1 引言

中红外激光(3~5 μm波段)在空间通信、遥感、光电对抗、医疗、大气监测等众多领域有重要的应用价值,在过去几十年都是国内外关注的热点^[1-2]。目前,报道的产生中红外激光的方式主要有气体激光器^[3-5]、固体激光器^[6]、量子级联激光器^[7]、超连续谱激光器^[8]和掺杂稀土离子的光纤激光器^[9-13]。其中,光纤激光器最有希望实现紧凑、稳定、高效的中红外激光输出^[1]。传统的熔石英光纤在2.2 μm以下的近红外波段有着广泛的应用,但是其对波长2.2 μm以上的激光具有很强的吸收,损耗急剧增大^[1,3]。为有效产生波长大于2.5 μm的激光,通常采用在中红外波段具有较低传输损耗的氟化物玻璃光纤和硫系玻璃光纤^[1-2,9-13]。然而这些软玻璃光纤的制备工艺还不成熟,目前损耗还比较高。同时,由于软玻璃的熔点较低,热稳定性差,其在高功率输出方面受到了很大限制。此外,受稀土离子种类的限制,激光输出波长范围非常有限,而且难以超过4 μm,目前报道的最长波长为3.92 μm^[13]。

气体激光器早已被证明是产生中红外激光的有效方式^[3-5],尤其是近年来被广泛研究的基于空芯光纤的光泵浦气体激光器^[14-20]。相较于传统的气体腔,空芯光纤可以在很长的一段距离上将增益气体和泵浦光束约束在几微米到几十微米的纤芯区域内,极大地增强了光与气体的相互作用。由于反共振空芯光纤在中红外波段具有较低的传输损耗^[16-17],非常有利于产生高效的中红外气体激光输出^[21-32]。和掺杂稀土离子的光纤激光器相比,空芯光纤气体激光器的增益介质选择灵活,可以实现更多的激光波长输出,而且容易产生4 μm以上激光输出。在空芯光纤中,基模边缘场强比中心最高的场强至少低一个数量级,同时纤芯模和包层玻璃材料重叠面积很小甚至可以忽略,因此空芯光纤气体激光器的损伤阈值大大增加,而且气体还可以通过某种方式循环散热,使得光纤气体激光器在高功率输出方面具有极大的潜力^[23]。此外,由于气体的非线性效应很弱,光纤气体激光器在高功率情况下保持窄线宽激光输出方面相对实芯掺杂光纤有很大的优势。在过去的几年中,基于空芯光纤的中红外气体激光器被广泛研究,实现原理包括气体受激拉曼散射^{[21-22,26-29,32]}和粒子数反转^{[23-25,30-31]}。由于受激拉曼散射的阈值较高,目前还很难实现连续激光输出。最近报道了一篇基于充有一氧化二氮的Kagome空芯光纤的4.6 μm脉冲激光器,泵浦源为固体参量振荡器^[32]。

本文报道了一种半导体泵浦的基于反共振空芯光纤的连续波4.3 μm二氧化碳激光器。泵浦源为本课题组自行搭建的掺铥光纤放大的窄线宽可调谐2 μm半导体激光器,其波长调谐范围覆盖了CO₂分子R(28)和R(30)两条吸收谱线,中心波长分别为2001.1 nm 和2000.6 nm^[33]。当2 μm泵浦光耦合进充有二氧化碳气体的空芯光纤中,基态能级粒子吸收能量跃迁至2v₁+v₃的激发态,然后通过激发态2v₁+v₃到2v₁的能级跃迁^[34]同时产生4.3 μm附近的两条激光谱线输出,这是目前已经报道的常温下连续波光纤激光输出的最长波长(超连续谱激光除外)。R(30)泵浦时,最大激光输出功率为82 mW,相对耦合泵浦光的斜率效率约为6.8%;R(28)泵浦时,最大输出功率约为63 mW,斜率效率约为5%。

2 基本原理

图1(a)为CO₂分子的3种简正模式示意图,其中黑色圆圈代表C原子,灰色圆圈代表O原子,原子之间的横线表示原子之间的相互作用,箭头表示原子之间的相对运动。其中v₁和v₃代表伸缩模式,v₁代表对称的C—O键的伸展,v₃则代表了反对称的C—O键的伸展^[35],v₂代表弯曲模式。

