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漠幕梁
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1 第 26 卷第 2 期强激光与粒子束 Vol.26,No 年 2 月 HIGH POWER LASER AND PARTICLE BEAMS Feb.,2014 摘 * 半导体泵浦铷蒸气激光器阈值特性李琳 1,2, 谭荣清 1, 徐程 1,2, 李志永 1,2 (1. 中国科学院电子学研究所高功率气体激光技术部, 北京 ; 2. 中国科学院大学, 北京 ) 要 : 以速率方程为基础建立理论模型, 采用迭代计算方法, 对单程端面泵浦铷蒸气激光器的阈值特性进行了详细研究研究表明, 铷室温度和长度对阈值泵浦功率密度的影响具有等价性, 存在使阈值功率密度达到最小的最佳铷室长度与温度组合泵浦光线宽对阈值功率密度的影响基本呈线性 ; 泵浦光线宽越宽, 泵浦光中心波长与铷原子吸收波长的偏移量对阈值功率密度的影响越小 ; 存在最佳的铷原子吸收线宽, 使阈值功率密度达到最小 ; 为减小阈值功率密度, 铷室窗口片应尽量考虑镀膜, 谐振腔输出耦合率不宜大于 80% 关键词 : 半导体泵浦 ; 铷蒸气激光器 ; 阈值功率密度中图分类号 : TN248.2 文献标志码 : A doi: /hplpb 半导体泵浦碱金属蒸气激光器 (DPAL) 具有量子效率高 ( 钾 99.6% 铷 98.1% 铯 95.3%) 光束质量好热效应小等特点, 是一种具有巨大潜力的新型激光器自从 2003 年美国 LLNL 采用窄线宽的 Ti:Sapphire 激光器作为替代泵浦源获得铷激光的输出 [1], 半导体泵浦碱金属激光器的研究得到了迅速发展 2008 年美国空 [2] [3] 军学院获得了峰值功率 48 W 的铯激光和连续 17 W 的铷激光 ;2010 年美国通用原子公司采用半导体激光器叠阵作为泵浦源获得了 207 W 的铷激光输出, 光 - 光转换效率接近 10% [4] 国内对 DPAL 的实验研究起 [5] 步较晚, 但也取得了一定的进展 2011 年国防科学技术大学实现了国内首次出光, 激光器输出功率 600 mw; 中国科学院电子学研究所 2012 年获得了功率 17.5 mw 的基模铷激光输出, 在此基础上, 经过优化后近期获得了功率 2.8 W 的线偏振铷激光, 光光转换效率 21%, 斜率效率 32% [6] 理论研究方面,2004 年 R.J. [7] Beach 等人对端面连续泵浦碱金属激光器的理论模型进行了描述 ;2009 年美国空军研究院的 G.D.Hager [8] 等人用三能级模型进行了深入研究国内的国防科学技术大学浙江大学等也分别对端面泵浦和侧面泵浦进行了理论分析 [9-11] 但是, 目前的理论研究主要集中在输出激光特性方面, 还缺乏在激光阈值特性方面的研究本文建立了单程端面泵浦铷蒸气激光器的理论模型, 分析了各参数对阈值的影响 1 理论模型对于铷原子, 三能级结构如图 1 所示 5 2 S1/2 为基态能级,5 2 P1/2,5 2 P3/2 为自旋 - 轨道相互作用而劈裂的激发态能级,5 2 S1/2 - >5 2 P3/2,5 2 P1/2 - >5 2 S1/2 分别是 D2, D1 谱线, 称为抽运跃迁和激光跃迁单程端面泵浦碱金属蒸气激光器的原理图如图 2 所示泵浦光从左至右单程通过铷蒸气室, 设铷室两端窗口片对泵浦光的透过率为 T p 激光在谐振腔中振荡, 设铷室窗口片对激光的透过率为 Tl, 谐振腔一端是全反射镜, 对激光的反射率为 Rl, 激光最终通过谐振腔另一端的输出耦合镜输出, 输出耦合镜反射率为 Roc, 输出耦合率 Toc=1-Roc 假设入射的泵浦光功率密度是均匀的, 三能级速率方程为 Fig.1 EnergylevelsofRbvaporlaser 图 1 dn1(z) dt =- [n1(z)- 1 (z)] 2 σ13(ν)ip(z,ν) n3 dν+ 0 hν p σ21[n2(z)-n1(z)] I+ l (z)+i l - (z) (z) (z) + n2 + n3 hνl τ21 τ31 铷蒸气激光器能级示意图 (1) * 收稿日期 : ; 修订日期 : 作者简介 : 李琳 (1987 ), 女, 硕士研究生, 主要从事半导体泵浦碱金属蒸气激光器的研究 ;lilin0406@126.com 通信作者 : 谭荣清 (1966 ), 男, 研究员, 博士生导师, 主要从事气体激光技术及其应用的研究 ;rongqingtan@163.com

