第七章 注入锁定和锁模.
相关主题
- 1、下载文档前请自行甄别文档内容的完整性，平台不提供额外的编辑、内容补充、找答案等附加服务。
- 2、"仅部分预览"的文档,不可在线预览部分如存在完整性等问题,可反馈申请退款(可完整预览的文档不适用该条件!)。
- 3、如文档侵犯您的权益，请联系客服反馈,我们会尽快为您处理(人工客服工作时间：9:00-18:30)。
注入锁定
弱信号注入一自由运转的振荡器中所产生的注入锁定现象不仅存在于机械、电于系统 中,同样存在于激光系统中。利用这一现象,可以用一束弱的、性能优良的激兀束空制一个 强激光器输出光束的光谱特性、模式相位特性及空间特性。此外,在激光的测量和应用中, 注入锁定也有不可忽视的影响。 注入锁定现象可分为两类:①连续激光器的注入锁定:在一连续激光振荡器中注入一弱 的单色激光信号,若注入光信号频率ν1足够接近激光器的自由振荡频率ν,则激光振荡可完全 为注入信号控制,激光器振荡模式的频率跃变为ν1,相位与注入信号同步。②脉冲激光器的 注入锁定:在调Q或增益开关激光器启动过程中注人一弱信号,可使频率与注入信号频率最 接近的模式优先起振,其他模式被抑制,实际上激光振荡并未被注入信号真正锁定,激光频率 仍为激光器自由振荡的频率。 注入锁定过程涉及电磁场的相位,因而严格的理论处理应采用半经典理论。本节仅从基 本物理图像出发揭示以上现象的实质并介绍其在激光技术中的实际意义,但不作严格的理 论处理。 一、连续激光器的注入锁定 连续激光器振荡模的频率为ν(角频率为ω),输出光强为I0。若注入一频率为ν1(角频率为 ω1)、光强为I1的弱信号,则输出光频率跳变为ν1,如图8.4.1所示。下面我们将阐述产生这一 注入锁定现象的物理过程。 对于注入信号而言,激光器相当于一个在增益介质两端置有两面反射镜的再生放大器,如 图8.4.2(a)所示,图中反射镜的反射率为r。若以ε1(t)、εc(t)及ε'1(t)分别表示再生放大器的人 射光、腔内左镜端右向行波和输出光的电场,则由边界条件可得
所以,若注入光角频率ω1等于激光器振荡模角频率ω,则I'1→∞。再生放大器输出光强 I'1随注入光角频率ω1变化的曲线如图8.4.2(b)所示。当ω1接近ω时,再生放大器的 输出光强I'1可超过激光器的自由振荡输出光强I0。这意味着注人光在激光器内急剧增 强,在与激光器自由振荡模争夺高能级粒子的过程中具有优势,结果角频率为ω的自由 振荡模式被抑制,输出光角频率锁定于ω1。激光器的自由振荡模是由自发辐射噪声增长 形成的,而角频率为ω1的光波则是由注入信号增长形成的,注入信号强度远远超过自发 辐射噪声,这是它在竞争过程中占优势的原因。 注入锁定的条件是
(8.4.5)
二、脉冲激光器的注入锁定 若在调Q或增益开关激光器启动过程中注入一频率为ν1(ω1)的弱信号,虽然它不足以真 正地锁定高增益激光器的自由振荡模式,但它在再生放大器中往返传输并不断增强的过程 中发生快速相移,其角频率由ω1迅速变为最邻近的激光器模式的角频率ω。于是,角频率为ω 的邻模在注入信号的基础上增长,而其他模式却在弱得多的自发辐射噪声的基础上增长。 因此在巨脉冲形成过程中,角频率为ω的模式占绝对优势,激光器输出一个角频率为ω的巨脉 冲。在上述过程中,注入信号犹如一颗种子,所以常将这种注入锁定方式称作注入种子。 下面分析上述快速相移过程是如何形成的。我们用一复向量(参见图8.4.3)来描述光波 电场。任一角频率ω的电场,均可表示为
hv1 ( NAL)[ g (v1 ) L]
式中A为光束截面积;T为反射镜透过率。由上式可得 2[ g (v1 ) L]I1' / T Baidu Nhomakorabea1T 假设工作物质具有均匀加宽线型,并且ν1≈ν≈ν。,则
c I AT L 1
(8.4.3)
G 0 (v0 ) G (v1 ) 2I ' 1 1 TI 0
由式(8.4.1)可得
1
(1 r )c I1 1 2 r L I 0 2
当r≈1时，注入锁定角频率范围
c I1 I0
(8.4.2)
