王閣陽 白川 麥海靜 鄭立 田軒 于洋 田文龍? 徐曉東 魏志義 朱江峰?

1) (西安電子科技大學(xué)光電工程學(xué)院,西安 710071)

2) (西安電子科技大學(xué)前沿交叉研究院,西安 710071)

3) (中國科學(xué)院物理研究所,北京凝聚態(tài)物理國家研究中心,北京 100190)

4) (江蘇師范大學(xué)物理與電子工程學(xué)院,徐州 221116)

阿秒科學(xué)是驅(qū)動超強超快激光往高平均功率和短脈沖寬度方向快速發(fā)展的動力之一.本文針對高重復(fù)頻率阿秒光源的實際需求,開展了基于國產(chǎn)Yb:CaYAlO4 晶體的再生放大理論和實驗研究.在理論研究中,根據(jù)Yb:CaYAlO4 晶體的熱透鏡計算結(jié)果,設(shè)計了熱穩(wěn)定性良好的模式可調(diào)再生腔;并對晶體π 和σ 偏振的放大輸出能量和光譜進行計算.在此基礎(chǔ)上,開展了Yb:CaYAlO4 晶體不同偏振性質(zhì)的再生放大實驗研究.在晶體π 偏振的實驗中,獲得了平均功率16.1 W、單脈沖能量1.61 mJ、光譜中心波長1030 nm、光譜半高全寬16 nm 的放大輸出,壓縮后的激光脈沖寬度為149 fs,壓縮效率為92.1%,峰值功率大于9.5 GW.在σ 偏振獲得了平均功率28.7 W、單脈沖能量2.87 mJ、光譜中心波長1037 nm、光譜半高全寬11 nm 的放大輸出,壓縮后的激光脈沖寬度為178 fs,壓縮效率為91.5%,峰值功率大于14.2 GW,光束質(zhì)量因子M 2 ＜ 1.2.以上研究結(jié)果實現(xiàn)了目前Yb:CaYAlO4 晶體最高平均功率和最大單脈沖能量的輸出.針對高重復(fù)頻率阿秒光源、太赫茲和光參量放大領(lǐng)域的應(yīng)用,后續(xù)計劃增加兩級行波放大實現(xiàn)平均功率200 W、脈沖能量20 mJ、脈沖寬度小于200 fs 的激光輸出.

1 引言

超高峰值功率、超短脈沖寬度的飛秒激光,為阿秒科學(xué)[1]、等離子體物理[2]、凝聚態(tài)物理[3]和精密光譜學(xué)[4]等研究提供了極端的強場條件和超快的時間分辨,是基礎(chǔ)科學(xué)研究領(lǐng)域重要的工具.此外,高峰值功率和短脈沖寬度的特性使得飛秒激光與物質(zhì)發(fā)生相互作用時,作用區(qū)域精確且作用時間極短.因此,在醫(yī)學(xué)診斷與治療[5]、微納制造[6]和先進材料加工[7]等領(lǐng)域也具有廣闊的應(yīng)用前景.

目前,能夠產(chǎn)生高峰值功率飛秒激光的增益介質(zhì)主要包括鈦寶石晶體和摻鐿激光晶體.其中,鈦寶石晶體發(fā)射光譜寬、增益截面大,是產(chǎn)生周期量級高峰值功率飛秒激光的首選.典型的鈦寶石再生放大器提供重復(fù)頻率1—10 kHz、平均功率5—15 W、脈沖寬度小于30 fs 的飛秒激光輸出,是目前阿秒科學(xué)和非線性光學(xué)研究中的重要工具.但在光電子能譜研究中,需要更高重復(fù)頻率的驅(qū)動激光來克服空間電荷效應(yīng),實現(xiàn)能量分辨率和測量信噪比的提升[8].此外,在光發(fā)射電子顯微鏡[9]、相干衍射成像[10]和瞬態(tài)吸收光譜 [11]等研究中,高重復(fù)頻率的驅(qū)動激光還可以有效縮短數(shù)據(jù)的采集時間.然而,在同樣的峰值功率下,飛秒激光放大器重復(fù)頻率的提高意味著平均輸出功率的增大.但鈦寶石激光器受限于較低的量子效率和昂貴的泵浦源成本,平均功率的提升進入了瓶頸期.

