基于Nd∶GdVO4晶體的雙波長被動調(diào)Q激光器

沈成竹，胡淼，許蒙蒙，李浩珍，宋歡

（杭州電子科技大學(xué) 通信工程學(xué)院，杭州 310018）

0 引言

雙波長脈沖激光在太赫茲波產(chǎn)生、多普勒雷達相干探測、光譜研究等方面有著廣泛的應(yīng)用，因此如何獲得雙波長脈沖激光是當(dāng)前激光領(lǐng)域的重要研究課題［1-7］。雙波長脈沖激光可以通過調(diào)Q 實現(xiàn)，與主動調(diào)Q 相比，被動調(diào)Q 具有技術(shù)簡單、激光器體積小等優(yōu)點。2011年，ZHAO Pu 等在Y 型腔中對兩個Nd∶YLF 晶體分別進行泵浦，并使用同一個Cr4+∶YAG 晶體對雙波長進行被動調(diào)Q，獲得了1 047 nm/1 053 nm 的同步正交偏振雙波長脈沖激光，頻率間隔為1.64 THz［8-9］。2020年，CHEN Mengting 等在Y 型腔中對兩個Nd∶YLF晶體進行泵浦，獲得了平均功率為8.7 W 的1 047 nm/1 053 nm 正交偏振雙波長脈沖激光。此外，進一步使用Nd∶YAG 晶體代替其中一個Nd∶YLF 晶體，獲得了1 047 nm/1 064 nm 和1 047 nm/1 064 nm 兩組正交偏振雙波長脈沖激光，平均功率為6 W［10］。2021年，KE Yizhi 等以Nd∶YVO4/Nd∶GdVO4組合晶體為增益介質(zhì)，通過脈寬調(diào)制泵浦和被動調(diào)Q，獲得了1 063 nm/1 064 nm 的同步雙波長脈沖激光，其中通過改變組合晶體的溫度，可以在一定范圍內(nèi)調(diào)諧雙波長激光信號的頻率間隔［11］。此類激光器都是基于兩個晶體實現(xiàn)雙波長脈沖輸出。與雙晶體激光器相比，單晶體激光器具有結(jié)構(gòu)簡單、操作方便、更易實現(xiàn)小型化等優(yōu)點［1］。但是單晶體激光器的雙波長之間存在增益競爭，難輸出雙波長同步脈沖激光。2007年，BRENIER A 等通過單個Yb3+∶GdAl3（BO3）4晶體和Cr4+∶YAG 晶體獲得了1 046 nm/1 040 nm 的正交偏振雙波長脈沖，當(dāng)泵浦功率為4.65 W 時脈沖重復(fù)頻率為3 kHz［12］。2009年，WANG Zhenping 等通過單個Nd∶YAG 陶瓷和Cr4+∶YAG晶體獲得了1 052 nm/1 064 nm 正交偏振雙波長脈沖激光，通過改變泵浦功率或Cr4+∶YAG 的初始透過率可以改變雙波長功率之比［13］。此類激光器通過使用受激發(fā)射截面積相近的晶體，解決單晶體激光器中的雙波長增益競爭，實現(xiàn)雙波長脈沖輸出。2016年，HONG K 等在T 型腔中使用Cr4+∶YAG 晶體對Nd∶GdVO4晶體產(chǎn)生的1.06 μm 激光進行調(diào)Q，獲得了由1.06 μm 調(diào)Q 脈沖和1.34 μm 馳豫振蕩尖峰脈沖組成的雙波長脈沖激光［14］；2017年，HONG K 等研究了光斑尺寸和泵浦功率對雙波長脈沖時域特性的影響，通過改變泵浦功率，獲得具有不同時域特性的雙波長脈沖激光［7］。HONG K 等提出的脈沖激光器使用單一的Nd∶GdVO4晶體和Cr4+∶YAG 晶體，但是Cr4+∶YAG 晶體只對其中一種波長的激光進行調(diào)Q?？紤]到Nd∶GdVO4晶體可以產(chǎn)生1 063 nm/1 065 nm 的正交偏振雙波長激光［2］，但是由于Nd∶GdVO4晶體π 偏振和σ 偏振的受激發(fā)射截面積相差很大，至今尚未見到采用單個可飽和吸收體對Nd∶GdVO4晶體產(chǎn)生的雙波長激光同時調(diào)Q 的報道。

