去除距離激光中心波長100-200cm-1以內的噪聲。與陷波濾波器類似，薄膜帶通濾波器的線寬受到外延層數量的限制，這些外延層可以在不降低質量的情況下沉積，因此，目前只能窄到幾納米。圖3反射型的VBG，即BragGrate?帶通濾波器(BPF)，可將頻譜噪聲降低至-60-70分貝，如圖4所示。BPF并不是一個真正的帶通濾波器，因為它反射信號而不是傳輸信號；然而它把有用的信號從噪聲中分離出來，清理激光線。BPF的典型衍射效率約為95%，相應地，有用信號的損失約為5%。圖4的左面板顯示了在拉曼系統中如何使用BPF的示例。標準BPF的偏轉角在20°左右。可以制作偏轉角高達90°的濾光片，但這種濾光片的 ...

譜剖面顯示，中心波長和半高寬分別為531.8 nm和0.78 nm。由此估計，較小可達到的拉曼光譜分辨率范圍為20 ~ 28 cm?1。對應于300 ~ 3000 cm- 1的拉曼位移，Stokes線將落在540 ~ 630 nm的范圍內，典型的硅探測器在這個范圍內表現出較高的效率。這些因素使得低成本的CCD探測器能夠很容易地探測到拉曼散射光子。另外，人們也可以使用商業上可用的激光二極管，如Thorlabs DJ532-40，它也基于相同的原理工作。由于以下原因，在激光器內部由二極管產生的發射剖面中存在額外減弱的強度808 nm線，不影響測量:(i)其強度幾乎比532 nm弱25倍。(ii)與 ...

萬個具有不同中心波長的保持相等頻率間隔的連續波激光器。圖2.飛秒激光器在切割材料示意圖結語：高功率飛秒激光在醫學、超精細微加工、高密度信息存儲和記錄方面都有著很好的發展前景。高功率飛秒激光還可以將大氣擊穿，從而制造放電通道，實現人工引雷。利用飛秒激光能夠非常有效地加速電子，使加速器的規模得到上千倍的壓縮。此外，高功率飛秒激光與物質相互作用，能夠產生足夠數量的中子，實現激光受控核聚變的快速點火，從而為人類實現新一代能源開辟一條嶄新的途徑。如果您對飛秒激光器有興趣，請訪問上海昊量光電的官方網頁：920nm, 4W飛秒激光器（雙光子）（全新樣機免費試用）——920nmMax輸出功率可達4W，超寬色散 ...

缺點。圖四：中心波長1000nm（工作波段900-1100nm）的介質鏡反射率曲線（參考）此外，我們的SLM 采用 Meadowlark Optics 專有液晶材料，可最大限度地減少 SLM 中液晶層所需的厚度。 通過最大化像素間距與 LC 厚度的比率，我們能夠提供像素間效應最小的 SLM，可以在工作波段范圍內輕松實現92%以上的零級衍射效率，最高可達98%。圖五：鍍介質鏡的SLM結構示意圖圖六：不同光柵常數的相位光柵的一級衍射效率MeadowlarkOptics公司產品型號命名規則：特點四：高損傷閾值26GW/cm2鍍介質鏡的設備具有高效率和低熱效應，提升了器件對高峰值功率激光的承受能力，使 ...

;(b)PL中心波長的假彩色圖和(c)從高光譜數據中提取的兩個PL光譜–參見相應的顏色。與Pablo Docampo教授研究小組(New Castle University)合作研究了大型鈣鈦礦晶體。一個好的太陽能電池需要盡可能發光[2]。PL強度的映射（圖3）提供了一種快速評估非輻射損失并獲得材料效率輸入的方法。為了獲得這樣的圖譜，使用532nm激光以10個太陽的等效功率激發樣品。在不到一分鐘的時間內以 670nm波長從880nm采集到5nm的數據。圖3、在790nm處提取的PL圖像（a）和從不同區域提取的PL光譜（b）。還使用Photon的GRAND-EOS平臺進行了大規模測量。使用532 ...

