專利名稱：超短激光脈沖時(shí)間寬度的測(cè)量方法
技術(shù)領(lǐng)域：
本發(fā)明涉及一種超短激光脈沖時(shí)間寬度的測(cè)量方法，特別適用于飛秒激光脈沖時(shí)間寬度的測(cè)量。
在先技術(shù)[1](參見Naganuma；Kazunori,Noda；Juichi，美國(guó)專利，1987.9.8,US4792230,Method and apparatus for measuring ultrashort optical pulses.)所描述的二次諧波相關(guān)法是超短脈沖時(shí)間寬度測(cè)量法中應(yīng)用最為廣泛的方法。其基本原理是將待測(cè)光脈沖分成兩束場(chǎng)強(qiáng)相同的光脈沖，分別經(jīng)過不同的光程，通過非線性晶體產(chǎn)生二次諧波信號(hào)，由該信號(hào)脈寬反推出待測(cè)脈沖寬度。它分為單次發(fā)射法和多次發(fā)射法兩類。多次發(fā)射法利用低頻振蕩器來控制兩脈沖的延遲時(shí)差，通過記錄二次諧波強(qiáng)度與延遲時(shí)差的關(guān)系來推出脈沖寬度。它需要一串完全相同的脈沖序列才能測(cè)量，目前測(cè)量范圍為皮秒至幾個(gè)飛秒。單次發(fā)射法的基本過程是將時(shí)域外形改變?yōu)榭沼蛲庑?，兩脈沖同時(shí)非共線進(jìn)入非線性晶體，由于在不同坐標(biāo)處對(duì)應(yīng)的相對(duì)時(shí)延不同，通過一維光強(qiáng)探測(cè)器電荷耦合器(CCD)或多通道分析儀(OMA)即可推出脈沖寬度。它只需一個(gè)脈沖即可測(cè)量脈寬，但它要求的脈寬能量較高。目前測(cè)量范圍為皮秒至50飛秒左右。
在先技術(shù)中的三次相關(guān)法將所測(cè)脈沖分為三個(gè)脈沖，經(jīng)過不同的光程進(jìn)行相關(guān)，通過測(cè)量其諧波來反推出脈沖寬度。利用它可以了解原始脈沖的對(duì)稱性。由于需要三次諧波，所需能量要求很高。目前測(cè)量范圍為皮秒至50飛秒左右。
在先技術(shù)[2](參見D.J.Kane,R.Trekino,Optics Letters,18(10),1993,823-825,Single-shot measurement of intensity and phase of an arbitrary ultrashort pulse by usingfrequency-resolved optical gating.)所描述的頻率分解光學(xué)門法(FROG法)利用克爾(Kerr)效應(yīng)來重現(xiàn)脈沖，這一方法可在非共軸二次諧波產(chǎn)生自相關(guān)測(cè)量系統(tǒng)中通過測(cè)量二次諧波光的頻率來測(cè)量脈寬。它可以同時(shí)給出振幅和位相信息實(shí)現(xiàn)脈沖重構(gòu)。目前這一方法已能測(cè)量皮秒至50飛秒左右的脈寬。
在先技術(shù)[3](參見L.Gallman,D.H.Sutter,N.Matuschek et al.,Optics Letters,24(18),1999,1314-1316,Characterization of sub-6-fs optical pulses with spectralphase interferometry for direct electric-field reconstruction.)所描述的光譜位相干涉實(shí)現(xiàn)電磁場(chǎng)重構(gòu)法(SPIDER法)是目前超短脈沖測(cè)量法中最新的一種，它利用一對(duì)原始脈沖的復(fù)制品與展寬的原始脈沖相關(guān)產(chǎn)生二次諧波來測(cè)量脈沖寬度，實(shí)現(xiàn)脈沖重構(gòu)。它具有可測(cè)量的脈沖波長(zhǎng)、時(shí)間范圍寬的優(yōu)點(diǎn)(超過了上述所有的方法)。它利用了非線性效應(yīng)，結(jié)構(gòu)也比較復(fù)雜。
