3.1 µm线性腔高功率空心光纤气体激光器

Weihua Song, Qian Zhang, Xin Zhang, Yubin Hou, and Pu Wang, High-power hollow-core fiber gas laser at 3.1 µm with a linear-cavity structure, Opt. Lett. 49(17): 4922-4925 (2024).

在3-5-µm波长范围内工作的中红外激光源因其广泛的应用而得到了广泛的研究，包括痕量气体检测和自由空间通信等。最近，由于光泵浦空心光纤气体激光器结合了传统气体激光器和空心光纤的优点，它逐渐被视为产生中红外发射的新途径。这种中红外光源利用空心光纤作为气室，将激光限制在光纤芯的微米级进行长距离传输，这增加了激光的泵浦功率密度，改善了激光与气体之间的相互作用距离。因此，中红外发射的阈值将显著降低，具有实现高功率、高光束质量激光输出的潜在优势。

迄今为止，空心光纤气体激光器一直依赖于受激拉曼散射和粒子数反转，后者通过气体分子的固有吸收产生中红外发射来实现。值得注意的是，使用粒子数反转的发射阈值比通过受激拉曼散射实现的发射阈值低约五到六个数量级。关于使用各种气体（一氧化二氮、溴化氢、二氧化碳、氰化氢和乙炔）的粒子数反转进行中红外发射的大量研究。由于乙炔气体的高吸收和发射截面，填充乙炔的空心光纤气体光源在实现高功率输出方面具有很高的潜力。2022年，研究人员实现了一种基于乙炔填充空心反谐振光纤的8 W脉冲放大自发辐射源，该源由输出功率为50 W的1535nm纳秒脉冲单频光纤激光器泵浦。随后，通过利用放大器结构，中红外放大自发射射源的输出功率进一步提高到8.6 W，这是空心光纤气体放大自发辐射光源的创纪录功率。然而，所用装置主要利用缺乏谐振腔的单程结构，这导致产生放大的自发辐射而不是相干激光发射。

腔结构的集成有助于将放大的自发辐射转化为激光输出，显著增强光源的相干性，并提供产生调Q和锁模激光器所需的基本腔模特性。谐振腔结构对于高功率激光器应用特别有利，因为它提供的光路大幅增加，在振荡过程中有效地放大了激光。2016年，Xu等人利用连续波和脉冲1.5 µm半导体激光器，在环形腔结构的乙炔填充空心光纤气体激光器中实现了第一个连续波和脉动激光输出。腔增强效应显著降低了激光输出阈值。然而，双向激光运转、显著的空心光纤耦合损耗和泵浦激光器的有限功率会损害整体激光输出功率和转换效率。

图1(a)给出了工作在3.1 µm的高功率空心光纤气体激光器的架构。泵浦激光器是一种自制的1.5 µm单频光纤激光器，最大输出功率为32 W，中心波长可在1534.71-1535.44 nm之间调节，调谐精度为1 pm，测量的线宽小于100 MHz。这种单频泵浦激光器通过望远镜系统被引导到13米长的嵌套空心反谐振光纤中，该系统由一对涂层平凸透镜和两个平面镜组成。嵌套空心反谐振光纤的两端密封在气室内，0°空心光纤端面压在输入和输出窗口上，建立激光谐振腔结构。气室的输入和输出窗口分别涂有二向色镜（1.535 µm时高透>98%，3.1-3.2 µm下高反>95%）和未涂层的氟化钙窗口。这里，利用氟化钙窗口的菲涅耳反射效应来实现约3.15%的反馈。在输出端放置一个中红外带通滤光片，以选择性地传输中红外信号激光，在3 µm波长带的透射率为80%，在1.5 µm波段的透射率小于0.1%。为了减轻中空芯纤维输入端的热效应，乙炔气体以相反的方向引入，利用气体分子的扩散来建立稳定的压力环境。

图1(b)插图显示了嵌套空心纤维的横截面图像。它由八个二氧化硅管状包层元件组成，内外嵌套管的平均直径分别为66 µm和26.7 µm，平均管厚分别为2.74 µm和2.58 µm。激光被引导穿过直径为120 µm的空心芯。图1(b)还详细说明了8管嵌套空心反谐振光纤的测量传输损耗特性，该光纤在近红外（20-3 m）和中红外（96-3 m）。第三个反共振带出现在1400-1800 nm范围内，在1460-1670 nm范围内的平均损耗为75 dB/km。在中红外3-4 µm区域，嵌套空心反谐振光纤损耗从3 µm逐渐下降，在3.2-3.7 µm范围内在0.07-0.09 dB/m之间波动，然后，在较长波长处增加。研究人员在3.1 µm处观察到约0.1 dB/m的特定传输损耗。

图2(a)显示了乙炔气体的简化能级以及基态、ν1振动态和ν1+ν3振动态之间的相应跃迁过程。当P(17)吸收线被激发时，乙炔分子可以从基态的J=17旋转态离开到振动态的J=16旋转态（ν1+ν3），其激光发射符合选择规则ΔJ=±1。然后，生成了两条约3.105 µm（R(15)）和约3.1816 µm（P(17)）的中红外激光发射线，分别指ν1+ν3的J=16旋转状态到ν1的J=15和J=17旋转状态。图2(b)显示了在25 W的有效泵浦功率下，光谱随乙炔气体压力而变化，这通过中红外光谱分析仪测量。有效泵浦功率被定义为泵浦激光器在通过空心反谐振光纤后的输出功率，有效地代表了输送到乙炔气体的激光功率。

