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中国激光, 2019, 46 (5): 0508012, 网络出版: 2019-11-11   

高功率光纤飞秒激光放大器的研究现状与发展趋势 下载： 3496次

Research Status and Development Trend of High Power Femtosecond Fiber Laser Amplifiers
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闫东钰 刘博文 *宋寰宇 李源 储玉喜 柴路 胡明列 王清月 
作者单位
天津大学精密仪器与光电子工程学院超快激光研究室&光电信息技术教育部重点实验室, 天津 300072
飞秒激光 光纤放大器 啁啾脉冲放大(CPA) 非线性放大 脉冲相干合束 femtosecond laser fiber amplifiers chirped pulse amplification(CPA) nonlinear amplification coherent beam combination 
摘要
针对高功率光纤飞秒激光放大器,介绍了啁啾脉冲放大(CPA)技术的基本原理,讨论了该结构中关键的展宽器和压缩器的发展现状与瓶颈;介绍了典型的大模场面积光纤的结构和工作原理,简介了基于大模场面积光纤的CPA系统的发展现状;介绍了非线性放大技术,讨论了实现更窄脉冲宽度、更高脉冲质量的光纤飞秒激光放大方案;最后分析了全光纤结构、相干合束、单晶光纤增益介质以及皮秒种子源等新型技术,并总结了高功率光纤飞秒激光放大器的发展趋势。
Abstract
This article introduces the basic principle of chirped pulse amplification (CPA) for high-power femtosecond fiber laser amplifiers, along with a discussion of the development status and bottlenecks of the key stretchers and compressors in the CPA structure. It provides a description of the structure and working principle of a typical large-mode-area fiber, and briefly discusses the development status of the corresponding CPA system based on this kind of fiber. Further, it introduces the nonlinear amplification technologies, and discusses an amplification scheme for narrower pulse duration and higher pulse quality. Finally, it presents an analysis of advanced technologies such as an all-fiber structure, coherent beam combination, single-crystal fibers as active elements, and picosecond seed sources, and provides a summary of the development trend of high-power femtosecond fiber laser amplifiers.

1 引言

随着科技的进步,具有短脉冲宽度、高峰值功率和宽相干光谱等特点的飞秒激光,逐渐在科学研究、工业、**、生物医学等领域得到广泛应用[1-3]。尤其在微纳加工、受控核聚变、激光与物质相互作用和相对论等离子体等方向中,高功率飞秒激光起到不可替代的作用。随着半导体激光抽运源以及光纤制造工艺的发展与成熟,光纤激光器的输出功率得到了巨大的提高。与固体激光器相比,光纤作为增益介质具有散热性良好、环境稳定性高以及光束质量好等优势,适合在长时间内保持高功率运转。结构紧凑、便于集成化的光纤激光器是飞秒激光实现大规模应用的有力途径。增益光纤有很多种类,根据不同的掺杂介质输出不同中心波长的激光。作为高功率光纤飞秒激光的增益光纤,掺镱光纤无疑是佼佼者,其具有以下几个优势:由于抽运光和信号光的波长接近,所以掺镱光纤有较高的量子效率(约90%),光光转换率高[4];掺镱光纤的增益带宽较宽,最大可达100 nm,能够支持约30 fs的脉冲宽度[5];掺镱光纤的饱和增益大,能够支持毫焦量级的单脉冲能量[6]。所以掺镱光纤放大器有望超越固体放大系统,成为获得高功率飞秒激光的有利选择。

由于飞秒激光被限制在微米量级的光纤纤芯中,强烈的非线性效应会导致脉冲发生畸变,限制了光纤放大器的输出功率和能量。为了减小非线性效应的影响,可以在时间上展宽脉冲的宽度从而降低峰值功率,或者在空间上增大模场面积进而减小峰值功率密度。人们针对前者提出了啁啾脉冲放大(CPA)技术,针对后者设计了各种结构的大模场面积光纤,两者结合大幅度提高了放大系统的输出功率。然而,CPA技术的发展目前受限于展宽器件和压缩器件,再加上色散失配以及增益窄化效应的限制,压缩后的脉冲宽度和质量不尽人意。另一方面,非线性效应并非百害而无一利,由于其决定了脉冲在光纤中的传输与演化过程,所以通过控制光纤放大器积累的非线性相移,就能够控制输出脉冲的振幅、光谱以及相位。因此人们提出了几种非线性放大技术,包括非线性CPA技术、预啁啾管理放大技术、自相似放大技术、抛物线型脉冲构造技术以及增益窄化补偿技术。利用这些技术,可以控制放大过程中非线性与色散的相互作用,实现更窄脉冲宽度、更高时域质量的飞秒激光输出。

未来高功率光纤飞秒激光放大器将朝着不同的方向并行发展。一方面放大器在向结构更紧凑、实用性更强的全光纤化发展;另一方面为了突破单一光纤放大器对提取能量的限制,出现了各种脉冲相干合束技术,并将放大器的峰值功率提高至1 GW量级;除此之外,单晶光纤作为一种新结构的高增益介质也逐渐受到人们的关注;近些年,代替传统飞秒锁模激光器的各种锁模以及非锁模的皮秒种子源,由于各自独特的优势也被广泛研究。

2 基本原理

2.1 CPA结构

法国物理学家Mourou和加拿大物理学家Strickland荣获了2018年的诺贝尔物理学奖,以表彰他们发明的“生成高强度、超短光脉冲的方法”,这种方法便是CPA技术[7]。它的基本原理如图1所示,锁模激光器输出的飞秒脉冲,经过长光纤或光栅对组成的展宽器进行展宽,脉冲在时域上被展宽到几十皮秒甚至纳秒量级。声光调制器降低脉冲的重复频率后,脉冲在一级或多级的增益光纤中几乎被线性地放大,最后再经过光栅对压缩,理想情况下脉宽可以达变换极限。利用CPA技术可以减小脉冲在放大器中积累的非线性相移,能够避免激光的高峰值功率对光学元件造成损坏。利用普通的掺镱光纤作为增益介质,CPA放大器一般能够获得单脉冲能量为几微焦量级的飞秒激光[8-9]。

图 1. 光纤中CPA技术的原理

Fig. 1. Principle of CPA technology in optical fibers

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2.2 大模场面积增益光纤

由于传统增益光纤的纤芯一般在5~10 μm,所以高功率的抽运光很难耦合到纤芯内。为了提高抽运光的耦合效率,1974年Maurer[10]提出了双包层光纤的结构,如图2所示。双包层光纤引入了一个直径为百微米量级的内包层,内包层的折射率略低于纤芯,用于传输多模的抽运光,与此同时信号光在纤芯中传输不受影响。双包层光纤大大提高了抽运光耦合到增益光纤的效率,将光纤激光器的输出功率提高了几个数量级[11]。

为了继续提高光纤放大器的功率,人们提出了增大模场面积来降低非线性效应。增大光纤模场面积最直接的方法是提高光纤的纤芯直径。对于阶跃折射率光纤,定义归一化参数V:

V=2πλan2core-ncladding2,(1)

式中,a为纤芯半径,ncore和ncladding分别为纤芯和包层的折射率,λ为波长。当V<2.405时,光纤能够支持单模传输。如果直接增大光纤的纤芯,使得V≥2.405,必然会导致多模的出现。因此在增大光纤纤芯的同时需要减小光纤的数值孔径,以保持光纤的单模运转。然而受光纤拉制技术的限制,目前数值孔径最小只能达到0.05,所以传统的阶跃折射率光纤的纤芯直径最大为16 μm[12]。如果通过弯曲光纤的方法来增加高阶模的损耗,支持单模传输的光纤芯径可以进一步提高[13]。美国Nufern公司[14]生产的双包层掺镱光纤,纤芯直径已经可达30 μm。另外通过减小纤芯的掺杂区域面积,能够滤掉增益较小的高阶模式,也能增加支持单模运转的光纤纤径。然而上述方法提高模场面积的能力有限,为了进一步增加基模光的光斑大小,人们从光纤的结构入手设计了几种新型的大模场面积光纤(Large-Mode-Area,LMA),LMA光纤的出现为飞秒激光系统的发展带来了新的机遇。

