超短脉冲激光技术(钱列加老师)
5．6 (3)
一．概述 (3)
1．飞秒激光脉冲的特性 (3)
2．飞秒脉冲的传输 (5)
3．光束空间传输 (6)
4．脉冲传输的数值模拟 (6)
5．时空效应 (9)
5.1自相位调制 (10)
5.2相位调制对有限光束的影响——自聚焦 (11)
二．飞秒光学 (13)
1．简介 (13)
2．色散元件 (13)
2.1 膜层色散 (13)
2.2 材料体色散 (13)
2.3 角色散元件 (14)
3．群速度色散的补偿及控制 (14)
4．聚焦元件 (16)
4.1 透镜的色差 (16)
4.2 脉冲畸变与PTD效应 (16)
三．飞秒激光器 (18)
1．锁模简介 (18)
2．克尔透镜锁模 (18)
3．飞秒激光振荡器 (20)
4．光纤孤子激光器 (21)
四．飞秒脉冲的放大与压缩 (23)
1．简介 (23)
2．飞秒脉冲放大的困难 (25)
3．啁啾脉冲放大技术 (26)
4．CP A放大器的设计 (27)
4.1 CP A激光系统的工作脉宽 (27)
4.2 高增益的前置放大器 (27)
4.3 装置的色散控制 (28)
4.4 设计多程CP A放大器的理论模型 (31)
五．脉冲整形 (34)
1．脉冲整形 (34)
2．飞秒光脉冲整形的物理基础 (34)
(1)线性滤波 (34)
(2)脉冲整形装置 (35)
(3)脉冲整形的控制 (38)
3．几种典型的空间光调制器 (39)
(1)可编程液晶空间光调制器(LC SLM) (39)
A．电寻址方式 (39)
B．光寻址方式 (40)
(2)声光调制器 (41)
(3)变形镜 (41)
4．脉冲压缩 (42)
2.1 波导介质中的SPM (42)
2.2 级联非线性压缩脉冲 (43)
六．脉冲时间诊断技术 (45)
1．强度相关 (45)
(1) 多次平均测量 (45)
(2) 单次工作方式 (47)
(3) 三次相关法 (48)
2．干涉相关 (49)
3．脉冲振幅与位相的重建 (50)
七．大口径高功率激光装置 (53)
1．高能量的PW钛宝石/钕玻璃混合系统 (55)
2．关键技术问题 (56)
2.1 高阶色散 (57)
2.2 光谱窄化和漂移引起的光谱畸变 (57)
2.3 非线性自位相调制SPM (58)
2.4 自发辐射放大ASE (58)
3．光参量啁啾脉冲放大(OPCPA) (58)
3.1 大口径高能钕玻璃泵浦的OPCPA 系统 (62)
3.2 小口径低能量高重复率OPCPA 系统 (63)
4．展望 (64)
4.1 峰值功率的理论极限 (64)
4.2 光学元件的限制 (65)
4.3 非线性B积分的限制 (65)
5．6
一． 概述
1． 飞秒激光脉冲的特性
飞秒（
15110fs s ?=）激光最早出现于70年代初。同传统的激光技术相类似，飞秒激光的发展也是和光学材料紧密相关的。宽带的掺钛宝石激光晶体的出现，促进了飞秒激光在
90-年代的飞速发展。至今飞秒激光在宽带上可以小于4fs ，非常接近单个光波振荡周期。另
一方面，激光脉冲的峰值功率已经超过拍瓦（），相应的光波聚焦光强超过，相当于将所有覆盖于地球表面的太阳能辐射集中到3015
110PW W =21210/W cm m μ的小孔内所获得的
强度。因此，脉冲极短和强度极高的飞秒激光将显示独特的光波特性，并且将创造研究重大
科学问题的新途径。
由于飞秒激光的脉冲宽度和光波振荡周期相近，其振幅和位相在相当的时间尺度上发生
变化。飞秒激光将显示出不同于其它较长脉冲的传输特性，光波的谱域相位()φω会显著的
影响时域振幅分布或激光脉冲。例如，50fs 脉宽的飞秒激光经过1cm 的光学玻璃线性传输，
将展宽至约100fs 。这种特性被称为群速度色散效应。对于大多数光学透明介质，群速度色
散仅在飞秒时间尺度上是重要的。为清晰地说明群速度的概念，可以讨论光波由二列频率稍
有不同的平面波组成的情况：
11220012[()][()]
00[(())]0()()()
2cos ())i k z t i k z t i k z t E t E t E t E e E e E k z t e k ωωωωωωω???=+=+?=??? （1）
其中
211[()()]2k k k ωω?=?
211()2ωωω?=? 021()2
1ωωω=+ 上式表明具有多个频率成分的光波的传输和单色平面波相比较，有很大的不同。它是以
中心频率0ω为载频的载波，而其振幅则成为随时间变化的振幅（Fig 1）
。载波表征整个光波
的相位信息，其传递速度被定义为相速度。振幅包洛体现了光波能量的信息，表征了多
个频率成分的整体（群）行为，其随 时间变化的速度被定义为群速度p V g V ：
g V k ω?=? （2（a ）） p V k ω
=
（2（b ））
图1. 脉冲光波的振幅包洛与载波
群速度仅对于脉冲光波才是有意义的。受介质折射率色散的影响，群速度随光波频率而
变化。可以从光波的相位角度出发，来阐明群速度的色散： 234230234111()()()()()2624φφφφωφωωωωωωω???=+?+?+?+???…4 （3）
相位泰勒展开式中的前二项对脉冲传输没有影响，第三项2φ则表征了群速度二阶色散
（GVD ），以后各项3φ,4φ等分别表示了三阶（TOD ）、四阶（FOD ）高阶色散。受群速度色
散的影响，脉冲光波的性质会发生一系列的变化。对于高斯型脉冲，仅考虑介质的二阶色散
量GVD ，我们可以方便地进行解析分析。入射高斯脉冲以及二阶色散分别为
20()()at i t in E t Ae ω??= （4.a ） 221
()()2z φωβω=??
（4.b ） 上式中2β为单位长度的群速度色散量，对应着22z φβ=。
通常以强度分布的半高全宽（FWHM ）定义脉冲宽度，则高斯脉冲的宽度
/po a τ=。
输出光波为： 220
201()()22(,)i z a E z Ae ωωβωωω??+?=
（5.a ） 202211()222221(,)[((2)]t i t i z a E t z A az e a ωββ????=+ （5.b ）
光波的带宽保持不变，而位相将随时间或频率变化。当介质的色散量（2z β）较大时， 2
02(,)2t t z t z φωβ=+ （6.a ） 1220[1()]p p D z L ττ=?+ （6.b ） 2024ln 2p D L τβ= （6.c ）
其中具有长度量纲的参数D L 被称为色散长度。因此原始的付氏变换极限脉冲，经过色
散介质后，载波频率将不同于原始的载频0ω，它将随时间变化，被称为瞬时频率()i t ω：
02()(1/)i t z t ωωβ=+ （7）
载频随时间变化的情况对应着啁啾。瞬时频率与时间t 呈线形关系时，则为线性啁啾。相应
地，高阶色散将导致非线性啁啾。此时，激光脉冲将成为啁啾脉冲，脉冲将展宽（式6.b ），
时间带宽乘积严重偏离转换极限。啁啾脉冲展宽的简单物理图象是光波内不同频率成分以不
同的群速度传播，使得光波在时间上发生弥散。
尽管瞬时频率表达式是在高斯脉冲情况下推导的，该公式是普遍存在的。当啁啾量较大
时，瞬时频率在时间一一对应（公式（7）），因此时间t 与波长是对易的。在这种情况下出
现了一个非常重要的结果：啁啾脉冲的形状与光谱完全相似。
2． 飞秒脉冲的传输
对于任意形状的光波脉冲，无法进行解析讨论，只能应用数值计算。线性传输时，光波
振幅包洛A （z,t ）满足如下方程： 222(,)1(,)(,)02g A z t A z t A z t i z V t t β???+????= （8）
上式中g V 和2β分别为中心频率0ω处群速度和色散。振幅随时间的二阶微分项表征了二阶
色散的影响，响应地，高阶色散的影响应该计入高阶微分项。
无论什么形状的脉冲，介质色散对光波的影响总是具有相同的特性：载波频率瞬时变化，
以及光波在时间上展宽成为啁啾脉冲。
3． 光束空间传输
时间和空间是不可分的，往往需要同时考虑： 222222221[()](,,,)222
g i i i A A x y z t z k x y V t t γβ?????+++?+?????0= （9） 其中同时计入了介质非线性折射率的影响，它对应了光波强度2n 2A 项，非线性系数
022n c
πωγ=。上述方程全面考虑了光束横向效应（衍射）、时间域的色散效应以及三阶非线性效应，它通常被称为非线性薛定谔方程。
如果在光速运动坐标系/g t z V η=?中讨论问题，从方程（9）可以看到空间横向坐标
（x,y ）与时间t 完全对易。因此，光束的空间衍射与反常色散介质（2β<0）中的群速度色
散效应完全等效。方程（6）从另一个侧面很好地反映了这种时空类ee 关系，高斯光束的衍
射传输同高斯脉冲的群速色散效应等价。
4． 脉冲传输的数值模拟
对于自由空间(包括线性介质中的传输)，令方程(9)左边第三、四项等于0，得旁轴波动
方程 0z
220=?+??⊥A A ik (10) 如果A 是可Fourier 变换的，那么方程(10)可用Fourier 变换法求解．利用Fourier 变换
的定义
()(){}()()
y x y i x i z y x A z y x A z A y x y x d d exp ,,,,,,~∫∞∞???=?=κκκκ (11) 其中分别表示Fourier 变换及其逆变换，可将偏微分方程(10)变换成常微分方程
1,???(A k i A y x ~2z d )
~d 220κκ+?= (12) 容易求得方程(12)的解为
()()()
??????+?=02202exp 0;,~;,~k z i A z A y x y x y x κκκκκκ， (13) 式中)
(0;,~0y x A κκ是初始包络电场A 0(x ,y ,0)的Fourier 变换．(13)式可看作是一个线性系统的输出谱与输入谱之间的关系，系统的空间频率响应(我们将称其为旁轴传输的传递函数)为
()()()()
??????+?=≡02202exp ;,0;,~;,~k z i z H A z A y x y x y x y x κκκκκκκκ， (14) 顺便提一下，非旁轴传输的传递函数为
()
????????+??+?=0222022exp ;,k k iz z H y x y x y x κκκκκκ． (15) 对传递函数(14)进行逆变换得空间光传输的响应函数
()(??
