劉濤 趙永蓬 崔懷愈 劉曉琳

1) (中國民航大學電子信息與自動化學院, 天津 300300)

2) (哈爾濱工業(yè)大學, 可調(diào)諧激光技術國家級重點實驗室, 哈爾濱 150080)

(2018 年8 月30日收到; 2018 年11 月19日收到修改稿)

建立了類氖氬C線69.8 nm激光的雙程放大實驗后反射腔結構, 利用45 cm長毛細管作為放電負載得到了其雙程放大輸出. 在相同初始實驗條件下, 分別測量了單程放大輸出與雙程放大輸出的激光脈沖光強、脈沖寬度以及激光束散角. 通過對比單程與雙程輸出實驗結果, 利用雙程放大激光光強的計算公式, 分析得到了增益持續(xù)時間大于4 ns, 以及增益在毛細管徑向上的分布特點. 以上結果為建立諧振腔進行毛細管放電類氖氬激光的多程放大實驗奠定了基礎.

1 引 言

利用快速脈沖電流抽運毛細管內(nèi)氬氣, 通過電子碰撞機制產(chǎn)生類氖氬激光的方案是一種具有應用前景的小型化軟X射線激光方案[1,2]. 利用該方案已經(jīng)能夠?qū)崿F(xiàn)類氖氬A線46.9 nm激光[3]、類氖氬C線69.8 nm激光[4]、類氖氯52.9 nm激光[5]以及類氖硫60.8 nm激光[6]輸出, 但是由于在產(chǎn)生類氖氯52.9 nm激光和類氖硫60.8 nm激光時, 氯氣有毒, 氣態(tài)硫具有腐蝕性, 導致這兩個波長激光沒有得到進一步研究. 而類氖氬離子的3p—3s能級間多個躍遷都有實現(xiàn)激光放大的可能[7], 并且對類氖氬46.9 nm激光已經(jīng)開展了應用方面的研究[8,9],因此, 具有相同激發(fā)機理的類氖氬C線69.8 nm激光成為一種新的具有應用前景的軟X射線波長范圍內(nèi)的激光. 于是, 提高該波長激光的輸出光強,研究毛細管中增益介質(zhì)特性成為實現(xiàn)其應用研究的重要前提.

一種有效提高激光輸出光強的方法是利用反射鏡在增益介質(zhì)一端建立一個半腔結構, 實現(xiàn)激光的雙程放大. 在軟X射線激光的雙程放大實驗方面, 已經(jīng)有多個研究組開展了相關的研究, 并且利用雙程放大實驗有效提高了激光輸出光強.1985年, Suckewer等[10]采用球面多層膜反射鏡,首次實現(xiàn)了軟X射線激光的雙程放大實驗, 并觀察到類氫碳18.2 nm激光光強比單程放大增加120%. 自此以后, 以激光產(chǎn)生的等離子體為增益介質(zhì), 采用Mo/Si多層膜平面或凹面反射鏡, 實現(xiàn)了類氖硒20.6和20.9 nm[11], 類氖鍺19.6[12], 23.2和23.6 nm[13-15], 類氖鉬13.1 nm[16]以及類氖鋅21.2 nm[17]軟X射線激光的雙程放大. 此外, Rocca研究組[18]采用銥平面反射鏡, 以毛細管放電產(chǎn)生的等離子體作為增益介質(zhì), 實現(xiàn)了類氖氬46.9 nm激光的雙程放大, 獲得了激光增益飽和輸出. 本研究組采用SiC反射鏡進行了類氖氬C線69.8 nm激光的雙程放大實驗, 獲得了69.8 nm激光的深度增益飽和輸出[19]. 但是, 對雙程放大實驗中增益特性的研究主要是利用改變增益介質(zhì)長度測量對應的激光光強, 然后利用Linford公式進行擬合求得增益系數(shù)的數(shù)值[18,20]. 該方法還主要是對增益數(shù)值大小的研究, 缺乏對增益特性進行深入的研究.

在以上研究內(nèi)容的基礎上, 本文開展了基于雙程放大的類氖氬69.8 nm激光增益特性的研究, 對單程放大與雙程放大的激光輸出進行了比較. 通過測量激光脈沖光強、激光脈沖半高寬以及束散角等參數(shù), 分析了毛細管放電過程中產(chǎn)生類氖氬69.8 nm激光的增益持續(xù)時間、增益介質(zhì)在毛細管徑向上的分布情況等特性, 為了解雙程放大實驗對激光增益介質(zhì)的影響機理, 以及將來建立諧振腔進一步改善激光光束質(zhì)量、提高激光相干特性, 以實現(xiàn)類氖氬69.8 nm激光多程放大實驗奠定了基礎.