图 2. 双包层光纤放大器示意图

Fig. 2. Schematic of a double-cladding fiber amplifier

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1996年,Knight等[15]首次提出了包层由周期性排列法的空气孔构成的光子晶体光纤(Photonic Crystal Fiber,PCF)。由于周期性空气孔的存在,PCF具有无截止单模的特点,被认为是实现大模场面积最有效的方法。近些年,光纤放大器中常用的大模场面积PCF为双包层增益型PCF[16],其横截面如图3(a)所示。稀土离子掺杂到实芯PCF的芯区,构成了增益型波导结构。光纤为双包层结构,周期性排列的空气孔组成了内包层。通过减小空气孔直径d与空气孔间距Λ的比值,能够有效减小光纤的数值孔径,继而增大支持单模运转的纤芯面积。在外包层中,外圈的薄壁大空气孔能够增加光纤的数值孔径,从而提高了抽运光的吸收效率。2003年,Limpert等[17]首次实现了全光纤的CPA系统,利用单模光纤作为展宽器,模场直径为21 μm的PCF作为增益介质,利用空芯型PCF作为压缩器,得到脉宽为100 fs、平均功率为6 W的激光输出。2007年,Röser等[18]利用双包层掺镱大模场PCF构成的三级CPA系统,实现了重复频率为900 kHz、脉冲能量为100 μJ的激光输出。2010年,Eidam等[19]同样利用这种双包层PCF作为增益介质,在两级CPA系统中,获得了平均功率为830 W、脉宽为640 fs的脉冲。

图 3. 增益型光子晶体光纤的结构图。(a)双包层PCF;(b)棒状PCF

Fig. 3. Structural diagram of gain photonic crystal fibers. (a) A double-cladding PCF; (b) a rod-type PCF

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随着PCF模场面积的进一步增加,输出激光的功率得到大幅提高,但同时PCF的弯曲损耗变得更加明显,直径在40 μm以上的PCF甚至不能弯曲。2005年,Limpert等[20]提出了棒状光子晶体光纤的结构,这种光纤省去了热损伤阈值较低的外涂覆层,加厚了石英玻璃包覆层,光纤的直径达到毫米量级。光纤的长度只有几十厘米,呈短硬棒状,不能弯曲的结构大大降低了传输损耗[21]。其中增益型棒状PCF的显微图像如图3(b)所示。2006年,Limpert等[21]在掺镱棒状PCF中实现了模场面积约为2000 μm2的基模运转,2010年,Teodoro等[22]在纤芯为100 μm的掺镱棒状PCF中将基模的模场面积提高至5000 μm2。得益于较大的基模模场面积,目前在CPA系统中利用掺镱棒状PCF作为主放大器的增益介质,获得的最高平均功率为1052 W[23],最高脉冲能量为1.45 mJ[24]。

除了自身支持基模的PCF外,还有几种实现基模运转的LMA。有一类LMA的设计思路是在光纤中引入高阶模损耗,迫使高阶模衰弱至消失以实现基模运转[25]。这种光纤包括手性耦合(Chirally-Coupled-Core,CCC)光纤和泄漏通道光纤(Leakage-Channel Fiber,LCF)。CCC光纤是在2007年由密歇根大学超快光学研究中心[26]首次提出的,其几何结构和横截面分别如图4(a)、(b)所示。CCC光纤除了中心沿轴向分布的大模场纤芯外,还有一条围绕着主芯呈螺旋分布的侧芯。基模在主芯中传播不受影响,高阶模式由于谐振而耦合到侧芯中,损耗较大无法有效传播(大于100 dB/m)。2014年,该组将CCC光纤结构改进至如图4(c)、(d)所示[27],主芯变成了多边形,围绕主芯有八条侧芯,用于滤除高阶模式。他们验证了CCC光纤能在芯径为50~60 μm时实现稳定的单模输出。由于CCC光纤能保持较大的数值孔径,所以弯曲损耗小,能够紧凑盘绕。另外CCC光纤结构尺寸能够有效抑制受激拉曼散射效应[28],并且即使没有应力元也能够实现保偏光[29]。另一种LCF是在2005年由Wong等[30]设计的,通过在LCF的纤芯与包层边界处加入空气孔,破坏边界的连续性,空气孔之间的区域成为光纤模式泄漏的通道。合理设计LCF参数,能够实现高阶模的泄漏损耗比基模高,所以在传输一定距离后光纤中只保留了基模。2009年,该研究组[31]利用掺氟玻璃棒代替了空气孔结构制造了全玻璃的LCF。图4(e)为全玻璃掺镱非保偏LCF的横截面,他们在非保偏的掺镱LCF中实现了约3000 μm2的有效模场面积。图4(f)为全玻璃掺镱保偏(PM)LCF的截面图,其纤芯直径为80 μm,模场直径约为62 μm。这种LCF以一个掺氟包层传输抽运光,其数值孔径约为0.28,抽运光的吸收可达12 dB/m。该研究组提出的全玻璃LCF易于制造和使用,并且能够被紧凑盘绕,未来有潜力作为放大器增益介质。

图 4. CCC光纤。(a) CCC光纤结构图;(b) CCC光纤截面图;(c) 8侧芯多边形CCC光纤结构图;(d) 8侧芯多边形CCC光纤截面图;(e)非PM LCF的横截面;(f) PM LCF的横截面

Fig. 4. CCC fibers. (a) Structural diagram of a CCC fiber; (b) cross-section of a CCC fiber; (c) structural diagram of a polygonal-CCC fiber with 8 side cores; (d) cross-section of a polygonal-CCC fiber with 8 side cores; (e) cross-section of a non-PM LCF; (f) cross-section of a PM LCF

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另一类LMA实现基模运转的思路是使基模的增益比高阶模高,从而使得基模在光纤中被优先放大。目前这一思路的最常用方法是通过合理设计光纤结构,使得高阶模在纤芯处发生变形,该原理也称为高阶模(HOM)离域效应。基于HOM离域效应设计的两种典型光纤分别为分布模式滤波光纤(Distributed Mode Filtering,DMF)和大孔距光纤(Large-Pitch Fiber,LPF)。2011年,Alkeskjold等[32]在PCF的结构基础上,在包层内加入空心锗掺杂的石英环,从而构成了分布模式滤波光纤,其横截面积如图5(a)所示。在一定的波长范围内,高阶模式会与高折射率的掺锗石英环发生共振而偏移,从而实现单模传输。另一种大孔距光纤的概念由Jansen等[33]首次提出,其结构如图5(b)所示。相比传统的PCF,LPF的空气孔间距较大(Λ>10λ,λ为波长)。这种大孔距的结构能够产生较强的HOM离域效应,导致高阶模与纤芯掺杂部分的重叠面积变小,使得高阶模的增益变低,并且随模场面积的增加,LPF的HOM离域效应依然能有效保持[34]。如图5(c)所示,在模场直径为26 μm的LPF中,基模与纤芯重叠面积达70%,而高阶模由于离域作用,与纤芯只有35%的重叠度。当模场直径增大4倍后,如图5(d)所示,在空气孔的相对直径不变时,只要相应地增大空气孔的间距,HOM离域效应依然存在。所以LPF能够不受光纤制作工艺的限制,最大可能地增大模场面积。2012年Limpert等[35]在芯径135 μm的LPF调Q激光器中得到了脉冲能量为26 mJ、平均功率为130 W的近衍射极限的光束,首次实现了在模场直径超过100 μm的单模光纤中高功率运转。在飞秒激光放大系统中,掺镱LPF作为增益介质优势突出,与CPA技术相结合,能够实现平均功率几百瓦、脉冲能量几十毫焦的单模运转。2011年Eidam等[36]利用模场直径为105 μm的掺镱LPF作为主放大阶段的增益介质,在四级CPA放大系统中得到了能量为2.2 mJ、峰值功率为3.8 GW的脉冲。

图 5. 光纤截面图以及模场分布。(a)分布模式滤波光纤的截面图;(b)大孔距光纤的截面图;(c)模场直径为26 μm的模场分布及与掺杂面积的重叠程度;(d)模场直径为104 μm的模场分布以及与掺杂面积的重叠程度

Fig. 5. Cross-sections of fibers and mode field distribution. (a) Cross-section of a distributed mode filtering fiber; (b) cross-section of a large pitch fiber; (c) mode field distribution and corresponding overlap with doped area for mode field diameter of 26 μm; (d) mode field distribution and corresponding overlap with doped area for mode field diameter of 104 μm

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还有一种LMA为HOM光纤,不采用基模模式LP01运转,而是直接传输高阶模式LP0m(m>1,代表模式径向的阶数)。高阶模相比于基模,模场面积更大、邻阶模式耦合更弱、弯曲损耗更小。2013年Peng等[37]利用掺铒的HOM光纤实现了6000 μm2的有效模场面积,并且利用长周期光纤光栅(LPG)实现了高阶模与基模之间的转换(如图6所示)。该研究组[38]最终在掺铒HOM光纤构成的CPA系统中实现了脉冲能量为300 μJ、脉冲宽度小于500 fs的激光输出。高阶模光纤为LMA提供了新的设计方向,未来掺镱的HOM光纤有望应用在飞秒激光放大系统中。