????+=2
2002exp 2,,y x z ik z i k z y x h π)， (16) 它与初始输入光束剖面作卷积可直接得到空间域中衍射光束的剖面
()()()(){}
(){}(){}y x A D y x A z H y x A z y x h z y x A y x ,?,;,,,,,,0010≡??=?=?κκ． (17) 这种卷积的结果与Fresnel 衍射积分公式[150]实际上是一样的．式中我们定义了衍射算符
()(){}
??=?z H z D y x ;,?1κκ． (18) 对于非线性传输，必须求解方程(9)．已有很多求解方程(9)的数值算法，但比较常用是
伪频谱方法(pseudospectral method)，
著名的分裂步骤Fourier 变换法(split-step Fourier method, SSFM)，又叫光束传输法(BPM)，就是一种典型的伪频谱方法．这种方法将传输介质分成若
干小薄片，在每一片上衍射和非线性(包括增益和损耗)分别单独起作用，从而可以分别得到
解析解．其中衍射的作用可用上述自由空间传输算法计算，至于非线性的作用，可求出传输
z ?距离后光场的形式解 ),(?),,(0
y x A N G z y x A =?, (19) 式中定义为非线性算符，其中(B i N ?=exp ?))2/(0
22n z A kn B ?=?是在传输距离z ?上的B 积分．此算法的精度取决于与的对易，利用对称的分步Fourier 变换法(SSSFM)可使计算精度达到传输步长的三次方量级，该算法给出间隔为D
?N ?z ?的相邻两个横截面上的光场分布之
间的关系
()3),,(???),,(z o z y x A D N G D z z y x A ?+≡?+， (20)
注意这儿． ()2/??z D D
?=
z ?/2距离的线
性传输后又变换到实空间，这时放大和非线性效应起作用，之后光场再经过/2距离的线
性传输后完成一个步长上的传输．
如果将传输介质分成M 份，那么重复上述过程M 次得到介质出射光场(A 由图2可看出，实际计算中只需要在第一步和最后一步计算
(?D
中间全部是()D ?因而SSSFM 与SSFM 相比计算量基本不变而精度可以提高一倍．
z ?z ?),,z M y x ?．)z ?，?，2/z 上述算法中的Fourier 变换采用快速Fourier 变换(FFT)算法．FFT 要求取样点的间隔是
均匀的，取样间隔应满足取样定理的要求，同时由于循环边界条件的限制，计算窗口必须大
于2倍的光束宽度．在实际计算中，通过反复调整纵向传播步长z ?和横向取样点数来保证
计算精度．
ICF 固体激光驱动器中传输的光束口径都比较大，如我国的神光II(SG-II)激光装置的光
束口径为200×200mm ，神光III(SG-III)的光束口径设计为400×400mm ，美国国家点火装置
(NIF)的光束口径设计为400400mm ，而光束成丝后典型的细丝尺寸为亚毫米量级甚至更
小，模拟计算时横向网格的尺寸应远小于细丝尺寸．以上要求使得计算数据点个数非常大，
从而计算量也非常巨大．所以二维非线性传输的计算需要高性能的硬件平台．在微机的
WINDOWS 系统上，由于内存管理的缺陷，当数据点大于512×512时，计算速度随数据量
增大而急剧下降．
×
5．时空效应
随着超短脉冲光学和技术的发展，超短脉冲的时空非线性效应(自聚焦和自相位调制SPM)吸引了越来越多的研究者．对于超短脉冲，必须考虑介质极化的弛豫效应，即极化的产生和消失总是需要时间的，因此，任一时刻的极化必定和外加光场作用的历史有关，从而非线性自聚焦有一系列新的特点．脉冲光束自聚焦的行为一般由(3+1)维(括号内的数字分别表示横向空间和时间维及纵向传输维)NLS方程描述．对于这种脉冲，由NLS方程知，色散起着与衍射非常相似的作用：短脉冲在空间方面因衍射而加宽，在时间方面因色散而展宽．在反常色散情形，色散的作用与衍射更相似，光脉冲在有反常色散的平面介质波导中的传输与连续光束在三维情形的传输等价．按照一般的分析，两种情形都由(2+1)维NLS方程描述，而该方程预言光束将崩塌于一个奇点．因此，一个在反常色散介质中传输的高强度短脉冲将不仅在空间，而且在时间上崩塌．而在正常色散情形，时间脉冲展宽趋向于与空间自聚焦相互作用，导致脉冲分裂，如图3所示．在光脉冲传输过程中，自聚焦效应使远离传输轴的能量逐渐集中到脉冲的峰值强度附近，而正常色散效应又不断地将能量扩散到远离脉冲中心(t = 0)的地方，从而使脉冲的峰值强度下降，阻止了脉冲在t = 0处崩塌．但是，离轴的能量在处继续聚焦以致形成两个脉冲．
t
≠
图3. 初始峰值强度为85GW/cm2的飞秒高斯光脉冲在不同传输距离处的强度分布
近年来，已经能够获得脉宽可与载波振荡周期相比拟的超短光脉冲．这种进展为非线性光学和强场物理展示了新的前景，同时也对非线性光学提出了新的挑战．这种光脉冲具有宽带宽、尖锐的时间特性(几个光周期甚至更短)、很小的光束半径(波长量级)、很高的峰值功率等特性，从而导致许多新而有趣的现象，如自通道(self-channeling)、多次分裂(multiple splitting)、连续体产生(continuum generation)等．这些现象在很大程度上与上述自聚焦的基本过程有关．但是，它们也反映出描述光脉冲传输的原有的一些物理近似不再成立，一些其它的物理效应也变得同样重要．慢变包络近似对飞秒脉冲的自聚焦问题是不适用的，它甚至对于脉宽远大于一个光学周期的脉冲都不成立．事实上，随着脉冲不断的自聚焦，自相位调制
效应导致初始脉冲的谱加宽，直至慢变包络近似在时间上不再成立．包络概念以及描述一维
非线性脉冲传输的一阶包络方程可以推广到一个振荡周期的脉宽情形，在标准的(3+1)维
NLS 方程中应加入时空聚焦效应、自陡峭效应、Raman 效应、高阶色散效应等的贡献．在
这些高阶效应中，自陡峭效应和自空聚焦效应具有同等重要性，且对光脉冲的影响是最大的；
它们都使时间域中的脉冲尾部变陡并使能量向分裂的尾部脉冲转移；Raman 效应从一定程
度上可以抵消自陡峭效应和时空聚焦效应的影响；三阶色散效应使分裂的尾部脉冲迅速扩散
从而使其强度减少，导致首尾脉冲不对称．更精确地描述如此高强度超短脉冲的传输只有直
接求解Maxwell 方程组了，因为它不利用任何近似．由于是直接求解电场方程，所以保持了
瞬时电场的完整信息．通过数值求解Maxwell 方程组。对于时空对称脉冲，当其初始功率在
自聚焦临界功率附近时，它可以稳定传输相当长的距离，就象光子弹一样；当其初始功率稍
高于自聚焦临界功率时，它首先是收缩，然后停止收缩并发散；当其初始功率更高时，它分
裂成两个较弱的脉冲。
5.1自相位调制
光束自聚焦的原因在于介质折射率的非线性导致光束产生附加相移．单独考虑非线性效
应对光波传播的影响，忽略衍射和色散效应, 可得如下解
()()()[]z t r i t r A z t r A NL ,,exp 0,,,,Φ=, (21)
非线性相位为
()()z t r A n n k z t r NL 20
200,,,,=Φ. (22) 因此非线性相位的横剖面与输入光束(脉冲)的强度剖面相似。
当输入到非线性介质中的激光是脉冲时，由于光强是时间的函数，光强引起的折射率的
变化也必然是时间的函数．因此光的相速(相位)受到时间的调制，从而导致光谱的加宽，
被称为自相位调制（SPM ）
．在脉冲时刻t 处, 脉冲的非线性频移为 n ?()t t A n n z k t NL 2
020???=?Φ??=δω, (23) 式中负号源于场表达式中中的负号．对于高斯脉冲, 如图4所示，在脉冲的前沿
()频移为负(红移), 而在脉冲的后沿频移为正(蓝移); 在峰值区域有上啁啾即
) exp(0t i ω?0≤t 0/>??t δω．上啁啾在脉冲的一段区间是近似线性的．
-2-1012
-0.4
-0.2
0.00.20.4
t/t 0
N o r m a l i z e d C h i r p
图4. 高斯脉冲的归一化频率啁啾随时间的变化.