上述方法均使用到了非線性晶體，其缺點(diǎn)在于入射光的波長(zhǎng)受到晶體透過率的限制，檢測(cè)靈敏度與入射光的偏振狀態(tài)有關(guān)，并且必須滿足位相匹配條件。由于要利用非線性晶體，所需入射光必須足夠強(qiáng)。除此之外，上述方法還存在這樣的問題結(jié)構(gòu)復(fù)雜、插入組件多、難以用于測(cè)量50飛秒以下的脈沖。
本發(fā)明的目的針對(duì)上述在先技術(shù)測(cè)量方法中所存在的問題，提供一種利用泰伯(Talbot)效應(yīng)進(jìn)行超短激光脈沖脈寬測(cè)量的方法。與上述在先技術(shù)方法相比，它不需非線性效應(yīng)，所采用的測(cè)量裝置結(jié)構(gòu)簡(jiǎn)單，操作簡(jiǎn)便，所需入射脈沖能量低且分辨率較高。
本發(fā)明的激光脈沖時(shí)間寬度測(cè)量方法是利用泰伯(Talbot)效應(yīng)對(duì)超短激光脈沖時(shí)間寬度進(jìn)行測(cè)量。具體測(cè)量步驟為1．采用測(cè)量裝置是，將待測(cè)激光光源1所發(fā)射的超短激光脈沖，通過與待測(cè)激光光源同光軸置放的光柵2后，到達(dá)同光軸置放的接收面距光柵2出射光面的距離為n倍泰伯距z0的探測(cè)器3；2．由探測(cè)器3測(cè)得激光光源1發(fā)射的激光脈沖通過光柵2的透明部分與不透明部分的衍射光強(qiáng)，透明部分的衍射光強(qiáng)為S1=∫d/MdI(x,y,nz0)dx，不透明部分的衍射光強(qiáng)為S2=∫0d/MI(x,y,nz0)dx，兩者的比值為S(T)=S1S2=∫d/MdI(x,y,nz0)dx∫0d/MI(x,y,nz0)dx,]]>其中泰伯距z0=2d2λ0,]]>d為光柵2的周期，M為光柵2的周期d與周期d內(nèi)透明部分的寬度比，λ0為待測(cè)激光光源1發(fā)射激光脈沖的中心波長(zhǎng)，由d/M到d是光柵2一個(gè)周期d內(nèi)的透明部分，由0到d/M是光柵2一個(gè)周期d內(nèi)的不透明部分；3．制作待測(cè)激光光源1發(fā)射的激光脈沖通過光柵2后，透明部分的衍射光強(qiáng)S1與不透明部分衍射光強(qiáng)S2的比值5(T)與待測(cè)激光光源1激光脈沖時(shí)間寬度T之間的關(guān)系曲線；S(T)=∫d/Md∫-∞+∞exp[-T2(ω-ω0)2/2]×Σl,+∞Σm=-∞+∞AlAmexp[i2π(l-m)x/d]×exp[i2π(l2-m2)nω0/ω]dωdx∫0d/M∫-∞+∞exp[-T2(ω-ω0)2/2]×Σl,+∞Σm=-∞+∞AlAmexp[i2π(l-m)x/d]×exp[i2π(l2-m2)nω0/ω]dωdx]]>式中ω0為待測(cè)激光光源1中心波長(zhǎng)λ0對(duì)應(yīng)的中心頻率，ω0=2πcλ0,]]>c為光速；ω為待測(cè)激光光源1發(fā)射的激光脈沖的頻率分量，ω=2πcλ,]]>λ為ω分量對(duì)應(yīng)光波波長(zhǎng)；l、m為傅里葉級(jí)次，Al、Am為傅里葉系數(shù)，Al=1Msinc(lM),Am=1Msinc(mM);]]>i為虛數(shù)單位，式中的T取值范圍為待測(cè)激光光源1的激光脈沖時(shí)間寬度所處的時(shí)間寬度的范圍，通常為1飛秒＜T＜1皮秒；4．由上述第2步所測(cè)得的S(T)值，從第3步中所制得的S(T)與T的關(guān)系曲線中求得相應(yīng)的脈沖時(shí)間寬度T。