图 6. 利用长周期光纤光栅实现模式转换的HOM光纤放大器

Fig. 6. HOM fiber amplifier utilizing long period fiber gratings to convert the mode

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2.3 非线性相移

飞秒激光在光纤的传输过程中,能量被束缚在很小的纤芯中,不可避免受到非线性效应的影响。在光纤放大系统中,非线性效应主要包括自相位调制(Self-Phase Modulation,SPM)、自陡峭以及受激拉曼散射效应。当光纤放大器达到一定的峰值功率后,SPM最先出现。如只考虑二阶色散和SPM效应,脉冲在光纤中的传播可以用改进的非线性薛定谔方程(NLSE)来描述[39]:

i∂A∂z=12β2∂2A(z,T)∂T2-γA(z,T)2A(z,T)+i2gA(z,T),(2)

式中,A(z,T)为慢变脉冲包络的振幅,β2为二阶色散系数。z为脉冲沿光纤传输的距离,通过变换,引入以群速度vg随脉冲移动的参考系:T=t-z/vg,其中t为脉冲时间。g>0或g<0为增益或损耗系数。光纤的非线性系数可以描述为

γ=n2ω0cAeff,(3)

式中,ω0为中心角频率,Aeff为有效模场面积,n2为非线性折射率系数,c为光速。在不考虑色散和放大的情况下,单位长度上由SPM效应引入的非线性相位φSPM为

dφSPM(z,T)=γA(z,T)2dz,(4)

在一般情况下,SPM效应会引入非线性啁啾。非线性啁啾不能被标准的色散元件(例如光栅)补偿,所以会限制最后放大器压缩后输出的脉冲宽度。由于实际中脉冲的强度会在放大过程中发生变化,所以为了定量地衡量非线性效应的强弱,一般会考虑整体的非线性相移。于是人们引入了参量B积分,它的定义为

B=2πλ∫0Ln2I(z)dz,(5)

式中,L为传输距离,I为光强。B积分描述了脉冲在整个系统由于SPM效应而积累的非线性相移量。当它小于π时,认为非线性相移可以忽略,脉冲在光纤中为线性传输。当它大于π时,非线性效应不能忽略,会使得去啁啾脉冲的时域质量降低,带来有害的影响。上文介绍的CPA技术,就是通过引入大的展宽系数(≥1000∶1),降低了脉冲的峰值功率,从而减小了非线性相移,使得CPA系统中B≤π。

然而对于大部分脉冲来说即使再弱的SPM效应也会在放大过程中带来无法补偿的非线性相移,最终导致去啁啾后脉冲出现基底。不过Anderson等[40]通过计算发现,抛物线型脉冲能够在SPM效应下依然稳定传输,并且SPM带来的线性啁啾可以被光栅对补偿。针对这个特征,人们提出了自相似放大技术以及后来的抛物线型脉冲构造技术。另一方面,非线性效应并非是有害的,通过引入适当的SPM效应,能够补偿CPA系统中的三阶色散失配量,由此发展了非线性CPA技术。非线性效应和色散的相互作用决定了脉冲在光纤中的传输与演化过程,所以通过优化光纤放大器中的非线性相移来控制非线性放大过程,能够获得更宽的光谱及更窄的脉冲宽度,由此提出了预啁啾管理非线性放大技术。综上所述,如何控制非线性相位带来的影响,是高功率光纤飞秒激光放大系统设计的关键。

3 研究现状与瓶颈

3.1 CPA中的展宽与压缩技术

展宽器和压缩器是CPA系统中最关键的器件,他们的性能影响输出脉冲的能量、脉宽和时域质量。目前常用的展宽器包括光栅对、普通单模光纤、负三阶色散光纤以及啁啾布拉格光纤光栅;常用的压缩器包括光栅对、棱栅和空芯光子带隙光纤。此外啁啾体布拉格光栅既能当作展宽器又能当作压缩器使用,近几年受到了人们的重视。

3.1.1 传统脉冲展宽与压缩技术

传统的CPA系统主要利用光栅对-光栅对或者单模光纤-光栅对作为展宽器-压缩器。光栅对压缩器能够承受较高的峰值功率。在CPA系统中,放大后的脉冲一般往返两次经过光栅对压缩器,此时引入的二阶色散为

β2=-dλ3N2πc2cos3θ,(6)

式中,d为光栅对的间距,N为光栅刻线数,θ为光栅的衍射角,c为光速。例如对于1200 lines/mm的闪耀光栅对,在1040 nm处提供的色散为-12 ps2/m,通过改变光栅对的距离来调节色散量的大小。

光栅对展宽器的基本原理是利用望远镜成像系统,使得衍射光栅对的间距为“负”,从而提供正色散。常用的展宽器分为Martinez型和Offner型,其结构分别如图7(a)和(b)所示[41]。Martinez型展宽器利用了球面透镜,存在像差;而Offner型展宽器采用两个共心的球面镜,消除了像差。这两种展宽器常用于固体放大器中[42],而在光纤啁啾脉冲放大器(FCPA)中,脉冲需展宽至百皮秒甚至纳秒量级,所以光栅对的占用面积大,并且光路调节困难。另外光栅对易受到机械振动和热扰动影响,不利于实际应用。与光栅对展宽器相比,普通单模光纤(SMF)作为展宽器,能够大大简化系统结构,提高环境稳定性;SMF展宽器不引入空间啁啾,所以横向模式质量高。然而单模光纤展宽器和光栅压缩器存在高阶色散不匹配的问题,并且随着光栅对刻线数的增加,三阶色散的失配愈发强烈[43],失配的三阶色散最终会导致脉冲质量下降。

图 7. 光栅对展宽器结构。(a) Martinez型;(b) Offner型

Fig. 7. Structural diagrams of grating-pair strechers. (a) Martinez-type; (b) Offner-type

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3.1.2 棱 栅

棱栅是一种由色散棱镜和光栅组合而成的光学元件[44],它结合了光栅和棱镜两者的色散性质,通过设计参数,棱栅能够提供负的二阶色散(GDD)和负的三阶色散(TOD),从而解决三阶色散的失配问题。2007年,Kuznetsova等[45]在FCPA系统中,首次将一对反射棱栅作为压缩器使用,这个棱栅由1200 lines/mm的光栅和SF2等边棱镜所构成。利用传统的光栅对,压缩后的脉冲宽度为162 fs;而利用棱栅对,压缩后的脉冲宽度降到120 fs,可见棱栅能够有效地补偿光纤放大器中的群速度色散(GVD)和TOD。2010年,Chauhan等[46]提出利用单个棱栅也能够实现压缩,其结构如图8所示,棱栅由600 lines/mm的光栅和直角棱镜构成,虚线代表了光在棱镜中的路径。通过改变光在棱镜的入射角能够控制GDD和TOD的比值,而前后移动角锥棱镜能够单独改变GDD,所以这种棱栅压缩器也能够解决CPA系统色散失配的问题。然而棱栅需要针对压缩器进行特殊设计,并且具有一定的局限性,同时成本昂贵,通用性差,目前已经很少使用。

图 8. 单个棱栅脉冲压缩器示意图

Fig. 8. Schematic of a single-prism pulse compressor

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3.1.3 负三阶色散光纤展宽器

另一种解决传统CPA系统TOD失配的方法,是利用负三阶色散光纤(NTF)作为展宽器[47],通过设计包层的阶跃折射率,使NTF提供正的GVD和负的TOD,能够与光栅对压缩器的色散进行匹配,从而得到脉宽短、时域质量高的飞秒激光[48]。2012年,Mortag等[49]利用NTF和SMF作为展宽器,在单级的FCPA系统中得到能量为2.2 μJ、脉宽为189 fs的高脉冲质量的激光输出。2017年,本课题组的宋寰宇等[50]设计了一套基于三阶色散预补偿技术的FCPA系统,其装置如图9所示,其中展宽器由50 m保偏单模光纤(PM980)和8 m负三阶色散光纤组成。图10(a)为NTF的扫描电子显微镜图(SEM),其结构包含高折射率纤芯(core)、低折射率沟包层(trench)、较高折射率外环包层(ring)以及光纤外包层(cladding)。这种混合展宽器的色散曲线如图10(b)所示,在1035 nm可提供约2.1 ps2的GDD,同时提供-0.006 ps3的TOD;对于普通光纤展宽器[图10(c)],对应的TOD为0.002 ps3。使用混合展宽器后,系统的残余三阶色散为1.2×10-3 ps3,为了进一步补偿残余的三阶色散,主放大器中采用了非线性放大的方式,一定的非线性相移补偿了残余三阶色散,同时也起到了克服增益窄化的作用,最后放大系统实现了能量为10.4 μJ、脉宽为280 fs的飞秒脉冲输出。然而NTF受限于光纤的结构和制作工艺,TOD与GVD的比值无法做到很大,所以色散的补偿能力比较有限。