5.2相位调制对有限光束的影响——自聚焦
在光束的横向点r 处波矢的横向分量为
()()()z r A n n k z r z r NL 20
200,,,⊥⊥⊥?=Φ?=k ， (24) 这种变化可看作是空间啁啾．对于圆对称或平面对称光束, 波矢与z 轴的夹角为
()()??????????=z r r A n n z r θ2
020,arcsin ,, (25)
当夹角很小时，
()()z r r A n n z r θ??=202
0,,． (26)
假设n 2 > 0且光束的中心光强最大如高斯光束，则θ < 0，从而光束将聚焦．
如果将衍射效应也包括进来，则当光束在Fresnel 长度内的非线性相移
时，它将引起光束传输的严重畸变(自聚焦)；或者等价地，当光束的输入功率
大于自聚焦临界功率P 20w k L dif =()π2,>Φz r NL cr (由z = L dif , ΦNL =2π导出)
220 4n c P cr πλε= (SI), 222
16n c P cr πλ= (cgs) (27)
时，光束将自聚焦．所以非线性相移是衡量自聚焦严重程度的一个量．
在高功率飞秒固体激光器中，光束的功率远远高于自聚焦临界功率，通常是自聚焦临界
功率的105倍以上．在这种情形下，更容易发生的是小尺度自聚焦．一个实际光束的光强分
布不可能是完全均匀和光滑的，总是或多或少地带有无规则调制或起伏，这些调制或起伏往
往在光束总体发生自聚焦之前早就使光束发生局部的自聚焦，并造成光束分裂、传输介质的丝状破坏、光谱超加宽等．
小尺度自聚焦通常被认为是因为本底光场不干净而导致，因此，一个实际系统能够获得的最大输出光强取决于能将光束波前起伏降低到何种程度．对于极端干净的光束，是否就不会出现小尺度成丝呢？光场的量子力学起伏也能导致光束成丝，因此，成丝是非线性介质中传输光束的一个基本过程．不管光束波前用经典眼光看是多么规则，成丝过程总能出现．从这个意义上说，量子力学起伏导致的光束成丝决定了系统能够达到的输出光强的上限． 在如何抑制小尺度自聚焦方面，LLNL科学家Hunt首先提出“像传递”理论，在克服小尺度自聚焦问题上取得很大的实际效果．像传递现象开始是Hunt从数值计算中发现的，随后他用几何光学方法作了理论证明．
Bliss等人实验验证了小尺度自聚焦理论．他们测量了干涉条纹在未泵浦的ED-2激光玻璃中的增长率与条纹间隔和强度的关系．在光束进入激光玻璃前将一个与本底光束成一很小角度的一维正弦强度调制迭加到本底光束上，这种空间调制光束在激光介质中传输时的最明显的非线性特性是对于某些空间频率，调制深度明显增大，如图5所示．
图5. 叠加在高斯光束上的小尺度调制传输24cm后获得增长．
二． 飞秒光学
1． 简介
无论单色连续激光还是超短脉冲激光，它们都遵循经典光学的规律。但是，飞秒激光的
传输与聚焦有着独特的性质。与传统的宽带光源如白光相比较，超短脉冲对光学系统的缺陷
更加敏感。研究飞秒激光的光学系统有助于认识飞秒光学和改善飞秒激光的性能。这部分内
容将侧重于飞秒脉冲的群速度色散问题，介绍基本的色散元件及原理，强调群速度色散的控
制与补偿。最后介绍飞秒激光的聚焦。
2． 色散元件
2.1 膜层色散
在光学实验中，膜镜是最广泛使用的一种光学元件，通常仅关心其在特定波长的反射率。
而对于飞秒脉冲，必须考虑膜镜的色散特性。对此，可首先分析膜镜的光学传递函数：
（28） 通过传递函数)()()(????i e R H ?=)(?H ，可以很好地将入射光波)(~?in E 和反射光波)(~?in E 联系起来：
()0()()()i in E R e E ??????= （29） 这里为膜镜的反射率，而2|)(|?R )(??是膜镜的位相响应函数。如果反射系数)(?R 与频
率有关的话，必然存在非零值的)(??。取决于位相)(??的具体特性，膜镜不仅引入一定
的强度损耗，而且会导致脉冲形状的改变，以及产生或补偿啁啾。对于激光谐振腔，由于飞
秒脉冲在腔内往返多次形成振荡，腔镜位相响应影响将变的更加严重。通过设计介质膜的层
数和厚度，可实现所希望的光学传递函数，达到预期的目标。啁啾反射镜作为一个典型的例
子，它提供可设计的负色散量，以补偿和控制腔内光学元件总的色散。
2.2 材料体色散
飞秒激光器件不可避免地应用透过式体材料，折射率色散将导致群速度色散。对于平面
波情况，体材料引入的位相延迟为： L n )(2)(λλπ
λφ= （30）
其中L 为介质材料厚度。由此可以直接获得各阶色散量：
22232)(2λλπλφd n d c L ?= (31a ）
???
?????+?=33223243)()(34λλλλλπλφd n d d n d c L (31b ） 远离共振吸收带时，材料体色散2φ约为100，将对超短脉冲（<100fs ）起到显著的
影响。
mm fs /22.3 角色散元件
角色散长期以来被用于光谱分辨以及滤波，它利用棱镜或光栅等色散或衍射使得不同的
频率成分分布在不同的空间。对应于飞秒光学，角色散将导致群速度色散： 22302)(2λθπλβd d c ?= （32）
由于角色散的缘故，不同频率成分的传播路径不同，因此它将等效于群速度色散。从公式（32）
可见，角色散始终对应着负的群速度色散。在可见光到近红外波段，材料体色散大多为正。
因此，有着负群速度色散角色散元件在飞秒光学中有着极为重要的作用。棱镜对是飞秒激光
振荡器的关键元件，而光栅对则利用于啁啾脉冲放大(CPA)的展宽器和压缩器。
3． 群速度色散的补偿及控制
为使超短脉冲接近付氏变换极限，在整个脉冲带宽范围内，光脉冲的群速度延迟必须几
乎保持恒定不变。这就要求整个光学系统各阶色散量的总值分别为零：
0=∑i ni φ
（33）
上式反映了群速度色散补偿的概念，其中表示群速度色散的阶数。由于材料体色散以
及大多数膜层的色散量不可控的，因此要求寻找符号以及量值可变的色散元件来控制各阶群
速度色散。至今已发展了多种群速度色控制技术，它们分别对应着不同的色散量控制范围以
及时间尺度：（１）棱镜对，通过设计棱镜对间距以及调节插入位置可以方便地改变二阶色
散量的大小和符号，控制范围在100量级左右，适用于补偿1cm 级的材料体色散以及
>20fs 的飞秒脉冲激光，常用于飞秒激光谐振腔；（２）光栅对，可以提供高量值的群速度色散，较材料体色散高三个数量级，可以方便地将飞秒脉冲展宽至纳秒级啁啾脉冲。光栅对不
仅可以控制二阶色散量，通过改变工作角度还可以控制三阶色散量。此外，特殊设计的光栅
对构形甚至可以控制四阶色散。它常用作CPA 激光器的脉冲展宽和压缩器；
（３）啁啾反射镜，它可以精密控制微小色散量，适用于周期量级光脉冲(<10fs)的色散控制；
（４）可编程声光色散滤波器(AOPDF)。这是一种最新的色散控制元件，具有特出的优点。它可以提供较
2≥n 2
fs
大的群速度延迟范围(>3ps)，不需要工作在付氏面处，同时它还可以改变和控制光谱的强度
分布。
可编程声光色散滤波器利用了共线的声光相互作用，而声光波频率是随时间变化的函数
（啁啾）。通过设计和调节声波的啁啾，实现对声光衍射光脉冲的啁啾控制。同时，通过声
波信号强度（衍射效率）可以改变衍射光波的光谱形状。AOPDF 的工作原理如图所示。
图6. AOPDF 的工作原理
时间电信号激发换能器发射调频声波。声波以速度Ｖ沿着声光调制晶体的主轴传播，它
在空间上复制了射频(RF)信号的时间形状。当位相匹配时，声光相互作用将两个光波模式高
效地耦合。如果在空间位置z 处声波形成的光栅仅对应一种空间频率成分，只有特定一种频
率成分的光波在空间位置z 处发生衍射。入射超短光脉冲初始处于模式１（声光晶体快轴）
，为满足相位匹配，每个光波频率成分在与对应空间频率的声波光栅发生作用之前传输特定的
距离。在该位置)(?z ,此频率成分的部分能量被耦合到模式２（晶体慢轴）
。最终，整个脉冲光波以模式２从AOPDF 输出，其中不同频率成分在不同的空间位置)(?z 发生衍射。由
于晶体快慢轴的传输速度不同，每个光波频率将遭受不同的群速延时，从而可实现对光波脉
冲的啁啾补偿或控制。输出光波脉冲的振幅或衍射效率由)(?z 的声波功率决定。具体地，
输出光波脉冲是入射脉冲与时间电信号的卷积：
)(t E out )(t E in )(t S )/()()(αt S t E t E in out ?∝ （34a ） )(c v n ?=α
（34a ） 其中α是归一化因子，它取决于声速与光速的比值c v 以及快慢轴折射率的差别。
n ?