2 雙程放大實驗輸出結果

2.1 實驗裝置介紹

由于類氖氬69.8 nm激光產(chǎn)生機理與類氖氬46.9 nm激光產(chǎn)生機理基本相似, 因此所用實驗裝置與之前產(chǎn)生類氖氬46.9 nm激光的產(chǎn)生裝置基本一致, 由MARX發(fā)生器、Blumlein傳輸線、放電室、真空裝置以及探測系統(tǒng)構成[4,21].

為了進行雙程放大實驗, 如圖1所示, 對原有實驗裝置的放電室進行了改造. 增加一個鋁制法蘭用于連接預脈沖開關和毛細管, 并在法蘭內(nèi)部設置光學平臺, 放置SiC平面反射鏡用于實現(xiàn)類氖氬激光的反射. 為了避免等離子體轟擊和主脈沖電流放電的影響, 放置平面鏡時沒有緊貼毛細管出光端面, 而是選擇與出光端面保持一定距離. 同時, 由于毛細管端面與平面鏡之間會存在一定氣壓的氬氣, 使得軟X射線激光在這段距離中會有較大的衰減, 因此, SiC平面鏡與毛細管端面間距離也不宜過大. 綜合以上因素, 確定了SiC平面鏡與毛細管端面距離為2.5 cm.

圖1 雙程放大實驗反射鏡位置示意圖Fig.1. Schematic diagram of position of mirror in doublepass amplification.

在激光輸出特性測量方面, 由于考慮到類氖氬69.8 nm激光和46.9 nm激光會同時產(chǎn)生, 為了單獨對69.8 nm激光輸出波形和束散角進行測量,需要首先對毛細管輸出的激光進行分光, 獲得單獨的69.8 nm激光輸出. 又由于不同分光方案會影響激光輸出特性, 因此采用了兩種分光方案對激光輸出特性分別測量. 在激光脈沖波形的測量方面, 利用型號為VSN-515的單色儀和快速X射線衍射(X-ray diffraction, XRD)進行激光脈沖波形測量.在激光束散角測量方面, 選擇具有一維空間分辨能力的平場譜儀和極紫外 (EUV) 波段CCD相機(Andor Newton DO920P-BN)進行激光束散角測量.

2.2 雙程放大激光輸出與單程放大激光輸出結果

首先在氬氣初始氣壓15.4 Pa和主脈沖電流幅值13.5 kA條件下, 利用單色儀分光, 快速XRD分別測量單程放大和雙程放大的激光脈沖波形. 單程放大和雙程放大的激光脈沖波形如圖2所示. 由圖2(a)可以看出, XRD測得單程放大對應的脈沖峰值為0.66, 激光脈沖峰值產(chǎn)生時間為1.6 ns, 激光脈沖的半高寬是1.4 ns. 由圖2(b)可見, 雙程放大的脈沖峰值為6.04, 是單程放大時的9.15倍. 激光脈沖半高寬為2.2 ns, 其幅值峰值對應時間為3.0 ns, 單程放大的激光波形的峰值與雙程放大激光波形的峰值在時間上相差約1.4 ns, 該時間差與單程放大和雙程放大實驗中相差50 cm光程差產(chǎn)生的時間延時基本一致. 通過與單程放大的激光輸出相比, 從圖2(b)中還能發(fā)現(xiàn), 雙程放大激光信號的幅值更高、脈寬更寬.

之后, 在與之前實驗相同的初始氣壓和主脈沖電流條件下, 采用平場譜儀進行分光和CCD相機采集信號, 記錄了單程放大和雙程放大激光輸出在毛細管徑向上的分布情況(圖3). 其中圖3(a)為未加反射鏡的激光輸出, 圖3(b)為SiC反射鏡反射后激光輸出. 從圖3中可以發(fā)現(xiàn), 單程放大對應的激光輸出在毛細管徑向上分布較窄, 并且對應的最大激光相對光強為15000左右; 而雙程放大激光輸出在毛細管徑向上的分布較寬, 最大激光相對光強為57000左右.

圖3 毛細管徑向上CCD圖像 (a)單程放大強度圖像; (b)雙程放大強度圖像Fig.3. CCD image in capillary radius: (a) Intensity image of single-pass amplification; (b) intensity image of double-pass amplification.

