搭建了一台基于弯曲损耗抑制高阶模和快轴偏振模的全光纤结构的高消光比线偏振激光振荡器。在最高抽运功率为 182.1 W 时， 输出激光功率为 92.3 W， 半峰全宽约为 1.2 nm， 消光比优于 15 dB。目前功率提升主要受到抽运功率的限制。这种激光振荡器为获得线偏振激光提供了一种简单、 稳定的实现方案 。

基于弯曲损耗的线偏振激光振荡器采用全光纤保偏结构， 由两个波长为 976 nm 的带尾纤半导体激光二极管(LD)抽运。高反光栅(HR FBG)的反射中心波长为 1080.08 nm， 反射率为 99.7%， 3 dB 带宽为 3.2 nm。输出耦合光栅(OC FBG)的反射中心波长为 1080.04 nm， 反射率为 9.4%，3 dB 带宽为 1.3 nm。熔接时采取平行熔接方式， 慢轴对慢轴， 快轴对快轴。增益光纤采用内包层直径为15 mm， 外包层直径为 130 mm 的掺镱熊猫型保偏光纤， 长度为 6 m。高反光栅、 输出耦合光栅和增益光纤一起构成该振荡器的谐振腔。输出耦合光栅后熔接了 1 m 长的传能光纤， 并在熔接处做了包层光滤除处理， 用于滤除没有吸收完全的抽运光和包层信号光。合束器的信号臂与振荡器输出端切成 8°斜角， 以避免反射回光进入振荡器。合束器、 高反光栅、 输出耦合光栅以及传能光纤都采用熊猫型保偏光纤， 且内外包层直径均与增益光纤匹配 。

在增益光纤中， 快轴方向上偏振模的有效折射率比慢轴方向上偏振模的有效折射率低， 所以快轴方向的偏振模对弯曲更加敏感在弯曲半径相同的情况下， 快轴方向的偏振模比慢轴方向的偏振模具有更高的弯曲损耗。此外， 高阶模的损耗比低阶模的弯曲损耗大。实验所用光纤的参数为 NA=0.08，ΔB =2×10-4。计算得到的实验所用光纤中 LP01模和 LP11模的弯曲损耗曲线可以看出， 通过缠绕增益光纤可以抑制或者减小高阶模和 LP01模快轴方向的偏振模， 而保持 LP01模慢轴方向的偏振模的强度优势， 使振荡器输出高消光比的单模线偏光 。

反射型偏振片:光波在二介质的分界面上反射和折射时 , 不仅其能量要进行再分配 , 其偏振度也会产生相应的变化 。且在布儒斯特角入射时 ,反射光为完全偏振光 ,折射光也有最大的偏振度 。

在玻璃面上的单次反射 ,反射光有最高的偏振度 ,但光强仅为入射光强的 7. 5%, 光能利用率太低 ; 折射光光强虽很大 ,但偏振度又太低 , 无实用价值 。为了克服这一矛盾 , 人们将一组平行玻璃片叠在一起 ,形成 "片堆 ", 最后使通过片堆的折射光接近一个平行于入射面的线偏振光 。在谐振腔内插入偏振片 ,虽然激光脉冲一次通过偏振片时 ,折射光的偏振度不高 。但从建立脉冲到打开 Q 开关 , 闪光灯泵浦的谐振腔 , 激光脉冲有好几十个来回。这样 , 折射光的偏振度有很大提高  。

光纤激光器具有结构紧凑、 效率高、 光束质量好、 稳定性好等优点。双包层大模场面积(LMA)光纤的出现， 使高功率光纤激光器迅猛发展， 目前已经实现了 1~2 kW 的近单模输出。但已有文献报道的大都是随机偏振输出。然而在某些场合， 如二次谐波产生(SHG)、 光学参量振荡(OPO)等， 对激光的偏振态有较高的要求。迄今为止， 有关高功率线偏输出的文献较少 。