通过上式（34），可以方便地设计AOPDF ，并且作为实际应用时的指导。AOPDF 的透
过率与衍射效率相当（~30%）
，适用于宽带飞秒激光，时间分辨约~5fs. 4． 聚焦元件
宽带飞秒激光的聚焦与单色激光相比较有很大的差别，不仅可能在空间域影响焦斑大小
和分布，而且在时间域会影响脉冲的宽度的特性。这些因素主要是透过式聚焦透镜所造成的。
4.1 透镜的色差
受折射率色散的影响，单片透镜f 存在色差： λλd dn dn df d df ?= （35）
对于100fs 的激光脉冲而言，在其带宽范围内焦距的相对变化将在0.1%的量级。紧聚焦（小
F 数透镜）情况时，色差对聚焦光斑的影响是相当严重的。仅在大F 数透镜或者光束的瑞利
长度较大时，色差f ?才可忽略。其判据为：
R Z f
从这种意义上讲，消色差的双胶透镜比较适合于飞秒激光的光束聚焦。受数值孔径
(NA<0.2)或F 数(F>5)的影响，双胶合透镜的弥散斑大小在100倍的波长量级。另外，双胶
合透镜较厚，其色散(GVD)对较短的飞秒脉冲会有一定的影响。
4.2 脉冲畸变与PTD 效应
在高功率CP A 装置中，宽带的啁啾脉冲经过透射式透镜的传输会引起一系列的问题，
经透镜系统传输的脉冲会畸变.特别是在大口径光束情况，所带来的问题会更加严重。
激光波前是以相速度υp 传播，而脉冲则以群速度υg 传输，受介质材料色散的影响，两者
是不同的。因此脉冲时间前沿相对波前有时间延迟?T ： (λλυυd dn c l l
l
T p g ?=?=? (37) 在普通介质中，由于光束横截面的传输距离l 是相同的，该时间延迟?T 与空间横向坐
标(r )无关，对实际物理量不起作用。然而该效应在透镜情况中，会造成脉冲的畸变，使得在
光束横截面内脉冲时间前沿不一致，被称为PTD 效应(propagation time delay). PTD 效应将导
致光强下降，对应全光束口径的等效脉冲宽度增加： )(2)()1(2)(2220220λλλλd df cf r r d dn n cf r r r T ?=???=? (38)
此脉冲时间前沿问题与透镜的色差和F 数有关，减小色差或增大F 数可以有效地减小
时间延迟?T(r)。
总的来讲，透射或聚焦系统对飞秒光波是不理想的。对大多数物理实验而言，高强度超短脉冲激光器最重要的参数指标是靶面可聚焦光强，它主要取决于光束的可聚焦性。一旦光束质量或者聚焦系统性能不佳而导致大的焦斑的话，会完全淹盖我们在提高脉冲能量及压缩脉冲宽度方面所做的一切努力。目前高功率飞秒CPA激光束聚焦系统的传统技术是反射式的离轴抛物镜。作为新技术发展，折射式/衍射式聚焦光学系统是一种可能的新途径，它能够避免离轴抛物镜参数敏感和调整应用困难等问题。
三．飞秒激光器
1．锁模简介
普通的多纵模激光器，即所谓的自由振荡激光器，各个纵模的位相都是彼此独立无关的。任一瞬间观察每个纵模的振幅和位相分布，都可以看到不规则结构。这种分步不是稳定的，而是随时间发生迅速的无规涨落。作为各个纵模的叠加，合成光波的瞬时功率随时间作快速而无规的波动。
如果在锁模状态，各个纵模相互关联，它们具有相同的位相。此时激光场的频域和时域特性将发生本质的变化，我们将得到频域稳定的频谱强度、均匀的位相分布和时域等间隔的脉冲系列输出。这种情况就称为锁模：（1）位相锁定的纵模数N越大则峰值功率越高，相干叠加的锁模脉冲光强比自由振荡总强度提高了N倍；（2）锁定的纵模数越多则锁模脉宽越窄，脉冲宽度与频带宽成反比；（3）锁模脉冲系列的周期正好对应着光波在谐振腔内的渡越时间。
为实现激光锁模，需要在谐振腔内设置调制元件（损耗调制器或位相调整器）。按调制的方式分，又主动锁模和被动锁模两类。主动锁模的调制源在外部，可以人为的控制调制频率和幅度。而被动锁模则利用了透过率随光强变化的可饱和吸收体，当光波在腔内来回往返时，受到可饱和吸收体的周期性调制。这种可饱和吸收体的调制靠光波本身的光强获得，因此称为被动锁模。
被动锁模可由噪声涨落模型解释，它具有两个阈值条件。达到第一阈值才产生包括随机强度涨落的自由振荡。第二个阈值是在第一阈值之上，净增益达到这个阈值之后才能出现单脉冲锁模系列。第二阈值是不难解的，因为如果净增益太小，反转粒子数在光强到达吸收体饱和光强之前就已耗尽，不可能有脉冲鉴别功能。
2．克尔透镜锁模
由于缺乏稳定可靠的飞秒脉冲种子源，CPA技术自1986年被提出以后，并没有马上被广泛地用于建造高功率飞秒激光系统。九十年代出现并逐渐完善的克尔透镜锁模(KLM)固体激光器，才开始推动高功率飞秒激光系统的发展。
钛宝石激光器的自锁模最早是由苏格兰锡贝特(W.Sibbet)研究小组在1990年发明的。振转能级结构的钛宝石晶体是至今为止综合性能最好的宽带固体激光介质：(1) 激光发射从700nm至1100nm可调谐；(2) 适中的储能密度约1J/cm2；(3) 非常好的热导性能，适用于高
平均功率运转；(4) 晶体性能指标(FOM)可高达2000(800nm 处增益系数与吸收系数之比)。
由于固体激光介质具有较高的饱和能流，不存在增益开关的作用，其被动锁模要求“快”
饱和吸收体(饱和吸收过程快于锁模脉冲宽度)。因此，以前认为固体激光器的被动连续锁模
是不可能的。然而，自锁模钛宝石激光器依赖于不同的超短脉冲产生机制：激光介质的克尔
非线性折射率。由于克尔非线性的响应是瞬时的(<1fs )且与在激光介质的饱和能流无关，它
可被用作“快”饱和吸收体。由于克尔非线性相移的作用，对功率较高的脉冲激光束将发生
自聚焦，如果在适当的位置放置光栏，可以使得高功率的脉冲激光束基本上完全通过光栏，
而低功率的连续激光束则遭受到较高的透过率损耗。因此克尔非线性相移加上小孔光栏构成
一新颖的“快”饱和吸收体，对连续固体激光器进行被动锁模。起到“吸收”作用的光栏可
以是硬边小孔，也可以利用有限抽运区域造成的增益孔径来实现，而非线性克尔相移将使这
样的“吸收”可饱和。因此，自锁模固体激光器通常被称为克尔透镜锁模激光器。
sat F 从物理上来讲，克尔透镜锁模脉冲属于类光孤子(Soliton-like)，脉冲在介质内的自位相
调制(SPM)被色散平衡，最后形成稳定的双曲正割(Sech 2)型光脉冲。由于通常的克尔非线性
折射率n 2为正，因此要求腔内净群速色散GVD 为负，它可由棱镜对提供的负色散实现。自位
相调制和负色散为类光孤子脉冲的存在提供了可能性，但它们不存在损耗，必须具有一定的
振幅调制或损耗，才能使得类孤子脉冲成为腔内唯一可以生存的模式。一般形式的克尔透镜
锁模激光器可用图7示意，它由自位相调制(或非线性相移)、色散、及振幅调制三部分构成。
由于光孤子的坚固性(Robustness)，克尔透镜锁模激光脉冲非常稳定可靠，脉冲振幅的稳定
性<1%(ms 级时间尺度)，并且脉冲光谱光滑稳定，使得高灵敏度光谱分辨的超快测量成为现
实。
图7.飞秒克尔透镜锁模(KLM)激光器的模块结构图
如果腔内净色散为正的话，尽管有克尔透镜的作用，仍然有可能实现自锁模，但此时输
出的锁模脉冲不再是类孤子，而是高度啁啾的较长脉冲(ps 级)，其光谱不再光滑稳定。传统
的被动锁模激光器和腔内色散的符号无关，它们之间有本质的不同。因此，克尔透镜锁模是
一种全新的锁模机理，并不能简单地将它归结为一种新的可饱和吸收体所实现的锁模。
经过近十年的发展，克尔透镜锁模技术目前已经相当成熟。降低激光器的总体色散可以输出更窄的飞秒脉冲，具体的技术有：(1) 使用薄增益介质；(2) 优化选用棱镜材料及 (3) 宽带反射镜及啁啾反射镜(Chirped mirror)。从克尔透镜锁模钛宝石激光器，一般目前可以获得波长800nm，脉宽10fs的锁模脉冲，脉冲能量在5～10nJ水平(平均功率接近1W)。除了传统的钕玻璃和钛宝石晶体以外，至今已经实现了多种宽带固体激光介质的克尔透镜锁模，它们极大地丰富了超短脉冲激光的工作波长范围。典型的飞秒克尔透镜锁模激光指标如表1。