图 9. 基于三阶色散预补偿的FCPA系统实验装置图

Fig. 9. Experimental setup of an FCPA system based on pre-compensation of third-order dispersion

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图 10. 三阶色散预补偿技术。(a)负三阶色散光纤扫描电子显微镜图像;(b)混合结构光纤展宽器的色散曲线;(c)普通光纤展宽器的色散曲线

Fig. 10. Pre-compensation of third-order dispersion. (a) SEM image of a negative third-order-dispersion fiber; (b) dispersion curves of a hybrid fiber stretcher; (c) dispersion curves of a normal fiber stretcher

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3.1.4 啁啾光纤光栅展宽器

自Meltz等[51]于1989年用紫外光全息干涉的方法制作了光纤光栅,各种特性的光纤光栅得到了迅速发展。啁啾布拉格光纤光栅(CFBG)的是一种周期沿光纤的轴向长度不断变化的光栅。在Bragg条件下:

λB=2neffΛ(z),(7)

式中,λB为布拉格波长,Λ(z)为不同位置处的光栅周期。所以不同波长在光栅的不同位置反射,经历了不同的时间延迟,图11为CFBG展宽脉冲的原理图。1995年,Galvanauskas等[52]利用CFBG作为展宽器和压缩器,首次实现了全光纤的FCPA系统。通过设计,CFBG能够提供较大的二阶色散量及负的三阶色散,并且支持较大的带宽范围。目前Texaxion公司制作的CFBG,能提供±0.015~1200 ps2范围的GDD,反射率最高能达99%,支持的半峰全宽最高达100 nm。2015年,Zeludevicius等[53]利用4个半导体制冷器(TEC)来改变CFBG的温度梯度,实现了对三阶甚至更高阶色散的调控。与线性CFBG相比,按照温度梯度分布的CFBG色散匹配更精确,明显减小了压缩后的脉冲基底。啁啾光纤光栅的优点是便于全光纤化、集成化;缺点是制作成本高,并且不能承受高能量和高功率。

图 11. 啁啾光纤Bragg光栅作为脉冲展宽器的原理

Fig. 11. Principle of pulse stretching by a chirped fiber Bragg grating

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3.1.5 空芯光子带隙光纤压缩

空芯光子带隙光纤(HC-PCF)属于光子带隙引导型光子晶体光纤,图12(a)、(b)分别为HC-PCF的预制结构以及横截面[54]。其导光机制是依靠包层形成的带隙将特定的波长限制在空芯中。空芯结构使得HC-PCF光纤的非线性大大降低,所以能够承受较大的功率和能量[55]。与其他光纤不同的是其材料色散可忽略,而波导色散起主要作用。空芯光子带隙光纤能够替代传统的光栅对压缩器,构建全光纤的飞秒激光放大系统。2003年,Limpert等[17]利用HC-PCF光纤作为压缩器搭建了全光纤的FCPA,获得了脉宽为100 fs、能量为82 nJ、平均功率为6 W的激光输出。但是HC-PCF与一般实心光纤的熔接问题一直没有得到很好的解决,其熔接损耗大,熔接强度也不高,限制了HC-PCF的应用。

图 12. HC-PCF的结构与横截面。(a) HC-PCF预制结构;(b) HC-PCF横截面的光学图像

Fig. 12. Structure and cross-section of an HC-PCF. (a) Structure of a prefabricated HC-PCF; (b) optical image of cross-section of an HC-PCF

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3.1.6 啁啾体布拉格光栅

1998年,Galvanauskas等[56]首次利用啁啾体布拉格光栅(Chirped Volume Bragg Grating,CVBG)搭建了FCPA系统。CVBG与CFBG的基本原理相近,是一种光栅周期沿光束传播方向逐渐变化的体布拉格光栅,不过CVBG既能提供正色散又能提供负色散。CFBG将光限制在纤芯中传输,压缩过程中强烈的非线性效应将脉冲能量限制在微焦量级;CVBG的尺寸一般为几厘米,通光范围不受限制,能够提高压缩脉冲的能量。与传统的光栅对相比,CVBG作为单块器件大大减小了FCPA系统的体积。近些年,随着块状全息材料——光热敏(Photo-Thermo-Refractive, PTR)玻璃的出现[57],大孔径的CVBG得到迅速发展并且日趋成熟。基于PTR玻璃制造的CVBG的衍射效率较高,目前最高能够超过90%[58]。这种CVBG能够较大提高色散量,在长度不超过10 cm时就能将脉冲展宽到100 ps~1 ns的范围。另外PTR玻璃本身在350~2700 nm的波长范围内吸收系数较低,所以CVBG能够承受很高的平均功率,损伤阈值可达20 J/cm2[59]。2016年,北京工业大学激光工程研究所[60]利用口径为5 mm×5 mm、厚度为5 cm的CVBG,将脉冲从525 ps压缩至566 fs,压缩后脉冲的平均功率为107 W。2017年,Sanchez等[61]在光参量啁啾脉冲放大器(OPCPA)中,利用CVBG作为一级压缩器,得到了能量为35 mJ、脉宽为11 ps的脉冲。这些里程碑式的成果证实了CVBG承受上百瓦平均功率及毫焦量级脉冲能量的能力。

在FCPA系统中,利用大色散量的CVBG作为展宽器和压缩器时,需要额外的负色散光纤补偿剩余的色散[62]。并且为了得到最短脉冲,需要不断调整色散补偿光纤的长度,这无疑增加了操作的复杂性。为了克服该问题,人们提出利用CFBG作为展宽器、CVBG作为压缩器,这就要求两者补偿的色散量能够精确匹配。2017年,Bartulevicius等[63]利用Teraxion公司生产的新型可调谐CFBG,通过温控对色散量进行微调,从而实现与CVBG压缩器的精确匹配。该FCPA系统的压缩系数为1100,并得到了脉宽为208 fs的脉冲。2018年,该研究组[64]利用可调CFBG和CVBG组合,在FCPA系统中实现了脉冲能量为10 μJ、脉宽为350 fs的脉冲输出。

CPA技术减小了脉冲在光纤中积累的非线性相移,提高了光纤飞秒放大器的功率。新型的脉冲展宽和压缩技术也解决了色散失配的问题,FCPA系统能够输出高质量的超短激光。然而,即使展宽系数很大(甚至为5000∶1),放大过程中的非线性相移也是不可忽略的,再加上受限于增益窄化效应,FCPA输出的脉冲宽度很难达到100 fs以下。为了获得更窄的超短脉冲,人们提出了各种新型的脉冲放大技术。

3.2 非线性CPA技术

2002年Galvanauskas[65]通过计算发现,在CPA过程中引入适量的SPM,能够补偿光纤展宽器和光栅压缩器的三阶色散失配量。SPM引入的TOD近似为

β3=ΦSPMd3S(ω)dω3,(8)

式中,ΦSPM为SPM的峰值,ω为频率,S(ω)为归一化光谱强度。此时的脉冲具有三次方的非线性相位延迟,所以将这种脉冲称为“立方子”(cubicon)。2005年Liu等[66]首次在实验上成功验证了立方子,并在掺镱FCPA系统得到了能量为100 μJ的脉冲。2010年Kalaycioglu等[67]在集成的全光纤放大器中实现了“立方子”,压缩后得到了脉宽为140 fs、能量为3.1 μJ的脉冲,总的非线性相移高达18π。2017年,本课题组的文亮等[68]利用普通大模场面积掺镱双包层保偏光纤作为介质,采用CPA结构,并结合非线性啁啾与三阶色散相互补偿,获得了平均功率为9 W、重复频率为111 MHz、单脉冲能量为81 nJ、脉冲宽度为260 fs、保偏比为13 dB的输出。“立方子”使CPA系统能够支持较大的非线性相移,从而能够承受超过10 μJ的脉冲能量。然而在这种非线性啁啾脉冲放大器中,色散的匹配条件严格,需要对展宽光纤的长度、光栅的间距及放大脉冲的峰值功率进行优化。只有在某个最佳的输出功率上,B积分才能恰好弥补色散失配量。所以在实际实验中,脉冲很难精确地被压缩到极限变换。