在13米长的中空芯光纤内1毫巴的压力下，研究人员观察到3105.37 nm处的R(15)发射线和3181.60 nm处的P(17)发射线的出现，与图2(b)所示的理论预测一致。值得注意的是，P(17)发射线的强度随着气体压力的增加而增加，而R(15)线的强度则降低。这种变化归因于两条发射线共享相同的上能级，但P(17)线的爱因斯坦系数大于R(15)线。这导致以R(15)线的强度为代价放大P(17)线。在50毫巴的较高气压下，强烈的分子碰撞显著提高了激光阈值，完全抑制了爱因斯坦系数较小的R(15)线，只允许P(17)线持续存在。

图3(a)和3(b)显示了3.1 µm连续波激光器的输出功率和1.535 µm剩余泵浦功率，作为不同乙炔压力下有效泵浦功率的函数。如图3(a)所示，嵌套空心反谐振光纤内的最佳气体压力为3 mbar，有效泵浦功率为26 W。低于此压力，有限数量的气体分子无法吸收足够的泵浦激光以提供足够的增益，导致激光输出功率趋于平稳。随着气体压力的增加，泵浦激光的吸收率提高，使得剩余泵浦功率几乎可以忽略不计。然而，3.1 µm连续波激光器的最大输出功率最初随着气压的升高而增加，但最终会降低。这种模式可以用这样一个事实来解释，即虽然较高的气体压力提高了泵浦激光器的吸收率，并增加了气体分子之间的碰撞损失，但激光功率只有在气体压力增加的增益超过分子碰撞造成的损失时才会增加。

图3(c)给出了3.1 µm连续波激光器在3 mbar压力下的输出功率与有效泵浦功率的关系。图3(c)中的方块表示实验数据，虚线表示数据的线性拟合。很明显，激光输出功率与有效泵浦功率呈线性变化。在26 W有效泵浦功率下，3.1 µm连续波激光器的输出功率达到8.23 W，相应的斜率效率为31.8%。图3(d)显示了乙炔填充空心光纤激光器的长期稳定性测试结果，显示输出功率为7.99 W。在160分钟的持续时间内，计算出的均方根稳定性为0.4%，表明激光器具有良好的功率稳定性。使用扫描狭缝光束轮廓仪系统评估了输出功率为8.23 W时的光束质量。图4所示的结果显示，通过测量数据的多项式拟合确定的M²因子在x和y方向上分别为M_x²=1.18和M_y²=1.15。这些值表明，乙炔填充的嵌套空心反谐振光纤激光器主要在基模下工作。

通过扩展的HgCdTe光电探测器和频率分析仪测量了3.1 µm信号激光器的射频谱，以验证空心光纤激光器形成了腔振荡。3.1 µm信号功率被衰减，产生10 mV直流电压的PD输出。图5(a)显示，3.1 µm连续波激光器的频谱呈现出周期性趋势，在0-50 MHz的扫描范围内，频率间隔为11.6 MHz，带宽为1 kHz。该间隔对应于13米长的空心光纤腔的纵向模式间距，这表明了激光器中典型的腔振荡特征。如图5(a)的插图所示，黑色曲线表示15 MHz以下范围内的放大自发辐射光频谱，与红色曲线相比，它显示了一条水平直线，没有可辨别的弛豫振荡或腔模特征峰，因为放大的自发辐射光是在无腔结构中没有纵模的情况下产生的。图5(b)描述了3.1 µm连续波激光器在0-300 MHz扫描范围和1 kHz带宽内不同泵浦功率下的相对强度噪声。值得注意的是，与8.79 W相比，在25 W的泵浦功率下，70 MHz的相对强度噪声增加了约10 dB。这一增加表明空心光纤气体激光器的相对强度噪音受到泵浦功率的影响。更高的泵浦功率导致气体分子吸收更多，并引入显著的热效应，增强分子碰撞，从而提高激光相对强度噪声。

当嵌套空心反谐振光纤内的乙炔压力增加到50毫巴时，在11.7瓦的泵浦功率下实现了1.98瓦的自调Q脉冲输出。该脉冲的重复率为4.59兆赫，脉冲宽度为45纳秒，峰值功率为9.58瓦。从图6(a)中的脉冲串可以看出，单个脉冲的峰值强度波动较大，表明自调Q的稳定性较差，单个脉冲半峰全宽在43-47 ns之间，脉冲串中两个相邻脉冲之间的时间间隔约为217 ns。这种自调Q脉冲的产生被认为来自气体的受激布里渊散射效应。图6(b)显示了这些自调Q脉冲在0-50 MHz扫描范围内、1 kHz带宽下的射频频谱曲线。脉冲的基频测量为4.59 MHz，对应于45 dB的射频信噪比和217 ns的脉冲间隔时间。随着频率的增加，谐波频率的强度逐渐减弱，只有七个频率分量被有效地分辨出来。这种有限的谐波频率产生归因于气体介质的有限增益带宽，这限制了可以振荡的纵向模式的数量。