根據(jù)平場譜儀的光路參數(shù)和CCD相機的像素參數(shù), 計算了激光輸出對應相對光強在毛細管徑向上的分布, 即激光束散角的分布情況(圖4). 圖4(a)是激光單程放大的相對光強在毛細管徑向上的分布情況, 其單程放大的激光束散角半高寬為0.5 mrad.中間峰的光強最大, 在其兩側(cè)還有若干小的邊緣尖峰. 圖4(b)是激光雙程放大光強分布, 對應的雙程放大的激光束散角半高寬為3.3 mrad, 并且沒有突出的最強尖峰.

圖4 毛細管徑向上激光束散角 (a) 單程放大的束散角; (b) 雙程放大的束散角Fig.4. Laser divergence angle in capillary radius: (a) Divergence angle of the single-pass amplification; (b) divergence angle of the double-pass amplification.

根據(jù)多輪實驗測量結果可知, CCD相機能夠測量的激光相對光強最高在61000以上, 當CCD相機記錄的相對光強超過此值時CCD將會飽和,無法獲取激光強度的變化情況. 但是由圖4(b)中可知, 其相對光強最大值為56762, 仍小于導致CCD飽和的相對光強, 因此, 可以排除圖中相對光強分布呈現(xiàn)近似平頂情況是由于CCD飽和造成的. 相比于單程放大輸出的束散角, 雙程放大輸出的束散角增加了6.6倍. 從圖4中可以發(fā)現(xiàn), 造成束散角增大的主要原因是邊緣尖峰得到充分的放大, 而邊緣尖峰強度的增加與等離子體增益系數(shù)的分布特性有關, 基于此, 本文將在之后的部分開展增益特性的徑向分布研究. 而激光束發(fā)散或反射光束傳播方向偏離等因素對激光束散角的可能影響將在后續(xù)的研究工作中進行討論.

3 增益分布特性分析

在相同初始條件下, 通過對雙程放大激光輸出與單程放大激光輸出進行比較(圖2), 可以發(fā)現(xiàn)在雙程放大實驗中激光脈沖幅值和激光脈沖寬度有較大增加, 說明69.8 nm激光經(jīng)反射鏡反射進入等離子體中進行第二次放大時激光放大明顯, 表明此時等離子體中仍有較大的剩余增益存在, 結合相關公式可以分析出增益持續(xù)時間的變化情況.

如果忽略增益引起的譜帶變窄效應, 雙程放大激光光強可以近似表示為[17]

其中Id為雙程放大輸出光強,Is為單程放大輸出光強,l= 45 cm為毛細管長度,g為增益介質(zhì)的增益系數(shù),Rm為反射鏡反射率,RL為反射光耦合到等離子體中的耦合系數(shù). 在德國Physikalisch-Technische Bundesanstalt同步輻射設備上, 測量得到SiC平面反射鏡在波長69.8 nm處反射率約為40%, 因此設定Rm= 0.4. 結合實驗參數(shù)的計算結果能夠得到RL= 0.44. 經(jīng)過對(1)式轉(zhuǎn)換, 可以得到(2)式, 如下所示:為經(jīng)平面鏡反射后耦合到增益介質(zhì)的激光強度, 通過(2)式可以發(fā)現(xiàn), 增益系數(shù)與單程放大和雙程放大的激光強度有關, 因此利用單程放大和雙程放大激光輸出波形可以分析增益系數(shù)的變化規(guī)律. 利用已獲得的雙程放大激光輸出與單程放大激光輸出(圖2), 用圖2(b)中波形減去圖2(a)中波形得到(Id-Is). 然后將光程差引起的激光尖峰的延時計算進去, 把圖2(a)中單程放大激光脈沖波形在時間軸上平移1.4 ns并乘以Rm和RL, 得到Is′, 將(Id-Is)與Is′進行相除并求對數(shù), 再除以毛細管長度l, 可以得到反射激光進入增益介質(zhì)后增益系數(shù)隨時間的變化關系(圖5). 從圖5中可以看出, 69.8 nm激光的增益介質(zhì)可以維持在4 ns以上, 增益系數(shù)在1.6 ns之后先減小,在2.8 ns處增益系數(shù)最小, 該時刻對應單程放大激光強度最大, 并且增益介質(zhì)處于增益飽和狀態(tài), 說明此時的增益系數(shù)最小是由于增益飽和效應引起的. 在2.8 ns之后增益系數(shù)逐漸變大, 主要是進入增益介質(zhì)中的激光強度降低, 增益介質(zhì)對其放大又呈現(xiàn)為對小信號放大, 對應的增益系數(shù)也得到了增長.