3.3 预啁啾管理非线性放大技术

众所周知,脉冲在光纤中的演化过程由自相位调制、色散及增益共同决定。如果在种子光被放大前,预先引入一定量的负啁啾,那么脉冲在放大过程中,自相位调制和色散共同作用,光谱会被更大程度地展宽,这种放大技术称作预啁啾管理非线性放大技术(Pre-Chirp Managed Amplification, PCMA)。计算最优的预啁啾量,对得到最佳质量的压缩脉冲至关重要。2012年,Chen等[69]在理论上计算出最优的预啁啾值,并在实验上得到了验证。利用光栅对优化种子光的负啁啾量,在2 m的掺镱光纤放大后得到了134 fs的压缩脉冲。2013年Lim等[70]利用谱宽为5 nm的种子源进行预啁啾管理放大,得到了重复频率为280 MHz、脉宽约为100 fs的频率梳,为未来利用重复频率为GHz量级的窄带振荡级获得频率梳提供了思路。2015年Liu等[71]利用棒状的LPF作为增益介质,利用预啁啾管理放大技术得到压缩后脉宽为60 fs、平均功率为100 W的脉冲。2017年本课题组的宋寰宇等[72]利用非线性和线性放大技术相结合的方式,搭建了一套如图13所示的放大系统。一级和二级预放大系统利用的是CPA技术,减小了脉冲积累的非线性。主放大器利用的是预啁啾管理非线性放大技术。脉冲预整形装置由光谱滤波器、光栅对、半波片及偏振分束器组成,其中光谱滤波器为干涉滤波器,其设计中心波长为1040 nm、带宽为12 nm,通过改变入射角度能够对脉冲的中心波长进行调节;光栅对采用1200 lines/mm的反射式光栅,用于调节脉冲的预啁啾量;半波片和偏振分束器用来控制入射脉冲的能量。在不同的抽运功率下,通过预整形器对入射脉冲的参数进行优化,输出脉冲在较大范围的输出能量下均能够保持较高的质量,而且随着输出脉冲能量的提高,光谱展宽程度逐渐增加,对应压缩后的脉冲宽度逐渐减小。该放大系统最高实现了1 μJ的脉冲能量输出,此时脉冲宽度为24 fs,其中74%的能量集中在主脉冲部分。2018年,Hua等[73]基于纤芯抽运的保偏单模光纤,利用预啁啾管理FCPA获得了脉宽小于65 fs、能量大于10 nJ的脉冲,并且通过对放大链的光谱进行滤波,将相对强度噪声降低到0.008%,压缩后的脉冲近乎完美的变换极限(Strehl比率大于0.9)。在预啁啾管理放大器中,SPM效应虽然展宽了光谱,但剧烈的非线性效应在一定程度上限制了放大器输出的峰值功率。

图 13. 预啁啾管理非线性放大系统的实验装置图

Fig. 13. Experimental setup of a nonlinear amplification system with pre-chirp management

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3.4 自相似放大技术

3.4.1 传统自相似放大技术

在正色散光纤中,非线性效应与色散相互作用使超短脉冲发生畸变和光波分裂,而光波分裂限制了光纤放大器的输出能量。1993年,Anderson等[40]首次提出具有线性啁啾的抛物线脉冲在正色散光线中传输不会发生光波分裂。1996年,Tamura等[74]模拟验证了正色散光纤放大器中能够产生并保持抛物线脉冲,他们利用掺铒光纤放大器进行实验,但受限于脉冲测量的手段,无法确保输出脉冲是抛物线脉冲。2000年,Fermann等[75]利用改进的非线性薛定谔方程计算发现,在增益光纤中存在“放大自相似子”。任意形状的脉冲只要满足一定单脉冲能量,都能够经过高增益正色散光纤放大得到抛物线脉冲。Fermann首次在掺镱光纤放大器中实现了自相似放大(Self-Similar Amplification,SSA),并且利用频率分辨光学门(FROG)验证了脉冲具有线性啁啾。利用自相似放大技术获得的高功率抛物线型脉冲,压缩后是脉宽达100 fs以下的近似衍射极限脉冲。2009年Deng等[76]利用Yb∶KGW激光器作为种子源,在6 m长的大模场掺镱光纤中得到了脉宽为48 fs、平均功率为18 W、峰值功率为4.3 MW的自相似脉冲放大,这是目前报道的直接自相似放大获得的最短脉冲。

3.4.2 预啁啾管理自相似放大技术

自相似放大受到三阶色散、有限的增益带宽及受激拉曼散射的影响,脉冲宽度无法进一步压缩。在自相似放大中,为了完成脉冲向抛物线演变的过程,增益光纤需要达到一定的长度。光纤越长,受激拉曼散射效应越明显,导致自相似放大器的能量很难进一步提升。2013年,本课题组的王思佳等[77]提出了预啁啾管理自相似放大技术,利用光栅和光纤组成预整形装置,实现了快速自相似演化。在长度仅为2.2 m的掺镱光纤中,输出脉冲宽度约为60 fs的近似衍射极限脉冲。2014年华东师范大学课题组[78]利用预整形机制,在2 m的PCF中得到脉宽为38 fs、平均功率为80 W的脉冲,利用LMA作为自相似放大的增益介质,大幅度地提高输出脉冲的平均功率。2015年Liu等[71]利用1.2 m掺镱棒状LPF的自相似放大器,获得了脉宽为60 fs、平均能量为100 W的脉冲,实验中失配的三阶色散导致光谱相位不对称,从而限制了自相似放大能够得到的最短脉冲宽度。2016年,Liu等[79]改用光栅对和棱镜对提供预啁啾,能够改变自相似放大前脉冲的三阶色散与二阶色散比。通过对比不同三阶色散与二阶色散的比值对压缩后脉冲形状的影响,解决了三阶色散失配的问题。实验中当三阶色散与二阶色散的比为0.2 fs时,可以得到最窄的脉冲,此时脉冲的平均功率为93.5 W,脉冲宽度为33 fs。同年王思佳等[80]开发了基于非线性预整形技术的光谱-时域呼吸光纤自相似放大,实验装置如图14(a)所示。其中预整形器由一对1200 lines/mm的光栅和一个10 nm的干涉型滤波器组成,用于调节种子脉冲的初始啁啾量、中心波长及光谱形状。在最佳的负啁啾下,脉冲在2 m的大模场PCF中实现了自相似演化。压缩后脉冲的宽度为36 fs,其干涉自相关轨迹及光谱和交叉相干测量强度和相位法(PICASO)还原的脉冲包络如图14(b)所示,脉冲包络与对应的变换极限脉冲(虚线)几乎完全重合。这种自相似放大技术还有效地降低了放大过程中的相对强度噪声。相比于正啁啾脉冲,优化后的负啁啾脉冲不仅利于实现快速自相似演化,同时也将放大器的噪声降低了约31%,方均根相对强度噪声低至0.029%,实验结果如图14(c)所示。

图 14. 光纤自相似放大器。(a)实验装置图;(b)干涉自相关轨迹(插图),PICASO恢复的脉冲包络以及变化极限脉冲;(c)负啁啾和正啁啾脉冲放大器相对强度噪声(RIN)

Fig. 14. Fiber self-similar amplifier. (a) Experimental setup; (b) interferometric AC trace (inset), PICASO-retrieved profile, and transform-limited pulse; (c) relative intensity noise (RIN) of the pulse amplifier with negative or positive chirp

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3.5 抛物线型脉冲构造技术

在第2节提到,只有对抛物线型脉冲,SPM才能引入线性啁啾。2007年,Finot等[81]证明利用正色散被动光纤,能够将脉冲整形成抛物线型。2013年,Pierrot等[83]首次提出如果将种子光预先构造成抛物线型,能够有效控制放大过程的非线性效应。该研究组利用一段200 m的被动光纤,将脉宽为27 ps的高斯脉冲预整形为抛物线型。在放大过程中,脉冲一直保持着抛物线型。他们利用掺镱棒状LPF作为增益介质,得到了脉宽为780 fs、平均功率为25 W的高质量脉冲。放大过程积累的B积分高达22π,证实了这种技术对非线性效应的高承受能力。2017年,Fu等[83]在理论上对抛物线型脉冲构造技术进行了模拟和分析,并提出拉曼散射从根本上限制了这种放大技术。他们在实验上将9 ps的种子脉冲压缩了33倍,获得了4.3 μJ、275 fs的脉冲。