本文報道了一種使用單個Nd∶GdVO4晶體和單個Cr4+∶YAG 晶體雙波長脈沖激光器，其中雙波長正交偏振，發(fā)射波長分別為1 063 nm（π）和1 065 nm（σ），Cr4+∶YAG 晶體對雙波長激光同時進行Q 調(diào)制，雙波長脈沖激光的時域特性可以通過泵浦功率來控制。

1 理論與仿真

根據(jù)CHEN Y F［15］和TUAN P H［16］的理論修改得到調(diào)Q 模型，用速率方程描述激光器的調(diào)Q 過程，忽略熱透鏡效應(yīng)、腔模尺寸的變化、高階橫模等因素。在摻釹激光系統(tǒng)中，1 063 nm（π）和1 065 nm（σ）的波長共享同一上能級，因此其速率方程可以由腔內(nèi)光子數(shù)密度φj（其中j=1，2，分別表示π 偏振和σ 偏振）、增益介質(zhì)反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度N、可飽和吸收體基態(tài)粒子數(shù)密度Ngs表示，即

式中，tr，j為光在諧振腔內(nèi)往返時間，，lj為諧振腔長度，nj為增益介質(zhì)折射率，lg為增益介質(zhì)的長度，c為真空中的光速；σj為增益介質(zhì)受激發(fā)射截面積；σgs為可飽和吸收體基態(tài)吸收截面積；ls為可飽和吸收體的長度；Rj為輸出鏡反射率；δj為激光腔耗散性損耗；Rp為泵浦源泵浦速率；Nt為增益介質(zhì)總粒子數(shù)密度；τa為增益介質(zhì)上能級壽命；γ為反轉(zhuǎn)因子，對于四能級系統(tǒng)為1，對于三能級系統(tǒng)為2；τgs為可飽和吸收體恢復(fù)時間；N0s為可飽和吸收體總粒子數(shù)密度；A/AS為激光在增益介質(zhì)中的有效面積與在可飽和吸收體中的有效面積之比。在Matlab 環(huán)境下，使用龍格庫塔方法求解速率方程組，得到雙波長被動調(diào)Q 脈沖產(chǎn)生的過程，仿真參數(shù)如表1 所示。激光腔耗散性損耗主要來自于增益介質(zhì)的熱致衍射損耗和增益介質(zhì)自身的損耗，熱致衍射損耗大小與增益介質(zhì)處激光半徑呈正相關(guān)，根據(jù)晶體參數(shù)和腔模仿真進行計算［17-18］，π 偏振激光腔耗散性損耗δ1約為0.002 1，σ 偏振激光腔耗散性損耗δ2約為0.001 8?？紤]增益介質(zhì)與可飽和吸收體緊貼放置，所以設(shè)A/AS=1。

表1 仿真參數(shù)Table 1 Value of simulation parameters

在仿真中發(fā)現(xiàn)，增大雙波長的激光腔單程損耗差時，雙波長對應(yīng)的閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度差值會增大，導(dǎo)致只有單波長激光輸出。為了保證能輸出雙波長激光，首先研究了雙波長的閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度。由式（1）和式（2）推導(dǎo)可得，雙波長的閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度Ni，j（其中j=1，2，分別表示π 偏振和σ 偏振）表示為

式中，T0為可飽和吸收體初始透過率，T0=σgsN0sls。由式（5）可知，雙波長對應(yīng)的閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度差值可以通過改變輸出鏡反射率進行調(diào)整。在仿真中首先設(shè)置R2=0.95，通過改變π 偏振輸出鏡反射率R1來改變π 偏振激光腔單程損耗，從而改變π 偏振閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度。圖1 為不同輸出鏡反射率下閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度，可以看出當(dāng)R1增大時，π 偏振閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度減小。當(dāng)R1<0.52 時，π 偏振閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度大于σ 偏振閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度；當(dāng)R1>0.52 時，π 偏振閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度小于σ 偏振閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度。

圖1 閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度隨輸出鏡反射率的變化Fig.1 The threshold invert population versus output reflectivity

