本发明涉及一种啁啾体光栅，尤其涉及一种高对比度啁啾体光栅及其提高啁啾脉冲对比度的控制方法。
背景技术：
目前，啁啾脉冲具有独特的色散特性，能够用于啁啾脉冲放大，在超短脉冲激光系统中广泛使用，基于啁啾脉冲的皮秒、飞秒脉冲激光在高精度测距、超精细脆性材料切割、生物医疗等领域的应用越来越普遍。如何控制啁啾脉冲的色散是成功驾驭啁啾脉冲的关键。增加啁啾脉冲的色散，使得啁啾脉冲展宽至皮秒、甚至是纳秒，降低啁啾脉冲的峰值功率，避免损坏增益介质；在啁啾脉冲被放大之后，补偿啁啾脉冲的色散，压缩脉冲脉宽，获得数十倍甚至数百倍的峰值功率增长。
传统的色散控制技术主要以衍射光栅为特征，采用一块或者多块衍射光栅，利用衍射光栅的角色散能力，实现对啁啾脉冲的色散进行控制。然而，基于衍射光栅的色散控制技术具有色散能力弱、体积庞大的不足，例如，获得纳秒级别的啁啾脉冲需要近二十米的空间长度，对安装、使用和维护均是一个巨大的挑战，同时，衍射光栅往往对环境湿度、粉尘等要求苛刻，也限制了该技术的进一步推广。
近年提出的基于啁啾体光栅的色散控制技术，是对传统技术的一次较大改进。基于啁啾体光栅的色散控制技术，具有更大的色散能力，获得纳秒级别的啁啾脉冲仅需要数十厘米的空间长度，大大节省了体积，同时，啁啾体光栅不采用浮雕结构，对环境温湿度等要求放宽，极大地扩展了该技术的使用范围。但是由于啁啾体光栅表面菲涅尔反射和内部两端反射带的影响，这种新型色散控制技术往往会在啁啾脉冲旁边产生一个旁瓣脉冲，如图1所示，降低啁啾脉冲的对比度，给实际应用带来不良影响。而且在旁瓣脉冲产生后，由于啁啾脉冲脉宽为皮秒、甚至飞秒量级，滤除该旁瓣脉冲也要求滤波系统具有优于皮秒、飞秒量级的时间分别率，成本和代价将极为高昂。
技术实现要素：
本发明的目的在于克服目前基于啁啾体光栅的啁啾脉冲色散补偿技术中，由于表面菲涅尔反射和内部反射带致使出现旁瓣脉冲，导致啁啾脉冲对比度低的缺陷，提供一种能将表面产生的菲涅尔反射脉冲从啁啾脉冲中消除，避免菲涅尔反射产生旁瓣脉冲，从而提高啁啾脉冲的对比度的高对比度啁啾体光栅。同时，本发明还提供一种提高啁啾脉冲对比度的控制方法。
本发明的目的通过下述技术方案实现：
一种高对比度啁啾体光栅，包括具有左右两个光栅端面和上下两个光栅侧面的啁啾体光栅本体，在所述啁啾体光栅本体上设有位于两个光栅端面之间的光栅栅面，所述光栅栅面与光栅端面之间形成夹角α，且0<α≤42.1°。
进一步的，所述啁啾体光栅本体整体呈平行四边形，且所述光栅栅面位于上下两个光栅侧面之间。
再进一步的，所述啁啾体光栅的调制深度的计算公式为：a(z)＝a·f(z)；其中，a为啁啾体光栅的调制深度常数，z为啁啾体光栅的厚度方向的变量，f(z)为窗函数。
一种提高啁啾脉冲对比度的控制方法，其控制过程为：将偏振分光镜与法拉第旋光器以及啁啾体光栅设置在同一水平线上，偏振分光镜与啁啾体光栅分别位于法拉第旋光器的左右两侧，且该偏振分光镜与啁啾体光栅均倾斜放置；
所述啁啾体光栅包括具有左右两个光栅端面和上下两个光栅侧面的啁啾体光栅本体，在所述啁啾体光栅本体上设有位于两个光栅端面之间的光栅栅面，所述光栅栅面与光栅端面之间形成夹角α，且0<α≤42.1°；