3.6 增益窄化补偿技术

无论是固体还是光纤的超短脉冲放大器,放大后脉冲的光谱宽度都会受到增益窄化效应的影响。Takada等[84]在钛宝石放大器中加入了多层电介质层构成的滤波器,补偿了放大过程中的增益窄化,得到了12 fs的脉冲。2015年,Chiba等[85]提出将这种滤波器用在FCPA系统中,保证了较低的非线性效应的同时补偿了光纤放大器的增益窄化。如图15(a)所示,这种多层介质滤波器由多个Al2O3和SiO2层以及熔融石英衬底组成。它的透射谱如图15(b)所示,在1030~1040 nm波段处的透射率为40%。该组利用Yb∶KYW固体激光器作为种子源,在CPA的主放大阶段前加入了这种滤波器。除此之外,实验中利用空间光调制器及光栅对补偿色散,并利用二维光谱剪切干涉仪(2DSI)测量色散。通过补偿色散和增益窄化,该组利用两级CPA放大系统获得了1020~1080 nm的宽光谱脉冲,压缩后脉冲宽度为65 fs,单脉冲能量为100 nJ。2017年该研究组[86]将振荡级改为更紧凑的全正色散锁模的光纤激光器,利用光栅展宽器提供了更大的色散量,得到压缩后脉宽为55 fs的脉冲。之后利用硼酸锂晶体(LBO)倍频,得到了重复频率为3 MHz、能量为35 nJ、重建后脉宽为41 fs的绿光。

图 15. 多层电介质层滤波器。(a)结构图;(b)透射特征

Fig. 15. Filter consisting of multiple dielectric layers. (a) Structural diagram; (b) transmission characteristic

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4 未来的发展趋势

4.1 全光纤化技术

对于高功率光纤激光放大器,为了将信号光和抽运光耦合进大模场面积的光纤中,需要加入空间光路及分离的器件[如图16(a)所示]。在耦合的过程中需要精准地调节光路,同时对于光纤的端面也需要特殊处理。虽然这种系统能够提供较高的功率,但是牺牲了光纤激光器紧凑、便于集成化的优势。2004年,加拿大ITF光学技术公司[87]提出了适用于大功率光纤激光器的全光纤器件,如图16(b)所示。高功率激光二极管由M个单独封装的二极管替代,结构更加紧凑。M个抽运激光器的尾纤在一个多模熔融光纤束中进行合束,并与双包层增益光纤进行熔接。空间耦合透镜由模式适配来代替,目前实现模式适配的方法包括加热光纤扩散纤芯掺杂离子,及直接对光纤进行拉锥来改变纤芯尺寸。2009年,Mukhopadhyay等[88]基于多模光纤抽运-信号耦合器,首次实现了平均功率为10 W量级的全光纤化的光纤放大器,实验装置如图16(c)所示。压缩后脉冲宽度约为160 fs,并且受益于全光纤化的器件,全正色散锁激光器的强度噪声小于0.03%,而整个放大系统的噪声小于0.2%。2010年,Kalaycioglu等[67]利用全光纤集成的非线性啁啾脉冲放大器,输出了脉宽为140 fs、单脉冲能量为3.1 μJ的脉冲。未来高功率光纤飞秒激光放大器将继续朝着小型化、集成化的方向发展。2016年,Sun等[60]利用掺铒锁模激光器产生1 μm的色散波作为种子源,在全光纤化CPA系统中得到平均功率为125 W的脉冲,经过CVBG压缩器后平均功率为107 W,脉冲宽度为566 fs。

图 16. 高功率大纤芯双包层光纤放大器以及器件。(a)传统空间光路;(b)全光纤化器件;(c)全光纤化的飞秒激光放大系统装置图

Fig. 16. High-power large-core double-cladding fiber amplifier and components. (a) Traditional spatial optical path; (b) all-fiber components; (c) schematic of an all-fiber femtosecond laser amplification system

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4.2 相干合束

目前基于LMA的单个光纤放大器,输出的最高峰值为3.8 GW。理论上,光纤中线偏光和圆偏光的极限功率分别约为4 MW和6 MW,自聚焦效应限制了脉冲功率的进一步提高。受到非线性效应的限制,CPA放大器支持的峰值功率已经接近极限值。为了突破光纤放大器输出能量的瓶颈,人们提出了各种相干合成的技术(Coherent Beam Combining,CBC)。

4.2.1 多路放大相干合成技术

在连续激光系统中,为了提高放大器的输出功率,Fan等[89]首次提出了相干合束技术。2010年,耶拿大学Tünnermann小组的Seise等[90]首次将相干合束应用在超短激光放大器中,突破了光纤飞秒激光系统的功率限制。图17是超短脉冲空间合束系统的示意图,将同一振荡级输出的脉冲在空间上分路到多根光纤中分别进行放大,在保证各个通道间相位锁定的前提下,实现空间上的相干合束。

图 17. 超短脉冲相干合成结构示意图

Fig. 17. Schematic of coherent beam combining of ultrashort pulses

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2014年,Tünnermann小组[91]利用如图18所示的实验系统,实现了4通道CPA系统的相干合束。他们利用掺镱LPF,在单个通道中获得了脉冲峰值功率为6.2 GW的单脉冲,相干合束后总输出峰值功率高达22 GW。2016年该小组[92]将通道数量提高至8个,利用主动相位锁定,合束后脉冲能量为3.3 mJ,脉宽为275 fs。2018年该组[93]利用16通道空间合束,输出平均功率为1.83 kW,脉冲能量为2.3 mJ,脉冲宽度为240 fs,合束效率达82%。2017年Heilmann等[94]用基于特定的光纤夹持装置实现了7个光纤放大器的合束,并提出未来要将61个光纤放大器合束,从而实现焦耳量级的能量。

图 18. 4通道相干合束的光纤放大系统示意图

Fig. 18. Schematic of a fiber laser amplification system based on four-channel coherent beam combining

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在空间合束中,每根光纤的相位都需要进行同步,这无疑增加了系统的复杂性。若可以将各个放大通道集成到一根光纤中,并控制每个纤芯保持单模传输,就能够实现在光纤中的相干合束。在通信中,多芯光纤(Multicore Fibers,MCF)常被用于信号的空分复用。在Knight等[95]提出PCF的1年后,他又提出了多芯的光子晶体光纤。图19为多芯PCF的扫描电镜图[96-97],当各个纤芯电场相位差为零时,模场经远场衍射后呈高斯分布,这样的模式称为同相位超模(In-Phase Supermode)[98]。2010年,天津大学的Huang等[99]利用七芯PCF,实现了约5000 μm2的同相位超模模场面积,并且获得了峰值功率为150 MW、脉冲宽度为110 fs的脉冲。2016年,天津大学的黄莉莉等[99]利用18芯PCF,实现了约2000 μm2的同相位超模模场面积,利用一级光纤放大器压缩后获得了脉宽为83 fs、峰值功率为13 MW的脉冲。相比于多通道的空间合束系统,多芯光纤使得实验系统更简洁,并且减弱了环境变化对同步相位的影响。

另外还有一种实现空间合束的方法称为衍射合成。衍射合成技术是利用衍射光学元件(Diffractive Optical Elements,DOE)来实现激光的相干合束,DOE本质上是相位光栅,入射光按照不同衍射级次的角度入射到光栅上,使其集中到零级光处。对于超短脉冲来说,每个光束的脉冲波面倾斜有差异,所以使用单个DOE会使脉冲包络在空间上发生偏移,从而降低了合束的效率。2017年Zhou等[100]利用2个DOE,衍射合成了4束超短脉冲,单个脉冲的宽度为120 fs,合束后脉宽基本保持不变,最终的合束效率达到80%。2018年,该小组[101]将实验系统进行了改进(图20),利用闪耀光栅组成的二维阵列构成了第一个DOE,在二维空间上实现了8束超短脉冲的衍射合束。

图 19. 多芯PCF结构图。(a) 7芯PCF;(b) 18芯PCF

Fig. 19. Structural diagram of multi-core PCFs. (a) Seven-core PCF; (b) eighteen-core PCF

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图 20. 利用2个DOE的二维衍射合成实验装置图

Fig. 20. Experimental setup of two-dimensional diffractive combination by utilizing two DOEs

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4.2.2 分割脉冲放大技术

分割脉冲放大(Divided-Pulse Amplification,DPA)技术在2007年由Zhou等[102]首次提出。它的基本原理是将一个脉冲在时域上切割成几个脉冲,等价于在时域上展宽脉冲,再对各个脉冲分别进行放大,最后将放大后的脉冲相干合束,从而得到高能量的单个脉冲。在空间合束中,分光和合束器包括能量分光镜、偏振分光镜和衍射光学元件;而在分割脉冲放大技术中,分光和合束器大致分为两类,即双折射晶体和自由空间延迟线[103]。图21为双折射晶体和自由空间延迟线分光的原理图。其中箭头表示偏振态,图中省略了半波片。通过控制双折射晶体和延迟线的长度,能够在时域上将单个入射脉冲分割成偏振态交替输出的等间距子脉冲。

图 21. 分光器分割脉冲的原理图。(a)双折射晶体;(b)自由空间延迟线

Fig. 21. Principle of pulse dividing by optical splitters. (a) Birefringent crystals; (b) free-space delay lines