相較而言,摻鐿增益介質(zhì)的吸收峰與銦砷化鎵激光二極管(laser diode,LD)的發(fā)射波長吻合,且量子效率超過90%,可支持高功率激光運轉(zhuǎn)[12].此外,由于三價鐿離子(Yb3+)只有兩個分立能級2F5/2和2F7/2,有效避免了激發(fā)態(tài)吸收、上轉(zhuǎn)換、交叉弛豫和濃度猝滅等能量損失,有助于提高發(fā)射激光效率[13].基于以上優(yōu)點,高平均功率、大脈沖能量的摻鐿全固態(tài)飛秒激光研究如火如荼[14].但受限于摻鐿增益介質(zhì)的發(fā)射帶寬,以摻鐿釔鋁石榴石(Yb:Y3Al5O12,Yb:YAG)薄片[15]和板條[16]為代表的高功率飛秒激光器輸出的激光脈沖寬度往往在亞皮秒量級,難以直接滿足科學(xué)研究對超快時間分辨的要求.而Yb:CaYAlO4(Yb:CYA)等摻鐿鋁酸鹽晶體,由于基質(zhì)晶格的無序性,使得發(fā)射光譜非均勻展寬(半高全寬77 nm),具備輸出超短脈沖的潛力[17].

2016 年,白俄羅斯國立技術(shù)大學(xué)[18]首次報道了基于Yb:CYA 晶體的再生放大工作,研究了晶體不同軸向的放大性質(zhì),種子激光偏振方向平行晶體π軸時獲得了脈沖寬度為190 fs、平均功率為2.3 W、中心波長為1031.8 nm、光譜寬度為12.5 nm的激光放大輸出;之后通過改變晶體放置方向,在種子激光偏振方向平行晶體σ軸時獲得了脈沖寬度為310 fs、平均功率為4.2 W、中心波長為1037.4 nm、光譜寬度為7.7 nm 的放大輸出.為進一步驗證Yb:CYA 晶體在短脈沖放大方面的潛力，2018 年白俄羅斯國立技術(shù)大學(xué)研究者[19]將光譜寬度12.5 nm、脈沖寬度100 fs 的激光脈沖耦合進10 m 長的單模光纖,獲得了光譜寬度60 nm、脈沖寬度7.5 ps 的種子激光.在200 kHz 重復(fù)頻率下,實現(xiàn)了平均功率4 W、光譜寬度19.4 nm 的激光輸出,壓縮后的脈沖寬度為120 fs、平均功率為3 W.2022 年,索菲亞大學(xué)研究者[20]報道了基于Yb:CYA 晶體產(chǎn)生毫焦耳量級飛秒脈沖的工作,在1 kHz 重復(fù)頻率下,實現(xiàn)了中心波長1040 nm、光譜半高寬16.6 nm、脈沖寬度為135 fs、單脈沖能量1 mJ的放大輸出.上述研究工作證明Yb:CYA晶體在放大過程中不僅可以提供寬帶增益,還支持短脈沖寬度輸出.但目前報道的放大結(jié)果受限于平均功率,仍難以滿足阿秒科學(xué)和非線性光學(xué)等領(lǐng)域的研究需求.

為了獲得兼顧高平均功率、大脈沖能量和窄脈沖寬度的飛秒激光,本文提出了如圖1 所示的發(fā)展路線.基于國產(chǎn)自研Yb:CYA 晶體的再生放大器和兩級行波放大器,獲得平均功率大于200 W、最大脈沖能量大于20 mJ、脈沖寬度小于200 fs、重復(fù)頻率覆蓋1 kHz—1 MHz 的飛秒激光放大輸出.相比脈沖寬度在亞皮秒量級的Yb:YAG 薄片激光器和結(jié)構(gòu)復(fù)雜的低溫制冷激光器,該方案優(yōu)點在于利用了Yb:CYA 晶體不同偏振的增益特性,在獲得高功率飛秒激光的同時,保持較短的脈沖寬度,緊湊可靠的結(jié)構(gòu)可滿足后端應(yīng)用對激光器平均功率、脈沖能量、脈沖寬度和重復(fù)頻率的不同需求.該方案的難點在于再生放大過程中的增益控制以及高功率連續(xù)泵浦下的激光晶體熱管理技術(shù)研究.增益控制技術(shù)主要包括利用激光晶體的偏振發(fā)射特性去抑制放大過程中的增益窄化效應(yīng),是實現(xiàn)短脈沖輸出的關(guān)鍵;激光晶體熱管理主要是結(jié)合微通道流體技術(shù)研究有效的散熱結(jié)構(gòu),降低激光晶體泵浦端面的溫度,避免熱退偏和熱梯度對放大激光脈沖質(zhì)量和光束質(zhì)量的影響.