然后使用啁啾脉冲射入偏振分光镜，入射啁啾脉冲经法拉第旋光器后射入啁啾体光栅并形成衍射脉冲，在啁啾体光栅的光栅端面产生菲涅尔反射脉冲，衍射脉冲出射啁啾体光栅后沿原光路返回，经过偏振分光镜时反射并产生高对比度的啁啾脉冲。
进一步的，射入偏振分光镜的入射啁啾脉冲为变换极限啁啾脉冲、负啁啾脉冲或正啁啾脉冲。
为了确保效果，所述啁啾体光栅的光栅端面与水平方向之间的夹角为γ，γ＝π/2-arcsin(n1·sinα)；其中，n1为啁啾体光栅本体的折射率，arcsin为反正弦函数。
本发明较现有技术相比，具有以下优点及有益效果：
(1)本发明的啁啾体光栅不仅结构简单，而且成本较低，通过对其光栅栅面和光栅端面倾斜处理，能将其表面产生的菲涅尔反射脉冲从啁啾脉冲中消除，避免菲涅尔反射产生旁瓣脉冲，即可提高啁啾脉冲的对比度。
(2)本发明的啁啾体光栅本体整体呈平行四边形，形状规整，便于光学冷加工，同时也有利于侧面散热。
(3)本发明的啁啾体光栅的调制深度的计算公式设为a(z)＝a·f(z)，以确保能采用变迹技术对啁啾体光栅进行处理，使得啁啾体光栅内部折射率调制在两端处平滑变化，逐渐降为零，从而达到提高啁啾脉冲对比度的目的。
(4)本发明的控制方法不仅步骤简单，便于操作，还能获得高对比度的啁啾脉冲。
附图说明
图1为本发明的现有技术中啁啾体光栅的啁啾脉冲色散补偿时出现旁瓣脉冲的结构示意图。
图2为本发明的啁啾体光栅的整体结构示意图。
图3为本发明的啁啾体光栅的呈矩形时的结构示意图。
图4为本发明采用变换极啁啾限脉冲入射啁啾体光栅时获得被压缩的啁啾脉冲的结构示意图。
图5为本发明采用负啁啾脉冲入射啁啾体光栅时获得被展宽的啁啾脉冲的结构示意图。
图6为本发明采用变换极限啁啾脉冲入射啁啾体光栅时获得展宽的啁啾脉冲和再压缩的啁啾脉冲的结构示意图。
其中，附图标记说明为：
1—啁啾体光栅本体，2—光栅侧面，3—光栅栅面，4—光栅端面。
具体实施方式
下面结合实施例对本发明作进一步地详细说明，但本发明的实施方式并不限于此。
实施例1
如图2、3所示，本发明的高对比度啁啾体光栅，包括啁啾体光栅本体1，所述啁啾体光栅本体1具有左右两个光栅端面4和上下两个光栅侧面2。同时，在所述啁啾体光栅本体1上还设有光栅栅面3，该光栅栅面3位于两个光栅端面4之间。
目前的基于啁啾体光栅的色散补偿技术如图1所示，由于啁啾脉冲正入射进入啁啾体光栅，根据布拉格衍射定律，不同频率成分的入射光在光栅内部不同深度发生衍射，即发生色散，产生线性群延迟，将脉冲展宽或压缩。其中，偏振分光镜和法拉第旋光器用于分离衍射光与入射光：假设入射啁啾脉冲是水平偏振光，偏振分光镜仅反射垂直偏振光，即入射啁啾脉冲直接透射该偏振分光镜，通过法拉第旋光器后，啁啾脉冲偏振态发生旋转，旋转45°，经过啁啾体光栅衍射后的脉冲第二次通过法拉第旋光器，偏振态再次发生旋转，此时啁啾脉冲的偏振态为垂直偏振态，被偏振分光镜高效反射，与入射啁啾脉冲分离开。但是，由于啁啾体光栅表面菲涅尔反射和内部两端反射带的影响，将会产生旁瓣脉冲，从而降低脉冲对比度。