式中Δωc为无源腔线宽。由式(8.4.2)可见, 注入信号越强,锁定频率范围越大。 在锁定区内,激光器输出光频率为ω1.当ω1 (b)输出光强一频率特性 接近ω时,输出光强是否会像图8.4.2(b)所示曲线 那样无限增强呢?该曲线是在单程增益与单程损耗 相等的情况下获得的。事实上,由于增益饱和效应, 当输出光强超过I。时,单程增益变得小于单程损耗,因此光强不可能无限增长。下面我们由 稳定工作时能量平衡条件来估算注入锁定时的输出光强。稳定工作时单位时间内腔内光能 损耗应等于注入光能,因而有
c (t ) 1 r1 (t ) r c (t ) exp[ g (v1 ) L L 2 jk1 L] 1' (t ) 1 r c (t ) exp[( g (v1 ) ) L / 2 jk1L]
式中g(ν1)、α和L分别为增益介质的增益系数、损耗系 数和长度;k1=ω1η/c,η为增益介质折射率。由以上二 式求出ε‘1(t)并考虑发生注入锁定现象时ω1与ω十分接 近的特点,再生放大器的输出光强
(a)再生放大器
I1 (1 r )2 exp[ g (v) L L] I {1 r exp[ g (v) L L]}2 4r ( L / c) 2 (1 ) 2 exp[ g (v) L L]
' 1
(8.4.1)
当激光器稳定工作时
r exp[ g (v) L L] 1
(t ) Re[ E(t )e j t ]
1
若ω=ω1,则
若ω=ω1-Δω,则
E(t ) E(t )e j
E(t ) E(t )e j ( t )
电场ε(t)为以角频率ω1在复平面上反时针旋转的复向 量E(t)在实轴上的投影。现在在一个以角频率ω1反时针 旋转的参考平面上考察复向量E(t)。可以想象:若ω=ω1, 则E(t)不转动;若ω=ω1-Δω,则E(t)以角频率Δω在参考平 面上顺时针转动;若ω=ω1+Δω,则E(t)以角频率Δω反时 针转动。
(8.4.4)
无光注入时激光器的输出光强 由式(8.4.3)、(8.4.4)及式(8.4.5)并考虑到注入信号很弱的条件,可得注入锁定时激光器输 出光强 ' T 3Is T 2
I1 I 0 I1 I0 ' 4 I 2 1
G 0 (v0 )l 1 I 0 I sT 1 2
弱信号注入一自由运转的振荡器中所产生的注入锁定现象不仅存在于机械、电于系统 中,同样存在于激光系统中。利用这一现象,可以用一束弱的、性能优良的激兀束空制一个 强激光器输出光束的光谱特性、模式相位特性及空间特性。此外,在激光的测量和应用中, 注入锁定也有不可忽视的影响。 注入锁定现象可分为两类:①连续激光器的注入锁定:在一连续激光振荡器中注入一弱 的单色激光信号,若注入光信号频率ν1足够接近激光器的自由振荡频率ν,则激光振荡可完全 为注入信号控制,激光器振荡模式的频率跃变为ν1,相位与注入信号同步。②脉冲激光器的 注入锁定:在调Q或增益开关激光器启动过程中注人一弱信号,可使频率与注入信号频率最 接近的模式优先起振,其他模式被抑制,实际上激光振荡并未被注入信号真正锁定,激光频率 仍为激光器自由振荡的频率。 注入锁定过程涉及电磁场的相位,因而严格的理论处理应采用半经典理论。本节仅从基 本物理图像出发揭示以上现象的实质并介绍其在激光技术中的实际意义,但不作严格的理 论处理。 一、连续激光器的注入锁定 连续激光器振荡模的频率为ν(角频率为ω),输出光强为I0。若注入一频率为ν1(角频率为 ω1)、光强为I1的弱信号,则输出光频率跳变为ν1,如图8.4.1所示。下面我们将阐述产生这一 注入锁定现象的物理过程。 对于注入信号而言,激光器相当于一个在增益介质两端置有两面反射镜的再生放大器,如 图8.4.2(a)所示,图中反射镜的反射率为r。若以ε1(t)、εc(t)及ε'1(t)分别表示再生放大器的人 射光、腔内左镜端右向行波和输出光的电场,则由边界条件可得
