基于同心展宽器的飞秒啁啾脉冲放大研究

杨 浩,滕 浩,吕仁冲,朱江峰,魏志义

(1西安电子科技大学物理与光电工程学院,陕西 西安 710126;2中国科学院物理研究所,北京凝聚态物理国家实验室,北京 100190;3中国科学院大学物理学院,北京 100049;4松山湖材料实验室,广东 东莞 523808)

0 引言

1985年,Strickland和Mourou[1]发明的啁啾脉冲放大(CPA)技术打破了超快激光能量放大的瓶颈,自此超快超强激光技术进入飞速发展阶段。在过去三十多年间,CPA技术的出现和发展使得超快超强激光脉冲的产生成为可能,激光峰值功率达到太瓦(1012W,简称TW),甚至拍瓦(1015W,简称PW)量级的激光系统不断涌现[2]。这种超快超强激光已经成为前沿学科的重要研究工具,比如探索原子、分子运动规律[3]、实验室天体物理[4]、激光加速器[5]、自由电子激光器[6]等研究领域。

钛宝石振荡器输出的脉冲重复频率一般为近百MHz,单脉冲能量为nJ量级,脉冲宽度为几十甚至几个fs。在CPA系统中,展宽器用于将飞秒量级的种子脉冲在时域上进行展宽,然后再注入到放大器中进行能量放大,最后由压缩器提供与展宽器相反的色散进行补偿以获得与种子脉冲相近的脉冲宽度。在早期的CPA实验中,采用基于材料色散的展宽器来展宽脉冲,如采用光纤的材料色散展宽脉冲[7],并用Treacy型光栅对压缩脉冲宽度[8],该展宽压缩方案易补偿二阶色散,却难以匹配三阶色散。同样基于材料色散的展宽器还有块材料展宽器[9],比如使用高折射率的块状材料,以SF57玻璃为例,能够提供的二阶色散为223.58 fs2/mm,通光长度为50 cm的该材料能将10 fs的脉冲展宽至31 ps。相比于块状材料,光纤的优势在于通光长度的选择更加灵活,而块状材料的优势在于结构简单稳定,易于小型化。值得注意的是基于材料色散的展宽器提供的二阶色散和三阶色散均为正色散,这意味着设计压缩器时必须选择能同时提供负的二阶色散和三阶色散的结构。

随着超快超强激光技术的发展,基于材料色散的展宽器提供的色散量已经难以适应高功率、大能量的CPA系统。目前,应用较为广泛的时域展宽方案是基于镀金反射式衍射光栅的展宽器,如经典的Martinez型展宽器[10]、Öffner型展宽器[11]和棱栅对展宽器[12]等。Martinez展宽器和Öffner展宽器的色散量都源于物光栅和像光栅的等效距离,在这两种展宽器中,其衍射光栅都放置在偏离球面镜的球心处,在偏离球心的位置产生一个与物光栅对应的像光栅。由于物点、像点在光轴上的分离,物光栅与像光栅之间存在不同程度的像差,色散项中必然含有球面镜成像带来的像差[13]。放大后的脉冲一般采用光栅对进行压缩,光栅对压缩器可以提供负的二阶色散和正的三阶色散,通过调节两个光栅之间的距离和角度,可以实现对展宽器的二阶色散和放大器材料的二阶色散的完全补偿。由于残存冗余的高阶色散,所以CPA系统中要尽可能地消除或减少高阶色散。一方面,由于前述两种展宽器像差带来的色散难以补偿,会影响最终的压缩效果;另一方面,这类展宽器体积庞大,调节不方便,稳定性较差,常用于科研型超快激光放大器中,但在工业等大规模应用中很难得到推广。

基于上述分析,在前人关于同心展宽器的研究基础上[14,15],本文研发了一种无像差的基于透射光栅的同心展宽器[14,15]。在该结构中,物光栅与像光栅完全重合,不存在常规展宽器中像差带来的色散影响,可以和光栅对压缩器完全共轭,实现更好的压缩效果。

