电子束泵浦KrF激光器进行超短脉冲的单束放大实验研究

第14卷　第5期强激光与粒子束Vol.14,No.5 2002年9月HIGH POWER LASER AND PAR TICL E B EAMS Sep.,2002　
文章编号:100124322(2002)0520641205
电子束泵浦K rF激光器进行超短脉冲的
单束放大实验研究Ξ
汤秀章,　张海峰,　龚 ,　马维义,　单玉生,　王乃彦
(中国原子能科学研究院,北京102413)
摘　要:　电子束泵浦KrF激光器口径大、泵浦率高,可直接用于进行超短脉冲激光的放大。

用天光一号
电子束泵浦KrF激光器进行超短脉冲激光放大,将超短脉冲激光放大到2～3J、1.2ps,激光功率达到2TW。

测量了石英窗镜中的非线性吸收系数和超短脉冲激光脉宽的变化。

关键词:　超短脉冲激光;电子束泵浦;KrF激光;激光放大
中图分类号:TN248.22 文献标识码:A
短波长激光对于惯性约束聚变(ICF)快点火[1]的应用具有独特的优势:短波长激光的临界密度面更靠近被压缩的靶丸,可以简化能量输运过程;按Iλ2定标率,利用短波长激光又可以在快点火机制要求的激光强度(1019～1020W/cm2)下,把超热电子的能量限制在MeV量级内,而具有更高能量的电子不能高效率耦合到靶丸中去。

KrF准分子激光的宽频带(200cm-1)性质使得可以采用光束平滑技术获得很好的空间均匀性。

KrF准分子的饱和能量低(2mJ/cm2),加上其气体介质的特点,可以避免激光放大过程中的许多非线性效应,如自聚焦、相位畸变、自相位调制等,可以直接进行超短脉冲激光的放大,避免了固体系统采用CPA路线的复杂光路和难以解决的大口径光栅破坏等难题。

特别是采用Raman技术进行组束,获得信噪比超过1010的非常干净的高功率激光脉冲,这对于研究如相对论强度的物理问题是非常重要的。

高功率紫外超短脉冲激光,还可用于研究产生相干和非相干的XUV/VUV光源。

电子束泵浦准分子激光器的口径大,泵浦率高,用来放大超短脉冲激光可以获得大的能量输出。

英国的Rutherford实验室曾进行过电子束放大超短脉冲激光的实验,采用Sprite装置将3.5ps的248nm激光放大到2.4J,功率接近1TW[2]。

我们采用天光一号电子束泵浦KrF主放大器进行了亚ps脉冲的直接放大实验,获得了放大后激光能量、脉宽等输出参数的实验结果,分析了影响放大的因素,为进一步放大紫外超短激光脉冲以及系统升级提供了实验依据。

1　电子束泵浦K rF激光器进行超短脉冲的放大实验
1.1　实验装置
实验光路安排如图1所示,用于超短脉冲激光放大的是天光一号双向电子束泵浦主放大器,该装置作为振
Fig.1　Schematics of experiment setup
图1　电子束放大的光路示意图
Ξ第四届全国准分子激光学术研讨会推荐优秀论文。

收稿日期:2002206205;　修订日期:2002207205
基金项目:国家863激光技术领域资助课题(863280426)
作者简介:汤秀章(19662),男,博士,副研究员,从事准分子激光研究;北京27527信箱;tangxzh@。

荡器工作在平行平面腔模式下输出激光能量可以达到400J /170ns ,电子束和出光稳定性好于95%。

实验中Marx 电压1.35MV ,二极管电压580kV ,总电流230kA ,电子束总能量23.3kJ ,采用压力探测器Δp 方法测量的电子束在激光腔中沉积能量7.6kJ 。

激光腔口径27cm ,气室长124cm ,气室内充气压为0.17MPa 混合气体(0.4%F 2,10%Kr 和89.6%Ar ),泵浦速率为0.6MW/cm 3。

由Ti :sapphire/KrF 混合型紫外超短脉冲激光系统[3]产生的248nm 、50mJ /420fs 激光,经一块凹透镜扩束,传输20m 后注入主放大器,入射到主放大器窗镜的光束为<270mm ,基本充满整个泵浦区以获得最大的空间提取效率,充分利用电子束泵浦KrF 口径大的优势。

入射光入射角度为1°,光束张角为0.5°。

激光经过放大器单次放大后由外面的凹面反射镜反射后,第二次通过放大器放大,输出的光束口径逐渐缩小,传输20m 后,口径缩小到<50mm ,用能量计测量输出激光的能量。

