229 nm掺钕光纤瓦级深紫外亚纳秒激光系统

Kilian Le Corre, Alexandre Barnini, Thierry Robin, Benoit Cadier, Raphaël Florentin, Hervé Gilles, Sylvain Girard and Mathieu Laroche, Watt-level deep-UV subnanosecond laser system based on Nd-doped fiber at 229 nm. Optics Letters 48(5):1276-1279 (2023).

高功率红外固体激光器在脉冲状态下的紫外级联非线性频率转换已被广泛研究。该技术在258 nm和266 nm附近的长紫外线波长处显示出良好的总体效率。固体激光器的非线性频率转换也可以达到更短的深紫外波长，在236.5 nm处达到600 mW，在213 nm处达到1.37 W，在206 nm处达到2.5 W。然而， 这样的激光系统只能提供几个固定的波长且通常需要至少三个非线性阶段才能到达深紫外。最近，研究人员还研究了掺镱光纤激光系统的紫外频率转换。与固体激光器相比，光纤激光器在功率可扩展性和波长可调性方面具有几个优势，同时具有更紧凑和简单的风冷架构。光纤激光器在功率可扩展性和波长可调性以及更紧凑和简单的风冷架构方面比固体激光器具有多种优势。研究人员使用掺镱光纤激光器和两个单通道非线性转换级在266 nm附近实现了高功率紫外激光发射。然而，由于掺镱光纤的激光波长在975 nm 以上，在λ<240 nm 处不易实现频率转换。因此，在三能级跃迁上工作的掺钕光纤激光器非常有希望用于这一目的且在波长可调性（872-930 nm）和功率可扩展性方面提供了额外优势。此前，在905 nm附近的纳秒脉冲区工作的四倍频调Q大模区掺钕光纤激光器在226 nm处产生550 mW的功率。然而，深紫外输出功率受到强自相位调制的限制，强自相位调制会在大模区放大器级引起光谱增宽，并归因于调Q脉冲包络的随机不稳定性。因此，深紫外的进一步功率提升将需要更先进的激光架构，更好地控制脉冲质量和谱线宽度。