对于菲涅尔反射而言，尽管可以添加增透膜进行优化，但是对于目前普遍的增透膜透射率水平99.5％，仍旧有能量占比0.5％的旁瓣脉冲产生，若啁啾体光栅将脉冲展宽100倍，即峰值功率下降为1％，此时展宽脉冲如图1所示，脉冲对比度仅为3db。若需要实现30db的对比度，则要求增透膜透射率水平大于99.999％，对镀膜工艺将是一个巨大的挑战。因此，本发明的光栅栅面3与光栅端面4之间形成夹角α，根据菲涅尔定律：n0·sin(θ0)＝n1·sin(θ1)；其中n0为啁啾体光栅本体1的外部环境折射率，n1为啁啾体光栅本体1的折射率，θ0为入射角，θ1为折射角。啁啾体光栅本体1的光栅端面4与光栅栅面3的夹角α最大值为：αmax＝arcsin(n0/n1)，对于无机玻璃材料制备的啁啾体光栅，若在空气环境中工作，即n0为1，n1为1.49，则此时α的最大值为42.1°。因此，本发明的α为：0<α≤42.1°。
本发明的啁啾体光栅本体1整体为平行四边形结构，即所述上下两个光栅侧面2相互平行，左右两个光栅端面4相互平行。所述光栅端面4与光栅侧面2直接形成夹角β，且0<β≤90°，当β为90°时所述光栅端面4与光栅侧面2相垂直，所述啁啾体光栅本体1整体呈矩形结构，如图3所示。
背景技术中，假设啁啾体光栅端面与光栅栅面的夹角为α，光栅的折射率n1，以及环境折射率n0确定时，入射脉冲的入射角度θin为：θin＝arcsin(n1/n0·sin(α))。由于光栅实际厚度不可能是无限大，啁啾体光栅折射率调制在啁啾体光栅的两端处必然突然中断，根据傅里叶变换定律可知，光栅内部两端必然存在频谱泄露，产生反射带，将反射入射脉冲回原光路，降低脉冲对比度。与菲涅尔反射不同，无法利用倾斜光栅表面或光栅栅面进行避免，反射带导致的反射脉冲天然与衍射脉冲同向共轴。本发明采用变迹技术对啁啾体光栅进行处理，使得啁啾体光栅内部折射率调制在啁啾体光栅的两端处平滑变化，逐渐降为零。具体的，本发明的啁啾体光栅的调制深度的计算公式为：a(z)＝a·f(z)；其中，a为啁啾体光栅的调制深度常数，z为啁啾体光栅的厚度方向的变量，f(z)为窗函数，实施时该窗函数可采用高斯函数、超高斯函数、正弦函数等函数来实现。当f(z)采用正弦函数时，f(z)＝sin(π·z/l)，其中，0<z<l，l为啁啾体光栅本体1的厚度。本发明的啁啾体光栅的调制深度在光栅中部最大，而在接近光栅端面4时逐渐降低，从而能够极大抑制端面处的反射带，避免反射带产生旁瓣脉冲，即可提高啁啾脉冲对比度。
实施例2
如图4所示，本发明提高啁啾脉冲对比度的控制方法，其控制过程为：将偏振分光镜与法拉第旋光器以及啁啾体光栅设置在同一水平线上，且偏振分光镜与法拉第旋光器以及啁啾体光栅从左至右依次设置。其中，所述偏振分光镜与法拉第旋光器以及啁啾体光栅的设置位置与背景技术的图1相同，即将啁啾体光栅的小光栅周期端设为啁啾脉冲的入射端。偏振分光镜倾斜放置的方式也与背景技术的图1相同，本发明的不同之处在于采用了实施例1中的啁啾体光栅来实现。同时，该啁啾体光栅也倾斜放置，如图4所示，该啁啾体光栅的光栅端面4与水平方向之间的夹角为γ。所述γ的计算公式为：γ＝π/2-arcsin(n1·sinα)；其中，n1为啁啾体光栅本体的折射率，arcsin为反正弦函数。然后，使用啁啾脉冲射入偏振分光镜，入射啁啾脉冲经法拉第旋光器后射入啁啾体光栅并形成衍射脉冲，在啁啾体光栅的光栅端面4产生菲涅尔反射脉冲。由于菲涅尔反射脉冲是在光栅端面4上发生的发射，因此该菲涅尔反射脉冲与入射啁啾脉冲的入射光路相分离。衍射脉冲出射啁啾体光栅后沿原光路返回，经过偏振分光镜时发生反射，从而与入射啁啾脉冲的入射光路相分离，并产生高对比度的啁啾脉冲。