裝置原理如圖1所示，待測(cè)激光光源1所發(fā)射的超短激光脈沖前進(jìn)的方向上置有光柵2，在光柵2的輸出端置有探測(cè)器3，三者在同一光軸上，探測(cè)器3在光柵2后n倍Talbot距nz0處。待測(cè)激光光源1所發(fā)射的超短激光脈沖照射到光柵2上，探測(cè)器3在nz0處接收衍射光強(qiáng)S=∫d/MdI(x,y,nz0)dx(對(duì)應(yīng)于光柵2的透明部分)和S2=∫0d/MI(x,y,nz0)dx(對(duì)應(yīng)于光柵2的不透明部分)的值并求其比值S(T)，即可通過S(T)～T曲線直接查出脈沖寬度。
上述步驟3中公式獲得的依據(jù)是對(duì)于一單頻光，其在物面后的衍射光可以用菲涅耳衍射積分公式來描述U(x,y,z,ω)=exp(i2πλz)iλzexp[-iπλz(x2+y2)]×∫-∞+∞∫-∞+∞U1(x1,y1,ω)]]>×exp[i2πλz(x1x+y1y)]×exp[-iπλz(x12+y12)]dx1dy1----(1)]]>其中λ=2πcω]]>是入射光的波長(zhǎng)。U1(x1,y1,ω)和U(x,y,ω)分別代表物面和觀察面上的振幅分布，它們之間距離為z。
通常光柵可以表示為U1(x,y)=rect(xd/M)⊗comb(xd)]]>其中d為光柵周期，M為光柵周期d與周期d內(nèi)透明部分的寬度比。我們可以將其重新表示為傅里葉級(jí)數(shù)形式U1(x,y)=ΣlA1exp[i2πlxd]----(2)]]>其中l(wèi)為傅里葉級(jí)次，Al=1Msinc(lM)]]>為傅里葉系數(shù)。
將(2)式代入(1)式，可得U(x,y,z,ω)=exp(i2πλz)×ΣlAlexp[i2πlxd]×exp[i2πl2z2d2/λ]----(3)]]>其中λ為光波波長(zhǎng)。定義z0=2d2λ,]]>可以看到對(duì)于單色平面光，在z=nz0處(n為自然數(shù))重新呈現(xiàn)出原光柵的像。這一現(xiàn)象被稱為泰伯(Talbot)自成像，z0叫做Talbot距。
通常假設(shè)超短脈沖振幅在時(shí)間上呈高斯型，可以將其表示為p(t)=exp(iω0t-t2T2),----(4)]]>其中t為瞬時(shí)時(shí)間，ω0為中心波長(zhǎng)λ0對(duì)應(yīng)的中心頻率，ω0=2πcλ0]]>。T.描述了超短脈沖的時(shí)間寬度，它與超短脈沖的半高全寬τ之間有如下關(guān)系T=τ2ln2----(5)]]>它在頻域上的振幅可用p(t)的傅里葉變換表示P(ω)=12π∫-∞+∞exp[-i(ω-ω0)t-t2T2]dt]]>=T2πexp[-T2(ω-ω0)24]----(6)]]>其中ω=2πcλ]]>為超短脈沖的頻率分量，λ為ω分量對(duì)應(yīng)光波波長(zhǎng)。經(jīng)過Talbot光柵后，頻域上的振幅可表示為H(x,y,z,ω)=P(ω)U(x,y,z,ω) (7)則時(shí)域上的振幅h(x,y,z,t)=F-1{H(x,y,z,ω)} (8)通常電子探測(cè)器的響應(yīng)時(shí)間為皮秒量級(jí)，遠(yuǎn)大于超短脈沖的脈寬(飛秒量級(jí))。因此探測(cè)到的能量分布可近似為I(x,y,z)=∫-∞+∞｜h(x,y,z,t)｜2dt(9)