通過對不同R1條件下的速率方程進行仿真，發(fā)現(xiàn)輸出雙波長脈沖需要滿足0.52

在實現(xiàn)雙波長脈沖輸出的前提下（R1=0.60，R2=0.95），進一步研究了泵浦速率對雙波長被動調(diào)Q 脈沖時域特性的影響。

當(dāng)泵浦速率為1.20×1030m?3·s?1時，泵浦速率低，反轉(zhuǎn)粒子數(shù)積累速度慢，不滿足雙波長脈沖激光的反轉(zhuǎn)粒子數(shù)消耗速度，只能實現(xiàn)單一波長脈沖激光輸出。π 偏振閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度小于σ 偏振閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度，因此只能形成π 偏振單一波長調(diào)Q 脈沖，脈沖波形如圖2（a）所示，將這種π 偏振單一波長脈沖定義為type-Ⅰ。

圖2 R1=0.60， R2=0.95 時，不同泵浦速率下雙波長脈沖時域特性Fig.2 Under the condition of R1=0.60， R2=0.95， the dual-wavelength pulses time characteristics with different pump rates

逐漸增加泵浦速率，反轉(zhuǎn)粒子數(shù)積累速度加快，當(dāng)泵浦速率為1.87×1030m?3·s?1時，反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度同時大于π 偏振和σ 偏振的閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度，激光器開始輸出雙波長脈沖激光。通過觀察一個重復(fù)周期內(nèi)第一次增益介質(zhì)反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度N下降時的兩種偏振腔內(nèi)光子數(shù)密度Ngs，1和Ngs，2變化曲線，發(fā)現(xiàn)輸出雙波長脈沖激光時，優(yōu)先產(chǎn)生σ 偏振脈沖激光。產(chǎn)生σ 偏振調(diào)Q 脈沖并沒有消耗所有的反轉(zhuǎn)粒子數(shù)，所以在產(chǎn)生σ 偏振調(diào)Q 脈沖之后，又產(chǎn)生了多個脈沖能量遞減的π 偏振調(diào)Q 脈沖。脈沖波形如圖2（b）所示，將這種雙波長多對一脈沖定義為type-Ⅱ。

隨著泵浦速率增加，單個σ 偏振調(diào)Q 脈沖能量增大，單個σ 偏振調(diào)Q 脈沖消耗的反轉(zhuǎn)粒子數(shù)增加，產(chǎn)生σ偏振調(diào)Q 脈沖之后剩余的反轉(zhuǎn)粒子數(shù)減少，一個周期內(nèi)產(chǎn)生的π 偏振調(diào)Q 脈沖數(shù)量減少。當(dāng)泵浦速率為2.06×1030m?3·s?1時，產(chǎn)生σ 偏振調(diào)Q 脈沖之后只有一個π 偏振調(diào)Q 脈沖產(chǎn)生，實現(xiàn)了重復(fù)頻率相同的雙波長脈沖輸出，脈沖重復(fù)頻率為63.29 kHz。脈沖波形如圖2（c）所示，將這種雙波長一對一脈沖定義為type-Ⅲ。

泵浦速率不斷增加，用于產(chǎn)生π 偏振調(diào)Q 脈沖的反轉(zhuǎn)粒子數(shù)所占的比重持續(xù)減少，當(dāng)泵浦速率為2.18×1030m?3·s?1時，出現(xiàn)了一個π 偏振調(diào)Q 脈沖對應(yīng)多個σ 偏振調(diào)Q 脈沖的脈沖波形，如圖2（d），將這種雙波長一對多脈沖定義為type-Ⅳ。

當(dāng)泵浦速率為2.5 0×1030m?3·s?1時，π 偏振調(diào)Q 脈沖消失，只有σ 偏振調(diào)Q 脈沖產(chǎn)生，脈沖波形如圖2（e），將這種σ 偏振單一波長脈沖定義為type-Ⅴ。

進一步對type-Ⅲ的雙波長脈沖進行研究。設(shè)置R2=0.95 以及一系列不同的π 偏振輸出鏡反射率R1進行對照實驗。當(dāng)改變R1時，通過調(diào)整泵浦源泵浦速率Rp，使激光器輸出雙波長脈沖為type-Ⅲ。雙波長脈沖為type-Ⅲ時的泵浦源泵浦速率Rp與R1的關(guān)系如圖3（a）所示?？梢钥闯?，在R1=0.53 的條件下，泵浦速率Rp為0.39×1030m?3·s?1時激光器輸出type-Ⅲ雙波長脈沖。當(dāng)R1增加時，Rp的值也隨之增加，這是因為R1增加會使π 偏振的諧振腔損耗減小，使π 偏振在上能級反轉(zhuǎn)粒子數(shù)競爭中有更大的優(yōu)勢，從而雙波長脈沖為type-Ⅲ時需要更高的泵浦源泵浦速率Rp。在R1=0.70 的條件下，激光器輸出type-Ⅲ雙波長脈沖時的泵浦速率Rp增加至4.55×1030m?3·s?1。通過曲線擬合可以發(fā)現(xiàn)雙波長脈沖為type-Ⅲ時的泵浦源泵浦速率Rp隨R1呈線性變化，擬合直線的斜率為23.43×1030m?3·s?1，說明在實現(xiàn)type-Ⅲ雙波長脈沖輸出的前提下，當(dāng)R1增加單位大小時，泵浦速率Rp需要增加23.43×1030m?3·s?1才能使激光器的輸出保持為type-Ⅲ雙波長脈沖。