CO₂分子在2 μm附近的吸收对应振动基态能级v₀到振动激发态能级2v₁+v₃ 之间的跃迁,如图1(c)所示,吸收谱线如图1(b)所示(由HITRAN数据库计算得到),竖线代表归一化的吸收强度。由图1(b)可知,CO₂气体分子在2 μm附近的吸收带有两个分支,即P支(长波带)和R支(短波带)。限于实验中使用的半导体泵浦激光器波长调谐范围,只用到了R(28)和R(30)两条吸收线,具体能级跃迁过程如图1(c)所示。图中J表示转动能级量子数,v_i(i=0,1,2,3)表示其振动能级。当CO₂分子吸收2 μm泵浦光后,粒子由振动基态能级v₀跃迁至激发态能级2v₁+v₃,由于热平衡状态下处于2v₁能级的粒子数可忽略^[36], 因此2v₁+v₃能级和2v₁能级之间立刻形成粒子数反转,从而产生激光。以R(30)吸收线为例,CO₂分子吸收2000.6 nm泵浦光,由基态J=30跃迁到2v₁+v₃能级J=31。同时根据转动量子数选择定则ΔJ=±1,其中ΔJ是由高能级的2v₁+v₃振动态的转动量子数减去低能级的2v₁振动态的转动量子数或v₀振动态的转动量子数得到。具体来说,ΔJ=+1对应R支,ΔJ=-1对应P支。由2v₁+v₃能级向2v₁能级跃迁过程中,产生了R(30)和P(32)两条激射谱线。

图 1. CO₂分子的特性。(a) CO₂分子的三种简正振动模式; (b) CO₂分子在2 μm波段的吸收线谱; (c) 2 μm泵浦产生4.3 μm输出的CO₂分子能级跃迁示意图

Fig. 1. Characteristics of CO₂. (a) Three normal vibration modes of CO₂; (b) absorption line spectrum of CO₂ around 2 μm; (c) diagram of CO₂ molecular energy level transition of 4.3 μm emission pumped at 2 μm

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3 实验装置

3.1 光纤气体激光器实验系统

如图2所示, 2 μm可调谐泵浦光纤激光先后通过一个显微物镜(放大倍率20,2 μm波段的透过率为80%)、两片镀银反射镜(2 μm波段的反射率为98%)、C波段镀膜平凸透镜(焦距为50 mm,2 μm波段的透过率为95%)和镀膜蓝宝石玻璃窗口(Thorlabs WG31050-D,2 μm波段的透过率为94%),实现了泵浦光束的准直聚焦并耦合进入空芯光纤纤芯,最大耦合效率约为87%(由真空下空芯光纤输出的泵浦激光功率和光纤传输损耗估算得到)。空芯光纤长度为5 m,两端分别置于两个密封性能良好的气体腔中,可以实现对空芯光纤抽真空和充高压气体。产生的激光和残留的泵浦光经输出气体腔上的蓝宝石玻璃窗口(Thorlabs WG31050,2 μm波段的透过率为87%,4.3 μm波段的透过率为80%)输出,然后通过一个带通滤波器(Thorlabs FB4250-500, 4 μm波段的透过率为80%,2 μm波段的透过率小于0.1%)滤除2 μm的残余泵浦光,输入到功率计用于激光功率的探测。本实验中使用的空芯光纤为无节点型反共振空芯光纤(由北京工业大学提供),结构如图2中插入图片所示。可以看到,纤芯由环绕的6个空芯微管构成,纤芯直径约为86 μm,微管尺寸不是非常均匀,平均内径约为21 μm,平均壁厚约为660 nm。理论计算结果表明,2 μm泵浦波长和4.3 μm激光波长均在空芯光纤的主传输带内。受限于实验条件,没能测量整个传输谱,利用截断法仅测量了2 μm和4.3 μm处的传输损耗,其中4.3 μm光源为固体光学参量振荡器。实验测得的2 μm处传输损耗约为0.7 dB/m,4 μm处传输损耗约为1.2 dB/m。

图 2. 实验装置。插入图片为实验空芯光纤的横截面扫描电镜图

Fig. 2. Experimental setup. Inset is cross-sectional scanning electron micrograph of experimental hollow-core fiber