2 强激光与粒子束 Fig.2 Schematicdiagramofanenḏpumpedalkalivaporlaserinsingle-passconfiguration 图 2 单程端面泵浦碱金属蒸气激光器原理图 dn2(z) [n2(z)-n1(z)] I+ l (z)+i l - (z) dt =-σ21 + hνl γmix[n3(z)-2exp(- ΔE kbt ) (z) n2(z)]- n2 τ21 dn3(z) dt = [n1(z)- 1 (z)] 2 σ13(ν)ip(z,ν) n3 dν- 0 hν p γmix[n3(z)-2exp(- ΔE kbt ) (z) n2(z)]- n3 τ (2) (3) dip(z,ν) dt =- [n1(z)- 1 2 n3 (z)]σ13(ν)i p (z,ν) (4) di ± l (z) dt =± [n2(z)-n1(z)]σ21i ± l (z) (5) 式中 :n1(z),n2(z),n3(z) 分别为增益介质 z 处的 2 S1/2, 2 P1/2, 2 P3/2 能级粒子数密度 ;ν p,νl 分别为泵浦光频率和激光频率 ;τ31,τ21 分别为能级 2 P3/2, 2 P1/2 的寿命 ;σ21 为原子中心频率处的发射截面 ;σ13(ν) 为某一频率的原子吸收截面 ;ΔE 为 2 P3/2 和 2 P1/2 能级之间的能量差 ;γmix 为 2 P3/2 和 2 P1/2 能级之间的精细结构混合速率 ( 与充入烷烃类缓冲气体压强有关 );h 为普朗克常数 ;kb 为玻耳兹曼常数 ;T 为铯蒸气温度 ;I p (z,ν) 为增益介质某一位置 z 处某一频率的泵浦光功率密度 ;I ± l (z) 分别对应增益介质某一位置 z 处向前传播和向后传播的激光功率密度各能级粒子数保持守恒, 满足条件总的铷粒子数密度由式 (7) 决定, 与铷室温度有关 [12], 即其中 σ13(ν) 为吸收谱对应某一频率的吸收截面, 定义为 n1(z)+n2(z)+n3(z)=n(z) (6) n(z)= /(kbt) /T (7) σ13(ν)= f3 f1 c 2 8πτ31ν 2 D 2 g(ν) (8) 式中 :νd 2 是铷原子 D2 吸收线的中心频率 ;f3 和 f1 分别是能级 2 P3/2 和 2 S1/2 的统计权重, 分别为 4 和 2 式中 :ΔνD 2 为铷原子 D2 吸收线线宽 ΔνD 2 2π g(ν)= (9) æ (ν-νd 2 ) 2 + ΔνD 2 ö 2 ç è 2 ø ΔνD 2 = 1 2πτ31 +γm ( T) pm +γhe(t)phe (10) 式中 :γm(t) 是与温度有关的甲烷与铷蒸气碰撞加宽率 ;pm 是常温下充入甲烷气体的压强 ;γhe(t) 是与温度有关的氦气与铷蒸气碰撞加宽率 ;phe 是常温下充入氦气的压强泵浦光假设为高斯线型

3 李琳等 : 半导体泵浦铷蒸气激光器阈值特性式中 :Δν p ( 或者 Δλ p ) 为泵浦光线宽 I p (z,v)=i p (z) 2 Δν p 铷原子的相关参数如表 1 所示表 1 铷原子参数 ln2 π exp [- 4ln2 (ν-νp) 2 ] (11) Table1 Parametersofrubidium ν p /Hz νl/hz τ31/ns τ21/ns ΔE/cm -1 γm (394K)/(MHz Pa -1 ) γhe(394k)/(mhz Pa -1 ) [13] [13] 2 阈值计算方法得到稳态时, 令式 (1)~(3) 等于零, 阈值条件下, 令式 (1)~(3) 中的 I + l (z),i - l (z) 等于零由式 (2),(6) 可以将式 (12)~(13) 代入式 (3) 得 γmixn3(z) Δν 2 p n2(z)= 2γmixexp(- ΔE kbt ) + 1 τ31 (12) n1(z)=n(z)-n2(z)-n3(z) (13) γmixn3(z) [n(z)- 2γmixexp(- ΔE kbt ) + 1 -n3(z)- 1 (z)] 2 σ13(ν) Ip(z,ν) n3 dν- 0 hν p τ31 γmix[n3(z)-2exp(- ΔE kbt ) (z) n2(z)- n3 =0 τ31 假定 I p (0) 已知, 通过式 (12) 可以求出 n1(0),n2(0),n3(0), 接着通过迭代 (14) I p (z+δz,ν)=i p (z,ν)exp{- [n1(z)- 1 2 n3 (z)]σ13(ν)δz} (15) 最终得到 n1(l),n2(l),n3(l) 小信号增益系数为单程小信号增益因子为 g 0 (z)=[n2(z)-n1(z)]σ21 (16) 单程损耗为 g 0 = l 0[n2(z)-n1(z)]σ21dz (17) α=- ln (T 4 lt 2 srlroc) (18) 2 调整 I p (0), 直到令 g 0 =α 时的 I p (0) 为阈值泵浦光功率密度 Ith 当 g 0 =α 时, 称为阈值振荡情况因此, 工作物质的增益特性和光腔的损耗特性是影响激光器阈值功率密度的决定因素 3 增益特性对阈值功率密度的影响 3.1 铷室温度对阈值的影响计算采用的参数为 : 泵浦光线宽 Δλ p =0.1nm, 氦气压强 phe=66.5kpa, 甲烷压强 pm =39.9kPa 图 3 表示的是温度对阈值功率密度的影响可以看出, 温度过高或者过低都会使阈值增大温度主要影响粒子数密度, 如果温度过高, 铷室内的铷原子数变大, 需要的泵浦功率密度会变大 ; 温度过低时, 由于腔内的损耗一定, 因此需要的泵浦功率密度也变大存在一个使阈值功率密度最低的温度, 称之为最佳温度并且不同铷室长度下的最佳温度也不相同另外, 在 400K 以上的温度区域内, 相同温度下铷室长度越长, 对应的阈值功率密度越大, 在 380K 以下的温度区域则相反图中显示铷室长度 l=20 Fig.3 Influenceoftemperatureonthresholdpumpintensity 图 3 温度对阈值功率密度的影响

4 强激光与粒子束 mm 时的最佳温度约为 379K, 在本文实验条件下, 如控制激光器阈值相对于 379K 时的增长不超过一倍, 温度不能超过 405K 图 4(a) 表示的是铷室长度 l=20mm, 铷室温度为 379K 时, 增益介质中不同位置处的泵浦光功率密度, 图 4(b) 表示室温下增益介质中不同位置处的小信号增益系数可以看到, 小信号增益系数 g 0 (z) 随 z 的增加而减小, 主要是因为泵浦光功率密度在 z 方向上不断减小 Fig.4 Pumpintensityandsmaḻsignalgaindistributionsalonggainmedium 图 4 泵浦光功率密度和小信号增益系数在增益介质长度方向上的变化图 5 表示的是在相同参数条件下, 不同长度的铷室的最佳温度和对应的阈值功率密度可以看到, 随着增铷室长度的增大, 最佳温度呈下降趋势, 但对应的阈值功率密度变化不大因此可以认为, 当铷蒸气激光器的其他参数条件确定时, 在阈值功率密度方面, 温度和长度具有等价性, 即存在使阈值功率密度达到最小的最佳铷室长度和温度的组合在实验探索出光阶段, 在成本和安全性的基础上应尽量考虑铷室长度和温度的组合, 从而有效降低激光器的阈值功率密度 3.2 泵浦光线宽对阈值功率密度的影响图 6 表示的是泵浦光线宽对阈值功率密度的影响从图中可以看出, 泵浦光线宽越宽, 阈值功率密度越大, 并且泵浦光线宽对阈值功率密度的影响基本是线性的阈值功率密度随线宽的变化率为 1684 W/(cm 2 nm) 在本文实验条件下, 如控制激光器阈值相对于泵浦光线宽为 0.1nm 时的增长不超过一倍, 泵浦光线宽不能超过 0.25nm Fig.5 InfluenceofRbchamberlengthonoptimaltemperature Fig.6 Influenceofpumplinewidthon 图 5 andcorrespondingthresholdpumpintensity 不同长度下的最佳温度和对应的阈值功率密度图 6 thresholdpumpintensity 泵浦光线宽对阈值功率密度的影响 3.3 泵浦光中心波长和铷蒸气吸收波长的偏移对阈值功率的影响 [13] 由于铷蒸气的吸收峰随缓冲气体和温度变化存在漂移现象, 因此泵浦光中心波长和碱金属蒸气吸收波长的偏移对阈值功率密度是有影响的图 7 表示在不同泵浦光线宽下, 泵浦光中心波长和铷蒸气吸收波长的偏移对阈值功率的影响可以看到, 当偏移量小于 0.02nm 时, 对阈值功率密度的影响不大, 这是因为铷原子在泵浦光线翼部分也有很大吸收并且谱宽越宽, 偏移量对阈值功率密度的影响越小当泵浦光线宽分别为 0.1,0.2,0.3nm 时, 阈值功率密度增大 30% 时对应偏移量分别为 0.04,0.07,0.10nm

