高沖程薄片激光器抽運結構的設計

王曉丹，田立君，涂 勝，王志海，李慧劍，李 彬，賀也洹，葉大華

(西南技術物理研究所，成都 610041)

引 言

薄片激光器[1]是一種具有高功率、高脈沖儲能、高轉換效率和高光束質量的全固態二極管抽運激光器。它與傳統的固體激光器一樣也是由抽運源、激光增益介質和耦合光腔組成，不同的是薄片激光器晶體的后向焊接耦合在熱沉的前側[2]，并且輸出激光沿著晶體的徑向，因此薄片晶體的背面則同時充當著抽運、激光輸出波長的高反射面和晶體冷卻的前表面。由于薄片激光器的晶體的厚度非常薄，其典型的厚度為0.1mm～0.5mm[3]，因此激光晶體的熱梯度分布可以近似地看成為1維的情形[4]，所以晶體熱效應所引起的光學畸變就會變小，從而提高了輸出光的轉換效率和光束質量。雖然薄的薄片晶體可以減小晶體的熱效應，但是薄的晶體卻限制了對抽運光的吸收，因此會嚴重降低輸出光相對抽運光的轉換效率[5-7]，而且對于高能薄片激光器來說，為了實現高功率的激光輸出，同時減小晶體表面的熱梯度，則需要大的抽運光斑和更薄的激光晶體，而大的光斑則需要大體積的抽運結構來與之相匹配。但是，大體積的抽運結構則無疑增加了實驗的成本和加工工藝的精度，而更薄的激光晶體則更加限制了抽運光的吸收。

目前，國外以德國斯圖加特大學和Trump公司為主，德國Trump公司6沖程、24沖程、48沖程的多沖程轉折抽運吸收結構以成對的互補棱鏡來折返抽運光并讓其多次經過聚集透鏡聚焦到晶體上，從而實現不同沖程的吸收[8]。國內以華中科技大學設計的離軸拋物面抽運結構[9-10]、中國工程物理研究院WANG團隊設計的16沖程結構[11]和哈爾濱工業大學介紹的24沖程結構[12]為主。華中科技大學采用的是雙面對稱抽運非球面聚焦結構，其方法利用兩個非球面共軸使抽運光經過兩個透鏡反射將抽運光聚焦在其中一個中間打孔的非球面中心，從而實現不同沖程的抽運吸收。中國工程物理研究院WANG團隊設計的16沖程結構和哈爾濱工業大學介紹的24沖程結構則都是對德國斯圖加特大學和Trump公司[13]提出的遠心成像抽運結構和多對互補棱鏡轉折抽運光方法的改進。

因為當輸出激光的轉換效率相同時，多的抽運沖程數可以有效地減小薄片增益介質的厚度和摻雜濃度[14]，從而可以減小晶體表面的熱抗、平均溫度和摻雜粒子的增益光子的散射[15]，提高晶體后表面的冷卻效率和輸出光的光束質量。

本文中基于以上3種不同類型的抽運吸收結構，采用多次抽運吸收的方式，結合光斑離軸非對稱反射拋物面和光斑對稱分布非球面的抽運結構，提出了一種可以提高非球面光束分布占空比的高沖程抽運的新方法。設計了多種提高抽運吸收效率的多沖程、小體積的抽運結構，并用ZEMAX模擬驗證了24沖程抽運時的光路分布和光斑位置圖，通過比爾吸收定律理論計算了不同抽運沖程下薄片晶體對抽運光的吸收效率。

1 透鏡轉折聚焦結構

對于薄片激光器Yb∶YAG準三能級的晶體，其下能級的閾值功率密度則相對較高，因此就需要抽運結構的抽運光斑在薄片晶體上有較高的重疊率和邊界銳度來增加抽運功率密度，從而減小光斑的彌散像差。其中最簡單的抽運結構是遠心成像抽運系統：它由一對90°平面轉折鏡和一個聚焦球面鏡或者非球面鏡組成。遠心成像抽運系統工作原理如圖1所示。二極管激光器耦合輸出光首先通過光束整形，然后經過聚焦透鏡將抽運光第1次準直會聚到薄片晶體上，而第1次沒有被吸收的抽運光則會通過晶體后表面反射膜的反射進行第2次吸收，經過反射的抽運光則會再一次經過聚焦透鏡聚焦，然后經過一對90°轉折棱鏡改變抽運光在聚焦透鏡上的位置進行第2次準直會聚，從而實現在晶體上的第3次吸收；第2次經過晶體后表面的反射后，晶體則會第4次吸收第3次未被吸收的抽運光，然后按照圖中④的位置經過透鏡和轉折棱鏡到達平面端鏡，從而實現8沖程的抽運吸收。對于更高的抽運沖程，此方法需要增大聚焦透鏡和轉折棱鏡的尺寸，而且光斑在聚焦透鏡上的空間占空比也不高。