采用凹面反射镜使输出的光束会聚主要是为了方便能量的测量。

另外,放大本身存在ASE 输出,传输20m 测量输出激光,在于减小ASE 对于主脉冲能量测量的影响。

能量的测量采用中科院物科公司生产的热释电型能量计,探头口径5cm ,其表面不均匀性和测量误差为10%。

在离放大器约12m 处放置快响应的光电管测量荧光波形,同时可以监测注入光的时间与电子束泵浦时间的同步情况。

1.2　同步关联
Fig.2　Fluorescence profile from e 2beam amplifier 图2　电子束泵浦KrF 放大器的荧光波形 同步关联是指注入光进入放大器的时间与电子束泵浦的
时间同步。

主放大器在MOPA 系统中进行6束23ns 激光放
大时的同步要求很高,整个MOPA 系统的时间抖动小于
20ns 。

由于采用了激光触发开关,目前主放大器的运行非常
稳定,从外触发到荧光输出的抖动小于10ns 。

主放大器的泵
浦时间是170ns ,时间上有足够的余地。

但要选择好各环节
的延时,使得激光注入尽量在泵浦的峰值附近,以获得最大的
能量放大和输出。

实验中我们监测每一炮的荧光波形,注入
光会造成增益下降,从而在荧光波形上形成一个小的凹陷,如
图2所示。

调整各环节的相对延时使得凹陷出现在峰值附
近。

同步的关键问题是飞秒前端包括放电泵浦激光器都是运
行在10Hz ,而电子束泵浦的主放大器只能单次运行,每隔15min 才能放一炮。

考虑前端是内触发,触发信号来自YA G 的电源的Q 2Switch ,不能和主放同样采用外触发。

因此,为实现时间同步控制,在两个同步系统之间增加一台D G535脉冲延迟/发生器,用来调节两个系统延时,在两个系统的触发器之间增加一台脉冲个数选择器,从来自前端的10Hz 脉冲中单独选取一个脉冲,用于触发主放大器的同步器。

2　放大实验结果与分析
2.1　激光能量
Fig.3　Output energy from 2beam amplifier 图3　电子束放大超短脉冲的输出能量
从飞秒前端输出的能量是50mJ ,由于长距离传
输和镜面的损失,实际注入放大器的能量为20～
30mJ 。

测量到主放大器的输出能量达到2～3J 。

图3
给出了实验和理论计算的结果。

可以看出实验结果与
理论计算符合的较好。

实验值比理论计算值略小,主
要是能量测量的位置离输出窗镜距离比较远,空气的
吸收会造成一定的能量损失。

忽略介质的饱和吸收,根据包含非线性吸收的
Franz 2Nodvik 方程[4],激光在放大介质中单位距离上
获得的增益
d εd z =g 0(1-
e -ε-αg 0ε)其中g 0为增益介质的小信号增益系数,α是非饱和吸收系数,ε=E/E s ,E s 是饱和能量密度,E 是腔内的激
246强激光与粒子束第14卷
光能量密度。

模拟计算采用一维简单模型,参数选取如下:g 0=0.5cm -1,α=0.05cm -1,泵浦区长度L =180cm (双程)。

将泵浦区分成2000个小区计算。

入射光的张角为实际光束的发散角0.5°,入射角度只有1°,计算时没有考虑,计算时也没有考虑饱和吸收。

根据测量结果,窗镜的透过率平均每块取80%。

每一个实验值都选取5个实验点取平均值,测量结果实验值的相对均方偏差σ=9%。

误差主要来源:能量计的测量偏差,电子束沉积能量的变化(约5%),注入光能量的不稳定性。

2.2　脉冲宽度
电子束进行超短脉冲激光放大,最关心的参数之一是脉冲宽度的变化,由于窗镜较厚,群速度色散(GVD )和其他的一些非线性效应会造成脉宽的展宽。

实验中脉宽的测量采用紫外自相关仪[5],而现有的紫外自相关仪只能用来测重复频率的脉冲,不能在电子束泵浦单次脉冲放大中使用。

实际上,脉宽的展宽主要是石英的色散造成的GVD 展宽,根据用放电泵浦激光器放大紫外超短脉冲的经验,泵浦对脉宽的影响很小。

为此,直接在前端输出的10Hz 光路上插入四块厚度同样为3cm 的石英窗镜,模拟电子束放大时的强度,测量脉冲宽度的变化,测量出来的脉冲宽度可以认为与电子束、泵浦单次放大后的输出脉宽一致。

