lim2Lzzzzz1. 远场发散角 (全角) 定义为双曲线的两根渐近线之间的夹角（参见图(3-

15、8)） 22.由波动光学知道，在单色平行光照明下，一个半径为 r 的圆孔夫琅和费衍射角(主极大至第一极小值之间的夹角) 。与上式相比较可知高斯光束半角远场发散角在数值上等于以腰斑 为半径的光束的衍射角，即它已达到了衍射极限。 r61. 003.共焦腔基模光束的理论发散角具有毫弧度的数量缀，它的方向性相当好。 4.由于高阶模的发散角是随着模的阶次的增大而增大，所以多模振荡时，光束的方向性要比单基模振荡差。 3.3.3 3.3.3 高斯光束的远场发散角高斯光束的远场发散角1. 亮度B:单位面积的发光面在其法线方向上单位立体角范围内输出去的辐射功率。 2.一般的激光器是向着数量级约为106 sr的立

16、体角范围内输出激光光束的。而普通光源发光(如电灯光)是朝向空间各个可能的方向的，它的发光立体角为4sr。相比之下，普通光源的发光立体角是激光的约百万倍。 3.小结一下高斯光束的主要特征参量： 3.3.4 3.3.4 高斯光束的高亮度高斯光束的高亮度20L2200)(1)(zz02s022)(1 200zzRSIB222)(RR3.4.1 稳定球面腔的等价共焦腔1. 任意一个满足稳定性条件的球面腔只可唯一地与一个共焦腔等价。 2.假设双凹腔两镜面M1与M2的曲率半径分别为R1和R2，腔长为L，而所要求的等价共焦腔的共焦参数为f。以等价共焦腔中点为z坐标的原点。M1、M2两镜的z坐标为z1和z2。

17、如图(3-10)所示。则有：图(3-10) 球面腔的等价共焦腔LzzzfzRzfzR2122222111)(1 )(1 LRRLRLz22121LRRLRLz22112LRRLRRLRLRLf22121213.如果R1、R2、L满足 ，不难证明z10、z20、f0，这说明给定稳定球面腔可唯一确定一个等价共焦腔。 1)1)(1 (021RLRL3.4 稳定球面腔的光束传播特性3.4.2 稳定球面腔的光束传播特性1.等效共焦腔的束腰半径和原球面腔镜面的基横模光束有效截面半径 (1) 等效共焦腔的束腰半径4122121212002121212222LRRLRRLRLRLfLLLRRLRRLRLRLf

18、并且(2)原球面腔镜面的基横模光束有效截面半径 412121222412112211220021122121212121)()()()()(1)(222LRRLRLLRRLLRRLRLLRRLzzLRRLRLzLRRLRLzLRRLRRLRLRLfss3.4.2 稳定球面腔的光束传播特性2. 谐振频率 (1)方形镜一般稳定球面腔的两个反射镜面顶点处的位相因子分别为：(2)按谐振条件，单程总相移必须满足 ，则有： 11111211, 0 , 0zfzftgnmfzkfz22122211, 0 , 0zfzftgnmfzkfzqzz12, 0 , 0, 0 , 0 qzfzftgzfzftgnmz

19、zk221111211qzzffLtgnmL212112qggnmL211cos12211cos112ggnmqLccmnq(3) 圆形镜一般稳定腔的谐振频率 )2)(1(1)1 (2),(222nmLyxLkzyx3.5.1 均匀增宽型介质激光器的输出功率(1) 腔内最小的光强I+(0)(2) 腔内最大光强I-(2L)=r2I+(0)exp2L(G-a内)(3) 输出光强：Iout=t1I-(2L)=t1r2I+(0)exp2L(G-a内)(4) 镜面损耗：Ih=a1I-(2L)=a1r2I+(0)exp2L(G-a内)图(3-11) 谐振腔内光强1. 稳定出光时激光器内诸参数的表达式 剩余

20、部分：I+(0)=r1I-(2L)=r1r2I+(0)exp2L(G-a内)(5) 最大最小光强、输出光强和镜面损耗之间关系 由能量守恒定律可得：I-(2L)-I+(0)=Iout+Ih=(a1+t1)I-(2L)(6) 平均行波光强 对于腔内任何一处z都有两束传播方向相反的行波I+(z)和I-(2L-z)引起粒子数反转分布值发生饱和，增益系数也发生饱和，近似用平均光强2I代替腔内光强 I+(z)+ I-(2L-z)，用阈GIIGGs210作为腔内的平均增益系数，则腔内的平均行波光强为：) 1(2) 1(200总阈aGIGGIIss3.5 激光器的输出功率3.5.1 均匀增宽型介质激光器的输出