表1. 典型克尔透镜锁模(KLM)激光器指标
增益介质波长Ti:Sapphire
800nm
Ti:Sapphire
1μm
Nd:glass
1μm
Yb:glass
1μm
Cr:LiSAF
800nm
Cr:forsterite
1.3μm
Cr:YAG
1.5μm
脉宽(fs)
10 100 60
55
30 30 40 如何从克尔透镜锁模钛宝石激光器获得更短的飞秒脉冲，仍然是一个有意义的研究课
题。除了需要对高阶色散进行有效的补偿以外，极短脉冲激光空间和时间模式的复杂耦合是一个更严重的问题。即使对10fs的激光脉冲，其光谱带宽内不同频率成份的激光束的空间发散或衍射就变得明显不同。然而，利用特殊设计的半导体可饱和吸收体(SESAM)和宽带低损耗啁啾镜，人们已经能够产生4.8fs的极短光脉冲。相信在不远的将来，人们将有能力产生仅一个光学振荡周期的极短光脉冲。
3．飞秒激光振荡器
典型的KLM自锁模激光振荡器由图8所示，它一般都是X型的4腔镜谐振腔，其中近共焦的二块折迭凹面镜将腔模高度聚焦于增益介质(钛宝石)内，从而提供较高的增益。布儒斯特角放置的增益介质薄片导致的激光腔模像散由小角度折迭反射镜补偿。腔内棱镜对用于色散补偿。KLM激光器非常简单，腔内一般只有增益介质和棱镜对二种元件。
图8. 克尔透镜锁模(KLM)钛宝石激光器。
超短脉冲激光精密时—频域控制
超短脉冲激光精密时—频域控制 【摘要】：超短脉冲激光技术提供了高时间分辨率,高频率精度的测量手段,极大的提高了人类探索自然界规律的能力,成为探索、揭示微观世界规律的前沿科学与高新技术的基点和关键。本论文主要围绕超短脉冲激光的时-频域精密控制开展研究工作。在激光时域控制上,探索了锁模超短脉冲激光器的原理与结构,研制了超短脉冲飞秒光纤激光器,获得了超短脉冲激光源,为精密时-频域控制提供了种子源。在时域同步控制上,探索了基于非线性交叉相位调制的超短脉冲全光同步技术,完成了谐波锁模激光,多波长锁模激光,纳秒方波锁模激光与超短脉冲激光之间的同步,并研究了同步锁模超短脉冲激光应用于单光子频率上转换探测实验的相关问题。在激光频域控制上,研制了50W平均输出功率载波包络偏移频率稳定的超短脉冲激光系统,为紫外光学频率梳的产生奠定了基础。本学位论文的主要成果包括：1.时域上,超短脉冲激光产生是开展精密时-频域控制的基础。基于激光锁模原理,首先完成了超短飞秒脉冲光纤激光器的研制工作。1)利用光纤内的非线性偏振旋转效应,完成了超短脉冲锁模掺铒光纤激光器的研制。当腔内的色散为负值时,激光腔内的脉冲光以孤子波方式运转,脉冲的峰值功率被限制,脉冲宽度较宽。当引入色散管理手段后,通过展宽脉冲锁模方式,获得了宽度为92fs的超短脉冲激光输出。2)完成了非线性偏振旋转锁模掺镱光纤激光器的研制工作,提出了在腔内插入掺铒光纤方式提供附加饱和吸收的方案,有效的抑制了激光腔内的脉冲分
裂,得到了41fs单脉冲运转的超短脉冲激光输出。2.当不同波长的两束激光在同一光纤内传输时,由于交叉相位调制作用,一束光会使另一束光的非线性折射率发生变化,导致非线性偏振旋转。在此现象基础上,开展了时域上脉冲激光的精密同步工作。1)利用主-从模式的腔结构,完成了谐波锁模的掺铒光纤激光器与锁模Yb:GSO激光器的同步。同步激光器腔长失匹长度达14mm,有效的抑制了外界扰动对同步系统的干扰。并且在腔长失匹较大的情况下,脉冲呈现堆积展宽现象。利用该现象可应用于超短脉冲整形,光参量啁啾脉冲放大等领域的工作。2)利用部分光谱放大和交叉相位调制技术完成了800nm,1030nm,1550nm三波段飞秒超短脉冲激光同步。800nm,1030nm脉冲之间的时间抖动为0.55fs,1030nm,1550nm脉冲之间的抖动为8.3fs。3)利用长腔激光器中的峰值功率钳位效应,获得了脉冲宽度为5.5ns的方波脉冲锁模掺铒光纤激光器。并利用交叉相位调制技术,以全光方式实现其与超短脉冲锁模掺镱光纤激光器的同步。同步激光器腔长最大失匹为2.6mm,脉冲之间的时间抖动为4.3ps。 4)利用同步超短脉冲锁模掺铒、掺镱光纤激光器,完成了高速脉冲泵浦方式的单光子频率上转换探测实验,单光子转换效率达31.2%。3.在精密频域控制上,开展了高功率、高重复频率超短脉冲激光的载波包络偏移频率稳定工作。通过双包层光子晶体光纤放大技术,获得了50W 平均功率输出的超短脉冲激光。利用交叉参考的拍频方式,完成了超短脉冲的载波包络偏移频率探测,并通过锁相环电子反馈电路,实现了偏移频率的精密锁定。锁定后的开环偏移频率线宽为 2.27mHz,脉冲
超短脉冲激光技术(钱列加老师)
5．6 (3) 一．概述 (3) 1．飞秒激光脉冲的特性 (3) 2．飞秒脉冲的传输 (5) 3．光束空间传输 (6) 4．脉冲传输的数值模拟 (6) 5．时空效应 (9) 5.1自相位调制 (10) 5.2相位调制对有限光束的影响——自聚焦 (11) 二．飞秒光学 (13) 1．简介 (13) 2．色散元件 (13) 2.1 膜层色散 (13) 2.2 材料体色散 (13) 2.3 角色散元件 (14) 3．群速度色散的补偿及控制 (14) 4．聚焦元件 (16) 4.1 透镜的色差 (16) 4.2 脉冲畸变与PTD效应 (16) 三．飞秒激光器 (18) 1．锁模简介 (18) 2．克尔透镜锁模 (18) 3．飞秒激光振荡器 (20) 4．光纤孤子激光器 (21) 四．飞秒脉冲的放大与压缩 (23) 1．简介 (23) 2．飞秒脉冲放大的困难 (25) 3．啁啾脉冲放大技术 (26) 4．CP A放大器的设计 (27) 4.1 CP A激光系统的工作脉宽 (27) 4.2 高增益的前置放大器 (27) 4.3 装置的色散控制 (28) 4.4 设计多程CP A放大器的理论模型 (31) 五．脉冲整形 (34) 1．脉冲整形 (34) 2．飞秒光脉冲整形的物理基础 (34) (1)线性滤波 (34) (2)脉冲整形装置 (35) (3)脉冲整形的控制 (38) 3．几种典型的空间光调制器 (39) (1)可编程液晶空间光调制器(LC SLM) (39) A．电寻址方式 (39) B．光寻址方式 (40) (2)声光调制器 (41)
(3)变形镜 (41) 4．脉冲压缩 (42) 2.1 波导介质中的SPM (42) 2.2 级联非线性压缩脉冲 (43) 六．脉冲时间诊断技术 (45) 1．强度相关 (45) (1) 多次平均测量 (45) (2) 单次工作方式 (47) (3) 三次相关法 (48) 2．干涉相关 (49) 3．脉冲振幅与位相的重建 (50) 七．大口径高功率激光装置 (53) 1．高能量的PW钛宝石/钕玻璃混合系统 (55) 2．关键技术问题 (56) 2.1 高阶色散 (57) 2.2 光谱窄化和漂移引起的光谱畸变 (57) 2.3 非线性自位相调制SPM (58) 2.4 自发辐射放大ASE (58) 3．光参量啁啾脉冲放大(OPCPA) (58) 3.1 大口径高能钕玻璃泵浦的OPCPA 系统 (62) 3.2 小口径低能量高重复率OPCPA 系统 (63) 4．展望 (64) 4.1 峰值功率的理论极限 (64) 4.2 光学元件的限制 (65) 4.3 非线性B积分的限制 (65)
激光原理周炳坤