实验装置图，如图1所示。图1说明了主振荡器功率放大器系统在915 nm 的实验装置。种子是一个尾纤Fabry-Perot激光二极管（FP-LD）直接进行增益切换，产生亚纳秒级光脉冲。光反馈位于90:10耦合器的10%端口后，由100 m光纤长度的光延迟线和Littrow配置的衍射光栅组成，用于调节Fabry-Perot激光二极管的发射波长，使其接近915 nm并将其谱线宽度缩小至0.1 nm。在接下来的研究中，将脉冲重复频率设置为2 MHz（对应于延迟线的二次谐波）以同步连续脉冲，获得了最佳结果。当脉冲持续时间调整为350 ps 时，经过光隔离器的种子源的平均输出功率等于0.25 mW。在配置中，这个脉冲持续时间对应于最佳折衷方案，避免受激布里布鲁因后向散射，同时通过自相位调制限制了光谱增宽。然后，将915 nm处的信号注入到基于保偏Nd掺杂W型光纤的第一光前置放大器中，该光纤芯/包层直径为4.5/80 μm，在808 nm处包层吸收为0.44 dB/m。W型核心折射率分布作为一个短通滤波器，截止波长在980 nm 附近，在较长波长处引入高传播损耗。因此，寄生放大自发发射在1050 nm附近（跃迁）被完全抑制。第一放大器的有源光纤长度为12 m，非饱和吸收为5.3 dB。掺钕光纤通过5/125 μm组合器注入两个多模光纤尾纤激光二极管，泵浦波长为808 nm。包层失配导致总注入泵浦功率为2.5 W。由于放大器输入处可用的信号功率相对较弱,且其波长处于增益带的边缘，因此放大器未完全饱和，产生以922 nm为中心的大放大自发发射带。因此，放大自发发射功率需要在第二级放大器之前过滤掉。为此，在下一个放大器级之前插入一个由保偏光环行器和光纤布拉格光栅组成的窄谱滤波器。该光纤布拉格光栅具有95%的反射率和0.5 nm的半最大全宽，中心波长为915.2 nm。第一放大器的输出功率为17 mW，其中包括放大自发发射,经过放大自发发射滤波器后输出功率为 4.5 mW。第二个放大器使用相同的W型掺钕光纤构建，但光纤长度减少到9 m（总吸收~4 dB）以限制非线性效应。808 nm处的泵浦功率在第二级使用与有源光纤匹配的定制5/80 μm组合器注入，从而获得最大注入泵浦功率10 W。为了避免产生非线性效应或放大自发发射，将泵浦功率限制在1.2 W，对应的信号输出功率为74 mW。为了进一步提高峰值功率，同时限制非线性效应，第三和第四级放大器采用保偏大模区掺钕光纤，纤芯/包层直径为30/125 μm，纤芯数值孔径为0.05，808 nm处的泵浦吸收为1 dB/m。第三个放大器以双通配置工作，以提高增益饱和度并减少1050 nm附近的放大自发发射。使用模场适配器将来自第二级的信号注入到由30/125 μm保偏光纤的无源制成的定制光环行器中。环行器的第二个端口直接拼接到保偏大模区掺钕光纤上。合并器、模场适配器和第二环行器的综合损耗将注入大模区掺钕光纤的输入信号功率降低到31 mW。大模区掺钕光纤使用35 W激光二极管在808 nm自由空间注入到大模区掺钕光纤的125 μm包层中进行泵浦。光纤长度为10 m，输出端面进行角度切割，以避免915 nm或1050 nm的任何光反馈进入光纤放大器。第一次进入有源光纤后，输出信号光束由透镜(L1) 准直并由二向色镜DM1反射。然后，插入短通滤光片以抑制 1050 nm 发射。使用宽带镜 (M2)，915 nm 信号被回反射到放大器中进行第二次通过。使用双通道方案以及在第二通道之前对1050 nm 发射进行额外滤波可以实现第三个放大器的有效饱和，尽管在915 nm处的注入功率也相对较低。因此，获得了16.5 dB的净增益，对应于23 W泵浦功率的1.4 W输出功率。尽管光纤总长度很长，但第三个放大器的输出光谱没有经历任何光谱展宽。然后，双通放大器的输出信号被自由空间注入到最后一个功率放大器级。两个透镜 L2 (f=18 mm) 和 L3 (f=15 mm) 用于确保与大模区掺钕光纤的30 μm核心良好的模式匹配。最后一个放大器级使用激光二极管进行反向泵浦，该激光二极管在808 nm处发射高达100 W的功率，通过200 μm直径的多模光纤传输。大模区掺钕光纤的两个面均进行角劈裂，未吸收的残余泵浦功率在最后一个隔离器之前被滤除。最后一个放大器中的有源光纤呈螺旋状盘绕，内半径为4.5厘米，外半径约为5.5厘米。这可以防止光纤匝重叠，并使光纤和冷却板保持持续接触。掺钕光纤长度设置为9 m，对应于~87%泵浦吸收。使用二向色分束器分别测量915 nm和1050 nm处的输出功率。

图2显示了915 nm和1050 nm处的平均输出功率以及915 nm处相应的增益与注入泵浦功率的函数关系。当注入泵浦功率为98 W时，在915 nm处实现了28 W的最大输出功率，对应于28%的转换效率和13 dB的增益。由于大模区掺钕光纤的包层与纤芯比率降低，1050 nm处的寄生输出功率被限制在4 W以下。输出光谱随平均输出功率的增加而变化，如图3所示。观察到由部分相干脉冲产生的强自相位调制引起的光谱展宽的典型形状。当平均输出功率超过15.6 W时，强自相位调制的影响变得显著。然而，对于亚纳秒范围内的高度相干脉冲，预计不会出现在30 μm大芯中观察到的这种光谱展宽。在较高输出功率下出现的宽尾主要归因于增益开关激光二极管产生的脉冲的低相干性。然而，对于最大输出功率，总光谱展宽仅限于~2 nm，而用于二次谐波的LBO晶体的光谱接受度经计算为1.6 nm。M²是使用光束分析仪CMOS] 测量的，平均输出功率为8 W，得出M²x=1.22和M²y=1.24。测得的输出光束偏振消光比>10 dB。消光比测量受到包层功率的干扰，在此配置中不容易抑制包层功率。此外，保偏大模区光纤的双折射率比标准5/125 μm光纤低几倍，这会影响保偏效果。