21、功率2. 激光器的输出功率 激光器的总损耗为：)(1ln21ln211121taLrrLaa内总如果 很小，将 用级数展开取一级近似，可得：11ta )(1ln11ta 则激光器内行波的平均光强I可以化为：) 12(2110taLGIIs激光器输出光强也可以表示为：) 12(211011taLGtIItIsout若激光器的平均截面为A，则其输出功率为：) 12(211101taLGAItAIPsout(1) 理想的情况 ，将全反射镜M2上的镜面损耗都折合到M1上，对M2有：0, 0, 1222atr对M1有：)(1111tar0内aLtaa211总)32()1ln(32xxxx3.5.1 均匀

22、增宽型介质激光器的输出功率(1) P与Is的关系: 两者成正比(2) P与A的关系: A越大，P越大；而高阶横模的光束截面要比基横的大)2()2()()0()2(111LItLItaILI(3) P与t1的关系: 实际中总是希望输出功率大镜面损耗小，即希望这要求t1大，a1小，使t1a1，但 t1过大又使增益系数的阈值G阈升高，而如果介质的双程增益系数2LG0不够大将会导致腔内光强减小，使输出功率降低。严重时使腔内不能形成激光。t1过小，虽然使G阈降低光强增强，但镜面损耗a1I-(2L)也将增大。解此方程得： 为了使激光器有最大的输出功率，必须使部分反射镜的透射率取最佳值：0)(2(21) 1

23、2(210211011101taLGAIttaLGIAdtdPss)2()2(101121101aLGaaaLGt此时，激光器得输出功率为： 210100101)2(21) 122()2(21aLGAIaLGLGaLGaAIPss3. 输出功率与诸参量之间的关系 ) 12(211101taLGAItAIPsout3.5.2 非均匀增宽型介质激光器的输出功率1. 稳定出光时激光器内诸参数的表达式 (1) 腔内最大光强(2) 输出光强 (3) 镜面损耗)(2exp), 0(),2(2内aGLIrLI)(2exp), 0(),2()(211内aGLIrtLItIout)(2exp), 0(),2()

24、(211内aGLIraLIaIh(4) 最小光强：)(2exp), 0(),2(), 0(211内aGLIrrLIrI光波在腔内传播情况如图3-12所示 图3-12 非均匀增宽激光器腔内的光强(5) 非均匀增宽型介质的增益系数随频率 而变光波的频率 不在非均匀增宽介质的中心频率处，光波在腔内传播时将有两部分粒子 和 粒子对它的放大作出贡献。zz3.5.2 非均匀增宽型介质激光器的输出功率1. 稳定出光时激光器内诸参数的表达式 (5) 非均匀增宽型介质的增益系数随频率 而变光波的频率 不在非均匀增宽介质的中心频率处，光波在腔内传播时将有两部分粒子 和 粒子对它的放大作出贡献。zz即频率为 的光波

25、， 和 两束光在增益系数的曲线上 的两侧对称的“烧”了两个孔。如图3-13所示。),(zI)2 ,(zLI0图3-13 非均匀增宽激光器的“烧孔效应”腔内不同地点的光强不同，取I作为平均光强，当增益不太大时I=I+=I-，则介质对 光波的平均增益系数为：阈GIIGGsD1)()(0这就是非均匀增宽型介质对非中心频率光波的增益系数的表达式；3.5.2 非均匀增宽型介质激光器的输出功率1. 稳定出光时激光器内诸参数的表达式 (5) 非均匀增宽型介质的增益系数随频率 而变光波的频率为线型函数的中心频率 ，它只能使介质中速度为 的这部分粒子数密度反转分布值饱和。此时腔内的光强为I+I-，故介质对 的增

26、益系数为：0z00阈GIIIGGsDD)(1)()(000),2(),(00zLIzI若用平均光强2I来代替 ，则光波在腔中的平均增益系数可表示为：阈GIIGGsDD21)()(000若腔内各频率的光强都等于Is，则 以及 附近的 光波所获得的增益系数分别为：002)()(3)()(0000GGGGDDDD和 1)()( 1)(21)(202000和阈阈GGIIGGIIDsDs若增益系数的阈值都相等，则 和 附近频率为 光波的平均光强分别为下值，且前者比后者要弱：003.5.2 非均匀增宽型介质激光器的输出功率2. 激光器的输出功率 若腔内只允许一个谐振频率，且 ，激光器在理想的情况下，仍有：

27、0 Ltaara2; 1; 0112总内此时腔内的平均光强为： 1)(2()(2110taLGIIGs激光器的输出光强为： 1)(2()()(211011outtaLGItItIGs若 光束的截面为A，则激光器的输出功率为： 1)(2()()(21101taLGIAtAIPGsout(1) 单频激光器的输出功率 )(1ln21ln211121taLrrLaa内总 1)(2(21)(211000taLGIIGs激光器输出光强为： 1)(2(21)()(211001010outtaLGItItIGs若腔内单纵模的频率为 ，激光器腔内平均光强为：0若 光束的截面为A，激光器的输出功率为： 1)(2(