1 基于透射光栅同心展宽器设计

基于透射光栅同心展宽器的光路图如图1所示。由振荡器输出的P偏振种子光依次经过格兰棱镜GP、法拉第旋光器FR、半波片HWP进入展宽器,此时旋转半波片的角度使得偏振态仍为P偏振。光线以γ角入射光栅G1,衍射角为θ,经G1衍射后的长条状光斑经光栅G2上方直接入射到宽带凹面反射镜CM上,且该凹面反射镜曲率中心与光线在光栅G1上的入射点重合,各个波长的光由凹面反射镜聚焦后的像点与物点完全重合,其物光栅亦即像光栅,因此不存在球差、慧差、场曲等不利于压缩的因素。球心发出的光线必然汇聚于球心,因此该结构的展宽器被称为同心展宽器。在光栅G1和凹面反射镜CM之间放置另一块平行于光栅G1且与光栅G1刻线密度相同的光栅G2,微调凹面反射镜CM,将沿水平方向入射凹面反射镜的光线反射至入射光线下方,使得尚未反射回球心的光线入射光栅G2并衍射,经凹面反射镜CM反射前后的入射光和反射光形成的夹角应尽量小,保持在5◦以内。在凹面反射镜CM焦平面的位置放置宽带平面反射镜BM将光线反射并原路返回,再次通过展宽器,在光栅G1衍射点形成−1:1成像。时域上展宽之后的种子光再次通过半波片和法拉第旋光器,返回光的偏振态变成S偏振并由格兰棱镜GP导出。常规的Öffner展宽器是在凹面反射镜焦平面的位置放置一块凸面反射镜折叠光路并经凹面反射镜成像,光线在像光栅发生衍射,而同心展宽器经凹面反射镜汇聚的光线直接被光栅G2衍射并准直,光栅G2的位置并不仅限于凹面反射镜的焦平面处,光栅G2与G1之间的垂直距离(L)决定了展宽色散量,可以通过调节G2的位置来调节该展宽器的展宽量。

图1 透射光栅同心展宽器结构示意图Fig.1 Schematic diagram of transmission grating concentric stretcher

由于不同的光谱成分在G2上的位置不同,长波部分在展宽器中经过的空间距离较短而出现于脉冲前沿,而短波部分出现于脉冲后沿,因此脉冲在时域上被展宽。按照图示不同波长光线的路径,几何路径相移完全来自两个光栅之间的间距,其与平行光栅对带来的负色散是完全共轭的,且色散量与光栅对垂直间距L成正比,与凹面反射镜曲率半径R无关。光线在同心展宽器中往返一次后产生的群延迟φ′(ω)、群延迟色散φ′′(ω)(GDD)、三阶色散φ′′′(ω)(TOD)表达式分别为

式中:λ=2πc/ω,ω为光波角频率,λ为波长,c为光速,d为光栅常数。

在钛宝石再生放大器中,分别基于同心展宽器与传统的Martinez展宽器进行时域的上展宽,最后采用光栅对进行色散补偿。图2为经过色散补偿后的剩余群延迟曲线,在同等展宽量的条件下,同心展宽器的群延迟误差明显优于Martinez型展宽器,说明同心展宽器具有更易于采用光栅对压缩器补偿色散的优势。

图2 同心展宽器与Martinez展宽器经光栅对色散补偿后的剩余群延迟Fig.2 Comparison of residual group delay of the concentric stretcher and Martinez stretcher after dispersion compensated by grating pair

2 实验装置及实验结果

图3是基于透射光栅同心展宽器的kHz钛宝石放大器光路图,整个光路由飞秒钛宝石振荡器、透射光栅同心展宽器、钛宝石环形腔再生放大器和光栅对压缩器组成。钛宝石振荡器采用啁啾镜对精确补偿色散[16],锁模后可稳定输出单脉冲能量3 nJ、脉冲宽度小于20 fs的超短脉冲激光,重复频率为85 MHz,光谱半高全宽约100 nm,脉冲光谱图如图4所示。

图3 基于透射光栅同心展宽器的kHz钛宝石放大器光路图Fig.3 Optical layout of the kHz Ti:Sapphire amplifier based on transmission grating concentric stretcher

同心展宽器采用曲率半径为400 mm、口径为75 mm的凹面反射镜CM和刻线密度均为1400 lines/mm的透射光栅G1、G2,对于波长为(800±20)nm的光线单次衍射效率高于94%。为提高光栅衍射效率,以中心波长800 nm对应的Littrow角(34.06◦)入射,光栅对垂直距离L为220 mm,BM为宽带0◦平面反射镜。代入(1)式计算得到该展宽器对中心波长提供的二阶色散量为1.37×106fs2,能将20 fs的超短脉冲展宽到190 ps,展宽倍率为9.5×103。由于凹面反射镜大小有限,展宽后的光谱半高全宽为75 nm,如图4所示。切掉的部分光谱受限于放大过程中的增益窄化[17]和光学元件的带宽,并不会被放大。