Fig.1 Tele-centric imaging focus pumping system

當提高二極管的抽運功率時，此方法由于是投射式聚焦所引起的光學像差也會改變光斑在晶體上的重疊率，嚴重時會影響輸出光的光束質量。所以，在高功率、高沖程、小體積的結構設計中此方法就顯得不太實用。

2 離軸拋物面反射抽運結構

為了提高抽運沖程的次數，同時減小抽運結構的體積，相對于遠心成像的抽運結構和華中科技大學設計的雙面對稱抽運結構，作者提出了一種離軸抽運吸收結構，并且通過轉動結構的相對角度就可以實現不同沖程的吸收，設計的離軸反射式拋物面系統如圖2a所示。該結構中所包含的是一個薄片晶體、一個大的非球面拋物鏡和兩個鍍高反射率(high reflectance,HR)膜的柱面棱鏡。由于是離軸聚焦的光學抽運結構，其光束聚焦是不對稱分布的，相對于圖1的抽運結構，圖2a中的長方形棱鏡替代了上例中的兩個柱面棱鏡，而且其中一個柱面棱鏡相對于另一個柱面棱鏡有一個角度θ的旋轉，角度θ的旋轉則決定了抽運沖程數的大小。

Fig.2 a—off-axis parabolic focusing scheme b—corresponding draw of distributed pumping light

結合圖2b中柱面棱鏡上光斑的位置分布圖，能夠更清楚地理解在多沖程離軸拋物面抽運光路中的光束軌跡和路徑。圖2b中，數字①代表了所校準的耦合光束，其經過非球拋物面反射后會傳播到薄片晶體上，而剩下的抽運光將會從薄片后表面反射進行第2次吸收，然后再一次被非球面的拋物鏡準直到柱面棱鏡上②的位置，同樣抽運光束又會被轉折棱鏡轉折到棱鏡上③的位置。因此，通過③的抽運光則會按照非球面拋物面鏡、薄片晶體、非球面拋物鏡和柱面棱鏡的順序以此到達④的位置。以此類推，薄片晶體上就會產生多次的迭代吸收。本例中的結構為16沖程、32沖程的吸收。

如上所述，兩個柱面棱鏡之間的夾角決定了抽運沖程的次數。因此，可以通過減小二者之間的相對間隔，來增加抽運沖程的次數，如果用N來代表抽運沖程的總數，則N=360/θ。但是，如果拋物面鏡的大小和焦距一定時，通過減少光斑間隔的角度來增加抽運沖程的次數就會減小了遠視場光斑的抽運尺寸和拋物面鏡、柱面棱鏡的表面占空比(抽運沖程述越高，拋物面鏡和柱面轉折棱鏡的體積就越大)，而且在遠視場上柱面棱鏡的光斑也可能會變得重疊起來，所以這種方法要求結構具有非常高的調節精度。

3 新型結構的設計

對于現有的商用薄片激光器，其典型的抽運光學系統是由德國科學家GEUSIC和GIESEN所提出來的，目前商用的薄片激光器的輸出功率已經達到16kW，并且應用在激光加工、焊接、熔覆等各個領域。雖然德國所設計的泵模塊已經商業化，但是從可查閱的文獻中能夠了解到其沖程數多為16沖程、24沖程、48沖程，且沒有明確的說明。基于現有薄片激光器的產品模塊和參考文獻的相關報道，本文中設計了12沖程、24沖程、36沖程的結構，并且也提出了一種小體積、高空間利用率的抽運結構新方法。

