基于雙程放大的毛細(xì)管放電69.8 nm激光增益特性*

劉濤 趙永蓬 崔懷愈 劉曉琳

1) (中國(guó)民航大學(xué)電子信息與自動(dòng)化學(xué)院, 天津 300300)

2) (哈爾濱工業(yè)大學(xué), 可調(diào)諧激光技術(shù)國(guó)家級(jí)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 哈爾濱 150080)

(2018 年8 月30日收到; 2018 年11 月19日收到修改稿)

建立了類氖氬C線69.8 nm激光的雙程放大實(shí)驗(yàn)后反射腔結(jié)構(gòu), 利用45 cm長(zhǎng)毛細(xì)管作為放電負(fù)載得到了其雙程放大輸出. 在相同初始實(shí)驗(yàn)條件下, 分別測(cè)量了單程放大輸出與雙程放大輸出的激光脈沖光強(qiáng)、脈沖寬度以及激光束散角. 通過(guò)對(duì)比單程與雙程輸出實(shí)驗(yàn)結(jié)果, 利用雙程放大激光光強(qiáng)的計(jì)算公式, 分析得到了增益持續(xù)時(shí)間大于4 ns, 以及增益在毛細(xì)管徑向上的分布特點(diǎn). 以上結(jié)果為建立諧振腔進(jìn)行毛細(xì)管放電類氖氬激光的多程放大實(shí)驗(yàn)奠定了基礎(chǔ).

1 引 言

利用快速脈沖電流抽運(yùn)毛細(xì)管內(nèi)氬氣, 通過(guò)電子碰撞機(jī)制產(chǎn)生類氖氬激光的方案是一種具有應(yīng)用前景的小型化軟X射線激光方案[1,2]. 利用該方案已經(jīng)能夠?qū)崿F(xiàn)類氖氬A線46.9 nm激光[3]、類氖氬C線69.8 nm激光[4]、類氖氯52.9 nm激光[5]以及類氖硫60.8 nm激光[6]輸出, 但是由于在產(chǎn)生類氖氯52.9 nm激光和類氖硫60.8 nm激光時(shí), 氯氣有毒, 氣態(tài)硫具有腐蝕性, 導(dǎo)致這兩個(gè)波長(zhǎng)激光沒(méi)有得到進(jìn)一步研究. 而類氖氬離子的3p—3s能級(jí)間多個(gè)躍遷都有實(shí)現(xiàn)激光放大的可能[7], 并且對(duì)類氖氬46.9 nm激光已經(jīng)開(kāi)展了應(yīng)用方面的研究[8,9],因此, 具有相同激發(fā)機(jī)理的類氖氬C線69.8 nm激光成為一種新的具有應(yīng)用前景的軟X射線波長(zhǎng)范圍內(nèi)的激光. 于是, 提高該波長(zhǎng)激光的輸出光強(qiáng),研究毛細(xì)管中增益介質(zhì)特性成為實(shí)現(xiàn)其應(yīng)用研究的重要前提.

一種有效提高激光輸出光強(qiáng)的方法是利用反射鏡在增益介質(zhì)一端建立一個(gè)半腔結(jié)構(gòu), 實(shí)現(xiàn)激光的雙程放大. 在軟X射線激光的雙程放大實(shí)驗(yàn)方面, 已經(jīng)有多個(gè)研究組開(kāi)展了相關(guān)的研究, 并且利用雙程放大實(shí)驗(yàn)有效提高了激光輸出光強(qiáng).1985年, Suckewer等[10]采用球面多層膜反射鏡,首次實(shí)現(xiàn)了軟X射線激光的雙程放大實(shí)驗(yàn), 并觀察到類氫碳18.2 nm激光光強(qiáng)比單程放大增加120%. 自此以后, 以激光產(chǎn)生的等離子體為增益介質(zhì), 采用Mo/Si多層膜平面或凹面反射鏡, 實(shí)現(xiàn)了類氖硒20.6和20.9 nm[11], 類氖鍺19.6[12], 23.2和23.6 nm[13-15], 類氖鉬13.1 nm[16]以及類氖鋅21.2 nm[17]軟X射線激光的雙程放大. 此外, Rocca研究組[18]采用銥平面反射鏡, 以毛細(xì)管放電產(chǎn)生的等離子體作為增益介質(zhì), 實(shí)現(xiàn)了類氖氬46.9 nm激光的雙程放大, 獲得了激光增益飽和輸出. 本研究組采用SiC反射鏡進(jìn)行了類氖氬C線69.8 nm激光的雙程放大實(shí)驗(yàn), 獲得了69.8 nm激光的深度增益飽和輸出[19]. 但是, 對(duì)雙程放大實(shí)驗(yàn)中增益特性的研究主要是利用改變?cè)鲆娼橘|(zhì)長(zhǎng)度測(cè)量對(duì)應(yīng)的激光光強(qiáng), 然后利用Linford公式進(jìn)行擬合求得增益系數(shù)的數(shù)值[18,20]. 該方法還主要是對(duì)增益數(shù)值大小的研究, 缺乏對(duì)增益特性進(jìn)行深入的研究.

