基于Herriott 型多通結(jié)構(gòu)的塊材料展寬與棱柵對色散補償?shù)倪泵}沖放大*

張鵬 滕浩 楊浩 呂仁沖 王柯儉 朱江峰 魏志義3)4)

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

2) (中國科學(xué)院物理研究所,北京凝聚態(tài)物理國家實驗室,北京 100190)

3) (中國科學(xué)院大學(xué)物理學(xué)院,北京 100049)

4) (松山湖材料實驗室,東莞 523808)

自啁啾脈沖放大技術(shù)發(fā)明以來,已經(jīng)發(fā)展了多種展寬與壓縮技術(shù)方案.在展寬器設(shè)計中,其中一類時域展寬方案是基于鍍金膜反射式衍射光柵的展寬器,如Martinez 型展寬器[7]、?ffner 型展寬器[8]等.Martinez 展寬器和?ffner 展寬器的色散量都源于物光柵與像光柵的等效距離,但此類結(jié)構(gòu)的展寬器,其衍射光柵都放置在偏離球面鏡的球心處,在偏離球心的位置產(chǎn)生一個與物光柵對應(yīng)的像光柵.由于物點、像點在光軸上的分離,所以物光柵與像光柵之間存在不同程度的像差,這種像差必然包含在色散項中[9].此類展寬器結(jié)構(gòu)都存在一些缺點:1) 與之匹配的光柵對壓縮器并不能完全補償高階色散,系統(tǒng)中殘存冗余的高階色散;3) 由于采用了鍍金膜反射式的衍射光柵,其表面平整度較低,經(jīng)過展寬器后的脈沖引入了光譜相位噪聲,會降低壓縮后的脈沖對比度;3) 此類展寬器體積龐大,不易調(diào)節(jié),穩(wěn)定性較差.另一類時域展寬器是基于材料色散的展寬器,如利用光纖引入的正色散進行展寬[10].同樣基于材料色散的展寬器還有塊材料展寬器[11],它是利用具有高折射率的塊狀玻璃材料,通過通光長度的積累,將短脈沖展寬成所需的長脈沖.以SF57 玻璃為例,它能夠提供的二階色散為223.58 fs2/mm,通光長度為50 cm 的該材料能將10 fs 的脈沖展寬至31 ps,該系統(tǒng)中材料引入的群速色散及三階色散均為正值,但放大后的脈沖一般都采用雙光柵的Treacy 結(jié)構(gòu)[12]進行脈沖壓縮,由于它只能提供負的二階色散和正的三階色散,雖然通過優(yōu)化兩個光柵之間的距離以及角度,可以完全補償二階色散,但無法匹配三階色散,不能實現(xiàn)很好的壓縮效果.

因此,本文發(fā)展了一種基于Herriott 型多通結(jié)構(gòu)的塊材料展寬器.與傳統(tǒng)塊材料展寬器利用大塊玻璃材料單次通過實現(xiàn)時域展寬不同,該結(jié)構(gòu)將一小塊玻璃材料置于Herriott 型多次反射腔中,激光脈沖通過反射的形式多次穿過塊狀材料引入材料色散.這種結(jié)構(gòu)不存在像差帶來的色散影響,同時具有縮小光路體積、色散量可調(diào)、節(jié)約成本的優(yōu)點.根據(jù)CPA 系統(tǒng)引入的材料色散,設(shè)計了與之匹配的棱柵對壓縮器(grism)[13],它可以同時提供負的二階色散與三階色散,實現(xiàn)了接近傅里葉變換極限的壓縮脈沖輸出,證明了基于Herriott 型多通結(jié)構(gòu)的塊材料展寬與棱柵對色散補償?shù)倪泵}沖放大方案是可行的.

2 基于Herriott 型多通結(jié)構(gòu)的塊材料展寬器與棱柵對壓縮器設(shè)計

圖1 是基于Herriott 型多通結(jié)構(gòu)的塊材料展寬器示意圖,該展寬器采用具有高折射率的HZF52A 材料作為色散介質(zhì),實驗中將H-ZF52A材料加工成圓柱體,口徑為1 in,通光厚度為20 mm.將玻璃塊置于由兩塊凹面反射鏡組成的多次反射腔的束腰位置,多條光束形成的包絡(luò)為雙曲面,其截面為圓,精細調(diào)節(jié)凹面反射鏡之間的距離,使兩個凹面反射鏡上的光斑個數(shù)為25,表明此時種子光25 次通過塊狀材料,對應(yīng)的總透射長度為500 mm,從而實現(xiàn)時域展寬.

圖1 基于Herriott 型多通結(jié)構(gòu)的塊材料展寬器示意圖Fig.1.Schematic diagram of block material stretcher based on Herriott.

通過對H-ZF52A 材料的折射率方程求各階偏導(dǎo)數(shù),得到其引入的各階色散值.圖2 表示在不同波長下,每毫米的H-ZF52A 材料引入的二階色散量與三階色散量.

圖2 H-ZF52A 材料引入的二、三階色散分布曲線Fig.2.Second and third order dispersion introduced by HZF52A material.