为了实现从915 nm到457.5 nm的高效二次谐波转换，只有两种非线性晶体BiBO和LBO。尽管BiBO与LBO相比具有更高的非线性系数，但其离散角却高出四倍。因此，LBO晶体似乎是提高后续四次谐波效率的更好选择。选择具有 AR/AR涂层的20 毫米长LBO晶体用于关键相位匹配条件下的I型 二次谐波。考虑到10 dB的消光比和脉冲基座的无用能量（图5），二次谐波在915 nm处的有效峰值功率约等于26.5 kW。脉冲基座由激光二极管的张弛振荡产生且在调整脉冲发生器参数后不能完全抑制。通过使用另一个专门改装的激光二极管或使用先进的脉冲发生器可以减少它。非线性频率转换装置（包括二次谐波和四次谐波单通道级），如图4所示。红外光束经过准直，然后，使用两个透镜L1和L2（fL1=20 mm；fL2=100）聚焦在LBO晶体内部。测得的光束直径约为100 μm。在透镜之间插入二向色镜 (DM1)，以滤除来自最后一个放大器的1050 nm发射，而半波片 (HWP 1) 则调整LBO晶体中I型相位匹配的偏振。测得的倍频输出功率和相应的转换效率，如图5所示。最红外功率为28 W时，457 nm 处的蓝色平均输出功率达到8.3 W（总功率效率为29%，总功率效率为 35%）。这些实验结果与数值模拟进行了比较。该模拟考虑了光斑尺寸、光束发散度以及由于走离效应而导致的二次谐波光束的椭圆形状。如图5所示，实验结果与数值模拟之间的一致性很好，表明考虑有效入射红外功率时，倍频效率接近理论极限。

然后，使用两个透镜L3和L4（fL3=100 mm；fL4=50 mm）将二次谐波产生的蓝色光束准直并聚焦到用于四次谐波的8毫米长BBO晶体中。L4的焦距从三个焦距（40 mm、50 mm 和 75 mm）中选择，以获得最大、深紫外功率。由于LBO晶体内部的离散效应，蓝色光束呈椭圆形（如图4）。

其M2系数在一个方向上略有恶化，在另一个方向上有所改善，值为1.18（小轴）和1.48（大轴）。BBO晶体中的聚焦蓝色光束直径经测量在两个轴上分别等于148 μm和54 μm。使用半波片 (HWP2) 将二次谐波光束的偏振状态从90°翻转。通过这种方式，椭圆形蓝色光束的长轴对应于BBO晶体内部的走离平面，最大二次谐波和四次谐波光束之间的重叠，从而显著提高四次谐波转换效率。使用这种偏振调整，观察到四次谐波效率提高了两倍。最后，佩林-布罗卡色散棱镜在空间上分离蓝光和紫外光束。图6给出了深紫外输出功率的实验演变，并与数值模拟进行了比较，考虑了椭圆光束的方向与BBO晶体中的走离平面的比较。

在最大入射蓝光功率为7 W时，在229 nm处产生1.2 W深紫外功率，转换效率为17%。尽管如此，在457.5 nm处入射功率为2.8 W时，可获得20%的最大四次谐波效率。高于此入射功率，四次谐波效率会下降，测量曲线与模拟曲线之间的不匹配程度不断增加也说明了这一点（图6）。紫外转换效率的恶化部分归因于光谱展宽，当主振荡器功率放大器系统的915 nm平均输出功率超过15 W时，光谱展宽超出了BBO晶体的光谱接受能力（理论上计算为<0.1 nm）。BBO晶体在229 nm处的不可忽略的吸收（18%/cm）会产生高热负荷，从而扰乱相位匹配条件。模拟中没有考虑晶体温度和激光光谱带宽，这解释了入射蓝光功率高于2.8 W时数值结果与实验值之间的差异。因此，为了将深紫外输出功率提高到1.2 W以上，BBO晶体的主动冷却是一种可以考虑的选择。

基于主振荡器功率放大器架构，使用增益开关激光二极管作为种子源和四个在准三级跃迁上运行的掺钕光纤放大器。这种915 nm主振荡器功率放大器激光源通过级联LBO和BBO晶体进行频率转换，以实现高效的蓝色和深紫外发射。在915 nm处获得了高达28 W的平均输出功率，并优化了脉冲持续时间 (350 ps) 和脉冲重复率 (2 MHz)。四次谐波产生的平均输出功率为 229 nm 处深紫外的1.2倍。进一步的改进将涉及显著减少在15 W以上的 红外中观察到的光谱展宽。此外，更好的非线性晶体热管理也有助于提高时间稳定性和整体转换效率。