圖3 雙波長脈沖為type-Ⅲ時，泵浦源泵浦速率、脈沖重復(fù)頻率隨輸出鏡反射率的變化Fig.3 Under the condition of type-Ⅲ， the pump rate and pulse repeat frequency versus output reflectivity

設(shè)置R2=0.95 以及一系列不同的π 偏振輸出鏡反射率R1進行重復(fù)仿真，通過脈沖波形計算脈沖重復(fù)頻率。雙波長脈沖為type-Ⅲ時的脈沖重復(fù)頻率f和R1的關(guān)系如圖3（b）所示。由圖3（a）可以看出，在R1=0.53的條件下，激光器輸出type-Ⅲ雙波長脈沖時的脈沖重復(fù)頻率f為7.17 kHz。當(dāng)R1增加時，f的值也隨之增加，這是因為R1增加使Rp增加，進而加快上能級粒子數(shù)積累速度，從而使脈沖重復(fù)頻率f增加。在R1=0.70 的條件下，激光器輸出type-Ⅲ雙波長脈沖時的脈沖重復(fù)頻率f增加至265.39 kHz。

2 實驗研究

2.1 實驗裝置

為了驗證泵浦功率對雙波長脈沖時域特性的影響，設(shè)計了Y 型腔結(jié)構(gòu)雙波長激光器，這種結(jié)構(gòu)可以獨立地控制每個波長的閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度，實現(xiàn)雙波長輸出。實驗裝置如圖4 所示，使用中心波長為808 nm、尾纖芯徑為400 μm 的激光二極管（Laser Diode， LD）作為泵浦源。泵浦光束通過準(zhǔn)直器和非球面透鏡聚焦到a-cut 切割、摻雜濃度為1.0 at.%、尺寸為3 mm×3 mm×3 mm 的Nd∶GdVO4晶體上，泵浦光斑半徑約為300 μm。Nd∶GdVO4晶體前端面鍍高反射（High Reflective， HR）膜（HR@1 064 nm）和增透（Anti-Reflective， AR）膜（AR@808 nm），后端面鍍高反射膜（HR@808 nm）和增透膜（AR@1 064 nm）。在諧振腔輸出端，為了獲得相近的雙波長閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度，在設(shè)計輸出鏡時，選定平面激光反射鏡OC1 （R=60%@1 064 nm）和OC2 （R=95%@1 064 nm）分別作為π 偏振和σ 偏振激光的輸出鏡。OC1、OC2 和Nd∶GdVO4晶體前端面組成雙波長激光器的諧振腔。根據(jù)腔模仿真，π 偏振激光在Nd∶GdVO4晶體上的光斑半徑約為220 μm，σ 偏振激光約為180 μm。

圖4 基于Nd∶GdVO4晶體的雙波長正交偏振被動調(diào)Q 激光器實驗裝置Fig.4 Experimental setup of dual-wavelength orthogonally polarized passively Q-switched laser based on Nd∶GdVO4 crystal

在諧振腔內(nèi)，布儒斯特偏振片（Brewster Polarizer， BP）與入射光束呈布儒斯特角（56.5°）放置，將正交偏振的入射光束分束，使其分別進入OC1 和OC2。布儒斯特偏振片前端面鍍增透膜（AR@1 064 nm）。當(dāng)布儒斯特偏振片與入射光束呈布儒斯特角（56.5°）放置時，其后端面對于π 偏振光束具有高透過率Tp=98%@1 064 nm，對于σ 偏振光束具有高反射率Rs>99.9%@1064 nm。布儒斯特偏振片尺寸為25.4 mm×25.4 mm×3 mm，材質(zhì)為Corning 7980。Cr4+∶YAG 晶體作為π 偏振和σ 偏振激光的被動調(diào)Q 開關(guān)，放置于Nd∶GdVO4晶體和布儒斯特偏振片之間，與Nd∶GdVO4晶體緊貼，尺寸為10 mm×10 mm×1 mm，初始透過率T0=0.95。激光在Cr4+∶YAG 晶體上的光斑半徑與在Nd∶GdVO4晶體上的光斑半徑相近。