填空 1.线宽极限：这种线宽是由于自发辐射的存在而产生的,因而是无法排除的 2.频率牵引：在有源腔中，由于增益物质的色散，使纵模频率比无源腔纵模频 率更靠近中心频率的现象 3.按照被放大光信号的脉宽及工作物质驰豫时间的相对大小，激光放大器分为 三类：连续激光放大器、脉冲激光放大器和超短脉冲激光放大器。 此时由于光信号与工作物质相互作用时间足够长，因受激辐射而消耗的反转集居数来得及由泵浦抽运所补充，因此反转集居数及腔内光子数密度可以到达稳态数值而不随时间变化，可以用稳态方法研究放大过程。这类放大器称为连续激光放大器；因受激辐射而消耗的反转集居数来不及由泵浦抽运补充，反转集居数和光子数在很短的相互作用期间内达不到稳定状态。这类激光放大器必须用非稳态方法研究，称为脉冲激光放大器；当输入信号是锁模激光器所产生的脉宽为(10 -11~10-15 )s 的超短脉冲时，称为超短脉冲激光放大器 4. 这是由于当脉冲前沿通过工作物质时反转集居数尚未因受激辐射而抽空，而当脉冲后沿通过时，前沿引起的受激辐射以使反转集居数降低，所以后沿只能得到较小的增益，结果是输出脉冲形状发生畸变，矩形脉冲变成尖顶脉冲，脉冲宽度变窄 5. ，工作物质可处于三种状态:①弱激发状态：激励较弱，△n<0，工作物质中只存在着自发辐射荧光，并且工作物质对荧光有吸收作用。②反转激发状态：激励较强。0<△n<△n t,0
超短脉冲激光提升微加工的速度与效率
超短脉冲激光提升微加工的速度与效率 在微加工领域，短脉冲、尤其是超短脉冲激光器正在取代传统的加工方法。对于超短脉冲激光器，得益于其冷烧蚀特性，因此其对所要加工的材料几乎没有任何限制。 在冷烧蚀过程中，材料的去除本质上只能通过化学键断裂来实现，因此其产生的热影响仅限于几微米的区域，并且相应的变形也最小。不幸的是，超短脉冲激光器的烧蚀速率仍然非常低，进而限制了其在工业领域的广泛应用。 金属材料的烧蚀阈值在0.2J/cm2的范围内，而玻璃和陶瓷的烧蚀阈值则在几个J/cm2的范围内。为了提高去除速率，可以使用具有较大聚焦口径的高脉冲能量，以在更大的区域内工作。在诸如玻璃或聚合物等透明材料加工应用中，可通过非线性效应（如多光子过程）来提高去除速率。此外，也可以提高重复频率。重复频率可以从100kHz到几兆赫兹，目前正在进行重复频率超过10MHz的研究。 FIGURE 1. 德国3D-Micromac公司举办的“ISL 2010激光微加工国际研讨会”现场 尽管传统的光纤激光器已经在工业环境中植根多年，但是飞秒光纤激光器在市场上仍然属于新事物。德国耶拿大学的Jens Limpert博士使用的超快光纤激光器，平均功率接近1kW，峰值功率在GW量级，重复频率在kHz到MHz的范围内。虽然超快光纤激光器已经能够达到上述较高的性能，但是其仍然具有很大的发展潜力。 除了单脉冲之外，另一种提高烧蚀速度的方式是采用所谓的脉冲猝发（burst）。以50MHz的脉冲序列为例，重复频率为500kHz的脉冲被提取出来并被放大。
“烧蚀效果与脉冲能量成对数关系。通过这种方式，可以将相同的总能量分配到几个脉冲中，然后通过脉冲叠加来达到更高的去除量。”Lumera Laser公司的Dirk Müller介绍说。实验已经证明5~10个脉冲的脉冲猝发是有效的，并且约为20ns的脉冲间隔也已被证明是有效的。然而，最终获得的去除质量在很大程度上依赖于所要处理的材料。 微结构的高效生产 在微加工领域享有盛名的方法包括EDM（放电加工）、微模压加工和光刻技术。EDM只适用于导电材料，并且速度缓慢；冲压模的制造成本较高；而光刻则需要高精密掩模，并且后续的刻蚀过程还对环境有很大的污染。相比之下，激光冷烧蚀加工不但能够实现与上述方法类似的加工精度，而且更具成本效益，同时也非常环保。最精细结构的冲压使得金属板材的加工更加容易，金属板材结构由模压辊制成。德国夫琅和费激光技术研究所（Fraunhofer-ILT）已经利用功率为100W、重复频率为3MHz 的皮秒激光器，获得了最佳的精细结构加工效果。 “在整个激光微加工过程中，CAD数据得到了精确的再现，没有熔化物飞溅以及其他废弃物，并且表面粗糙度小于0.5μm。”Fraun hofer-ILT烧蚀与焊接部门主管Arnold Gillner博士说（见图2和图3）。为了获得更好的加工效果，脉冲之间必须有10％~15％的重合，两条脉冲的刻线间则必须有10％的重合。 图2：由超快脉冲激光器加工的一个工具的局部图
种子注入的短脉冲激光器特性研究
第16卷 第6期强激光与粒子束Vol.16,No.6 2004年6月HIGH POWER LASER AND PAR TICL E B EAMS J un.,2004 文章编号:100124322(2004)0620712205 种子注入的短脉冲激光器特性研究Ξ 赵 卫1, 王 涛1, 朱少岚1, 杨延龙1, 朱宝亮2, 王屹山1, 陈国夫1, 程 昭1, 刘 丽2 (1.中国科学院西安光学精密机械研究所,瞬态光学技术国家重点实验室,陕西西安710068; 2.北京理工大学光电技术系,北京100081) 摘 要: 从LD泵浦固体激光器优化设计原则出发,设计了一种微型二极管泵浦激光器,并对种子激光 器的结构和参数进行了优化。该激光器运转稳定,输出光束质量高,光束发散角小,光2光转化效率为1714%, 斜率效率可达24%,输出功率可达80mW。将此种子激光注入到调Q激光器中,改善了调Q激光器的输出特 性,使得激光脉冲的建立时间缩短了40ns,输出的横模场分布得到了明显改善。 关键词: 种子注入; 调Q激光器; 微型激光器 中图分类号:TN242 文献标识码:A 高功率、高质量光束的短脉冲激光光源在相干检测、激光雷达、光化学、光诱导以及等离子体物理等方面有许多应用。普通高功率激光器,由于激光增益较高而产生的多模(横模、纵模)振荡,空间烧孔效应,热致透镜效应和双折射效应,都会不同程度降低输出光束质量[1]。注入锁定技术是获得高质量、高功率激光输出的一种简单有效的方法[2～7],可以有效地控制激光的时间特性、空间特性和方向性等。在该技术中,性能优良的种子激光是实现注入锁定的关键因素之一[8]。由于LD泵浦薄片激光器可获得很好的基横模分布,且体积小,结构紧凑,总体转换效率高[9～11],因而我们选用了LD泵浦薄片激光器作为种子激光器,并对这种种子注入的短脉冲激光器进行了优化设计和实验研究。 1 系统构成及实验研究 实验系统主要由四部分组成,即种子激光器、耦合系统、功率振荡器和测量装置,如图1所示。 Fig.1 Experiment scheme of seed injection 图1 种子激光注入实验光路图 1.1 种子激光器的输出特性 实验中Nd:YVO4晶体与凹面镜放置在同一个调整架上,与激光二极管固定在同一个平台上。通过调节凹面镜的中心位置和俯仰角来改变激光空间模式特性,由此获得基横模输出。旋转Nd:YVO4晶体,种子激光输出将发生变化。在某个位置,最大输出功率可达80mW,由晶体性质可以确定为π偏振光。将LD温度设定在 Ξ收稿日期:2003203225; 修订日期:2003212204 基金项目:国家自然科学基金资助课题(60078004) 作者简介:赵 卫(1963—),男,研究员,主要从事超快光学技术研究;西安市80号信箱25分箱。
7等束腰超短啁啾脉冲高斯光束在自由空间的传输特性
