0919

1. Введение

Одной из перспективных областей развития лазерной физики является создание источников излучения с высокой энергией импульса и одновременно высокой средней мощностью. Они могут применяться при генерации излучения в вакуумной УФ [1] и терагерцевой областях [2], в спектроскопии [3], в драйверах для фотокатодов [4] и др.

Использование надежных и стабильных волоконных источников излучения, позволяющих получать высокие средние мощности, ограничено энергией импульса на уровне 1 – 2 мДж [5, 6]. Для достижения бóльших энергий требуется применять специальные волокна с большим диаметром моды [7] и/или схемы когерентного сложения излучения от нескольких каналов усиления [8]. Это приводит к усложнению, понижению стабильности и надежности, поэтому большое распространение получают гиб­ ридные схемы, в которых сигнал от волоконной задающей части усиливается в нескольких каскадах на основе объемных элементов [9]. Широкое применение в индустрии получили усилители на основе тонких стержней, в которых в настоящий момент может быть достигнут коэффициент усиления более 100 с помощью простой двухпроходной оптической схемы [10] и энергии импульса до 10 мДж с использованием усиления чирпированного импульса при частоте следования 10 кГц [11]. Дальнейшее увеличение энергии импульса усилителя на тонких стержнях ограничено порогом пробоя. Для масштабирования энергии могут применяться схемы сложения каналов [12], а также активные элементы (АЭ) в виде конических стержней с увеличенной площадью выходного сечения

Д.А.Кузин, А.В.Старобор, И.И.Кузнецов, О.В.Палашов. Федераль­ ный исследовательский центр Институт прикладной физики им. А.В.Гапонова-Грехова РАН, Россия, 603950 Н.Новгород,

ул. Ульянова­ , 46; e-mail: d.kuzin@ipfran.ru

Поступила в редакцию 16 ноября 2023 г., после доработки – 25 января 2024 г.

и/или с использованием схемы усиления расходящегося пучка [13].

Увеличение энергии за счет увеличения площади се­ чения АЭ может быть осуществлено при использова­ нии геометрии тонкого диска [14] или тонкой пластины [15, 16]. Геометрия тонкого диска является легко масштабируемой и подходящей для усиления коротких импульсов. Однако низкие коэффициенты поглощения накачки и усиления заставляют использовать сравнительно сложные многопроходные схемы [17]. В настоящее время киловаттный уровень средней выходной мощности достигнут для однодисковых лазеров с близким к дифракционному качеством пучка [18].

Геометрия тонкой пластины обладает высоким отношением площади охлаждения к объему АЭ и обеспечивает близкий к одномерному градиент температуры. К настоящему времени реализовано несколько вариантов конструкций лазеров с пластинчатым АЭ [19, 20]; их накачка может осуществляться как в продольном, так и в поперечном направлении [21, 22], в том числе испытывая переотражения от границ АЭ (геометрия «zig-zag») [23]. Теплоотвод в таких АЭ осуществляется путем присоединения широких сторон к радиатору. Активные элементы пластинчатой формы можно рассматривать как развитие геометрии «тонкий стержень» за счет масштабирования по одной из поперечных координат.

Настоящая работа является продолжением работы по созданию квантрона на основе тонкого пластинчатого Yb :YAG-элемента [16]. Нами экспериментально исследован лазерный усилитель, в качестве АЭ которого выступает тонкая пластина из Yb :YAG. Основные отличия разработанного квантрона от многочисленных известных конструкций с продольной накачкой [24, 25] – свободное прохождение усиливаемого пучка эллиптического сечения без внутренних отражений, использование диодной накачки высокой яркости и композитного АЭ с теплоотводом из SiC. Исследованы основные факторы, ограничивающие энергию в таких усилителях: тепловые эффекты, обужение площади выходного пучка. В работе

Рис.3.  Поперечные профили излучения накачки (на входном торце АЭ) при использовании одного (зеленые кривые) и трех диодных блоков (синие кривые), а также профили усиливаемого излучения (красные кривые). Сплошные кривые соответствуют оси y, штриховые – оси x.