3.1 12沖程的抽運結構

圖3a為12沖程的抽運結構。相對于德國抽運6沖程的吸收結構，該系統結構則增加了一對轉折棱鏡，該結構包括一個薄片激光晶體、一個非球面反射鏡、一個平面端鏡和兩對90°折返柱面棱鏡。從半導體抽運源發出的光經過非球面拋物鏡和一對90°藍色棱鏡會將光束3次聚焦在晶體上，見圖3b中光斑位置分布的①、②、③，經過非球面準直的抽運光會再經過另一對90°轉折綠色棱鏡將抽運光3次最后聚焦在晶體上，從而實現了晶體對抽運光的6次會聚、12次的吸收。

Fig.3 a—12 passes pumping schemes b—corresponding draw of distributed pumping light

3.2 24沖程的抽運結構

國內大多選擇16沖程的抽運結構，但是在高能激光武器或者輸出更高功率時，16沖程的抽運吸收效率顯然是不夠的，而24沖程的抽運結構對于千瓦級功率的激光器設備卻是非常實用的，因為增加的沖程吸收可以大幅度地提高抽運結構的吸收效率和輸出光的轉換效率[16]。圖4a為24沖程的抽運結構，從圖中可以看到，整個抽運系統由一個非球面的拋物鏡、4個反射的棱鏡和一個平面端鏡組成。抽運光首先會通過非球面聚焦在晶體上，聚焦在晶體上的光會反射到一對藍色的柱面棱鏡上，如圖4b中光斑的分布圖，從柱面棱鏡反射的抽運光則會再一次聚焦到晶體上，第4次迭代以后，抽運光會反射到另一對綠色的柱面棱鏡上，經過多次的迭代，驗證設計的準確性，本文中將所設計的抽運結構通過光路分析軟件ZEMAX進行了光路和光斑分布的模擬，經過仿真,如圖4c所示,12個光斑在柱面棱鏡和端鏡上的分布完全滿足實驗初期所設計的抽運結構，進一步驗證了24沖程抽運的合理性。

Fig.4 a—24 passes pumping schemes b—corresponding draw of distributed pumping light c—ZEMAX simulation of 24 passes pumping schemes

3.3 36沖程的抽運結構

24沖程的抽運系統具有緊湊的體積、抽運吸收效率高的優點，但是當抽運光的功率不斷升高時，由于24沖程抽運光路的順序為順時針的方向，如圖4b所示，光斑的分布從1～12都為順時針的方向，因此晶體上的光斑會因系統的結構誤差而變得彌散模糊，使得晶體上光斑的重疊率變得很小，光波像差畸變會變大，故基于此并結合離軸反射式非球面抽運光反向補償光程的特點，本文中用一個角錐棱鏡實現了36次抽運吸收的光程補償的抽運結構。如圖5a所示，該系統結構包括一個薄片激光晶體、一個非球面反射鏡、一個角錐棱鏡、一個平面端鏡和兩個90°折返柱面棱鏡組成。如圖5b所示，從半導體抽運源發出的光通過非球面拋物鏡和90°棱鏡將光束聚焦在晶體上，同24沖程一樣光斑會不斷的迭代，但是當到達光斑⑧的位置時，通過角錐棱鏡的光會折返在⑨的位置上，而此后的光路會相對前8次的順序以相反的方向多次會聚在非球面透鏡上，從而實現了9個～18個光斑逆時針方向的迭代吸收。正反順序的相互補償，則會提高晶體上光斑分布的重疊率，從而減小了光斑分布的像差畸變，增加了輸出光的轉換效率。

Fig.5 a—36 passes pumping schemes b—corresponding draw of distributed pumping light c—36 passes pumping contour of laser’s output light schemes

抽運光經過多次的聚焦，晶體增益介質的粒子數就會反轉，而由增益介質和一個耦合輸出腔鏡所構成得諧振腔，就可以得到穩定的激光輸出。圖5c為該沖程的整體結構圖。該薄片激光器的結構簡單、抽運光斑均勻、增益介質冷卻效率高，所以可以應用在高能激光系統中從而實現高的轉換效率和光束質量。