情況為例，在中心波長λ=637.8nm處，帶寬對λ／4波片誤差＜0.0005%；對λ／2波片誤差＜0.07%。可見實驗條件下帶寬對測量的影響很小。(3)偏振器的消光比對測量的影響：當考慮偏振器的消光比時，系統透過光強的表達式非常復雜。僅以式(2)為例，當θ=0°時，系統透過光強zui大值則可近似表示為：若以φ(0)表示理想偏振器的測量值，φ(a)表示考慮消光比的測量值，則誤差可以按下式估算：若按a≈10-5計算，對旋轉波片法而言，當θ=0°時，λ／4波片誤差＜0.002%，λ／2誤差＜0.29%；當θ=45°時，λ／4波片誤差＜0.2%，6，λ／2誤差＜0.45%。對旋轉檢偏器法而言，λ／4波 ...

2(b)），中心波長分別為1058 nm（comb 1）和1057 nm（comb 2）。我們觀察到兩個梳的無雜波射頻（RF）頻譜，在一個重復頻率約為1.1796 GHz的頻點上（圖2(c)）。重復率差在這里被設置為Δfrep= 21.7 kHz。圖2：雙梳激光器輸出特性的表征，兩個梳同時運行：(a) 平均輸出功率和脈沖持續時間隨泵浦電流的變化。詳細的鎖模診斷結果顯示在(b)-(d)，用于后續的測量。(b) 光譜。(c) 在重復頻率差為21.7 kHz時，每個梳的射頻頻譜。(d) 通過二次諧波自相關測量的脈沖持續時間。脈沖持續時間τFWHM是通過反卷積獲得的，假設為sech2脈沖形狀（虛線對應 ...

的光脈沖串，中心波長約為1550 nm。脈沖首先通過偏振色散補償光纖，以補償下游組件的色散，其余的光纖組件均采用保偏光纖，確保即使在環境不穩定的情況下系統也能穩定運行。脈沖隨后通過摻鉺光纖放大器，然后被50:50的光纖分離器分光，每個COSMO模塊接受一半的脈沖光束。在考慮損耗后，每個COSMO器件的輸入功率約為45 mW(脈沖能量180 pJ)。這一數值大約比使用傳統高度非線性光纖產生超連續介質和f-2f自參考所需的功率低5倍。來自環內COSMO模塊的fceo信號與來自RF合成器的30 MHz信號混合。該信號通過鎖相環反饋器件向激光器提供反饋。通過計數器分別記錄來自內環與外環模塊的信號次數， ...

(a)給出了中心波長為800 nm的理想10 fs-FWHM(z大半高全寬)高斯脈沖的二次諧波d-scan跡線。在這個模擬中，根據塞米爾方程計算了BK7玻璃的折射率，BK7玻璃是可見光和近紅外光譜范圍內d-scan玻璃楔的常用材料。在圖1(b-d)中，我們在譜相位的泰勒展開中加入數值上不同的色散階數，即群延遲色散(GDD)、三階相位色散(TOD)和四階相位色散(FOD)。對脈沖施加正GDD主要是沿著色散軸向下移動走線(圖1(b))，這意味著可以通過移除玻璃來重新壓縮脈沖。由于BK7不僅引入GDD，還引入了高階項，因此軌跡似乎略有傾斜。這在圖1(c)中變得很明顯，圖中顯示了帶有TOD的d-sca ...

出。其中λ為中心波長，Δλ為FWHM。因此，在中紅外區域較長的波長處，為了保持相同的相干長度，光譜寬度必須顯著增加。用分辨率為0.125 cm?1的傅里葉變換紅外光譜儀(FTIR)在快速掃描模式下拍攝發射光譜，在與LIV表征相同的操作條件下確定激光閾值。圖4 (a)顯示了兩種器件在低于閾值~20 mA時在80 K下拍攝的光譜，圖4 (a)顯示了在16 cm?1分辨率的階躍掃描模式下拍攝的相應干涉圖。4 (b).在80k的z大ASE功率下，兩種器件的FWHM均為~47 cm?1的高斯形光譜。平滑的光譜表明發射器確實低于閾值。通過干涉圖確定了8 mm和12 mm器件的相干長度分別為~112μm和~ ...