ми не превышал 2°, поэтому все пучки на длине АЭ практически совпадали. В результате на переднем торце активного элемента достигнуто сведение трех пучков накачки в один без увеличения размеров пятна накачки. На рис.3 представлены поперечные профили излучения накачки при использовании одного и трех диодных блоков на входном торце АЭ. Использовался один проход излучения накачки, за который поглощалось ~70 % мощности для всех исследуемых профилей.

Данная схема суммирования каналов диодной накачки может быть легко масштабирована на большее число модулей. Ограничения определяются размером используемых цилиндрических линз и расходимостью пучков по оси х.

2.3. Профилирование усиливаемого излучения

Усиливаемое излучение генерируется волоконной фемтосекундной задающей системой. Длительность импульсов увеличивается до ~0.7 нс с помощью объемной чирпирующей решетки, а частота следования импульсов снижается до ~1.5 кГц с помощью электрооптического модулятора. Максимальная энергия в импульсе составляет ~0.1 мДж [10]. Усиливаемое излучение до того, как попасть на АЭ, проходит через систему линз, которая состоит из двух сферических линз, образующих телескоп Галилея T и согласующих ширину пучка по оси х, и одной или двух тангенциальных цилиндрических линз L4, согласующих высоту пучка по оси y. При помощи дихроичного зеркала DM1 усиливаемое излучение совмещается с излучением накачки и вводится в квантрон (рис.2). При этом профиль усиливаемого излучения хорошо совпадает с профилем накачки (см. рис.3).

Была разработана и протестирована система диагностики усиленного пучка, также представленная на рис.2. Усиленное излучение проходит через систему из двух ди­ хроичных зеркал DM2, которая отделяет усиленное излучение от излучения накачки. Далее излучение попадает

на измеритель мощности PM. Небольшая часть пучка, отведенная с помощью кварцевых клиньев W, поступает на CCD-камеру, при этом выполняется перенос изоб­ ­ ражения с выходного торца кристалла c помощью линзы L5 для изучения профиля пучка или измерения его перетяжки.

3. Экспериментальные результаты

Основными проблемами, которые возникают при создании лазерного усилителя излучения с высокой энергией импульса и высокой средней мощностью, являются паразитные тепловые эффекты, с одной стороны, и ограничения, связанные с порогом пробоя АЭ, с другой.

Тепловые эффекты обусловлены дефектом кванта Yb3+ и приводят к следующим последствиям: нагрев АЭ влияет на характеристики элемента, в частности уменьшаются теплопроводность и сечения люминесценции АЭ; вызванные неоднородным нагревом изменения показателя преломления обуславливают тепловую линзу, а вызванные неоднородным тепловым расширением АЭ механические напряжения могут приводить к разрушению АЭ.

Порог пробоя нанесенных на торцы АЭ диэлектри­ ческих покрытий на основе оксида гафния составляет 8 – 12 Дж/см2 (при длительности зондирующего импульса 0.7 нс), а при расчете максимально допустимой энергии в импульсе необходимо учитывать уменьшение площади (обужение) пучка на выходе из АЭ, вызванное как неоднородным усилением (так называемое gain guiding [28]), так и наличием тепловой линзы. В качестве меры борьбы с перегревом используется АЭ с градиентным легированием, а эффект обужения пучка может быть ослаблен (т. е. предкомпенсирован) путем использования расходящегося усиливаемого излучения.