5 李琳等 : 半导体泵浦铷蒸气激光器阈值特性 3.4 铷蒸气吸收线宽对阈值功率密度的影响为有效实现 DPAL, 一方面需要加入氦气等缓冲气体通过碰撞加宽的方式加宽原子的吸收光谱 ; 另一方面需要加入烃类分子使 5 2 P3/2 能级上的粒子快速弛豫到 5 2 P1/2 能级以抑制自发辐射, 同时烃类分子对加宽铷原子 [14] 的吸收光谱也有作用根据式(10) 可以算出充入不同压强的缓冲气体时铷原子的吸收线宽, 如表 2 所示表 2 铷原子在 T=379K 时充入不同缓冲气体压强下的吸收线宽 Table2 Rbabsorptionlinewidthbroadenedbybufergasat379K p/kpa ΔνD 2 /GHz ΔλD 2 /nm pm =13.3,pHe= pm =39.9,pHe= pm =39.9,pHe= pm =133,pHe= Fig.7 Influenceofthediferencebetweencentralpumpwavelength andcentralabsorptionwavelengthonthresholdpumpintensity 图 7 泵浦光中心波长和铷蒸气吸收波长的偏移对阈值功率的影响图 8 Fig.8 InfluenceofRbabsorptionlinewidthonoptimal temperatureandcorrespondingthresholdpumpintensity 不同铷蒸气吸收线宽下的最佳温度和对应的阈值功率密度图 8 表示当泵浦光线宽为 0.1nm, 铷室长度为 20mm 时, 不同铷蒸气吸收线宽下的最佳温度和对应的阈值功率密度可以看到, 随着铷蒸气吸收线宽的增加, 最佳温度不断上升, 但相应的阈值功率密度先下降, 到最低点后逐渐上升利用缓冲气体加宽铷蒸气的吸收线宽可以减小激光器的阈值功率密度, 但是过大的吸收线宽会导致原子吸收截面的减小, 反而会增加阈值功率密度从图 8 中可以看到, 在本文中讨论的实验条件下, 使阈值功率密度达到最低的铷蒸气吸收线宽为 16.5GHz(0.034nm), 即充入氦气压强 phe=26.6kpa, 甲烷压强 pm =39.9kPa 4 损耗特性对阈值功率密度的影响 4.1 铷室窗口片的透过率对阈值功率密度的影响在铷室长度为 20mm, 温度为最佳温度 (Tb=379K) 时, 计算了铷室窗口片的透过率对阈值功率密度的影响, 如图 9 所示可以看到, 随着透过率的增大, 阈值功率密度不断减小由于泵浦光波长和铷蒸气激光波长较接近, 可以认为窗口片对这两种波长的光的透过率是一样的如果窗口片的材料为玻璃, 在不镀膜的情况下单个窗口片的透过率为 92%, 窗口片单面镀膜后透过率可以达到 96% 从图 9 可以看出单面镀膜后阈值功率密度下降 8.6% 但是有文献表明, 由于蓝宝石的化学性质稳定, [15-16] 并且损伤阈值较高, 因此用蓝宝石做为窗口片比较合适在没有镀膜情况下, 单个蓝宝石窗口片的透过率为 85.1%, 窗口片单面镀膜后可以达到 92.3%, 单面镀膜后阈值功率密度下降 16.2% 可以看到, 对于蓝宝石窗口片应尽量考虑镀膜 4.2 输出耦合率对阈值功率密度的影响在上述参数条件下, 计算了输出耦合率对阈值功率密度的影响, 如图 10 所示图 10 表明, 当输出耦合率不超过 0.4 时, 阈值功率密度上升平缓, 变化很小 ; 当输出耦合率从 0.8 增大到 1.0 时, 阈值功率密度迅速上升

6 强激光与粒子束 Fig.9 Influenceofcelwindowtransmission onthresholdpumpintensity 图 9 窗口片透过率对阈值功率密度的影响 Fig.10 Influenceofoutputcouplingeficiency onthresholdpumpintensity 图 10 输出耦合率对阈值功率密度的影响 5 结论本文以速率方程为基础建立理论模型, 研究了半导体泵浦铷蒸气激光器的阈值特性结果表明 : 激光器存在最佳铷室温度, 能够使阈值功率密度达到最小 ; 铷室长度对阈值功率密度有影响, 不同铷室长度下的最佳温度不同, 并且当铷蒸气激光器的其他参数条件确定时, 在阈值功率密度方面, 温度和长度具有等价性, 即存在使阈值功率密度达到最小的最佳铷室长度和温度的组合, 因此在实验探索出光阶段, 在成本和安全性的基础上应尽量考虑铷室长度和温度的组合, 从而有效降低激光器的阈值功率密度 ; 泵浦光线宽对激光阈值功率密度的影响接近是线性 ; 泵浦光中心波长和铷蒸气吸收波长的偏移对阈值功率有影响, 但当偏移量小于 0.02nm 时, 对阈值功率密度的影响不大 ; 泵浦光线宽和铷原子吸收线宽之间存在匹配, 在本文讨论的参数下, 最佳吸收线宽约为 16.5GHz(0.034nm), 过高的铷原子吸收线宽反而会增大激光器的阈值功率密度 ; 通过采用镀膜等技术手段增大铷室窗口片的透过率, 可以减小阈值功率密度 ; 阈值功率密度随谐振腔的输出耦合率的增大而增加, 输出耦合率在不超过 0.4 时对阈值功率密度的影响较小, 一般不宜大于 80% 在本文理论模拟指导下, 中国科学院电子学研究所采用线宽 0.26nm 的泵浦源在国内首次实现了半导体泵浦铯蒸气激光输出, 阈值泵浦光功率 1.57 W, 初步验证了该模型的有效性和实用性参考文献 : [1] KrupkeW F,BeachRJ,KanzV