图4 经同心展宽器之后的光谱Fig.4 Spectrum by a concentric stretcher

在同心展宽器中,必须保持两个光栅表面严格平行以及每个光栅刻线的严格平行,否则会引起严重的空间啁啾和光斑畸变[18,19]。将展宽之后的光斑用透镜聚焦并用CCD采集远场光斑空间分布,经过仔细调节,光斑空间分布基本维持高斯分布,此时同心展宽器几乎没有空间啁啾,表明经过展宽后的脉冲可以注入到放大器中进行放大。

本方案采用环形腔再生放大器进行脉冲能量的放大。相比于线形腔,环形腔不仅腔长更长,而且放大激光是单向传输,可以降低自发辐射荧光(ASE)[20],有利于对比度的提升。将展宽后的种子光导入环形腔钛宝石再生放大器中进行能量放大,泵浦源采用Spectra-Physics公司的Empower激光器,波长为527 nm,重复频率为1 kHz。再生放大器由腔镜M1∼M4、钛宝石晶体Ti:Sapphire、普克尔盒PC和格兰棱镜GP2、GP3组成,其中M1、M2的曲率半径为2 m,M3、M4的曲率半径为3 m,整个环形腔的长度为3.2 m。钛宝石晶体的长度为20 mm,端面以Brewster角切割,对波长为527 nm的泵浦光吸收大于90%。为减小热透镜效应[21],晶体采用真空腔室封装和TEC制冷,控制温度为−34◦C左右。泵浦功率为11.4 W时,再生腔输出单脉冲能量为2.3 mJ,光光转化效率为20.18%。

将再生放大之后的激光脉冲经过透镜组扩束之后导入光栅对压缩器进行压缩,压缩器由两块刻线密度均为1480 lines/mm的反射式镀金光栅G3、G4和爬低镜RM组成。采用光线追迹法模拟了同心展宽器、再生放大器引入的各阶色散,用光栅对压缩器对整个系统进行色散补偿,压缩后系统的剩余二阶色散和三阶色散如图5所示,在中心波长800 nm处均可以补偿至接近0,达到较好的补偿效果。通过计算,光栅对压缩器的最佳入射角为43.8◦,光栅对间的垂直间距为241.3 mm,对中心波长提供的二阶色散量为−1.45×106fs2。

图5 系统剩余色散曲线Fig.5 Residual dispersion curve of the system

采用SRSI装置(Wizzler,Fastlite Inc.)采集了经平行光栅对压缩后的光谱相位及脉冲宽度数据,如图6所示,放大后光谱带宽窄化到22.1 nm,光谱变窄的主要原因来自于再生放大过程中的增益窄化效应。经过优化压缩器,输出单脉冲能量为1.5 mJ,得到的最窄脉宽为47.5 fs,接近傅里叶变换极限脉冲宽度40.7 fs。

图6 基于同心展宽器的CPA系统压缩结果。(a)光谱相位分布;(b)压缩脉冲宽度Fig.6 Compression results of CPA system based on concentric stretcher.(a)Distribution of spectral phase;(b)Pulse duration of compressed pulses

为了比较,组建了传统的Martinez型展宽器替代上述同心展宽器,振荡器、钛宝石再生放大器和光栅对压缩器等都保持不变。在展宽量相近的情况下,最终压缩得到的脉冲宽度为57.8 fs,如图7所示,说明Martinez型展宽器存在的像差带来的高阶色散在压缩器中未能完全补偿。该对照实验进一步说明同心展宽器与光栅对压缩器色散共轭,易于压缩得到更短的压缩脉冲。

图7 基于Martinez展宽器的CPA系统输出脉冲宽度Fig.7 The output pulse duration of CPA system based on Martinez stretcher

3 结论

研发了一种基于透射光栅的同心展宽器,相比较传统的Martinez型和Öffner型展宽器,同心展宽器由于没有像差,有利于压缩获得高对比度的窄脉冲。在泵浦功率为11.4 W、重复频率为1 kHz的泵浦条件下,将采用透射光栅同心展宽器展宽后的啁啾脉冲经钛宝石环形腔再生放大器进行能量放大,并采用光栅对压缩器补偿色散,最终获得输出单脉冲能量为1.5 mJ、脉冲宽度为47.5 fs的压缩结果,接近傅里叶变换极限。透射光栅同心展宽器还具有结构紧凑的优点,对飞秒激光放大器的小型化具有重要意义。