對于中心波長為800 nm 的鈦寶石激光器,長度為1 mm 的H-ZF52A 材料引入的二階色散量為220.40 fs2,三階色散量為145.04 fs3,其中三階色散量與二階色散的比值為0.658 fs.實驗中,設(shè)計其總通光長度為500 mm,引入的二階色散量為1.1 × 105fs2,該色散量能將20 fs 的激光脈沖展寬至15.5 ps.除了材料的色散特性,在設(shè)計時還應(yīng)考慮材料的吸收損耗與表面反射損耗.H-ZF52A 材料的吸收系數(shù)為0.02002 mm—1,500 mm 的通光長度對應(yīng)的吸收損耗為9.5%.在750—850 nm 范圍內(nèi),材料鍍膜后的反射率小于0.2%.為減少反射損耗,實驗中選定塊狀材料的厚度為20 mm.實現(xiàn)500 mm 的通光長度僅需透射塊狀材料25 次,同時選取曲率半徑R=300 mm 的兩塊凹面鏡作為腔鏡.為滿足腔型的穩(wěn)定性條件,選取腔長L=500 mm.在該參數(shù)下,腔內(nèi)本征模光斑在凹面反射鏡上的光斑半徑為413 μm,束腰處光斑半徑為169 μm.該設(shè)計可以保證在損耗較小的情況下盡可能縮小光路體積,實現(xiàn)光路小型化.

在設(shè)計脈沖壓縮裝置時要考慮其與脈沖展寬器色散特性的匹配,只有兩者引入的色散實現(xiàn)精確互補,壓縮后的脈寬才有可能接近傅里葉變換極限脈寬.基于上述分析,設(shè)計了圖3 所示的棱柵對(grism)壓縮器[14-18].該裝置由兩塊透射光柵、兩塊色散棱鏡和爬低鏡構(gòu)成,兩塊光柵平行放置且光柵表面均平行于相鄰的棱鏡入射面,兩塊棱鏡反向平行放置,棱鏡P2、光柵G2與光柵G1、棱鏡P1在空間上具有旋轉(zhuǎn)對稱的關(guān)系.在長條狀光斑出射方向安裝爬低鏡,光線爬低后原路返回再次通過棱柵對壓縮器,同時便于在空間上分離出射光和入射光.

圖3 棱柵對壓縮器示意圖(RM,反射鏡;P,棱鏡;G,光柵)Fig.3.Schematic diagram of grism compressor (RM,mirror;P,prism;G,grating).

為獲得最大的光柵衍射效率、提高脈沖壓縮效率,以中心波長的Littrow 角入射透射光柵G1.該壓縮器的設(shè)計變量包括:光柵G1與棱鏡P1之間的距離h1,光柵G2與棱鏡P2之間的距離h2,棱鏡P1與棱鏡P2之間的距離L,棱鏡P1與棱鏡P2的頂角大小α,棱鏡P1與棱鏡P2的材質(zhì)(折射率),入射角θ1,透射光柵的光柵常數(shù),棱鏡P1與棱鏡P2的頂點之間的距離O1O2.在模擬過程中發(fā)現(xiàn)h1,h2的改變對棱柵對提供的色散值幾乎沒有影響[19].因此,在給定光柵刻線密度和棱鏡材質(zhì)的情況下,僅需調(diào)整α,L,O1O2這三個參數(shù)就可以調(diào)整Grism 提供的色散.圖4 是模擬的Grism 內(nèi)部的光線追跡圖.

圖4 棱柵對內(nèi)部光線追跡圖Fig.4.Internal ray tracing of grism.

此外,在CPA 系統(tǒng)中,壓縮器的色散補償還需考慮放大器中引入的材料色散.放大器中涉及的材料色散器件有鈦寶石晶體、普克爾盒晶體、格蘭棱鏡、透鏡以及石英窗口等,種子光在再生腔內(nèi)總共被放大20 次,引入的材料色散如表1 所列.

表1 kHz 鈦寶石放大器引入的材料色散Table 1.Material dispersion introduced by kHz Ti:sapphire amplifier.

在考慮放大器和展寬器中材料色散基礎(chǔ)上,選用1250 線/mm 的透射光柵和頂角為30°的色散棱鏡組合成的棱柵對來實現(xiàn)壓縮[20,21].表2 代表啁啾脈沖放大系統(tǒng)中各個部分引入的色散值.數(shù)值模擬表明,通過優(yōu)化棱柵對之間的距離和角度,可以實現(xiàn)對展寬器與放大器引入的二階色散與三階色散較好的補償,理論上可以實現(xiàn)接近傅里葉變換極限脈寬的脈沖輸出.

表2 啁啾脈沖放大系統(tǒng)各部分引入的色散Table 2.Dispersion introduced by each part of chirped pulse amplification system.