溫度會改變Nd∶GdVO4晶體的受激發(fā)射截面積［22］，從而改變閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度，對實驗結(jié)果產(chǎn)生影響，所以需要對Nd∶GdVO4晶體的溫度進行控制。為了實現(xiàn)Nd∶GdVO4晶體更有效的熱交換和更精準(zhǔn)的熱沉溫度控制，使用銦箔包裹晶體，并將其安裝于銅散熱器中。半導(dǎo)體制冷片放置在銅散熱器的底部，其中制冷面與銅散熱器接觸，散熱面與水冷設(shè)備接觸。半導(dǎo)體制冷片與溫度控制器（Temperature Controller，TEC）連接，使用溫度控制器控制銅散熱器的溫度，溫度調(diào)節(jié)范圍為0 ℃至100 ℃，調(diào)節(jié)精度為0.1 ℃。

激光器產(chǎn)生的π 偏振和σ 偏振激光分別進入示波器（MSOS404A，Keysight，采樣速率為20 GSa/s，帶寬為40 GHz）的兩個通道中，利用示波器觀測輸出光的波形。通過功率計（PM100A， THORLABS.）測量輸出光的功率。最后用光譜儀（Optical Spectrum Analyser， OSA， Q8384， Advantest）對輸出光的光譜進行測量。

2.2 實驗結(jié)果

由仿真結(jié)果圖1 可知，當(dāng)π 偏振輸出鏡反射率R1=0.60，σ 偏振輸出鏡反射率R2=0.95 時，通過改變泵浦功率可以實現(xiàn)激光器雙波長脈沖輸出。由于實驗條件限制無法獲得與理論研究中相對應(yīng)的高泵浦功率，所以理論研究與實驗結(jié)果存在差異，實驗將對理論研究中雙波長脈沖時域特性隨泵浦功率的變化趨勢進行驗證。設(shè)定TEC 的制冷溫度為20 ℃，使實驗中Nd∶GdVO4晶體受激發(fā)射截面積保持不變，20℃時Nd∶GdVO4晶體受激發(fā)射截面譜如圖5 所示。利用上述裝置驗證泵浦功率對雙波長脈沖時域特性的影響。使用兩個相同的光電探測器將激光器的輸出耦合到示波器的兩個通道中，通過改變泵浦源，測量不同泵浦功率下Nd∶GdVO4激光器的脈沖波形。

圖5 20 ℃時Nd∶GdVO4晶體受激發(fā)射截面譜Fig.5 The stimulated emission cross-section spectra of the Nd∶GdVO4 crystal with 20 ℃

在輸出鏡反射率和Nd∶GdVO4晶體受激發(fā)射截面積保持不變的實驗條件下，當(dāng)泵浦功率為3.21 W 時，激光器輸出π 偏振單一波長脈沖，脈沖波形如圖6（a）所示，脈沖類型為type-Ⅰ，脈沖重復(fù)頻率為133 kHz。由仿真分析可知，π 偏振的閾值低于σ 偏振的閾值，此時泵浦功率并未達到σ 偏振的閾值，所以無法產(chǎn)生σ 偏振激光。當(dāng)泵浦功率繼續(xù)增加并且同時高于π 偏振和σ 偏振的閾值時，激光器會輸出雙波長脈沖。實驗中，當(dāng)泵浦功率增加至4.38 W 時，激光器輸出type-Ⅱ類型雙波長脈沖，脈沖重復(fù)頻率為119 kHz，脈沖波形如圖6（b）所示。此時π 偏振在雙波長增益競爭中還占據(jù)優(yōu)勢，所以在一個重復(fù)周期內(nèi)輸出多個π 偏振脈沖，脈沖重復(fù)頻率隨著泵浦功率的增加而減少。