传统啁啾体光栅的折射率调制如下所示：
其中a为啁啾体光栅的调制深度常数；λ(z)为光栅周期，该光栅周期随深度方向(z轴)线性变化；l为啁啾体光栅的厚度。调制深度在光栅内部为常数a，而在光栅之外为零，即在光栅两端存在突变，这是导致光栅两端出现反射带的原因。基于此，本发明的采用变迹技术对啁啾体光栅进行处理，即本发明采用a(z)＝a·f(z)来计算啁啾体光栅的调制深度，其啁啾体光栅的折射率调制则采用如下公式进行计算：
其中，a(z)为变迹后的调制深度，调制深度此时沿厚度方向z呈非线性变化。
实施时，所述射入偏振分光镜的入射啁啾脉冲可以采用变换极啁啾限脉冲、负啁啾脉冲或正啁啾脉冲来实现，本实施例中的入射脉冲采用的是变换极啁啾限脉冲，如图4所示。实施时，偏振分光镜对垂直偏振光反射、对水平偏振光透射。法拉第旋光器可以将入射光的偏振态旋转45°。本实施例中的光栅栅面3与光栅端面4之间的夹角α采用8°来实现，窗函数采用正弦函数，光栅的平均折射率为1.49。入射啁啾脉冲透射经过偏振分光镜，经过法拉第旋光器后偏振态旋转45°，入射脉冲以12°的入射角入射光栅表面，折射角为8°，即菲涅尔反射光的出射角度为-12°，与原光路分离开。折射光入射方向垂直光栅面，衍射脉冲沿原光路返回，由于窗函数f(z)对光栅内部反射带的抑制作用，衍射脉冲中将不会产生旁瓣脉冲。衍射脉冲即为被压缩的脉冲，经过法拉第旋光器后，偏振态再次发生45°偏转，转变为垂直偏转光，通过偏振分光镜的反射，与入射啁啾脉冲分离开，获得被展宽的啁啾脉冲。由于没有旁瓣脉冲的影响，该被展宽的啁啾脉冲将具有高对比度。
实施3
如图5所示，本实施例与实施例2基本相同，其不同点在于本实施例中的入射啁啾脉冲采用的是负啁啾脉冲来实现，并将啁啾体光栅的大光栅周期端设为啁啾脉冲的入射端。最终，获得没有旁瓣脉冲的高对比度的被压缩的啁啾脉冲。如果入射啁啾脉冲采用的正啁啾脉冲来实现，则将啁啾体光栅的小光栅周期端设为啁啾脉冲的入射端，同样也能获得没有旁瓣脉冲的高对比度的被压缩的啁啾脉冲。
实施例4
如图6所示，本实施例与实施2基本相同，其不同点在于本实施例采用变换极限啁啾脉冲入射啁啾体光栅时同时获得被压缩的啁啾脉冲和被展宽的啁啾脉冲。具体的，实施例2中的偏振分光镜与法拉第旋光器以及啁啾体光栅依次从左至右设置，入射啁啾脉冲则位于偏振分光镜的左侧，即入射啁啾脉冲从偏振分光镜的左侧入射，并将啁啾体光栅的小光栅周期端设为啁啾脉冲的入射端。本实施例中在啁啾体光栅的右侧还依次设置有法拉第旋光器与偏振分光镜，位于啁啾体光栅右侧即啁啾体光栅的大光栅周期端的法拉第旋光器与偏振分光镜的设置方式与位于啁啾体光栅左侧的法拉第旋光器与偏振分光镜的设置方式相同。同时，在所述啁啾体光栅的下方还设有增益介质。实施时，采用入射变换极限啁啾脉冲入射并获得被展宽的啁啾脉冲与实施例2相同，被展宽后的啁啾脉冲具有高对比度，经过增益介质后被放大，脉冲的能量得到提升。随后，在啁啾体光栅的右侧，入射脉冲进入啁啾体光栅后将实现脉冲压缩，从而输出高峰值功率、高对比度的被压缩的啁啾脉冲。本实施例采用变换极限啁啾脉冲作为入射脉冲，能同时实现啁啾脉冲的展宽好啁啾脉冲的压缩，从而使得本发明在啁啾脉冲放大系统中将具有更加广泛的应用前景。
如上所述，便可很好的实施本发明。