K,etal.Resonancetransition795nmrubidiumlaser[J].OptLet,2003,28(23): [2] ZhdanovBV,SelJ,KnizeRJ.MultiplelaserdiodearraypumpedCslaserwith48 W outputpower[j].electronicslet,2008,44(9): [3] ZhdanovBV,StookeA,BoyadjianG,etal.Rubidiumvaporlaserpumpedbytwolaserdiodearrays[J].OptLet,2008,33(5): [4] ZweibackJ,KomashkoA,KrupkeW F.Alkalivaporlasers[C]//ProcofSPIE.2010:68740G. [5] 杨子宁, 王红岩, 华卫红, 等. 半导体泵浦铷蒸气激光器国内首次出光 [J]. 强激光与粒子束,2011,23(9): (YangZining, WangHongyan,HuaWeihong,etal.Diodepumpedrubium vaporlaser.highpowerlaserand ParticleBeams,2011,23(9): ) [6] 徐程, 谭荣清, 李志永, 等. 半导体抽运铷蒸气输出 2.8W 线偏振铷激光 [J]. 中国激光,2013,40: (XuCheng,TanRongqing,Li Zhiyong,etal.2.8 W linearlypolarizedoutputofrubidium vaporlaserwithdiodepumping.chinesejournalof Lasers,2013,40: ) [7] BeachRJ,KrupkeW F,KanzV K,etal.Enḏpumpedcontinuouswavealkalivaporlasers:Experiment,model,andpowerscaling[J].J OptSocAm B,2004,21(12): [8] HagerGD,Perram GP.Athreeḻevelanalyticmodelforalkalimetalvaporlasers:partI.Narrowbandopticalpumping[J].ApplPhysB, 2010,101: [9] YangZining,WangHongyan,LuQisheng,etal.Theoreticalmodelandnovelnumericalapproachofabroadbandopticalypumpedthreelevelalkalivapourlaser[J].JPhysB:AtMolOptPhys,2011,44: [10] YangZining,WangHongyan,LuQisheng,etal.Modeling,numericalapproach,andpowerscalingofalkalivaporlasersinside-pumped configurationwithflowingmedium[j].joptsocam B,2011,28(6): [11] WangYajuan,PanBailiang,QiZhu,etal.Akineticmodelfordiodepumpedrubidiumvaporlaser[J].OptCommun,2011,284(16):

7 李琳等 : 半导体泵浦铷蒸气激光器阈值特性 [12] AlcockCB,ItkinVP,HorriganM K.Vapoṟpressureequationsforthemetalicelements[J].CanadianMetalurgicalQuarterly,1984, 23(3): [13] ZameroskiN D,HagerGD,Rudolph W,etal.PressurebroadeningandcolisionalshiftoftheRbD2absorptionlinebyCH4,C2H6,C3 H8,ṉC4H10,andHe[J].JQuantSpectroscRadiatTransf,2011,112(1): [14] 李志永, 谭荣清, 徐程, 等. 用于铷蒸气激光泵浦的窄线宽阵列半导体激光器 [J]. 强激光与粒子束,2013,25(4): (LiZhiyong,Tan Rongqing,XuCheng,etal.LaserdiodearraywithnarrowlinewidthforRubidium vaporlaserpump.highpowerlaserand Particle Beams,2013,25(4): ) [15] PetersenA,RandalL.Secondharmonicoperationofdiode-pumpedRbvaporlasers[C]//ProcofSPIE.2008,7005:529. [16] 李志永, 谭荣清, 徐程, 等. 