Fig.4　Time evolution through different thickness quartz window
图4　450fs 脉冲经过石英窗镜后的脉冲宽度
如图4是注入脉冲和经过4块石英窗镜后测量到的自相关波形,飞秒脉冲经过电子束放大后的脉宽为
1.2ps ,窗镜总的展宽约800fs 。

3J ,1.2ps 的激光功率放大到2TW 。

2.3　荧光特性及ASE
荧光的特性反映了放大器的增益特性。

图2是用快响应光电管测量到的电子束泵浦放大器的荧光波形。

荧光波形的宽度(HWFM )为170ns ,对应于电子束的泵浦时间。

有注入光时,荧光的波形中间有一个凹陷,这是由于注入光使得放大器的增益下降。

凹陷的宽度约20ns ,说明注入光的ASE 对放大有影响。

实验测量了主放大器ASE 的能量输出,以了解ASE 对激光注入脉冲的影响及其来源。

能量计同样距离放大器输出窗镜20m 。

测量的结果是:当没有注入时,电子束泵浦KrF 主放大器的ASE 输出能量为20mJ ;挡住飞秒前端的种子光,只注入放电泵浦KrF 激光器的ASE ,电子束主放大器的输出能量为200mJ ,这说明主放大器输出的ASE 主要来源是放大了放电泵浦激光器注入的荧光。

实验结果表明,在注入光20～30mJ 的情况下,ASE 能量最多只占主脉冲激光的10%,脉宽为几十ns 量级,聚焦到靶上的功率密度很小,而且注入的ASE 可以通过光路上加空间滤波器来减小。

2.4　双光子吸收效应
超短脉冲激光在融石英窗镜中传输,会产生一些非线性效应,其中重要的是强度引起的折射率变化和双光子吸收。

非线性折射率会引起整个光束的小尺寸自聚焦,从而导致聚焦能量的降低乃至击穿。

双光子吸收使得激光透过率在功率密度高时减小,并导致介质的破坏阈值降低。

光学介质的折射率为
n =n 0+n 2〈E 2〉=n 0+γ
I n 0和n 2分别是线性和非线性折射率,γ为非线性折射率系数,I 为激光强度,单位W/cm 2。

非线性折射率为
n 2=cn 0
4π×107γI
346第5期 汤秀章等:电子束泵浦KrF 激光器进行超短脉冲的单束放大实验研究
KrF248nm激光在融石英中的吸收机理是单光子吸收和双光子吸收。

融石英SiO2的能带宽度为7.8eV,小于2倍248nm光子的能量,因此允许存在双光子吸收过程。

强度I的激光在融石英中衰减
d I
d z
=-αI-βI2
其中的α和β分别是单光子和双光子吸收系数。

对上式积分并考虑到光学表面的反射率R,放大后的超短脉冲的时间分布采用高斯近似,得到光经过L厚度后的强度
I(L,t)=
(1-R)2I0e-αL exp(-t2/τ2)
1+(β/α)(1-R)I0(1-e-αL)exp(-t2/τ2)
I0为峰值的光强,τ为脉宽(FWHM)。

这样,能量透过率等于出射和入射光强度的时间积分比
T=∫∞
I(L,t)d t
∫∞0I(0,t)d t=
2(1-R)αe-αL
πβI
(1-e-αL)
∫∞0ln[1+I0(β/α)(1-R)(1-e-αL)exp(t2)]d t
峰值光强I0可以通过测量到的总能量E0来计算,对于高斯型光束
I0=2ln2
E0
π3/2R2τ
Fig.5　Transmission varies with light intensity 图5　SiO2透过率随光强的变化关系中
实验中入射激光波长是248.3nm,用紫外自相关
仪测量出脉宽450fs,光栏尺寸<2cm,入射能量8mJ,
石英窗镜的两个表面面形精度好于λ/10,光学表面的
反射率为4%,入射激光的峰值为5.3GW/cm2。

在
SiO2中α=5.3×10-3/cm,γ=2.6×10-16cm2/W。

用电子束泵浦KrF激光放大器进行超短脉冲放大时,
采用双通放大结构,激光4次通过放大器的窗镜。

其
脉冲宽度会展宽,激光光强也相应变化。

我们实际测
量激光脉冲依次通过四块窗镜的透过率,一方面真实
反映实际的能量损失,同时也测量出石英的非线性吸
收系数。

图5是能量透过率随光强的变化关系。

用不
同的β值进行逼近,图中的实线是最佳模拟结果。

测量结果β=5.4×10-11cm/W。

这一结果,与德国G ottingen实验室[6]的测量结果5.8×10-11cm/W非常接近。

3　小结和讨论
电子束泵浦KrF激光器的泵浦率高、口径大,用于放大超短脉冲激光可以获得高能量输出,从我们的实验结果看来,未来建成功率密度超过1019W/cm2的KrF超短脉冲激光装置是完全可行的。