Для теоретического описания распределения темпе­ ратуры и усиления в пластинчатом АЭ использовалась математическая модель, основанная на совместном решении балансных уравнений и уравнения теплопропроводности. Аналогичный подход применяется во многих работах (см., напр., [29, 30]), поскольку сечения поглощения и люминесценции, входящие в систему балансных уравнений, существенным образом зависят от температуры [31], и расчет происходящих тепловых процессов является необходимым компонентом расчета лазерных характеристик квантрона. Общими параметрами системы балансных уравнений и уравнения теплопроводности являются тепловыделение, вычисляемое из балансных уравнений, и температура, от которой зависят параметры АЭ, входящие в балансные уравнения. Для связи АЭ, теплоотвода из карбида кремния и медного радиатора использовались граничные условия непрерывности функции распределения температуры на границе раздела АЭ и радиатора. В Yb :YAG отсутствуют процессы распада инверсии, приводящие к нагреву (ап-конверсия, кросс-релаксация), поэтому основным источником тепловыделения является дефект кванта. Считалось, что тепловыделение из-за дефекта кванта распределено в кристалле так же, как объемная плотность мощности поглощаемой накачки.

Решение системы уравнений проводилось итерационным методом. На входе в АЭ задаются поперечные профили накачки и усиливаемого излучения, как правило, в виде супергауссовых функций (не обязательно совпадающих). По этому профилю рассчитывается распростране-

Рис.5.  Зависимости нагрева переднего торца АЭ от мощности накачки для однородно легированного (квадраты) и градиентнолегированного (ромбы) АЭ (сплошная и штриховая кривые – расчет). На вставке – разрушение переднего торца однородно легированного АЭ.

Рис.6.  Зависимости площади поперечных профилей усиленного излучения на выходе АЭ от мощности накачки для однородно легированного (квадраты) и градиентно-легированного АЭ для коллимированного (ромбы) и расходящегося (кружки) усиливаемого пучка; на правой оси – энергии пробоя, которым они соответствуют.

Рис.7.  Зависимости нормированной площади усиленного сигнального пучка от поглощенной мощности излучения накачки для АЭ с равномерным (а) и градиентным легированием (б).

ходного торца 12 Дж/см2. Видно, что использование градиентно-легированного­ АЭ позволяет усиливать сигнал до энергии ~40 мДж, а использование предкомпенсации увеличивает рабочий диапазон примерно до 70 мДж.

Для определения влияния тепловой линзы на эффект обужения пучка исследованы зависимости площадей усиленного излучения Sout от мощности накачки при импульсном и непрерывном режимах работы (рис.7). Для АЭ с равномерным легированием площади пучка на выходе при непрерывном и импульсном режимах накачки отличаются примерно на 20 %. Следовательно, тепловая линза практически не влияет на изменение площади усиленного пучка, и основной вклад дает неоднородность усиления. Для градиентно-легированного АЭ отличие составляет 30 %, дополнительный вклад тепловой линзы связан с увеличением длины АЭ.

3.3. Усиление сигнала

Усиление сигнала измерялось при непрерывной и импульсной накачке после установления в квантроне теплового стационарного состояния. Время выхода в стационарное состояние не превышало 30 с и определялось расходом и температурой охлаждающей воды. Измерялись мощность усиленного излучения (Pamp) и мощность излучения накачки, попадающей на измеритель в отсутствие

сигнала (Ppump); при этом коэффициент усиления за один проход

где Pin – мощность усиливаемого излучения, измеренная перед квантроном. Коэффициент усиления G измерялся методом пробного пучка при непрерывной и импульсной накачке. Применение непрерывной и импульсной накачки позволяет разделить эффекты, связанные с нагревом АЭ. При импульсной накачке (длительность которой составляла 15 мс) можно пренебречь нагревом, и в уменьшение площади профиля выходного сигнала будет давать вклад только неоднородность усиления.

На рис.8 представлены зависимости усиления сигнала от мощности излучения накачки для АЭ с равномерным и

градиентным легированием, в том числе при использовании схемы усиления расходящегося пучка [13].