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3.2 可调谐窄线宽2 μm泵浦源

实验中用于产生CO₂激光输出的泵浦源为一个掺铥光纤放大的可调谐2 μm半导体激光器,如图3所示,系统由2 μm可调谐窄线宽种子源(Eblana Photonics, 线宽小于2 MHz,波长调谐范围为1999.6~2001.5 nm)、793 nm LD泵浦源(BWT, 最大功率为27 W)、793 nm/2000 nm波分复用器和一段掺铥光纤组成。2 μm种子源有4个引脚,其中V_cc为固定偏压(一般为5 V),Gnd为接地,V_Tec为温控电压(调谐范围为0.1~3 V),V_bias为偏置电压(调节范围为0~1.2 V)。通过调节温控电压V_Tec和偏置电压V_bias均可改变激光器的输出波长,但是调节V_bias会同时改变激光器输出功率,而调节V_Tec则不会,因此实验中将V_bias设置为常压(一般设为1.2 V),通过一个高精度的直流电源(ITECH,IT6122B,其电压分辨率为0.1 mV,精度为-3~9 mV)来控制V_Tec,从而精确地调节激光波长,使之与二氧化碳吸收谱线中心波长匹配。

图 3. 掺铥光纤放大的可调谐2 μm半导体激光器结构示意图

Fig. 3. Diagram of thulium-doped fiber amplified tunable 2 μm laser diode

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图4(a)为实验测得的2 μm种子源输出波长随调制电压V_Tec的变化,可以看出二者呈很好的线性关系,调谐范围为1999.6~2001.5 nm,涵盖了CO₂气体分子R支的两条吸收线R(28)和R(30)。图4(b)为2 μm输出功率随793 nm LD泵浦功率的变化,当泵浦功率为14 W时输出功率最大,为2.2 W。图4(c)~(f)为分别将种子波长调谐到吸收线R(28)(中心波长2001.1 nm)和R(30)(中心波长2000.6 nm)时,输出光谱随793 nm LD 泵浦功率的变化,其中图4(d)和(f)分别为两个波长对应的谱型细节图。由图4(c)和(e)可知,放大过程中随着泵浦功率的增加放大自发辐射(ASE)逐渐增强。当793 nm LD泵浦功率为14 W时,信号光强度与ASE最高点相差大约40 dB,此时可以忽略ASE对二氧化碳吸收的影响。

图 4. 2 μm可调谐光纤放大器特性图。(a)种子激光波长随温控电压V_Tec的变化(V_bias 为1.2 V,红星表示可调谐的范围); (b) 掺铥光纤输出的2 μm激光功率随793 nm泵浦功率的变化曲线;(c) 中心波长为2000.6 nm(对应吸收谱线R(30)时)输出光谱随793 nm LD 泵浦功率变化;(d)中心波长2000.6 nm附近的精细光谱;(e)中心波长2001.1 nm(对应吸收谱线R(28))时输出光谱随793 nm LD 泵浦功率变化;(f)中心波长2001.1 nm附近的精细光谱

Fig. 4. Characteristic diagrams of 2 μm tunable fiber amplifier. (a) Seed laser wavelength varies with temperature control voltage V_Tec (V_bias is 1.2 V, and red star indicates tunable range); (b) thulium-doped fiber output power of 2 μm laser varies with 793 nm pump power; (c) output spectrum varies with 793 nm LD pump power at a center wavelength of 2000.6 nm (corresponding to the absorption line R(30)); (d) fine spectrum near the center wavelength of 2000.6 nm; (e)

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实验中,采用F-P(Fabry-Perot)干涉腔(Thorlabs SA210-18C,自由光谱范围为10 GHz,精度为67 MHz)对输出的2 μm激光线宽进行了测量^[37],激光功率为2.2 W时线宽约为200 MHz。同时,采用与之前测量乙炔气体吸收线宽类似的方法^[24],对CO₂气体吸收谱线R(30)的线宽进行了测量。通过调节2 μm种子LD激光波长,使其完整扫过吸收线R(30)的带宽范围,在较低功率情况下(低于激光产生阈值)记录每个波长对应的空芯光纤输出端功率,则可以得到吸收谱线形状,从而得到吸收谱线宽度。实验测得500 Pa下二氧化碳分子吸收线宽约为225 MHz,略高于2 μm泵浦源的线宽200 MHz,因此结合图4所示ASE情况,在一定气压下泵浦激光功率几乎可以被完全吸收(实验中气压为2000 Pa时,注入泵浦光功率最大时残余泵浦光功率小于5 mW)。