一种 Rb 蒸气对窄线宽 780nm 激光吸收率和吸收峰的测量方法 [J]. 光电子激光,2013,23(11): (Li Zhiyong,TanRongqing,XuCheng,etal.MethodformeasuringRbvapor sabsorptivityandabsorptivepeakfor780nmlaserwithnarrow linewidth.journalofoptoelectronics Laser,2013,23(11): ) Analysisonthresholdcharacteristicsofdiodepumpedrubidiumvaporlasers LiLin 1,2, TanRongqing 1, XuCheng 1,2, LiZhiyong 1,2 (1.Departmentof HighPowerGasLaser,InstituteofElectronics,ChineseAcademyofSciences,Beijing100190,China; 2.UniversityofChineseAcademyofSciences,Beijing100190,China) Abstract: Thethresholdcharacteristicsoflasersareofgreatimportancetotheoutputoflasers.Inthispaper,weuseatheoreticalmodel,whichisbasedonrateequations,toinvestigatethethresholdcharacteristicsofanenḏpumpedsingle-passrubidiumvaporlaserusingiteration method.theresultsshowthat,theinfluencesoftemperatureandgain mediumlengthonthe thresholdpumpintensityareequivalent,andthereexistsanoptimumcombinationoftemperatureandgainmediumlengthwhich canminimizethresholdpumpintensity.theinfluenceofpumplinewidthonthresholdpumpintensityislinear,andtheinfluence ofcentralwavelengthshiftonpumpintensitywilbesmalerifthepumplinewidthisbroader.alsothereexistsanoptimum Rbatomicabsorptionlinewidth,whichcanminimizethresholdpumpintensity.Inordertoreducethresholdpumpintensity,thecel windowshouldbeantiṟeflectivelycoated,andtheoutputcoupling-eficiencyshouldbelessthan80%. Keywords: diodepump; Rbvaporlaser; thresholdpumpintensity PACS:: Lt; Xi

106 山东科学 2016 年体 [1-8] ; 另一种是不具有人眼安全性质的激光经过频率变换, 获得具有人眼安全性质的激光在全固态激光器中, 掺 Nd 的激光增益介质由于具有较高的增益发射截面高效率的激光输出而被广泛应用 1.4μm 波段的激光受激辐射截面小泵浦功率较低, 实验条件要求高,

106 山东科学 2016 年体 [1-8] ; 另一种是不具有人眼安全性质的激光经过频率变换, 获得具有人眼安全性质的激光在全固态激光器中, 掺 Nd 的激光增益介质由于具有较高的增益发射截面高效率的激光输出而被广泛应用 1.4μm 波段的激光受激辐射截面小泵浦功率较低, 实验条件要求高, 山东科学 SHANDONGSCIENCE 第 29 卷第 3 期 2016 年 6 月出版 Vol.29No.3Jun.2016 DOI:10.3976/j.isn.1002-4026.2016.03.018 基于 Nd:LGGG 连续与调 Q 脉冲人眼安全激光器研究李健, 许永娜, 张倩倩, 刘倩慧, 安珍妮 ( 山东师范大学物理与电子科学学院, 山东省光学与光子器件技术重点实验室, 山东济南