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目前常用的双折射晶体包括钒酸钇(YVO4)和方解石(CaCO3),双折射晶体一般用于分割脉冲的间隔为几十皮秒的情况。当第m块晶体与第1块晶体的长度满足Lm=2m-1L1时,分割脉冲为等间隔,相反地,子脉冲能够相干合束为一个脉冲。2007年Zhou在腔内加入法拉第旋转器,改变返回脉冲的偏振态,使得YVO4晶体同时起到分光和合束的作用。实验中对比了2.6 ps和300 fs的超短脉冲在单程放大和分割脉冲放大下的光谱,证明DPA能够有效地减弱非线性效应。2012年Kong等[104]利用五级晶体分割器,实现将入射脉冲分割成32个子脉冲,将放大过程中积累的非线性相移降低了1/3,放大后的脉冲脉宽为2.2 ps,峰值功率为1 MW,这是目前皮秒光纤放大器获得的最高峰值功率。

自由空间延迟线适用于脉冲分割的间隔为纳秒量级的情况。2013年Zaouter等[105]将CPA技术和分割脉冲放大技术结合,实验系统如图22所示。系统的前端包括展宽器和预放大器,利用自由空间延迟线和偏振片组成的马赫-曾德尔干涉仪,将脉冲分割成间隔为2.2 ns的4个子脉冲,在一根棒状光纤中放大,合束并压缩后得到了重复频率为96 kHz、脉宽为320 fs、能量为430 μJ的激光输出。

图 22. 基于自由空间延迟线的分割脉冲放大装置

Fig. 22. Setup of divided-pulse amplification based on freespace delay lines

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以上介绍的DPA均采用了被动相位控制的方法,被动DPA中子脉冲序列在光纤中获得的增益略有差异,导致积累的非线性相移不同,最终会影响合束的效率。2014年,Kienel等设计了主动控制相位的DPA系统,该方案采用分离的分光和合成装置,并通过单探测器电子频率标记锁定光的相干性(LOCSET),补偿各个子脉冲非线性相位的差异。分割种子光并且展宽得到4个脉宽为2 ns的子脉冲,最终实现了脉冲能量为1.25 mJ、脉冲宽度为380 fs、峰值功率为2.9 GW的高能量激光输出。若将分割脉冲技术和空间合束技术结合起来,即在空间和时域上同时实现相干叠加,能够显著提高光纤放大系统的输出功率。2015年Kienel小组[106]结合主动控制的DPA和CBC,搭建了如图23所示的二维相干合成放大系统。2016年该组[107]继续将系统改进,在时间上将脉冲分割成4个,在空间上采用8个光纤放大器。结合CPA技术,整套系统得到了平均功率为700 W、脉宽为262 fs、单脉冲能量为12 mJ的脉冲。这是迄今为止光纤放大系统得到的最高能量。

图 23. 主动控制DPA和CBC结合的二维相干合成结构示意图

Fig. 23. Structural diagram of two-dimensional coherent combining based on actively controlled DPA combined with CBC

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4.2.3 相干脉冲堆积技术

分割脉冲放大技术利用偏振态的原理分割,分割的子脉冲数量有限,并且分束器较复杂。相干脉冲堆积技术(Coherent Pulse Stacking Amplification,CPSA)不需要分割脉冲,而是将振荡器输出的脉冲序列看成已经分割好的子脉冲,直接进行相干叠加[108]。相干脉冲堆积分为高精细度腔和低精细度腔两种类型,两种类型都需要腔长和入射脉冲重复频率进行匹配。高精细度CPSA又称堆积和腔倒空技术(Stack and Dump,SnD),基本原理如图24所示,其中frep为重复频率,在稳定态到达前,利用高速开关导出脉冲,脉冲的能量与脉冲个数和腔损成正比。就峰值功率而言,SnD一般利用重复频率为几百MHz的振荡器能够堆积出峰值功率为几百MW的脉冲;就平均功率而言,SnD堆积的范围为1 kW~1 MW[109]。

图 24. 堆积和腔倒空增强腔原理图

Fig. 24. Basic principle of a stack-and-dump enhancement cavity

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2014年耶拿大学Breitkopf等[110]理论上证明了在腔损最小时,用666个脉冲堆积的效率可达80%,最后能量会增强500多倍。2016年该组[111]搭建了如图25所示的系统,其中耦合镜1的反射率为99%,其余15个为高反镜,以声光调制器作为光开关。堆积后单脉冲能量提高了65倍,最后输出能量为0.16 mJ、重复频率为30 kHz、脉宽为800 fs的激光。虽然该组将SnD的输出功率提高了1个数量级,但是远没有达到理论计算值。声光调制器中上升沿和下降沿时间及非线性效应限制了峰值功率的进一步提高。

低精细度CPSA腔是在2015年由密歇根大学Zhou提出的[112],主要利用GT干涉仪(Gires-Tournois Interferometer)实现相干脉冲堆积。基本原理如图26所示,耦合镜M的反射率为r,其他的腔内损耗α≈1。脉冲入射前经过相位和振幅的调制,除去最后一个脉冲外,第n个脉冲 Anin入射在反射率为r的耦合镜上,此时腔内循环的脉冲 Ancav在耦合镜的另一面反射。 Anin的透射光与 Ancav的反射光相干相长,而 Anin的反射光与 Ancav的透射光相干相消,导致几乎没光被反射出去。直至最后一个脉冲 A0in经过相位调制后入射,与 A0cav形成相干反射增强,从而将存储的能量全部导出。

图 25. 增强腔的示意图

Fig. 25. Schematic of an enhancement cavity

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图 26. 低精细度GT腔相干脉冲堆积器原理图

Fig. 26. Principle of a coherent pulse stacker in low-finesse GT cavity

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针对等幅脉冲序列,人们提出多个GTI腔串联起来的结构,能够提高堆积效率。图27分别为m个GTI腔级联的一级和二级堆积器的结构图,只要满足相位条件,能将2m+1个和(2m+1)2个脉冲相干堆积。2016年该研究组搭建了“4+1”的二级级联堆积器,将27个脉冲堆积为单脉冲[113]。输出的峰值功率比堆积前提高了10倍,压缩后脉冲宽度为330 fs。2017年Pei等[114]利用“4+4”的二级级联堆积实现了80个脉冲的堆积,在芯径为85 μm的CCC FCPA系统,得到单脉冲能量为10 mJ、压缩后540 fs的脉冲。压缩后的脉冲质量高,证实了放大过程中积累了较小的非线性相移。他们预言,未来若将相干脉冲堆积和相干合束技术结合,有可能得到焦耳量级的输出光。

图 27. 相干脉冲堆积器。(a) m个GTI腔级联的一级堆积器;(b) m×m个GTI腔二级堆积器

Fig. 27. Coherent pulse stackers. (a) One-stage stacker with m cascaded GTI cavities; (b) two-stage stacker with m×m GTI cavities

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图28对比了超短脉冲光纤放大器输出的峰值功率的发展过程[115-116]。单路光纤放大器最高能输出百兆瓦到几吉瓦量级的脉冲,但是很难兼顾高平均功率和高峰值功率。尽管LMA在一定程度上减弱了非线性效应,但是CPA的输出功率接近理论极限值。空间相干合成虽然有效提高了功率,但一味地增加空间通道,其实是在向固体激光器靠近。而分割脉冲放大技术分割的数量有限,继续增加脉冲数量会使得系统变得非常庞大。脉冲相干堆积具有进一步提高脉冲能量的潜力,这就要求能够更精确控制腔长、重复频率及脉冲相位等参数。

图 28. 高功率短脉冲光纤放大系统的发展

Fig. 28. Development of high power ultrashort pulse fiber amplification systems

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4.3 单晶光纤放大器

单晶光纤(Single-Crystal Fiber, SCF)直接以激光晶体作为纤芯材料,是一种介于玻璃光纤和块状晶体之间的材料,SCF既有光纤热管理简单的特点,又有晶体抽运吸收效率高和热机械性能好的优点。相比于传统石英光纤,YAG单晶光纤具有高的导热系数、较低的受激布里渊散射系数和高的掺杂离子浓度,考虑到受激布里渊散射与自聚焦效应对光纤激光器功率的限制,SCF的极限功率是非晶硅光纤的50倍[117]。随着激光加热基底生长(LHPG)技术的成熟,常用长度可达几十毫米,直径达1 mm。