啁啾脉冲高斯光束在自由空间的传输* 邹其徽, 吕百达 ( 四川大学激光物理与化学研究所四川成都 610064 ) 摘要基于瑞利衍射积分，使用复解析信号法推导出了啁啾脉冲高斯光束在自由空间中的传输方程及其傅里叶谱，给出了远场的光场和空间光强的解析式，研究了啁啾参数C对脉冲光束传输的影响。结果表明，当啁啾参数C较小时，随啁啾参数增加，其轴上光谱蓝移增加C2倍，其轴上谱线宽度增加(1+C2)1/2倍。随衍射角增大，轴外光谱红移比无啁啾参数时快。脉冲宽度较小时，啁啾参数增大，轴上光强增大，横向光强分布越集中于传输轴附近；脉冲宽度较大时，啁啾参数增大对横向光强的影响减小。啁啾参数的正负号不影响横向光强分布和光谱分布。 关键词激光光学；超短脉冲高斯光束；啁啾；复解析信号 中图分类号O435 文献标识码 A Propagation of ultrashort chirped pulsed Gaussian beams in free space Qihui Zou, Baida Lü （Institute of Laser Physics & Chemistry, Sichuan University, Chengdu 610064, China） Abstract Based on the Rayleigh diffraction integral and complex analytical signal representation, the free-space propagation equation and its Fourier spectrum for ultrashort chirped pulsed Gaussian beams are derived, and the far-field analytical electric field and spatial intensity are presented. The effects of chirp parameter on the spatiotemporal and spectral properties are illustrated with analytical formulas and numerical calculation results. It is found that if the chirp parameter C is relatively small, the on-axis spectral blueshifts increase by C2 times, the on-axis spectral bandwidth increases by (1+C2)1/2times, and the off-axis spectral redshifts also increase considerably. On-axis intensity increases with increasing chirp parameter for relatively small values of the pulse duration. The transversal intensity distribution remains nearly unchanged with increasing chirp parameter for relatively large values of the pulse duration. The sign of chirp parameters has no effect on the spectral distribution and transversal intensity distribution. Key words Laser optics ；Ultrashort pulsed Gaussian beam；Chirp；Complex analytical signal representation 1 引言 超短超强激光脉冲在自由空间、线性无损耗介质中和非线性色散介质的传输的研究引起了广泛的关注[1-4]，以初始源平面的时间波形为高斯脉冲[2,3]、泊松脉冲[5]、双曲正割脉冲[6,7]，洛仑兹脉冲[6]的研究居多。随着超短超强激光脉冲技术的发展，特别是啁啾脉冲放大(CPA)技术的应用，超短脉冲系统中啁啾脉冲的特性一直是所关心和重视的问题，研究啁啾脉冲[8,9,10]在真空或色散介质的时空和光谱特性在光通信等方面具实际应用意义。本文基于瑞利衍射积分，使用复解析信号法推导出了非近轴超短啁啾脉冲高斯光束在自由空间中传输的解析传输方程 *作者简介：邹其徽（1968—）男，四川人，四川大学在读博士研究生，主要研究方向为超短脉冲的传输与变换。 E-mail: qihui_zou@https://www.wendangku.net/doc/5a5558488.html, Tel. (028)85412819.
超短脉冲激光和钛宝石飞秒激光器
第23卷第1期2007年8月 山西大同大学学报(自然学科版) Journal of Shanxi Datong University(Natural Science) Vol.23.No.1 Aug.2007超短脉冲激光和钛宝石飞秒激光器 郭玉洁,帕力哈提?米吉提 (新疆大学物理科学与技术学院,新疆乌鲁木齐830046) 摘 要:该文介绍了飞秒激光的特点、应用以及钛宝石激光器的相关理论。 关键词:飞秒激光 钛宝石激光器 自聚焦 中图分类号:TN248.4 文献标识码:A 文章编号:167420874(2007)0120058203 飞秒激光技术是一项能协助多种学科在更深层次上认识客观世界,增强人类改造世界能力的技术.它是目前人类观察微观世界,揭示超快运动过程的重要手段.科学家预测飞秒激光将为未来新能源的产生发挥重要作用. 1 超短脉冲激光及其应用 1.1超短脉冲激光的特点 自从脉冲激光问世以来,激光脉冲的峰值功率及脉冲宽度已经有了前所未有的快速发展.1981年Fork等人利用碰撞锁模技术从染料激光器中首次获得了飞秒激光脉冲[1],从而使人类进入了超短脉冲激光技术时代.超短脉冲激光有两个显著特点:一是脉冲宽度极短,达到了飞秒(10215s)量级,阿秒(10218s)量级;二是经过放大后,脉冲峰值功率极高,可以达到太瓦(1012W)甚至拍瓦(1015W)量级.脉冲持续时间如此之短,峰值功率如此之高,且能聚焦到比头发直径还要小的空间区域,使得聚焦后的光功率密度可以达到1020W/cm2量级以上.这些独有的特点使超短脉冲激光具有广泛而特殊的用途,它将对社会经济的发展起到巨大的带动作用. 1.2飞秒激光的用途 超短脉冲激光的发展直接带动了物理、化学、生物、材料与信息科学等的发展,并开创了一些全新的研究领域,如飞秒化学、量子控制化学、半导体相干光谱、超高强度科学与技术等. 1.2.1飞秒激光在超快领域内的应用 飞秒激光在超快现象研究领域中起的是快速过程诊断的作用.飞秒激光尤如一个极为精准的“时钟”和一架超高速的“相机”,它可以将自然界中特别是原子、分子水平上的一些快速过程分析、记录下来,形成多种时间分辨光谱技术和泵浦/探测技术.由于飞秒激光具有快速和高分辨率特性,它在病变早期诊断、医学成像和生物活体检测、外科医疗及超小型卫星的制造上都有着独特的优点和不可替代的作用. 1.2.2飞秒激光在超强领域中的应用 飞秒激光是研究原子分子体系、高阶非线性和多光子过程的重要工具.飞秒脉冲的峰值功率和光强可以非常高,这样的强光所对应的电磁场会远大于原子中的库仑场,从而很容易将原子中的电子统统剥落,是产生激光等离子体、超短X光、新一代粒子加速器和激光核聚变快速点火的高新技术途径.物质在高强度飞秒激光的作用下会出现非常奇特的现象:气态、液态、固态的物质瞬息间变成了等离子体.这种等离子体可以辐射出各种波长的射线激光.高功率飞秒激光与电子束碰撞能够产生硬X射线飞秒激光、β射线激光以及正负电子对.高功率飞秒激光还可以将大气击穿,从而制造放电通道,实现人工引雷,避免飞机、火箭、发电厂等因天然雷击而造成的灾难性破坏.高功率飞秒激光与物质相互作用,能够产生足够数量的中子,实现激光受控核聚变的快速点火,从而为人类获得新一代能源开辟了一条崭新的途径. 收稿日期:2007203205 作者简介:郭玉洁(19792)女,辽宁辽阳人,硕士,研究方向:激光物理.