圖1 Yb:CYA 全固態(tài)放大器的技術(shù)路線Fig.1.Schematic illustration of the all-solid-state Yb:CYA amplifier.

本文主要介紹其中再生放大器部分的理論分析和實驗研究結(jié)果.理論分析部分,首先對影響激光放大過程模式匹配的熱透鏡焦距進行求解,在120 W 連續(xù)泵浦下,計算得到的Yb:CYA 晶體π和σ偏振方向的熱透鏡焦距分別為307.9 mm 和309.4 mm,并據(jù)此對再生諧振腔進行熱穩(wěn)定性設(shè)計.其次對再生放大動力學(xué)過程進行仿真,計算可得Yb:CYA 晶體在重復(fù)頻率10 kHz、泵浦功率120 W 下,π偏振和σ偏振輸出的單脈沖能量分別為2.03 mJ 和2.91 mJ,對應(yīng)的放大光譜寬度分別為14 nm 和13 nm.在實驗研究部分,重復(fù)頻率為10 kHz 時,Yb:CYA 晶體在π偏振狀態(tài)下獲得了平均功率16.1 W、單脈沖能量1.61 mJ、光譜寬度16 nm 的輸出,壓縮后的激光脈沖寬度為149 fs,壓縮效率為92.1%,峰值功率大于9.5 GW;在σ偏振狀態(tài)下獲得了平均功率28.7 W、單脈沖能量2.87 mJ、光譜寬度11 nm 的高功率輸出,壓縮后的激光脈沖寬度為178 fs,壓縮效率為91.5%,峰值功率大于14.2 GW,光束質(zhì)量因子M2 ＜ 1.2.實驗結(jié)果獲得了目前Yb:CYA 晶體中最高平均功率和最大單脈沖能量的激光輸出,與理論仿真基本符合.

2 理論仿真

2.1 再生放大過程中的熱透鏡效應(yīng)

激光放大過程中,增益介質(zhì)處種子激光與泵浦激光的模式匹配決定了輸出激光的效率.而激光晶體處的熱透鏡效應(yīng)是影響再生腔模式匹配的關(guān)鍵因素.尤其在高功率連續(xù)泵浦的全固態(tài)放大器中,熱透鏡對再生腔模式匹配的影響尤為嚴(yán)重,導(dǎo)致此類放大器的光光效率普遍在20%以下.在此情況下,需要增加更大的泵浦功率以獲得額定的輸出,此舉會加重激光晶體處的熱負(fù)荷,帶來光束質(zhì)量惡化和偏振對比度降低等問題,無法保證放大輸出的激光質(zhì)量.

采用有限元分析法,對Yb:CYA 晶體泵浦端面的溫度分布和形變量進行計算.Yb:CYA 晶體的模型參數(shù)[17,21]在表1 列出.在120 W 的泵浦功率下,Yb:CYA 晶體在泵浦端面沿π和σ軸的溫度分布如圖2(a)所示,泵浦中心的最高溫度分別為124.44 ℃和123.29 ℃.此時,根據(jù)光程差擬合得到沿晶體π和σ軸的熱透鏡焦距如圖2(b)所示,分別為307.9 mm 和309.4 mm.后續(xù)實驗以此作為再生腔熱穩(wěn)定性和模式匹配設(shè)計的參考.

圖2 Yb:CYA 晶體泵浦端面沿π 軸和σ 軸的溫度分布和屈光度變化 (a) 溫度分布;(b) 屈光度變化Fig.2.Simulated temperature and diopter distributions along π and σ axes of the Yb:CYA crystal: (a) Temperature distribution;(b) diopter distribution.

表1 Yb:CYA 晶體的熱性質(zhì)參數(shù)Table 1.Parameters of thermal performance for Yb:CYA crystal.