超短激光脈沖可以看作沿中心頻譜對(duì)稱分布的多種頻率單頻光的疊加?？紤]到帕瑟瓦爾(Paserval)定理，并將式(3),(5),(6)代入式(9)，有I(x,y,z)=2π∫-∞+∞|H(x,y,z,ω)|2dω]]>=T22∫-∞+∞exp[-T2(ω-ω0)22]]]>×Σl,+∞Σm=-∞+∞AlAmexp[i2π(l-m)xd]×exp[i2π(l2-m2)z2d2/λ]dω----(10)]]>(10)式中l(wèi)、m為傅里葉級(jí)次，Al、Am為傅里葉系數(shù)，Al=1Msinc(lM),]]>Am=1Msinc(mM),]]>ω0為超短脈沖中心頻率，ω為超短脈沖頻率分量，λ為ω分量對(duì)應(yīng)光波波長(zhǎng)。通過求解方程(10)，可以得到I(x,y,z)的三維分布。由于超短脈沖可以看作多個(gè)頻率單頻光的疊加，因而在Talbot距上，超短脈沖能量分布是多個(gè)單頻光衍射的疊加，如圖3所示。
令S(T)=∫d/MdI(x,y,nz0)dx∫0d/MI(x,y,nz0)dx,]]>其中z0=2d2λ0,]]>由d/M到d是光柵2一個(gè)周期d內(nèi)的透明部分，由0到d/M是光柵2一個(gè)周期d內(nèi)的不透明部分，則S(T)=∫d/Md∫-∞+∞exp[-T2(ω-ω0)2/2]×Σl,+∞Σm=-∞+∞AlAmexp[i2π(l-m)x/d]×exp[i2π(l2-m2)nω0/ω]dωdx∫0d/M∫-∞+∞exp[-T2(ω-ω0)2/2]×Σl,+∞Σm=-∞+∞AlAmexp[i2π(l-m)x/d]×exp[i2π(l2-m2)nω0/ω]dωdx]]>(11)數(shù)值求解方程(11)，可得到S(T)～T關(guān)系曲線。
本方法適用于任意中心波長(zhǎng)的超短脈沖。
本發(fā)明與在先技術(shù)中的測(cè)量方法如二次諧波相關(guān)法的單次發(fā)射法、三次相關(guān)法、FROG法相比，本發(fā)明提出的測(cè)量方法具有以下優(yōu)點(diǎn)由于采用線性衍射效應(yīng)，不需使用非線性晶體，無位相匹配、透過率等限制，測(cè)量波段寬；由于不需要非線性效應(yīng)，所需入射能量很低且分辨率較高；本發(fā)明的方法所使用的測(cè)量裝置結(jié)構(gòu)最簡(jiǎn)單，便于操作；非常適合于50飛秒以下的脈寬測(cè)量。
與在先技術(shù)[1]的二次諧波相關(guān)法的多次發(fā)射法相比，本方法具有只需單脈沖即可測(cè)量的優(yōu)點(diǎn)，同時(shí)上述優(yōu)點(diǎn)中的1、2、3點(diǎn)同樣適用。
與在先技術(shù)[3]的SPIDER法相比，上述優(yōu)點(diǎn)中的1、2、3點(diǎn)都適用。
表1對(duì)上述方法進(jìn)行了詳細(xì)比較。
表1本發(fā)明的超短激光脈沖脈寬測(cè)量方法與在先技術(shù)中的測(cè)量方法的對(duì)比


圖1為本發(fā)明測(cè)量方法所采用的裝置示意圖。
圖2為計(jì)算S(T)～T曲線所采用的程序流程圖。圖2(a)是總模塊流程圖；圖2(b)是積分模塊流程圖；圖2(c)是求和模塊流程圖。
圖3為被測(cè)量的激光脈沖的不同脈沖寬度在z0處的衍射光強(qiáng)分布(中心波長(zhǎng)為800nm)圖3(a)是脈沖寬度T為1飛秒；圖3(b)是脈沖寬度T為30飛秒；圖3(c)是脈沖寬度T為100飛秒；圖3(d)是脈沖寬度T為1皮秒；圖3(e)是脈沖寬度T為5皮秒。
圖4為本發(fā)明上述測(cè)量步驟第三步中所獲得的S(T)～T曲線(中心波長(zhǎng)為800nm,M=2)。圖4(a)是脈沖寬度為10-1010飛秒，間隔20飛秒；圖4(b)是脈沖寬度為1-20飛秒。