圖5 69.8 nm激光的增益系數(shù)隨時間的變化Fig.5. Gain coefficient as a function of time for 69.8 nm laser.

之后, 利用(2)式還可以對增益系數(shù)在空間上的分布情況進行分析. 圖4分別表示了單程放大激光束散角和雙程放大激光束散角對應的激光強度在毛細管徑向上的分布情況. 將單程放大和雙程放大的激光輸出在相同的徑向位置處的激光相對強度進行比較(表1)可以發(fā)現(xiàn), 雙程放大中間峰位置處的光強是單程放大的3倍左右, 而雙程放大邊緣峰的光強與單程放大相比增長了5—24倍不等. 并且從表中的雙程放大激光相對光強可以看出,-0.92和-1.41 mrad尖峰的相對光強大于對稱的0.68和1.23 mrad附近尖峰的相對光強, 這可能是反射束傳播的方向稍偏向-1 mrad一側(cè)造成的.為了判斷該猜測, 以后我們將開展反射光束方向?qū)﹄p程放大激光空間分布影響的實驗研究.

表1 單程放大與雙程放大尖峰位置處激光強度Table 1. The peak position laser intensity of single-pass amplification and double-pass amplification.

在激光尖峰對應位置處, 用雙程放大激光強度減去單程放大激光強度, 得到(Id-Is), 然后除以Is′并求對數(shù)值, 再除以毛細管長度l, 就得到了激光尖峰位置對應的增益系數(shù)(圖6). 其中數(shù)據(jù)點為激光尖峰位置對應的增益系數(shù), 在中間峰值處的增益系數(shù)最小, 而兩側(cè)激光尖峰所對應的增益系數(shù)相對較高.

圖6 69.8 nm激光峰值處的增益系數(shù)在空間上的分布情況Fig.6. Gain coefficient as a function of angle in the spatial distribution for 69.8 nm laser peak.

由圖3可知, 單程放大時在增益介質(zhì)中心位置對應的激光光強最大, 而雙程放大反射后其對應的增益系數(shù)卻最小(圖6), 這可能是由于在中間尖峰處耦合到增益介質(zhì)的位置接近飽和狀態(tài), 使得增益系數(shù)增加較小. 而在激光兩側(cè)尖峰耦合到增益介質(zhì)邊緣位置處時增益介質(zhì)還沒有飽和, 使得較小的輸入信號仍然按照指數(shù)方式進行放大, 能夠?qū)崿F(xiàn)較大的激光放大, 具有較高的增益系數(shù). 此結果也說明單程放大過程中, 激光增益介質(zhì)的增益飽和主要集中在軸心區(qū)域, 等離子體柱邊緣仍然處于非增益飽和狀態(tài).

4 結 論

本文通過設計毛細管放電類氖氬69.8 nm激光的雙程放大實驗, 獲得了其雙程放大輸出, 激光光強相比于單程放大激光輸出提高9倍. 利用快速XRD對雙程放大激光輸出的脈沖波形進行了測量, 之后利用平場譜儀測得雙程放大激光輸出的束散角, 其激光強度在空間上的分布也與單程放大的激光分布區(qū)別較大. 最后, 利用雙程放大光強的近似計算公式, 根據(jù)雙程放大激光輸出與單程放大激光輸出的結果, 分析了增益系數(shù)的持續(xù)時間和毛細管徑向上的分布情況. 在雙程放大實驗中, 由于增益飽和效應的影響, 在激光產(chǎn)生2.8 ns后增益系數(shù)達到最小, 并且增益介質(zhì)還可以持續(xù)4 ns以上.該實驗為多程放大實驗的進行提供了增益持續(xù)時間的探索. 雙程放大激光尖峰位置處增益系數(shù)的計算結果表明, 在單程放大時軸心處增益系數(shù)較高,主要是增益介質(zhì)軸心位置的反轉(zhuǎn)粒子利用率較高,而增益介質(zhì)邊緣的反轉(zhuǎn)粒子利用率較低, 此處的增益介質(zhì)還沒有達到增益飽和. 在雙程放大實驗中充分利用增益介質(zhì)邊緣的增益實現(xiàn)了激光輸出光強的較大提高, 為后續(xù)的多程放大實驗提高激光輸出強度提供了參考.