超短脉冲激光烧蚀技术应用探究
超短脉冲激光烧蚀技术应用探究 近年来随着超短脉冲激光烧蚀技术的发展，该技术被广泛应用于工业领域。短脉冲激光与物质相互作用时间介于纳秒与飞秒之间，其峰值功率可达兆瓦级，因此在加工中可应用于高精度、高硬材料的精细加工上，同时也可以实现材料的三维加工，该方式称为“冷”加工。文章旨在介绍超短脉冲技术的应用研究，使人们对该技术有一定的宏观认识。 标签：超短脉冲；激光烧蚀；应用探究；宏观认识 1 短脉冲激光器与金属相互作用理论 短脉冲诱导烧蚀材料的过程的建立需要一定的时间，并且与激光强度有直接关系。当脉宽给定时，只有当激光场的强度超过一定值时，形成的等离子体才能发生不可逆的损伤阈值，该阈值范围通常以激光的能流阈值表示。根据文献指出，脉冲宽度从连续到几十个皮秒范围内，烧蚀过程为离子雪崩过程，开始于内部电子。通过对超短脉宽烧蚀阈值的研究发现，当偏离了脉冲宽度平方根法则的时候，能量在很大范围内变动均可引起材料的烧蚀，如图1所示为超短脉冲激与金属作用的过程。 当前人们于超短脉冲激光烧蚀物质的机理和研究还没有获得完全的认知，研究的模型是将物质看做一个总体的系统去考虑，只有达到了该物质的沸点或熔点时，使得物质蒸发或者熔化而使材料被去除。应用傅里叶传热模型对上述过程可进行具体的描述，但是他不适用于描述和分析超短脉冲激光与金属薄膜或者介质膜的作用过程。原因是由于载流子的特征尺寸与膜层的厚度相当，同时其特征时间与传输能量的时间接近。 当超短脉冲激光与金属材料作用发生激光烧蚀时，材料的表面的电子吸收激光的能量后变为非平衡状态，发生了相互制约的现象。造成电子爆炸运动速度接近于费米速率。同时热电子通过碰撞作用使得内部电子获得加热，之后参与碰撞的电子达到短暂的呈费米分布的热平衡态。电子与晶格通过碰撞耦合效应，使得电子温度降低和晶格温度升高，最终电子温度与材料的晶格温度达到平衡。 2 短脉冲激光烧蚀研究方法 激光烧蚀的研究方法包括：实验方法测定，理论计算分析和数值模拟。实验方法能够准确的对后两种方法进行检验。但实验方法需要的成本巨大。理论计算分析和数值模拟方法是一种对于研究激光烧蚀问题的非常有的方法，其理论分析过程非常严谨，但是也存在一定的边界条件限制，需要进行相应的假设，处理问题的范围有限。但其可低成本、高精度模拟短脉冲烧蚀机理内的复杂问题，一直是各大科研院校应用的最广泛的方法。若条件允许会采用实验方法进行验证，不断修正算法达到近乎理想的模拟及精密数值计算水平。
浅析超短脉冲激光微纳加工技术
1 前言 随着激光技术的发展，激光器件向着超短脉冲、超高强度、超短波长的方向迈进，这给激光材料加工带来了革命性的进步。近年来超短脉冲激光精密加工越来越得到人们的关注。这主要体现在超短脉冲激光加工可以得到高于长脉冲激光加工的精度，最高可以达到亚微米甚至纳米。另外超短脉冲激光除了可以进行材料表面的加工，还能够实现对透明材料内部的加工与改性。适用于其他加工方法无法实现的高精度、复杂形状元器件的加工，实现真三维、可设计、可集成。超短脉冲激光的瞬间功率极大，可以和几乎任何材料相互作用，因而可用于激光加工的材料几乎不受限制。对于超硬、易碎、高熔点、易爆等材料的加工，更具有其他方法无法匹敌的优势。 这里的超短脉冲激光微细加工技术指的是利用超短脉冲激光(脉冲宽度在皮秒至飞秒量级，10-12~10-15s) 对材料的显微加工、精密裁切以及微观改性。这里的3个术语定义如下：显微加工指的是对样品材料的精密去除；精密裁切指的是用激光将样品材料裁切成微纳尺度的特征形状；微观改性指的是利用激光改变样品材料特定微观区域的物理化学性能。这3个术语既相互独立又紧密相连，有时在微观改性的同时也伴随着样品材料的精密去除，而显微加工是精密裁切的基础。我们把上述术语统称为超短脉冲激光微纳加工。 2 超短脉冲激光微纳加工分类 从材料的性能变化来说，超短脉冲激光微纳加工可以分为表面形貌、折射率、离子价态、相态、缺陷态、晶态、化学键以及能带结构等的修饰与调控。在超短脉冲激光加工过程中，有时是单一的性能修饰，有时是多项性能的修饰同时发生。现举例说明。 图1为超短脉冲激光诱导的6种材料性能转变。(a)为在金属表面形成的亚波长周期结构。其周期从入射激光波长尺度到入射波长的1/10，为制备纳米尺度周期结构提供了一种全新的途径。(b)为波导结构。超短脉冲激光可以在透明材料内部诱导折射率改变，写入二维、三维的波导结构及器件，如分束器、衍射光栅、阵列波导光栅、波导激光器等。(c)为在晶体内部诱导的缺陷结构，即色心。在诸如半导体、发光、信息存储、色心激光等技术领域有着广泛的应用。(d)为离子价态变化。在金属离子或稀土离子掺杂的玻璃内部，使得掺杂离子的价态发生改变，诱导出具有特殊功能的复合材料，实现特定的线性、非线性光学性能。(e)为晶态变化。超短脉冲激光辐照非晶态的玻璃材料可以在辐照区域析出晶体相，或者超短脉冲激光辐照晶体材料，在激光辐照区域可以从一种晶态向另一种晶态转化，为制备不同晶态的集成器件提供了新途径。(f)为半导体带隙变化。通过超短脉冲激光半导体硅，改变其能带结构。经处理的硅具有吸收光谱宽以及光谱响应速度快的特点，在太阳能电池以及光电探测器方面具有极大的应用前景。
超短脉冲技术的原理与应用
编号2016120332 研究类型理论研究分类号TN2 学士学位论文（设计） Bachelor’s Thesis 论文题目超短脉冲技术的原理与应用 作者 学号 所在院系 学科专业名称电子信息科学与技术 导师及职称 论文答辩时间2016年5月15日
目录 1.引言 (1) 1.1国外研究现状 (1) 1.2 研究超短脉冲的意义 (2) 2.超短脉冲激光的原理 (3) 2.1超短脉冲激光 (3) 2.2 调Q技术 (4) 2.3锁模的基本原理 (13) 2.4锁模的种类 (21) 3. 超短脉冲激光的应用 (27) 3.1皮秒激光的应用 (27) 3.2飞秒激光加工及其应用 (30) 3.3 阿秒激光的应用 (35) 4.结论 (36) 5.参考文献 (29) 致信
超短脉冲技术的原理与应用 XXXXXX 摘要：在激光光谱学、生物学、化学、光电子学及物理学等学科超短脉冲技术是对微观世界进行探究的主要手段，它最直接的应用是通过它为光源造成多种时间分辨光谱、探测以及泵浦技术。本文在了解超短脉冲其形成的机理即各种锁模技术的情况下，理解皮秒脉冲、飞秒脉冲、阿秒脉冲的各种测量办法，并且简单的介绍如今国外较热点的各种超短脉冲技术运用，尤其重点探讨了飞秒激光在高能物理和核物理、激光加工、生物医学方面的应用。 关键词：超短脉冲；锁模技术；飞秒激光 中图分类号：TN2
The Principle and Application of Ultrashort Pulse Technology XXXXX Abstract:Ultrashort pulse technology is physics, chemistry, biology, optoelectronics, and laser spectroscopy study of micro world and reveal the new fields, such as an important means of ultrafast process, it is the most direct application of people use it as a light source to form a variety of time-resolved spectroscopy and pump/detection technique. Understand short pulse is presented in this paper, the mechanism of ultrashort pulse conditions (Q technology and all kinds of mode-locked technology), is a blend of picosecond pulses, femtosecond pulse, various measuring methods of the second pulse, and the various laser application at home and abroad of the hot spots now made brief introduction, especially focus on femtosecond laser in the laser processing, high energy physics and nuclear physics, biomedical applications. Keywords:ultrashort pulse;mode-locking technique;femtosecond laser
Frog超短脉冲测量系统
超短脉冲测量系统 前言 由于电子元件响应速度只能达到纳秒量级，因此对于纳秒量级以下的测试是无能为力的。然而，随着调Q技术与锁模技术的发展，以及业界对超短脉冲激光器的要求，超快激光的脉宽不断压缩，飞秒级别的激光器以及制作出来，而阿秒级别的激光器也在实验室研究当中。如何测试飞秒级别的激光器，使用自相关技术是业界的标准。然而，脉宽测试只是超短脉冲激光一方面的特性，涉及到相位，啁啾，脉冲波形等物理量的研究，需要使用到20世纪90年代发展起来的频率分辨光学开关方法（FROG）。本文就FROG的测试做一个研究与探讨。 1）自相关技术 自相关技术源自上世纪80年代。一束脉冲激光可以表示成如下式： 由于脉冲宽度很短，我们只能通过激光本身去测试它自己。如何测试？自相关法是一个很直接的技术。如下图所示，两束完全一样的光刚叠加时，就会从一开始有一点很低的强度，当它们完全重合时，强度将升至最大，然后接着将会慢慢下降至零。假设脉冲底部宽度为T，整个过程实际上相遇的时间为2T。 如何测试这个时间，通过脉冲的移动。 自相关技术的核心部件一个是延时机构，另一个则是使两束激光相乘的倍频晶体。 以下是其中一款自相关仪的光路图，脉冲激光经过分束器分成两部分，一束通过固定光程光路，另一束通过可变光程的延时光束，两束激光会在倍频晶体（红色）出交会重合，通过测试产生的倍频信号直接测出脉冲宽度。
不同厂商的光路都相差不大，比较大差别就是延时机构不同，其中，美国Femtochrome公司采用的旋转平行镜比较有特色，免去了步进电机在机电方面的不可靠性，从而实现更优良的测试性能。 下图是实物光路图，可见其光路简单，调节方面只需要调整M3的方位，即可实现光束的移动，倍频晶体通过调整螺旋测微器即可实现倍频晶体倾斜角的调节。由于其调试方便，维护简单，，其产品已被科研与产业界承认。