3.4 高沖程的抽運結構

通過對離軸非球面轉折聚焦系統、德國Trump公司的抽運模塊和作者所在課題組所改進補償光斑的抽運結構的認識和總結，發現如果將離軸式的非球面轉折聚焦系統轉折光路的思想和對稱式非球面對稱式的光斑抽運結構相結合，則可以獲得更高抽運沖程數的抽運結構，而且得到的抽運結構其體積更小、吸收效率更高，在同等非球面的尺寸大小時，還可以獲得對非球面空間更高的占空比。如圖6a所示,通過利用一個角錐棱鏡和一對90°轉折棱鏡可以在非球面棱鏡上實現多次迭代的抽運吸收。如圖6b所示，抽運光從1的位置進入到非球面，然后經過薄片晶體的第1次吸收，抽運光會從晶體后表面反射回來入射到非球面上進行準直，與上面的抽運結構一樣抽運光會一直到達光斑的位置，而此時再通過角錐棱鏡的全反射性將抽運光對稱反射到的位置，但是光斑則相對于入射光的位置會發生傾斜雙側對稱的分布，而傾斜的角度則決定了光斑在角錐棱鏡上的位置分布。然而從圖6c上和⑨的相對位置來看，其本應該在非球面的x軸上對稱分布，所以為了實現在角錐棱鏡左上角的位置分布，則需要在36°的基礎上額外增加6°的傾斜(不一定非是6°取決于晶面尺寸的大小)，從圖6b可以看到,光斑的實際入射角度為42°。同樣按照上面24沖程光斑分布的順序結構圖，光束多次迭代后到達的位置，由圖6a可以看到,再利用一個90°反射圓角折疊鏡將光路的光斑反射在的位置，再按照如圖6b光斑分布的迭代順序，光斑會一直到達的位置，此刻光束可以通過一個小的附加的吸收端鏡而結束光束的抽運傳播，當然從圖上的虛線的圓圈也可以知道，再一次利用角錐棱鏡的全角度反射而再一次增加抽運光斑的沖程數，從而實現翻倍式的抽運吸收，只是最后光斑其會結束分布在的位置。通過圖6a中的結構，其實可以延伸出很多不同結構的抽運的結構，圖6c所示為小體積、簡單分布和高效率的40沖程分布結構光斑圖，其中轉折的棱鏡不只可以選擇角錐棱鏡，也可以是具有光學補償的90°折返棱鏡。通過類似的思想就可以來設計實現更高吸收沖程數的抽運結構。

Fig.6 a—multipass schemes b—80 passes draw of distributed pumping light c—40 passes draw of distributed pumping light

4 不同抽運沖程的吸收效率

隨著抽運沖程數N的增加，抽運結構的失調靈敏度和所需要的加工的精度也是必須要考慮的。例如，所成型的柱面棱鏡對可能不是絕對的正交，或者柱面棱鏡的界面不能夠正交于對稱軸，而這些失調都將會引起在薄片中心光斑重疊的偏差。因此，選擇具有逆向光束的抽運傳播的結構則可以得到很大的補償,例如本文中所設計的36沖程的結構。但是，抽運吸收效率則是更需要考慮的，因為隨著抽運沖程數的不斷增加，光學抽運吸收效率的增量其實也在不斷地放緩，所以有必要來對抽運效率效率進行模擬和計算，從而來選擇最佳的抽運沖程數。

以薄片激光器Yb∶YAG晶體為例，晶體的吸收系效率是由晶體的特性(厚度、大小、摻雜濃度、吸收系數)所決定的。而本文中所計算用的Yb∶YAG晶體結構Yb摻雜原子數分數為0.1、厚度0.3mm；通過分光光度計所測量計算的吸收系數為9.75cm-1[17]。利用比爾吸收公式和不同吸收沖程結構的推導公式可以計算不同吸收沖程的吸收效率為：

(1)

式中，R為器件反射率，R1,R2,R3分別為非球面、柱面棱鏡和晶體后表面的反射率；P為抽運功率；P1,P2,…為不同沖程下的吸收功率；P1′，P2′為第1、2次吸收后剩余的抽運功率；α為吸收系數；θ為不同的入射角；L為薄片摻雜厚度。

Fig.7 a—3-D drawing of 24 passes pumping scheme in efficiency b—different efficiency versus different pump passes

為了方便模擬計算，則認定非球面、柱面棱鏡和晶體后表面的反射率都為99.5%。圖7a為24沖程抽運吸收結構3-D圖，從圖中可以看到:不同的角度和不同的厚度都會引起吸收效率的改變，因此本文中所計算的不同結構的吸收效率都是以20°入射、厚度為300μm來進行的。如圖7b顯示24沖程的吸收效率為95.1%(不考慮晶面的散射損 耗和晶體的量子虧損)；36沖程的吸收效率為98.7%，從36沖程以后吸收效率的斜率增加量趨于平緩。這也解釋了為什么在本文中沒有進一步設計趨于100沖程以上的抽運結構。通過比較，在中高端高能薄片激光器抽運結構設計中，36沖程的抽運設計則具有更高的性價比。