所以,若注入光角频率ω1等于激光器振荡模角频率ω,则I'1→∞。再生放大器输出光强 I'1随注入光角频率ω1变化的曲线如图8.4.2(b)所示。当ω1接近ω时,再生放大器的 输出光强I'1可超过激光器的自由振荡输出光强I0。这意味着注人光在激光器内急剧增 强,在与激光器自由振荡模争夺高能级粒子的过程中具有优势,结果角频率为ω的自由 振荡模式被抑制,输出光角频率锁定于ω1。激光器的自由振荡模是由自发辐射噪声增长 形成的,而角频率为ω1的光波则是由注入信号增长形成的,注入信号强度远远超过自发 辐射噪声,这是它在竞争过程中占优势的原因。 注入锁定的条件是
(8.4.5)
二、脉冲激光器的注入锁定 若在调Q或增益开关激光器启动过程中注入一频率为ν1(ω1)的弱信号,虽然它不足以真 正地锁定高增益激光器的自由振荡模式,但它在再生放大器中往返传输并不断增强的过程 中发生快速相移,其角频率由ω1迅速变为最邻近的激光器模式的角频率ω。于是,角频率为ω 的邻模在注入信号的基础上增长,而其他模式却在弱得多的自发辐射噪声的基础上增长。 因此在巨脉冲形成过程中,角频率为ω的模式占绝对优势,激光器输出一个角频率为ω的巨脉 冲。在上述过程中,注入信号犹如一颗种子,所以常将这种注入锁定方式称作注入种子。 下面分析上述快速相移过程是如何形成的。我们用一复向量(参见图8.4.3)来描述光波 电场。任一角频率ω的电场,均可表示为
hv1 ( NAL)[ g (v1 ) L]
式中A为光束截面积;T为反射镜透过率。由上式可得 2[ g (v1 ) L]I1' / T Baidu Nhomakorabea1T 假设工作物质具有均匀加宽线型,并且ν1≈ν≈ν。,则
c I AT L 1
(8.4.3)
G 0 (v0 ) G (v1 ) 2I ' 1 1 TI 0
由式(8.4.1)可得
1
(1 r )c I1 1 2 r L I 0 2
当r≈1时，注入锁定角频率范围
c I1 I0
(8.4.2)
式中Δωc为无源腔线宽。由式(8.4.2)可见, 注入信号越强,锁定频率范围越大。 在锁定区内,激光器输出光频率为ω1.当ω1 (b)输出光强一频率特性 接近ω时,输出光强是否会像图8.4.2(b)所示曲线 那样无限增强呢?该曲线是在单程增益与单程损耗 相等的情况下获得的。事实上,由于增益饱和效应, 当输出光强超过I。时,单程增益变得小于单程损耗,因此光强不可能无限增长。下面我们由 稳定工作时能量平衡条件来估算注入锁定时的输出光强。稳定工作时单位时间内腔内光能 损耗应等于注入光能,因而有
c (t ) 1 r1 (t ) r c (t ) exp[ g (v1 ) L L 2 jk1 L] 1' (t ) 1 r c (t ) exp[( g (v1 ) ) L / 2 jk1L]
式中g(ν1)、α和L分别为增益介质的增益系数、损耗系 数和长度;k1=ω1η/c,η为增益介质折射率。由以上二 式求出ε‘1(t)并考虑发生注入锁定现象时ω1与ω十分接 近的特点,再生放大器的输出光强
(a)再生放大器
I1 (1 r )2 exp[ g (v) L L] I {1 r exp[ g (v) L L]}2 4r ( L / c) 2 (1 ) 2 exp[ g (v) L L]
' 1
(8.4.1)
当激光器稳定工作时
r exp[ g (v) L L] 1
(t ) Re[ E(t )e j t ]
1
若ω=ω1,则
若ω=ω1-Δω,则
E(t ) E(t )e j
E(t ) E(t )e j ( t )
电场ε(t)为以角频率ω1在复平面上反时针旋转的复向 量E(t)在实轴上的投影。现在在一个以角频率ω1反时针 旋转的参考平面上考察复向量E(t)。可以想象:若ω=ω1, 则E(t)不转动;若ω=ω1-Δω,则E(t)以角频率Δω在参考平 面上顺时针转动;若ω=ω1+Δω,则E(t)以角频率Δω反时 针转动。
(8.4.4)
无光注入时激光器的输出光强 由式(8.4.3)、(8.4.4)及式(8.4.5)并考虑到注入信号很弱的条件,可得注入锁定时激光器输 出光强 ' T 3Is T 2
I1 I 0 I1 I0 ' 4 I 2 1
G 0 (v0 )l 1 I 0 I sT 1 2