再生腔設(shè)計需要考慮光學(xué)元器件的損傷閾值、透射元件處的非線性積累、增益介質(zhì)處的泵浦強度和熱透鏡等因素.其中,增益介質(zhì)處的熱透鏡效應(yīng)是影響再生腔激光模式的主要原因.因此,設(shè)計了如圖3(a)所示的激光模式可調(diào)的再生腔型,較短的腔長使再生腔具有良好的熱穩(wěn)定性.如圖3(b)所示,激光晶體處的熱透鏡焦距在100—500 mm范圍內(nèi),對再生腔激光模式影響較小.Yb:CYA 晶體在120 W 泵浦功率下,π軸和σ軸的熱透鏡焦距分別307.9 mm 和309.4 mm,可以算出此時的激光模式半徑分別為172.4 μm 和172.6 μm.此外,通過調(diào)節(jié)腔內(nèi)透鏡位置使再生腔失調(diào)靈敏度降低并處于穩(wěn)腔邊沿,此時的再生腔衍射損耗增大,腔內(nèi)多橫模起振困難,更有利于獲得高平均功率、高光束質(zhì)量的單橫模激光輸出.

圖3 Yb:CYA 再生腔的激光模式計算 (a) 本征模式分布;(b) 熱透鏡對增益介質(zhì)處激光模式的影響Fig.3.Calculated resonant cavity mode of the Yb:CYA regenerative amplifier: (a) Laser mode distribution;(b) laser mode at the crystal affected by the thermal lens.

2.2 再生放大動力學(xué)過程仿真

連續(xù)激光泵浦下的全固態(tài)激光放大器,其晶體儲能的建立、消耗、恢復(fù)關(guān)系相比脈沖激光泵浦更為復(fù)雜.摻鐿增益介質(zhì)的上能級壽命普遍在ms 量級.因此,重復(fù)頻率大于1 kHz 的激光放大中,種子脈沖的放大周期會小于激光晶體的上能級壽命.一些重復(fù)頻率下會發(fā)生晶體增益恢復(fù)不及時的情況,從而引發(fā)相鄰放大周期脈沖能量紊亂的問題[22].為了實現(xiàn)穩(wěn)定的能量輸出,基于改進型F-N 方程[23],仿真了在10 kHz 重復(fù)頻率下,Yb:CYA 晶體不同偏振的放大輸出能量和光譜變化.Yb:CYA 晶體π和σ偏振在不同增益圈數(shù)下的脈沖能量輸出仿真如圖4(a) 所示,種子激光在π偏振方向增益40 圈后獲得2.03 mJ 的飽和輸出;在σ偏振方向增益56 圈后獲得2.91 mJ 的飽和輸出.在圖4(b)中,分別對Yb:CYA 晶體π和σ偏振飽和輸出下的放大光譜進行仿真,π偏振方向的放大光譜中心為1030 nm,光譜半高寬14 nm;σ偏振方向的放大光譜中心為1034 nm,光譜半高寬為13 nm.

圖4 Yb:CYA 晶體在π 和σ 偏振方向下的放大輸出仿真 (a) 脈沖能量;(b) 放大光譜Fig.4.The output characteristics and simulation results along π and σ axes of Yb:CYA crystal: (a) Pulse energy;(b) amplified spectrum.