5 結 論

介紹了遠心成像抽運結構、離軸拋物面抽運結構和德國商用抽運模塊的優點和異同，通過比較設計了12沖程、24沖程和36沖程補償式薄片激光器的抽運結構，利用現有的結構特點，將離軸抽運和對稱分布抽運結合起來，提出并設計了更高沖程的抽運結構，并通過轉折不同的角度獲得了較高的非球面空間占空比。最后通過比爾吸收公式近似計算了不同抽運沖程下的吸收效率，計算結果表明,36沖程的抽運結構具有高的性價比。

[1] SUMIDA D S, FAN T Y. Effect of radiation trapping on fluorescence lifetime and emission cross section measurements in solid-state laser media [J]. Optics Letters, 1994, 19(1): 1343-1345.

[2] BRAUCH U, GIESEN A, BRAUCH U,etal. Multi-watt diode-pumped Yb∶YAG thin disk laser continuously tunable between 1018 and 1053nm[J]. Optics Letters, 1995, 20(7): 713-715.

[3] KIM H S, YANG J M. Dependence of the temperature of a Yb∶YAG disk laser crystalon the pump laser’s spot size and the disk’s thickness[J]. Applied Optics, 2009, 55(4): 1425-1429.

[4] JOHNSON L F, GEUSIC J E, van UITERT L G,etal. Coherent oscillators from Tm3+Ho3+Yb3+and Er3+ions in YAG[J]. Applied Physics Letters, 1965, 7(5): 127-130.

[5] REINBERG A R, RISENBERG L A, BROWN R M,etal. GaAs∶Si LED pumped Yb doped YAG laser[J]. Applied Physics Letters, 1971, 19(1): 11-13.

[6] LIU Q, GONG M L, LU F,etal. Efficient corner pumped Yb∶YAG/YAG composite[J]. Applied Optics, 2006, 45(16): 3806-3810(in Chinese).

[7] GIESEN A, HUGEL H, GEUSIC J E,etal. Progress towards high-power high-brightness neodymium-based thin-disk lasers [J]. The International Society for Optical engineering, 2004, 28(1): 305-344.

[8] SCHUHMANN W, HNSCH K, KIRCH T,etal. Thin-disk laser pump schemes for large number of passes and moderate pump source quality [J]. Applied Optics, 2015, 32(54): 1559-1568.

[9] SONG X. Design and experiment research of resonators for high-power disk laser [D]. Wuhan: Huazhong University of Science and Technology, 2012: 30-42(in Chinese).

[10] DUAN X B. Analysis of the thermal lens effect on Yb∶YAG thin disk laser crystal [D].Wuhan: Huazhong University of Science and Technology, 2011: 20-34(in Chinese).

[11] WANG C H. Design and experiment of multi-pass pump system for Yb∶YAG thin disk laser[J] .High Power and Particle Beams, 2010, 37(11): 2795-2798(in Chinese).

[12] ZHOU X. Continuous-wave and pulse output performances for Yb∶YAG thin disk laser [D]. Harbin: Harbin Institute of Technology, 2012: 38-40(in Chinese).

[13] JAVADI-DASHCASAN M, HAJIESMAEILBAIGI F, RAZZAGHIET H,etal. Optimizing the Yb∶YAG thin disk laser design parameters [J]. Optics Communications, 2008, 281(18):4753-4757.

[14] VOSS A，WEICHELT B，AHMED M A,etal. Enhanced performance of the thin-disk lasers by pumping into the zero-phonon line [J]. Optics Letters, 2012, 47(15): 254-259.

[15] GIESEN A, HUGEL H, GEUSIC J E,etal. Progress towards high-power high-brightness neodymium-based thin-disk lasers [J]. The International Society for Optical Engineering, 2004, 28(1): 305-344.

[16] MA Y, WANG Ch H, WANG W M,etal. 16-pass pumped micro-channel cooled Yb∶YAG thin disk lasers[J]. Laser Technology, 2011, 35(1): 82-85(in Chinese).

[17] WANG X D. Research on diode pumped thin disk laser [D]. Changchun: Changchun University of Science and Technology, 2016: 7-21(in Chinese).