實(shí)施例[1]待測(cè)超短脈沖激光光源1為鈦寶石激光器，其中心波長(zhǎng)λ0=800nm，對(duì)應(yīng)ω0=2.356×1015Hz。所使用的衍射光柵2周期d=200μm,M=2。探測(cè)器3為CCD，接收面距光柵2出射光面的距離為n=1倍Talbot距z0=0.1m處。探測(cè)器3測(cè)量衍射光強(qiáng)S1=∫d/MdI(x,y,nz0)dx(對(duì)應(yīng)于光柵2的透明部分)和S2=∫0d/MI(x,y,nz0)dx(對(duì)應(yīng)于光柵2的不透明部分)的值，并求得S1與S2的比值S=S1S2=7.6]]>。根據(jù)上述[1]中所述條件和上述的公式S(T)=∫d/Md∫-∞+∞exp[-T2(ω-ω0)2/2]×Σl,+∞Σm=-∞+∞AlAmexp[i2π(l-m)x/d]×exp[i2π(l2-m2)nω0/ω]dωdx∫0d/M∫-∞+∞exp[-T2(ω-ω0)2/2]×Σl,+∞Σm=-∞+∞AlAmexp[i2π(l-m)x/d]×exp[i2π(l2-m2)nω0/ω]dωdx]]>制作S(T)～T曲線，見圖5。S(T)數(shù)值求解的具體程序流程為如圖2所示。
總模塊1．賦初值ω0、d、M,T=1飛秒(fs)。
2．利用積分模塊求S(T)分子S1,x初值 終值d。
3．利用積分模塊求S(T)分母S2,x初值0，終值 4．S(T)=S1/S2。
5．T自增1fs。
6．判斷T是否小于1ps，若是，轉(zhuǎn)2；若否，結(jié)束計(jì)算，給出結(jié)果。如流程圖2(a)所示。
積分模塊1．對(duì)x賦初值。temp=0。
2．對(duì)ω賦初值ω=ω0-6T]]>。(經(jīng)計(jì)算，脈沖99.9％以上的能量集中在ω0-6T]]>到ω0+6T]]>之間)。
3．G1=exp[-T2(ω-ω0)2/2]4．利用求和模塊求qq。
5．G1=qq×G1。temp=temp+G1。
6．ω自增 7．判斷是否ω＜ω0+6/T，若是，轉(zhuǎn)3，若否，轉(zhuǎn)8。
8．x自增d/80。
9．判斷x是否小于終值，若是，轉(zhuǎn)2，若否，輸出結(jié)果。其流程如圖2(b)所示。
求和模塊1．l=-80(l、m范圍從-80到80，精確度為10-6),qq=0。
2．m=-80。
3．Al=sinc(l/M),Am=sinc(m/M)，qq=qq+AlAmexp[i2π(l-m)x/d]×exp[i2π(l2-m2)ω0/ω]×12100T×d80]]>4．m=m+1。
5．若m≤80，轉(zhuǎn)3，否則繼續(xù)6。
6．l=l+1。
7．若l≤80，轉(zhuǎn)2，否則輸出結(jié)果qq。其流程如圖2(c)所示。
按照上述公式和流程獲得S(T)-T曲線。表2給出了圖4中S(T)～T曲線的數(shù)據(jù)。
表2圖4中S(T)～T曲線的數(shù)據(jù) 通過S(T)～T曲線，查出脈沖寬度為13.4fs。用SPIDER法對(duì)此脈沖的一個(gè)復(fù)制進(jìn)行測(cè)量，結(jié)果也為13fs。
在先技術(shù)中，二次諧波相關(guān)法的單次發(fā)射法、三次相關(guān)法、FROG法均難以測(cè)量此類脈寬小于50飛秒的脈沖。二次諧波相關(guān)法的多次發(fā)射法需要有脈沖序列才能完成測(cè)量，不能用于單個(gè)脈沖的測(cè)量。因此唯一能測(cè)量脈寬小于50飛秒的單脈沖的方法目前只有SPIDER法和本發(fā)明方法。而在測(cè)量裝置的復(fù)雜程度上，本發(fā)明方法只需2個(gè)關(guān)鍵組件一光柵和探測(cè)器，而SPIDER法則需10個(gè)以上的元件。所以，本發(fā)明的測(cè)量方法比在先技術(shù)上所用的測(cè)量裝置簡(jiǎn)單，操作方便。
權(quán)利要求