3 實驗結(jié)果和分析

基于再生諧振腔設(shè)計以及Yb:CYA 晶體的放大數(shù)值模擬,搭建了如圖5 所示的再生放大光路開展實驗研究.采用中心波長1034 nm、重復(fù)頻率75.3 MHz、脈沖寬度105 fs 的Yb:KGW 振蕩器作為種子光源,可提供的最大種子能量為80 nJ.種子激光首先通過由法拉第旋光器和1/2 波片組成的一級隔離裝置,避免光學(xué)元件回光干擾種子光源的鎖模狀態(tài).之后種子激光進入同心展寬器進行時域脈沖展寬.展寬器采用的透射光柵刻線為1600 mm—1,當(dāng)兩個光柵的間距為160 mm 時,提供—9.04 ps2的二階群延遲色散和0.0794 ps3的三階色散,理論上能夠?qū)⒎N子脈沖展寬至321.3 ps.利用高速示波器(羅德施瓦茨RTP164,帶寬為16 GHz,采樣率為4×1010sample/s)實際測量的展寬脈沖寬度328.5 ps.再生腔的總腔長1.037 m,種子脈沖往返再生腔一圈的時間為6.92 ns,普克爾盒加載高壓的上升/下降沿時間為5 ns,種子脈沖的間隔為13.3 ns,因此滿足控制單個脈沖在再生腔進行增益的時序條件.再生腔中Yb:CYA 晶體處的激光模式半徑為182.9 μm,通過測量進入再生腔前的展寬激光光斑大小并加入像傳遞系統(tǒng),使展寬激光在Yb:CYA 激光晶體處的光斑與泵浦激光和再生腔激光模式三者實現(xiàn)空間匹配,以實現(xiàn)高效率的放大輸出.再生腔中的電光晶體為40 mm長的偏硼酸鋇(β-BaB2O4,BBO)晶體,BBO 處的激光模式半徑為505.3 μm.為了評估放大過程中積累的非線性相位對脈沖的不利影響,在再生腔輸出能量3 mJ 時,計算得Yb:CYA晶體和BBO 晶體處的B 積分分別為1.11 和0.135.

圖5 Yb:CYA 再生放大器實驗裝 置 (Seed 為Yb:KGW 振蕩器,HR 為平面高反鏡片,λ/2 為1/2 波 片,PBS 為偏振分光棱鏡,FR 為法拉第旋光器,TG 為透射光柵,M1 為平凹反射鏡,F 為激光透鏡,λ/4 為1/4 波 片,HV 為高壓驅(qū)動,PC 為普克爾盒,Crystal 為激光晶體,M2 為激光雙色鏡,LD 為981 nm 半導(dǎo)體激光器,DM 為激光雙色鏡,PM 為功率計,PD 為光電探測器)Fig.5.Experimental set-up of the Yb:CYA regenerative amplifier.(Seed,Yb:KGW oscillator;HR,dielectric flat mirror;λ/2,halfwave plate;PBS,polarizing beam splitter;FR,faraday rotator;TG,transmission grating;M1,concave laser mirror;F,lens;λ/4,quarter wave plate;HV,pockels cell driver;PC,pockels cell;Crystal,Yb:CYA crystal;M2,dichroic mirror;LD,981 nm laser diode;DM,dichroic mirror;PM,power meter;PD,photodiode).

3.1 Yb:CYA 晶體在π 偏振下的放大實驗

Yb:CYA 晶體的π軸與種子激光的偏振方向平行時,將再生放大器的重復(fù)頻率設(shè)置為10 kHz.通過觀察放大脈沖的穩(wěn)定性,對注入再生腔的種子能量進行優(yōu)化.在注入種子能量為1.5 nJ 時,放大脈沖強度穩(wěn)定、無脈沖能量分叉情況.放大輸出功率曲線如圖6(a) 所示,Yb:CYA 晶體π軸放大的斜效率為23.4%,泵浦吸收斜率為75.6%,未被晶體吸收的泵浦功率由圖5 中的功率計實時測量.在LD 最大泵浦功率120 W 情況下,吸收泵浦功率為88.1 W,吸收率為72.9%,放大輸出功率為16.1 W,對應(yīng)的單脈沖能量大于1.6 mJ,吸收泵浦下的光光轉(zhuǎn)換效率為18.2%.此時,放大輸出光譜如圖6(b) 所示,中心波長為1030 nm,光譜半高寬為16 nm.如圖7 所示,放大光譜對應(yīng)的傅里葉變換極限(Fourier transform limited,FTL)為100 fs,壓縮后的激光脈沖寬度為149 fs,壓縮效率為92.1%,對應(yīng)的峰值功率大于9.5 GW.輸出能量為1.6 mJ 時,普克爾盒的加壓時間為250 ns,增益圈數(shù)為36 圈.而在放大仿真中,增益40 圈獲得的飽和輸出能量為2.03 mJ,光譜中心位于1029.7 nm,光譜半高寬為14 nm.總體來看,實驗結(jié)果和仿真結(jié)果較為吻合,說明文中所論述的放大模型比較準(zhǔn)確地反映了Yb:CYA 晶體π偏振的放大性質(zhì).