4 实验结果与分析

采用波长计(Bristol 771,波长测量精度优于±1 pm)测量了CO₂激光的输出光谱,结果如图5所示。从图中可以看到,每一条吸收谱线对应两条激射谱线,即R(28)吸收谱线(中心波长2001.1 nm)对应R(28)和P(30)两条激射谱线,R(30)吸收谱线(中心波长2000.6 nm)对应R(30)和P(32)两条激射谱线,与图1(c)能级跃迁示意图预测的结果一致。由光谱可以看出P支的强度总是大于R支,这是因为在跃迁至上能级时,P支与R支共用一个上能级,而P支的发射截面大于R支,因此P支的增益高于R支^[31,38]。实验中并未观察到脉冲泵浦情况下的激光上能级弛豫现象^[23]。

图 5. 两条吸收线下的光谱图

Fig. 5. Measured output optical spectra corresponding to two absorption lines

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分别测量了两条吸收谱线R(30)和R(28)对应的CO₂激光输出功率随耦合的泵浦光功率的变化情况,结果如图6 所示。图6显示了两条吸收线输出的4 μm激光输出功率和光-光转化效率随耦合功率的变化,其中图6(a)、(b)为R(30)吸收线的情况,6(c)、(d)为R(28)吸收线的情况。由图6(a)和(c)所示,在耦合功率变化时激光器出现了明显的阈值现象,且空芯光纤内气压越低,阈值也相对越低。在阈值过后,输出的功率基本随耦合功率呈线性变化,直至达到吸收饱和。在500 Pa气压下,得到了两条吸收线的最大输出功率分别为82 mW和63 mW。图6(b)、(d)所示为光-光转化效率图,在阈值附近,由于刚刚产生激光,效率较低,随着输出功率的逐渐升高,效率也在逐渐提高,后由于当前气压下残余泵浦光变多,最终效率略有降低。光纤损耗较大,且目前输出功率还比较低,导致光-光转化效率很难得到进一步提高,目前最高的光-光转化效率约为6.8%。

图 6. 两条吸收线输出的4 μm激光输出功率和光-光转化效率随耦合功率的变化。(a) R(30)吸收线时,不同气压下4 μm输出功率随耦合功率的变化;(b) R(30)吸收线时,不同气压下光-光转化效率随耦合功率的变化;(c) R(28)吸收线时,不同气压下4 μm输出功率随耦合功率的变化;(d)R(28)吸收线时,不同气压下光-光转化效率随耦合功率的变化

Fig. 6. 4 μm laser output power and optical-optical conversion efficiency of the two absorption lines versus coupling power. (a) Measured 4 μm laser output power varies with coupled pump power under various CO₂ pressures at R(30) absorption line; (b) optical-optical conversion efficiency varies with coupled pump power under various CO₂ pressures at R(30) absorption line; (c) measured 4 μm laser output power varies with coupled pump power under various CO₂ pressures at R(

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图7(a)为不同气压下两条吸收线在5 m长空芯光纤传输后的最大输出功率曲线。低气压情况下阈值相对较低,但是激光输出较弱,根据不同气压下最高输出功率,得出500 Pa为其当前测试条件下输出功率最高的气压,最大传输功率为63 mW。图7(b)为两条吸收线在5 m长光纤,500 Pa气压下输出功率随耦合泵浦功率的变化,R(30)吸收线对应的光-光转化效率为6.8%,R(28)吸收线对应的光-光转化效率为5%。目前,限制此系统效率提升的主要因素为光纤损耗,如果能够显著降低光纤损耗,效率将得到进一步提升。

图 7. 两条吸收线下的功率特性的比较。(a) 5 m长光纤中两条吸收线在不同气压下的最大功率;(b) 500 Pa气压下两条吸收线的输出功率随泵浦功率的变化

Fig. 7. Comparison of power characteristics of two absorption lines. (a) Maximum output powers of two absorption lines under different CO₂ pressures through 5 m hollow-core fiber; (b) measured 4 μm output power as a function of coupled pump power under 500 Pa CO₂ gas pressure at two absorption lines

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5 结论

利用掺铥光纤放大的2 μm可调谐窄线宽半导体激光器泵浦一段充有CO₂气体的反共振空芯光纤,实现了4.3 μm波段的中红外激光输出,为目前报道的常温下连续波光纤激光最长波长(超连续谱激光除外)。当选择R(30)吸收线泵浦时,获得的最大激光功率约为82 mW, 相对耦合泵浦光功率的激光斜效率约为6.8%。通过进一步改进空芯光纤结构参数和拉制工艺,降低光纤的传输损耗,同时优化光纤长度和气压,有望大幅提升激光效率和输出功率。本文为实现4 μm以上中红外光纤激光器提供了一条简单有效的新途径。