但是必须解决好一些关键技术问题,首先是提高放大器提取效率的问题。

电子束的泵浦时间相对激光脉宽很宽,其最高的抽取效率
η=τ/T,
其中τ≈3ns,是KrF上能态粒子的有效寿命,T=170ns是电子束的泵浦时间,单次放大的抽取效率只有约2%。

另外,泵浦时间太长ASE较大,ASE的存在消耗了激发到上能态的粒子数,从而使增益下降,为此需要减小放大器的泵浦时间,最好在10ns左右,而这对于电子束泵浦激光器具有很高的难度。

真正要获得高能量的放大输出,不能只靠单束放大,最终必须采取多路多脉冲放大的技术路线。

一种方法是采用MOPA角多路的放大结构,如同ns级的放大结构,先将入射光束分成多束并编码延时,脉冲依次进入放大器进行放大,然后再解码消延时,最后同时聚焦到靶上。

这种结构的关键在于后面的消延时,对于皮秒激光,光路的调节精度必须在10μm以内,实际很难做到。

另一种方法是走Raman组束的技术路线,Rutherford的研究人员曾经在这方面做过很成功的实验,采用Raman技术的最大优点是能够给出非常干净的脉冲。

其次是减小窗镜的厚度,即薄窗或无窗。

目前主放大器3cm厚的窗镜太厚,脉冲每通过一次窗镜就会展446强激光与粒子束第14卷
宽约200fs 。

首先是激光的工作介质采用富Kr 代替富Ar ,由于Kr 的原子序数比Ar 高,其能量沉积效率比Ar 高,因此采用0.1MPa 约40%Kr 的混合气体可以达到90%Ar 在0.2MPa 同样的能量沉积。

其次,是采用新的材料作窗镜。

融石英的非线性吸收比较大,一块3cm 厚的融石英窗镜对于450fs 、GW/cm 2的248nm 激光的透过率只有70%,而且展宽因子大。

CaF 2材料虽然吸收较小,而且更耐F 2腐蚀,但目前国内还没有生产和加工这么大面积的能力,而且采用CaF 2材料做窗镜也同样不能太薄。

日本的一家公司研制出一种新型的高分子薄膜材料,它的耐压很高,对248nm 的透过率在95%以上。

英国Rutherford 国家实验室曾进行过无窗实验,利用压力的平衡在激光通过窗镜的瞬间将窗打开,我国上海光机所的研究人员也在开展这方面的实验,如果能够达到适用于大口径的KrF 激光装置,这将彻底解决窗镜带来的许多问题。

总之,采用电子束泵浦KrF 激光器放大超短脉冲激光的前景是好的,一些关键问题有解决的技术手段和途径,我们将通过自己的努力和国际合作的力量,在未来的几年内建成国际领先的高功率KrF 超短脉冲激光系统,其靶上聚焦的功率密度将达到1019W/cm 2以上。

致谢　天光装置的陆泽、胡凤明等运行人员为实验提供了良好的条件,向益淮、戴辉等同志对实验的光路调节和光斑测量提供了帮助,在此一并表示感谢。

参考文献:
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[6]　Simon P ,G erhardt H ,Szatmari S.Intensity dependent loss properties of window materials at 248nm.Opt Lett ,1989,14:1207—1209.
Amplif ication of UV ultrashort pulse laser in e 2beam
pumped K rF amplif ier
TAN G Xiu 2zhang ,ZHAN G Hai 2feng ,G ON G Kun ,MA Wei 2yi ,SHAN Yu 2sheng ,WAN G Nai 2yan
(China Institute of A tomic Energy ,P.O.Box 27527,Beijing 102413)
Abstract :　Experimental investigations were performed for amplification of ultrashort pulse laser with Heaven 2I e 2beam pumped KrF amplifier in CIAE.A 50mJ ,420fs UV ultrashort pulse was amplified to 2-3J energy ,1.2ps pulse duration ,and 2TW laser pow 2er.Experimental technique such as synchronization were describe ,some parameters such as nonlinear absorb coefficient were measured in experiment.As a result ,it is possible to achieve ultra 2strong UV laser wih intensity higher than 1019W/cm 2in recently years. K ey w ords :　ultrashort laser pulse ;e 2beam pumped amplifier ;KrF laser ;laser amplifier
546第5期 汤秀章等:电子束泵浦KrF 激光器进行超短脉冲的单束放大实验研究。