1.一種超短激光脈沖時(shí)間寬度的測(cè)量方法，其特征在于利用泰伯效應(yīng)的測(cè)量方法，具體測(cè)量步驟為<1>采用測(cè)量裝置是，將待測(cè)激光光源(1)所發(fā)射的超短激光脈沖，通過與待測(cè)激光光源同光軸置放的光柵(2)后，到達(dá)同光軸置放的接收面距光柵(2)出射光面的距離為n倍泰伯距z0的探測(cè)器(3)；<2>由探測(cè)器(3)測(cè)得激光光源(1)發(fā)射的激光脈沖通過光柵(2)的透明部分與不透明部分的衍射光強(qiáng)，透明部分的衍射光強(qiáng)為S1=∫d/Md·I(x,y,nz0)dx，不透明部分的衍射光強(qiáng)為S2=∫d/M0I(x,y,nz0)dx，兩者的比值為S(T)=S1S2=∫d/MdI(x,y,nz0)dx∫0d/MI(x,y,nz0)dx,]]>其中泰伯距z0=2d2λ0,]]>d為光柵(2)的周期，M為光柵(2)的周期d與周期d內(nèi)透明部分的寬度比，λ0為待測(cè)激光光源(1)發(fā)射激光脈沖的中心波長(zhǎng)，由d/M到d是光柵(2)一個(gè)周期d內(nèi)的透明部分，由0到d/M是光柵(2)一個(gè)周期d內(nèi)的不透明部分；<3>制作待測(cè)激光光源(1)發(fā)射的激光脈沖通過光柵(2)后，透明部分的衍射光強(qiáng)S1與不透明部分衍射光強(qiáng)S2的比值S(T)與待測(cè)激光光源(1)激光脈沖時(shí)間寬度T之間的關(guān)系曲線；S(T)=∫d/Md∫-∞+∞exp[-T2(ω-ω0)2/2]×Σl,+∞Σm=-∞+∞AlAmexp[i2π(l-m)x/d]×exp[i2π(l2-m2)nω0/ω]dωdx∫0d/M∫-∞+∞exp[-T2(ω-ω0)2/2]×Σl,+∞Σm=-∞+∞AlAmexp[i2π(l-m)x/d]×exp[i2π(l2-m2)nω0/ω]dωdx]]>式中ω0為待測(cè)激光光源(1)中心波長(zhǎng)λ0對(duì)應(yīng)的中心頻率，ω0=2πcλ0,]]>c為光速；ω為待測(cè)激光光源(1)發(fā)射的激光脈沖的頻率分量，ω=2πcλ,]]>λ為ω分量對(duì)應(yīng)光波波長(zhǎng)；l、m為傅里葉級(jí)次，Al、Am為傅里葉系數(shù)，Al=1Msinc(lM),Am=1Msinc(mM);]]>i為虛數(shù)單位，式中的T取值范圍為待測(cè)激光光源(1)的激光脈沖時(shí)間寬度所處的時(shí)間寬度的范圍，通常為1飛秒＜T＜1皮秒；<4>由上述第二步所測(cè)得的S(T)值，從第三步中所制得的S(T)與T的關(guān)系曲線中求得相應(yīng)的脈沖時(shí)間寬度T。
全文摘要
一種超短激光脈沖時(shí)間寬度的測(cè)量方法，是利用泰伯效應(yīng)的測(cè)量方法，將待測(cè)激光光源發(fā)射的激光脈沖通過光柵后到達(dá)置放在距光柵為n倍泰伯距的探測(cè)器。探測(cè)器測(cè)得通過光柵透明部分和不透明部分兩者衍射光強(qiáng)的比值S(T)，再由S(T)與T之間的關(guān)系曲線求得脈沖時(shí)間寬度T的值。具有所采用的測(cè)量裝置結(jié)構(gòu)簡(jiǎn)單，便于操作，不需要在先技術(shù)中所使用的非線性晶體，所需入射能量較低，且分辨率較高的優(yōu)點(diǎn)。
文檔編號(hào)G01J11/00GK1317686SQ0111305
公開日2001年10月17日 申請(qǐng)日期2001年6月1日 優(yōu)先權(quán)日2001年6月1日
發(fā)明者周常河, 席鵬, 劉立人 申請(qǐng)人:中國(guó)科學(xué)院上海光學(xué)精密機(jī)械研究所