3 實驗裝置及實驗結(jié)果

為驗證上述設(shè)計,設(shè)計了采用Herriott 型多通結(jié)構(gòu)塊材料展寬與棱柵對色散補償?shù)倪泵}沖放大系統(tǒng),如圖5 所示.該系統(tǒng)由鈦寶石飛秒振蕩器、Herriott 型多通結(jié)構(gòu)塊材料展寬器、鈦寶石再生放大器、棱柵對壓縮器等四部分組成.

圖5 基于Herriott 型多通結(jié)構(gòu)的塊材料展寬與棱柵對色散補償?shù)倪泵}沖放大系統(tǒng)(ISO,隔離器;M,反射鏡;CM,凹面反射鏡;GP,格蘭棱鏡;G,光柵;PC,普克爾盒;P,棱鏡)Fig.5.Schematic of the CPA system based on Herriott multi-pass block material stretcher and grism compressor (ISO,Isolator;M,mirror;CM,concave mirror;GP,Glan prism;G,grating;PC,Pockels cell;P,prism).

在該系統(tǒng)中,種子源采用的是克爾透鏡鎖模的鈦寶石飛秒振蕩器,鎖模后可穩(wěn)定輸出平均功率為320 mW、重復(fù)頻率85.5 MHz,脈沖寬度小于20 fs 的飛秒激光脈沖,光譜半高全寬約100 nm.圖6(a)為鈦寶石振蕩器的鎖模光譜,圖6(b)為鎖模脈沖序列.

圖6 (a) 鈦寶石振蕩器的鎖模光譜;(b) 鎖模脈沖序列Fig.6.(a) Mode-locking spectrum of Ti:sapphire oscillator;(b) mode-locking pulse.

將種子光注入到基于Herriott 型多通結(jié)構(gòu)的塊材料展寬器中,得到圖7 所示的光譜圖,可見展寬器輸出的光譜與振蕩器輸出光譜基本保持一致.相比于Martinez 型等基于反射式衍射光柵的展寬器,此類展寬器避免了由于器件切光導(dǎo)致的光譜缺失問題.入射的種子光功率為320 mW,時域展寬后功率為287 mW,透光效率達89.69%.

圖7 塊材料展寬器輸出光譜圖Fig.7.Output spectrum of block material stretcher.

當(dāng)泵浦功率為11.4 W 時,鈦寶石再生放大器的輸出功率為2.3 W,光光轉(zhuǎn)換效率為20.18%,將放大后的脈沖以中心波長的Littrow 角注入到棱柵對中.將棱柵對中的第一組棱鏡-光柵固定,通過安裝架微調(diào)光柵與棱鏡的姿態(tài).第二組棱鏡-光柵安裝在同一個二維平移臺上,通過精細調(diào)節(jié)與第一組棱鏡-光柵之間的間距以及第二塊棱鏡的插入量實現(xiàn)系統(tǒng)內(nèi)色散的精確補償.

由于種子脈沖在再生放大器中放大時有較強的增益窄化效應(yīng),放大器輸出的光譜寬度僅為26.7 nm,見圖8(a).圖8(b)是使用商用脈寬測量裝置Wizzler 測得的壓縮后的脈沖寬度.壓縮后脈沖寬度為39.6 fs,非常接近傅里葉變換極限脈沖寬度35.2 fs,說明棱柵對壓縮器可以實現(xiàn)色散的精確補償.入射棱柵對壓縮器的激光功率為2.30 W,出射激光功率為1.81 W,透光效率為78.69%.

圖8 (a) 注入棱柵對前的光譜;(b) 棱柵對的脈沖壓縮結(jié)果Fig.8.(a) Spectrum before injection into grism;(b) pulse compression results of grism.

圖9 是采用Coherent 公司的LabMax-TOP功率計測量的Grism 壓縮后的1 h 輸出功率穩(wěn)定性,輸出功率均方根(RMS)差為0.36%.

圖9 壓縮后脈沖的功率穩(wěn)定性Fig.9.Power stability of compressed pulse.

4 結(jié)論

本文報道了一種基于塊材料展寬-棱柵對壓縮的飛秒激光放大系統(tǒng),采用基于Herriott 型多通結(jié)構(gòu)的塊材料作為展寬器,透射光柵與棱鏡組成的棱柵對作為壓縮器,可以實現(xiàn)色散的精確補償,輸出更窄的壓縮脈沖.在實驗中,該放大系統(tǒng)在11.4 W,527 nm,1 kHz 的泵浦條件下,將800 nm 的種子脈沖放大至2.30 W,放大后脈沖的光譜寬度為26.7 nm,經(jīng)過棱柵對壓縮器的壓縮將放大激光脈沖寬度壓縮至39.6 fs,非常接近傅里葉變換極限.該系統(tǒng)的設(shè)計簡化了傳統(tǒng)啁啾脈沖放大系統(tǒng)的結(jié)構(gòu),在一定程度上縮小了光路體積,提高了激光器的運行穩(wěn)定性,可以用于太瓦或拍瓦激光系統(tǒng)的前端、載波包絡(luò)相位鎖定、超快現(xiàn)象等應(yīng)用的研究.感謝鄭加安博士的指導(dǎo)與討論.