圖6 不同泵浦功率下Nd∶GdVO4激光器輸出時域特性和泵浦功率為5.51 W 時Nd∶GdVO4激光器的光譜Fig.6 The output time characteristic of Nd∶GdVO4 laser with different pump powers and the optical spectra for Nd∶GdVO4 laser at a pump power of 5.51 W

通過對泵浦功率不斷調(diào)整，當(dāng)泵浦功率為5.51 W 時，π 偏振和σ 偏振處于一個相對均衡的狀態(tài)。此時激光器輸出type-Ⅲ類型雙波長脈沖，脈沖波形如圖6（c）所示，π 偏振和σ 偏振脈沖重復(fù)頻率均為141 kHz，平均功率分別為323 mW 和462 mW，脈沖寬度分別為185 ns 和168 ns，脈沖峰值功率分別為11.62 W 和20.35 W。使用光譜儀對此時激光器輸出的光譜進行測量，如6（f）所示。可以看出，此時π 偏振的中心波長為1 063.23 nm，σ 偏振的中心波長為1 065.52 nm，對應(yīng)的帶寬為607.7 GHz。

根據(jù)仿真結(jié)果，當(dāng)泵浦功率不斷增加時，σ 偏振會在雙波長增益競爭中占據(jù)優(yōu)勢。所以在實驗中，當(dāng)泵浦功率為6.89 W 時，在一個重復(fù)周期內(nèi)，激光器輸出多個σ 偏振脈沖，脈沖重復(fù)頻率為97 kHz，脈沖波形如圖6（d）所示，脈沖類型為type-Ⅳ?？梢园l(fā)現(xiàn)，在一個重復(fù)周期內(nèi)σ 偏振脈沖之間的間隔時間存在差異，相鄰兩個σ 偏振脈沖間隔時間呈現(xiàn)出0.004 7 ms 和0.005 7 ms 相互交替的規(guī)律。這是因為重復(fù)周期內(nèi)σ 偏振脈沖間隔時間的差異主要取決于一個重復(fù)周期內(nèi)實際反轉(zhuǎn)粒子數(shù)的消耗情況，σ 偏振脈沖是否靠近π 偏振脈沖決定了當(dāng)下σ 偏振脈沖所用的反轉(zhuǎn)粒子數(shù)水平。

當(dāng)泵浦功率為8.01 W 時，σ 偏振在雙波長增益競爭中占據(jù)絕對優(yōu)勢，用于π 偏振的能量已經(jīng)不足以產(chǎn)生脈沖激光，所以此時激光器輸出σ 偏振單一波長脈沖，脈沖波形如圖6（e）所示，脈沖類型為type-Ⅴ。與type-Ⅳ類似，此時相鄰兩個σ 偏振脈沖間隔時間呈現(xiàn)出0.004 8 ms 和0.006 3 ms 相互交替的規(guī)律，以兩個相鄰σ 偏振脈沖為一個周期，此時重復(fù)頻率為90 kHz，重復(fù)頻率隨著泵浦功率的增加而減少。

當(dāng)泵浦功率為5.51 W 時，使用光束分析儀（BC106N-VIS/M， THORLABS.）對雙波長激光進行了光束質(zhì)量測量，測得π 偏振光x軸和y軸方向的光束質(zhì)量參數(shù)M2分別為3.15 和2.79，σ 偏振光x軸和y軸方向的光束質(zhì)量參數(shù)M2分別為2.91 和2.51。雙波長激光的光束質(zhì)量如圖7 所示。

圖7 泵浦功率為5.51 W 時π 和σ 偏振光的光束質(zhì)量Fig.7 The laser beam qualities of the π-polarized and σ-polarized laser with the pump power of 5.51 W

3 結(jié)論

本文通過建立基于Nd∶GdVO4晶體的雙波長正交偏振被動調(diào)Q 激光器的速率方程模型，研究了激光器輸出雙波長脈沖的條件和不同輸出鏡反射率條件下泵浦功率對激光輸出時域特性的影響。仿真結(jié)果表明，可以通過調(diào)節(jié)輸出鏡反射率改變雙波長閾值反轉(zhuǎn)粒子數(shù)密度，從而實現(xiàn)雙波長脈沖輸出。在實現(xiàn)雙波長脈沖輸出的前提下，可以通過改變泵浦速率實現(xiàn)輸出脈沖波形的變化。在20 ℃條件下進行實驗驗證，實驗結(jié)果與仿真結(jié)果一致。