目前， 产生线偏振激光的光纤激光振荡器大致可以分为两类。一类是空间结构的线偏振光纤激光振荡器， 另一类是全光纤结构的线偏振光纤激光振荡器。空间结构的线偏振激光振荡器存在结构复杂、稳定性差、 易产生端面损伤等不足， 全光纤结构的线偏振激光器有效克服了这些缺点。全光纤结构的线偏振激光振荡器目前有两种实现方式。一种是使两个保偏光栅正交熔接， 使其中一对快慢轴的反射峰重叠， 另一对快慢轴的反射峰错位， 保证仅有一个偏振模振荡。研究人员相继实现了百毫瓦量级到百瓦量级的输出， 但这种方法要求光栅的参数匹配并且需要严格控制温度对光栅特性的影响。另一种方式是通过弯曲增益光纤抑制高阶模和其中一个偏振模， 使激光振荡器实现线偏振单模输出。2014 年， 德国的 Steffen Belke等利用纤芯直径为 20 mm 的大模场保偏掺镱光纤实现了 1 kW 的单模线偏振激光输出 。

目标探测与识别是现代战争中进行有效打击的前提 。基于偏振激光主动成像的目标探测与识别 ,是用偏振激光照射目标 , 然后根据不同材料目标反射光的偏振度差异和偏振图像来进行探测与识别一种新技术 。 20世纪 90年代初 , 美国 CREOL学院研制的偏振激光主动成像仪能够成功地将金属目标从非金属中探测与识别出来 ; 美国麻省理工学院(M IT)林肯实验室研制的小型主动式超光谱成像系统中 , 也使用偏振信息来进行地形和植被特征的描述  。

偏振光的 S tokes参量法描述

偏振光的数学描述通常有两种方法 : 一种是Jones矢量法 , 一种是斯托克斯 (S tokes- M uller)参量法 , 在目标识别过程中一般使用 Stokes- M uller体系解释光在光路中传播以及在目标表面反射时发生的偏振态的变化 。Stokes参量法使用四个相互独立的参量 I, Q ,U , V来完全描述一束光线的偏振状态 ,各参量定义如下

:I =〈EXEX * + EYE> (1)

Q =〈EXEX * -EYE* Y 〉 (2)

U =〈EXEY * + EYE* X 〉 (3)

V =j〈EXEY * -EY EY * 〉 (4)

式中, EX 和 EY 分别表示电场在 X 轴方向或 Y 轴方向的分量,光波是沿着 Z 轴方向传播。其中 I表示光波的总强度, 因而总是正的  。 Q 表示 X 方向与 Y方向上的线偏振光的强度差, 根据 X 方向占优势、Y方向占优势或是一样, Q 取值正、负或零。 U 表示+45° 方向与 - 45° 方向上的线偏振光的强度差 ,根据 +45° 方向占优势 、 - 45° 方向占优势或是一样, U取值正 、负或零 。 V表示右旋还是左旋圆偏振分量占优势 ,根据右旋方向占优势、左旋方向占优势或是一样, V取值正、负或零。由于圆偏振分量很小, 相对于仪器的误差可以忽略 ,故通常取为零 。

因此 ,要完全确定一束光的偏振态 ,需要三个独立数据来建立方程组求解 I、Q、U。由 I的表达式易知,在与 X 轴的夹角为 α的方向上 ,观测到的光强为:I(α ) =12 (I + Q cos2α+ U sin2α ) (5)

只要测出三个不同角度处的线偏振分量光强 ,即可解得参量 I、Q、U 。当 α分别为 0° 、60° 、120° 三个不同角度时,以下关系成立:

I =2/3 [ I(0° ) +I(60° )+I(120° )]

Q =4/3 [ I(0° ) - 1 2 I(60° ) - 1 2 I(120° )]

U =2/3[ I(60° ) - I(120° )]

如果参量 I、Q、U 确定了 ,那么整束光的偏振状态就完全确定了 。因此 , 若测出光线在三个不同角度的线偏振分量的光强 , 就可以定量确定整束光的偏振状态 。

另一个描述偏振状态的参量是偏振度 P ,可以用下式定义 :

P = Q2 + U 2 /I (7)