28、21)()(21100100taLGIAtAIPDsout03.5.2 非均匀增宽型介质激光器的输出功率212100IIIIss如果我们使单纵模输出的激光器的谐振频率由小到大变化，逐渐接近 时，输出功率也逐渐变大，但当频率 变到0此范围时，该光波在增益系数的曲线上对称“烧”的两个孔发生了重叠，直到 增益曲线上的两个孔完全重叠，输出功率下降至一个最小值。0 图(3-14) 曲线与“兰姆凹陷”)(P图(3-14)为 曲线；图(3-15)为兰姆凹陷与气压的关系曲线)(P图(3-15) “兰姆凹陷”与管中气压的关系3.5.2 非均匀增宽型介质激光器的输出功率若腔内允许多个谐振频率，且相邻两个纵模的频率

29、间隔大于烧孔的宽度以及各频率的烧孔都是彼此独立的，则平均光强为：(2) 多频激光器的输出功率 1)(2(21 1)(2()(211002110taLGItaLGIIDsDs0 0 输出功率为： 1)(2(21 1)(2()(21100121101taLGIAttaLGIAtPDsDs0 0 多频激光器的输出功率为：NiiPP1)(3.5.2 非均匀增宽型介质激光器的输出功率(2) 多频激光器的输出功率 若腔内多纵模的频率 对称的分布在 的两侧，也即有一个纵模率 ，必有另一个纵模频率 ，则在理想情况下纵模 的增益系数为：0b0b0阈GIIGIIIGGsDsD21)()()(1)()(00纵模 在

30、腔内的平均光强为： 1)2)(21)(2110taLGIIDs纵模 的输出功率为： 1)2)(21)(21101taLGIAtPDs该多模激光器的输出功率为：NiiPP1)(1. 1. 造成线宽的原因造成线宽的原因(1) 能级的有限寿命造成了谱线的自然宽度(2)发光粒子之间的碰撞造成了谱线的碰撞宽度(或压力宽度)。(3)发光粒子的热运动造成了谱线的多普勒宽度。2. 2. 激光器的线宽激光器的线宽对一个激光器来说，当它在稳定工作时，其增益正好等于总损耗。这时的理想情况是：损耗的能量在腔内的受激过程中得到了补充，而且在受激过程中产生的光波与原来光波有相同的位相，所以新产生的光波与原来的光波相干叠加

31、，使腔内光波的振幅始终保持恒定，相应的就有无限长的波列，故线宽应为“0”。如果激光器是单模输出的话，那么它输出的谱线应该是落在荧光线宽 范围内的一条“线” (见图(3-16)。F实际的谱线线型是以上三者共同作用的结果，我们把这样的谱线叫做发光物质的荧光谱线，其线宽叫做荧光线宽。图(3-16) 荧光谱线与理想的单色激光谱线3.6 激光器的线宽极限3. 3. 造成激光器线宽的原因造成激光器线宽的原因2，另一方面，腔内自发辐射又产生一列一列前后位相无关的波列，这些波列和相干的波列的光强相叠加，使腔内的光强保持稳定。而这样一些一段一段的互相独立的自发辐射的波列也要造成一定的线宽。首先是内部的原因：在理

32、想的激光器中完全忽略了激活介质的自发辐射，而一个实际的激光器尽管它的自发辐射相对于受激辐射来说是极其微弱的，但它毕竟还是不可避免地存在着，而且在激光器的输出功率中也贡献它极其微小的一个份额。这样，激光器的增益就应该包括受激过程和自发过程两部分的贡献。1， 波列的衰减：在振荡达到平衡时，激光器内的能量平衡，应该是介质的受激辐射增益与自发辐射增益之和等于腔的总损耗，因而受激辐射的增益应略小于总损耗。这样，对于受激辐射的相干光来说，每一个波列都存在一定的衰减率，正是这种衰减造成了一定的线宽，这是问题的一面。以上两方面的因素就造成了由于存在自发辐射而引起的激光线宽。如图(3-17)所示，曲线1是衰减的

33、相干光的谱线，曲线2是自发辐射本身的谱线，曲线3是总的谱线。图(3-17) 激光的极限线宽4. 4. 激光线宽与激光器输出功率成反比激光线宽与激光器输出功率成反比增加激光器的输出功率可以减小由于自发辐射引起的激光线宽。理论计算表明此激光线宽是和激光器输出功率成反比的。理论计算还指出，单纯由于腔内自发辐射而引起的激光谱线宽度远小于l Hz。而实验测得的激光线宽却远远大于这个数值。这说明造成激光线宽还有其他的较自发辐射影响更大的因素。尽管如此，对于自发辐射造成激光线宽的分析还是十分有意义的。因为自发辐射是在任何激光器中都存在的，所以这种因素造成的激光线宽是无法排除的。也就是说这种线宽是消除了其他各种使激光线宽增加的因素后，最终可以达到的最小线宽，所以叫做线宽极限。