圖6 Yb:CYA 晶體在π 偏振方向下的放大輸出 (a) 功率曲線;(b) 放大光譜Fig.6.The amplified output results along π-axis of Yb:CYA crystal: (a) Measured power performance of the regenerative amplifier;(b) optical spectrum of amplified pulse.

圖7 (a) 傅里葉變換極限脈沖寬度;(b) 壓縮脈沖的自相關(guān)曲線Fig.7.(a) Fourier transform limited pulse duration;(b) intensity autocorrelation trace of amplified pulse.

3.2 Yb:CYA 晶體在σ 偏振下的放大實驗

通過旋轉(zhuǎn)Yb:CYA 晶體,使其σ軸與種子激光的偏振方向平行.在重復(fù)頻率10 kHz、注入種子能量2 nJ 情況下,Yb:CYA 晶體σ偏振的放大功率曲線如圖8(a)所示,放大斜效率為38.3%,泵浦吸收斜率為82.6%.在LD 最大功率120 W 泵浦下,Yb:CYA 晶體吸收的泵浦功率為99.81 W,泵浦吸收率為83.18%,放大輸出功率為28.7 W,對應(yīng)吸收泵浦下的光轉(zhuǎn)換效率為28.8%.此時,放大輸出光譜如圖8(b)所示,中心波長為1037 nm,光譜半高寬為11 nm.由圖9 可看出,放大光譜支持的傅里葉極限脈沖寬度和壓縮脈沖寬度分別為120 fs 和178 fs,壓縮效率為91.5%,對應(yīng)的峰值功率大于14.2 GW.有效的熱管理使Yb:CYA 放大器在高功率輸出下,保持了良好的光束質(zhì)量.在最大輸出功率下x軸和y軸的光束質(zhì)量因子M2分別為1.09 和1.17,如圖10(a)所示,近場光斑圓度為0.95.同時,使用高速示波器對放大脈沖建立過程和輸出脈沖時域序列進行監(jiān)測.放大脈沖建立過程如圖10(b)所示,普克爾盒的加壓時間為347 ns,種子增益圈數(shù)為50 圈,實驗中通過調(diào)節(jié)再生腔的損耗有效抑制了放大過程中的自發(fā)輻射.輸出脈沖的時域狀態(tài)如圖11 所示,為了保證時域信號的準(zhǔn)確性,測試期間對普克爾盒高壓振鈴信號進行屏蔽.在500 ps/div 的尺度下,單發(fā)測量主脈沖與其1 ns 之前噪聲信號的峰值強度比值大于1500∶1;主脈沖與其1 ns 之后噪聲信號的峰值強度比值大于210∶1.在50 μs/div 的尺度下,測得相鄰激光脈沖的重復(fù)頻率為10.005 kHz,脈沖間強度保持一致,長時間監(jiān)測無能量分叉和紊亂情況.

圖8 Yb:CYA 晶體在σ 偏振方向下的放大輸出 (a) 功率曲線;(b) 放大光譜Fig.8.The amplified output results along σ—axis of Yb:CYA crystal: (a) Measured power performance of the regenerative amplifier;(b) optical spectrum of amplified pulse.

圖9 (a) 傅里葉極限脈沖寬度;(b) 壓縮脈沖的自相關(guān)曲線Fig.9.(a) The Fourier—limit pulse duration;(b) intensity autocorrelation trace of amplified pulse.

圖10 (a) 光束質(zhì)量和光斑形狀;(b) 放大脈沖建立過程Fig.10.(a) The output beam quality and profile;(b) the build-up of pulse energy.

圖11 高速示波器測量的脈沖軌跡 (a) 500 ps/div;(b) 50 μs/divFig.11.Sampling oscilloscope traces of laser pulse in the time scale of (a) 500 ps/div and (b) 50 μs/div.