В режиме непрерывной работы накачки на кристал­ ле с равномерным легированием при мощности накачки 413 Вт было получено четырехкратное усиление слабого сигнала. При дальнейшем увеличении мощности излучения накачки происходит разрушение АЭ, связанное с перегревом входного торца. На кристалле с градиентным легированием при мощности накачки 514 Вт получено усиление слабого сигнала в 5.9 раз. Применение схемы усиления расходящегося пучка уменьшило усиление до G = 4. При использовании импульсного режима работы накачки в кристалле с равномерным легированием наблюдается значительное расхождение значений коэффициента усиления с непрерывным режимом, что можно объяснить сильным влиянием тепловых эффектов на усиление затравочного излучения. При использовании АЭ с градиентным легированием значимых различий усиления в импульсном и непрерывном режимах работы накачки не наблюдается, что свидетельствует о меньшем влиянии нагрева АЭ на усиление по сравнению с равномерно легированным АЭ.

Построенная модель предсказывает, что усиление сигнала при входящей энергии до 15 мДж (рис.8) будет незначительно отличаться от усиления слабого сигнала, что позволяет оценить максимальный уровень энергии в усиленном излучении до 50 мДж.

14.Giesen A., Hügel H., Voss A., Wittig K., Brauch U., Opower H. Appl. Phys. B, 58, 365 (1994).

15.Brauch U., Röcker C., Graf T., Ahmed M.A. Appl. Phys. B, 128, 58 (2022).

16.Старобор А.В., Кузнецов И.И., Мухин И.Б., Палашов О.В.

Квантовая электроника, 50, 414 (2020) [Quantum Electron., 50, 414 (2020)].

17.Perevezentsev E., Kuznetsov I., Mukhin I., Palashov O.V. Appl. Opt., 56, 8471 (2017).

18.Negel J.-P., Loescher A., Voss A., Bauer D., Sutter D., Killi A., Ahmed M.A., Graf T. Opt. Express, 23, 21064 (2015).

19.Liu F., Dong S., Zhang J., Jiao H., Ma B., Wang Z., Cheng X. Sci. Rep., 7, 16699 (2017).

20.Ganija M., Ottaway D., Veitch P., Munch J. Opt. Express, 21, 6973 (2013).

21.Gao Q., Zhang H., Fayyaz J. Chin. Opt. Lett., 17, 111405 (2019).

22.Wang K., Fu S., Zhang K., Gao M., Gao C. Appl. Phys. B, 127, 121 (2021).

23.Xu L., Wu Y., Du Y., Wang D., An X., Li M., Zhou T., Shang J., Wang J., Liu Z., Ou L., Zhao N., Xiang R., Tong L., Lin H., Gao Q., Lu Y., Zhang K., Tang C. Opt. Express, 26, 14592 (2018).

24.Wang D., Du Y., Wu Y., Xu L., An X., Cao L., Li M., Wang J., Sahng J., Zhou T., Tong L., Gao Q., Zhang K., Tang C., Zhu R. Opt. Lett., 43, 3838 (2018).

25.Li K., Wang Y., Yu Y., Yue J., Song C., Cao C., Li Z., Wang W., Meng Z., Bai Z., Li Y., Zhao P., Zhang Y., Lu Z. Opt. Laser Technol., 157, 108717 (2023).

26.Brown D.C. IEEE J. Quantum Electron., 33, 861 (1997).

27.Properties of Silicon Carbide. Ed. G.L.Harris (London: INSPEC, 1995).

28.Salin F., Squier J. Opt. Lett., 17, 1352 (1992).

29.Petrov V.A., Kuptsov G.V., Kuptsova A.O., Atuchin V.V., Stroganova E.V., Petrov V.V. Photonics, 10, 849 (2023).

30.Casagrande O., Deguil-Robin N., Le Garrec B., Bourdet G.L. IEEE J. Quantum Electron., 43, 206 (2007).

31.McCumber D.E. Phys. Rev., 136, A954 (1964).