目前,法国Charles Fabry光学研究所、德国耶拿大学、瑞士JDSU超快激光研究所、立陶宛的固体激光实验室都报道了基于Yb∶YAG单晶光纤的放大器。2015年,JDSU超快激光研究所[118]利用两级直接放大的Yb∶YAG放大器得到了平均功率为160 W的飞秒激光。该系统的小信号增益系数达2000倍,这是目前为止利用SCF实现的最高增益。2016年,法国Charles Fabry光学研究所[119]利用两级高增益的SCF主振荡功率放大器,并与分割脉冲放大技术相结合,实现了2 mJ的脉冲能量输出。2018年Kuznetsov等[120]利用两级Yb∶YAG单晶光纤的CPA系统,输出了脉冲能量约为2.5 mJ的脉冲,受限于CVBG压缩器的质量,压缩后的脉冲宽度为2.8 ps。之后他们在这两级Yb∶YAG单晶光纤放大后,加入了1个Yb∶YAG薄片多通放大器,实验装置图如图29(a)所示[121],将输出脉冲的能量提高至10 mJ,平均功率提高至120 W。

图 29. Yb∶YAG单晶光纤。(a) Yb∶YAG的单晶光纤和薄片混合放大器示意图;(b)细棒状单晶光纤、细锥形单晶光纤实物图;(c)增益模块的实物图

Fig. 29. Yb∶YAG SCFs. (a) Schematic of an Yb∶YAG SCF and a thin disk hybrid amplifier; (b) photos of thin-rod SCFs and thin-tapered-rod SCFs; (c) photo of a gain module

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由于单晶光纤一般呈细棒状,这种结构的缺点是抽运光和信号光在光纤中的分布不均匀,从而限制了功率提取的效率。为了进一步提高光纤的放大能力,2016年Kuznetsov等[122]提出了细锥形单晶光纤结构,如图29(b)所示,这种结构使得抽运光的吸收效率更高,并且反转粒子数的分布更均匀。值得注意的是,细棒状SCF要求抽运光具有小的数值孔径,然而对于细锥形SCF,增益大小与抽运光的数值孔径无关。这种细锥形的单晶光纤技术还不成熟,并且受限于Yb∶YAG的窄增益带宽,基于SCF的飞秒放大器还处于发展阶段。

4.4 基于皮秒种子源的光纤放大器

光纤激光放大系统大多采用飞秒锁模激光器作为种子源。与飞秒光纤激光器相比,皮秒光纤激光器在本质上更简单、更便宜也更稳定。一般利用皮秒种子源的方式,是利用SPM效应展宽光谱,再将皮秒种子源压缩至飞秒脉冲。这种压缩方式限制了脉冲的能量,利用实心光纤只能压缩能量为微焦量级的脉冲。后来人们提出在HC-PCF中充满稀有气体,可将压缩后的入射脉冲能量提高到几百微焦到毫焦量级[123],但这种光纤增加了复杂性,并且利用SPM效应展宽后的光谱非线性啁啾较大,去啁啾脉冲的质量差。2016年,本课题组的陈伟等[124]搭建了一套皮秒的全光纤锁模激光器,并对其时序抖动噪声进行了精确测量,证实了在皮秒激光器中输出飞秒量级的低时间抖动噪声。2018年,本课题组的宋寰宇等[125]利用光谱宽度为0.9 nm的可饱和吸收镜(SESAM)锁模皮秒种子源,实现了快速自相似放大,获得了脉宽为66 fs、平均功率为6.1 W的近衍射极限脉冲。他们发现与飞秒脉冲不同的是,皮秒脉冲的自相似放大过程只与脉宽和能量有关,而与预啁啾和光谱宽度无关,并且皮秒脉冲的窄带宽同时也抑制了自相似放大演化过程中的增益整形效应。

另一方面,无论是飞秒还是皮秒种子源,都是基于锁模方式的激光器。锁模机制使得脉冲只能按照重复频率来输出,限制了激光器的应用,例如微加工中,脉冲需要与扫描过程相同步,并且针对不同的形状,扫描速度会发生变化;又比如在深层非线性显微技术中,为了避免非线性损伤和热烧蚀,需要对平均功率和峰值功率分别独立优化。因此,人们提出利用增益开关二极管(GSD)作为种子源,GSD通过电信号触发能够产生任意重复频率的脉冲或者脉冲序列。非锁模的GSD具有较大的脉间噪声及脉内噪声,脉冲宽度很大(10~100 ps),并且不能直接被压缩到变换极限。虽然GSD放大器能够输出微焦量级的脉冲能量,但这些缺点将脉冲宽度一直限制在皮秒量级。为解决这个问题,人们提出利用非线性光谱时域滤波技术,来抑制放大的自发辐射(ASE)[126]。该技术的基本原理与Mamyshev再生器类似[127],受到SPM效应的影响,脉冲的频谱会被展宽,并且展宽的宽度与脉冲强度成正比。由于噪声的强度远小于脉冲,所以其光谱展宽的程度更弱。通过合理设计滤波器的中心波长和带宽,能够滤掉噪声并且抑制ASE。2016年,Fang等[128]利用输出脉宽为9 ps的GSD作为种子源,利用两级光学带通滤波器(BPF)有效地降低了放大自发辐射噪声,输出脉冲的峰值功率为1.2 MW,脉冲宽度为0.6 ps。2017年,Fu等[129]利用Mamyshev再生器对GSD输出的脉冲整形,提高了脉冲的相干性,再利用一段被动光纤将脉冲预整形成抛物线型,最后实现了2.4 μJ的脉冲能量以及140 fs的近衍射极限脉宽。如果能解决脉冲与脉冲间的振幅抖动,未来基于GSD的系统有望在某些领域与基于锁模振荡器的系统进行竞争。

综上所述,各种高功率光纤飞秒激光放大技术各具特色,各有优缺点,如表1总结所示。随着CPA技术的引入和大模场面积增益光纤的发展,光纤飞秒激光放大器已经能够输出近千瓦量级的平均功率和毫焦耳量级的脉冲能量。但是CPA技术受到增益窄化效应的限制,脉冲宽度很难达到200 fs以下。利用非线性技术,例如非线性CPA、预啁啾管理非线性放大以及自相似放大,虽然能够得到更窄宽度及更高质量的脉冲输出,但是输出脉冲的能量会受到限制。另一方面,为了进一步提高平均功率和脉冲能量,简单的时域展宽脉冲和扩大光纤纤芯方案已经不那么有效,为此提出新的技术,例如相干合束以及相干脉冲堆积技术。这些新技术突破了单个光纤放大器的功率限制,但随之而来的是系统复杂程度与控制难度的不断提高。单晶光纤作为一种新的增益介质,能够提供很高的脉冲能量,但是功率提取效率低,光束质量也不尽人意。另外,利用增益开关二极管作为种子源的放大器,能够输出任意重复频率的脉冲或者脉冲序列,具有灵活性,但是脉冲之间的时间抖动较大。

表 1. 高功率光纤飞秒激光放大技术的比较

Table 1. Comparison of high power fiber laser amplification technologies

TechnologyAdvantageDisadvantage
CPAHigh peak power, high pulse energy and simple structureGain narrowing effect andpulse duration>200 fs
CubionRelatively high pulse quality, short pulse durationand moderate pulse energyFixed amplification parameters
PCMAShort pulse duration and high pulse qualityLow pulse energy
SSAShort pulse duration and high pulse qualityLow pulse energy
All-fiberCompactness, integration and miniaturizationLow peak power and poor pulse quality
CBC&DPAImprove power scaling beyondlimitations of single emitterRequirement of complex phasestabilization methods
SCFHigh pulse energyLow power extraction efficiencyand poor beam quality
GSDArbitrary repetition rates or morecomplicated pulse trainsLarge timing jitter between output pulses

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5 结束语

没有一种高功率光纤飞秒激光放大技术可以满足所有的参数要求,同时又具有简单的结构和较低的成本,这也许就是高技术工业生产和科学仪器在高度专业化发展过程中的痛点,也是激光领域研究人员要认清的规律和面对的现实。在面对不同应用的高功率光纤飞秒激光器的设计时,要关注核心参数的需求,并考虑到成本和稳定性等要求,从以上已有的和正在发展的技术中,选择并开发具有针对性的技术方案。例如,在高功率高次谐波产生、高速微纳加工等应用中,需要高脉冲能量和平均功率,传统的CPA技术、单晶光纤放大技术、甚至相干合束技术都是不错的选择;在生物光子学、超快过程探测等应用中,对脉冲宽度和脉冲质量有较高的要求,所以选择全光纤化、窄脉冲宽度和高脉冲质量的光纤飞秒放大器技术方案更加合适。

可以预见,在今后的发展过程中,高功率光纤飞秒激光放大器会不断进步,以相干合束和相干脉冲堆积为代表的新技术会更加成熟,相关参数也将不断提高,一定能为后续的应用带来质的飞跃,甚至是新的变革。随着新概念、新器件、新结构的不断涌现,高功率飞秒激光放大器的性能将得到大幅度的提升,多样化的发展也将为飞秒激光的大规模应用带来新的发展机遇。

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