3.3 Yb:CYA 晶體放大結(jié)果分析

Yb:CYA 晶體π和σ偏振放大參數(shù)的比較見表2.實驗結(jié)果與放大模型計算的Yb:CYA晶體π和σ偏振下的增益發(fā)射性質(zhì)基本一致.在1000—1060 nm 內(nèi),Yb:CYA 晶體π偏振的激光發(fā)射截面峰值在1005.7 nm 出現(xiàn),大小為1.28×10—20cm2,且中心位于1025.1 nm 處的增益凹陷有利于抑制放大過程中的增益窄化效應(yīng).因此,實驗研究和仿真計算得到的放大光譜均往短波處偏移且無明顯的增益窄化.特別是放大光譜1030 nm 的中心波長與Yb:YAG 的增益峰重合,因此可采用千瓦級的Yb:YAG 薄片激光裝置進行行波放大,是產(chǎn)生單脈沖能量百毫焦量級飛秒激光一個可行的技術(shù)路線.

表2 Yb:CYA 晶體π 和σ 偏振放大參數(shù)比較Table 2.Comparison of amplification indicators for π and σ axes of Yb:CYA crystal.

Yb:CYA 晶體σ偏振增益發(fā)射譜十分平坦,處于1000—1050 nm 范圍內(nèi)的發(fā)射截面均大于0.7×10—20cm2,非常適合產(chǎn)生高功率的放大激光.但不同頻率成分增益一致帶來的問題是,種子光譜的中心頻率會在增益競爭中占據(jù)主導(dǎo)地位,會產(chǎn)生不同程度的增益窄化.在仿真計算中,采用放大光譜從最初的15 nm 窄化至13 nm.而在實驗研究中,放大光譜從最初的15 nm 窄化至11 nm.可以看出,實際放大過程中的增益窄化效應(yīng)的影響更大.因此,在Yb:CYA 晶體σ偏振的放大過程中,有必要研究增益編輯的手段對種子光譜進行整形,以同時獲得高平均功率和窄脈沖寬度的輸出.

4 結(jié)論與展望

本文開展了對Yb:CYA 晶體π和σ偏振放大特性的理論和實驗研究.在理論研究中,根據(jù)Yb:CYA 晶體的熱透鏡焦距,設(shè)計了熱穩(wěn)定性良好的模式可調(diào)再生腔;并對晶體π和σ偏振的放大輸出能量和光譜進行計算,以此指導(dǎo)實驗.在10 kHz重復(fù)頻率下,從Yb:CYA 晶體π偏振的放大實驗中,獲得了平均功率16.1 W、光譜中心1030 nm、光譜半高寬16 nm 的輸出,壓縮后脈沖寬度為149 fs,壓縮效率為92.1%,對應(yīng)的峰值功率大于9.5 GW;在σ偏振獲得了平均功率28.7 W、光譜中心1037 nm、光譜半高寬11 nm 的輸出,壓縮脈沖寬度為178 fs,壓縮效率為91.5%,對應(yīng)的峰值功率大于14.2 GW.結(jié)合實驗結(jié)果與理論計算可以得出,由于Yb:CYA 晶體π偏振的發(fā)射截面在1025.1 nm 附近的凹陷,有利于抑制增益窄化,因此適合寬光譜的激光放大;在1000—1060 nm 內(nèi),σ偏振的增益截面更大,有利于獲得高平均功率的激光放大.

以上研究結(jié)果實現(xiàn)了目前Yb:CYA 晶體最高平均功率和最大單脈沖能量的再生放大輸出,但Yb:CYA 晶體的潛力遠(yuǎn)不止此.對Yb:CYA 晶體的行波放大模擬結(jié)果如圖12(a)所示,將Yb:CYA再生放大器輸出的平均功率28.7 W 的激光,注入第1 級泵浦功率400 W 的4 通行波放大器可以獲得平均功率104.2 W 的輸出,繼續(xù)通過第2 級泵浦功率500 W 的8 通行波放大器可以將平均功率提升至207.1 W.經(jīng)過兩級行波放大后的光譜如圖12(b)所示,中心波長為1037 nm,光譜寬度為10 nm.壓縮后有望獲得最高平均功率200 W、最大單脈沖能量20 mJ、脈沖寬度小于200 fs 的激光輸出.上述光源將為高重復(fù)頻率阿秒光源[24]、太赫茲[25]以及激光離子加速[26]領(lǐng)域的研究奠定光源基礎(chǔ).

圖12 Yb:CYA 晶體的行波放大仿真 (a) 輸出功率;(b) 放大光譜Fig.12.The simulation results of the Yb:CYA traveling-wave amplifier: (a) Output power;(b) amplified spectrum.