若探测器的光强增加到 k 倍, 由式 (7)可知 I、Q、U也增加到 k倍 , 此时偏振度 P′= P, 仍保持不变 。由此可知,当外界光强变化时,偏振图像的偏振度保持不变 ,而强度图像的清晰度和对比度则会发生变化 ,因此 ,偏振图像与偏振度便成为目标探测与识别的重要信息  。

通常，一维激光驻波场由两束相向传播的偏振方向相互平行的线偏振激光束或旋转方向相同的圆偏振光干涉而成，在二光束相遇区域干涉光强随空间周期性变化，且对原子产生正比于强度梯度的偶极囚禁力是一维驻波场的光强分布(周期是γ/2)或囚禁原子的一维光学势分布。当冷原子束被装载到一维驻波场中，并且光场为红失谐时，冷原子将被囚禁于波腹处；而当光场为蓝失谐时，冷原子将被囚禁于波节处，从而形成一维的原子光学晶格，周期也是γ/2。

1993年，德国慕尼黑大学的Hi~nsch小组采用二对正交的一维驻波激光场构成了二维原子光学品格。两对光束问的位相发生细微变化，将影响势阱的偏振和阱深等性质。为了解决这一

问题，他们把激光输出的线偏振光经过迈克尔逊干涉仪的反射镜反射后形成了具有相同线偏振的二维驻波场，并通过移动干涉仪中的一块反射镜，把二个正交驻波场的相位差牢牢地控制在咖=7r／2，以便得到稳定的矩形晶格，由于相邻势阱底部的圆偏振方向是相反的，势阱的间隔为γ／2，故这样的二维晶格是反铁磁性的。

另一类二维光学品格由三束光干涉而成，在这一方案中，三束激光均为线偏振且波矢之间的夹角均为120。，构成了六方晶格，并且相邻势阱中原子的磁矩也是反向的。但这与前面的矩形晶格方案不同，光束之间的相位差不会对晶格形态产生任何影响。当晶格光场为蓝失谐时，冷原子被囚禁在势阱底部，形成一六方晶格；而当晶格光场为红失谐时，冷原子被囚禁在势阱顶部，形成一面心六方晶格。

1993年，H~insch等采用三对正交的驻波激光场构成了三维原子光学晶格。三维的情况耍比二维的情况复杂一些，除了保持原来z和Y方向驻波场之间的相位差之外，z和驻波场之间的相位差也将对晶格的性质产生很大的影响。此外，还有采用四束光干涉而成的一些三维光学晶格方案[，其中Z方向的光束是圆偏振的，其余三束光是线偏振的(在xoy平面内)，光束间的夹角均是120。虽然光束在xoy平面内的投影情况相同，但正是那第四束圆偏振光(方向上的)，打破了盯+和一势阱之间的对称性。由于囚禁的原子具有相同的磁化强度，因而形成了铁磁性的体心立方晶格。

通常，晶格光场中的冷原子是通过磁光阱来装载的，且构成光学晶格的激光一般是近共振的。由于原子间的碰撞以及光子散射效应，晶格中的原子密度一般不超过10oms／cm而晶格密度一般为10cm左右。如此，晶格的原子填充率很低(早期的实验结果不到10％，最近达到40％左右)，无法保证每个晶格的格点上都有原子。这就是称其为“光学晶格”，而不是“光子晶体”的原因之一。

H~nsch小组的研究发现采用γ=10．6m的C02激光来构成光学晶格即能解决上述问题。由于CO2激光的失谐量非常大，以致于原子每次发生光子散射的时间间隔长达600s以上，这表明原子在CO2激光晶格中的寿命将比YAG激光晶格中的寿命长约1000倍。另一方面，原子在C02晶格中的温度低达10uK左右，原子密度被大幅度提高到10_10atoms／cm更高，同时晶格密度降为100atoms／cm0。因此，对于CO2激光晶格，每个格点至少包含了个冷原子。显然，CO激光晶格是一种特殊的光学晶格，可用于制备中红外光子晶体。