在以上研究?jī)?nèi)容的基礎(chǔ)上, 本文開(kāi)展了基于雙程放大的類氖氬69.8 nm激光增益特性的研究, 對(duì)單程放大與雙程放大的激光輸出進(jìn)行了比較. 通過(guò)測(cè)量激光脈沖光強(qiáng)、激光脈沖半高寬以及束散角等參數(shù), 分析了毛細(xì)管放電過(guò)程中產(chǎn)生類氖氬69.8 nm激光的增益持續(xù)時(shí)間、增益介質(zhì)在毛細(xì)管徑向上的分布情況等特性, 為了解雙程放大實(shí)驗(yàn)對(duì)激光增益介質(zhì)的影響機(jī)理, 以及將來(lái)建立諧振腔進(jìn)一步改善激光光束質(zhì)量、提高激光相干特性, 以實(shí)現(xiàn)類氖氬69.8 nm激光多程放大實(shí)驗(yàn)奠定了基礎(chǔ).

2 雙程放大實(shí)驗(yàn)輸出結(jié)果

2.1 實(shí)驗(yàn)裝置介紹

由于類氖氬69.8 nm激光產(chǎn)生機(jī)理與類氖氬46.9 nm激光產(chǎn)生機(jī)理基本相似, 因此所用實(shí)驗(yàn)裝置與之前產(chǎn)生類氖氬46.9 nm激光的產(chǎn)生裝置基本一致, 由MARX發(fā)生器、Blumlein傳輸線、放電室、真空裝置以及探測(cè)系統(tǒng)構(gòu)成[4,21].

為了進(jìn)行雙程放大實(shí)驗(yàn), 如圖1所示, 對(duì)原有實(shí)驗(yàn)裝置的放電室進(jìn)行了改造. 增加一個(gè)鋁制法蘭用于連接預(yù)脈沖開(kāi)關(guān)和毛細(xì)管, 并在法蘭內(nèi)部設(shè)置光學(xué)平臺(tái), 放置SiC平面反射鏡用于實(shí)現(xiàn)類氖氬激光的反射. 為了避免等離子體轟擊和主脈沖電流放電的影響, 放置平面鏡時(shí)沒(méi)有緊貼毛細(xì)管出光端面, 而是選擇與出光端面保持一定距離. 同時(shí), 由于毛細(xì)管端面與平面鏡之間會(huì)存在一定氣壓的氬氣, 使得軟X射線激光在這段距離中會(huì)有較大的衰減, 因此, SiC平面鏡與毛細(xì)管端面間距離也不宜過(guò)大. 綜合以上因素, 確定了SiC平面鏡與毛細(xì)管端面距離為2.5 cm.

圖1 雙程放大實(shí)驗(yàn)反射鏡位置示意圖Fig.1. Schematic diagram of position of mirror in doublepass amplification.

在激光輸出特性測(cè)量方面, 由于考慮到類氖氬69.8 nm激光和46.9 nm激光會(huì)同時(shí)產(chǎn)生, 為了單獨(dú)對(duì)69.8 nm激光輸出波形和束散角進(jìn)行測(cè)量,需要首先對(duì)毛細(xì)管輸出的激光進(jìn)行分光, 獲得單獨(dú)的69.8 nm激光輸出. 又由于不同分光方案會(huì)影響激光輸出特性, 因此采用了兩種分光方案對(duì)激光輸出特性分別測(cè)量. 在激光脈沖波形的測(cè)量方面, 利用型號(hào)為VSN-515的單色儀和快速X射線衍射(X-ray diffraction, XRD)進(jìn)行激光脈沖波形測(cè)量.在激光束散角測(cè)量方面, 選擇具有一維空間分辨能力的平場(chǎng)譜儀和極紫外 (EUV) 波段CCD相機(jī)(Andor Newton DO920P-BN)進(jìn)行激光束散角測(cè)量.

2.2 雙程放大激光輸出與單程放大激光輸出結(jié)果

首先在氬氣初始?xì)鈮?5.4 Pa和主脈沖電流幅值13.5 kA條件下, 利用單色儀分光, 快速XRD分別測(cè)量單程放大和雙程放大的激光脈沖波形. 單程放大和雙程放大的激光脈沖波形如圖2所示. 由圖2(a)可以看出, XRD測(cè)得單程放大對(duì)應(yīng)的脈沖峰值為0.66, 激光脈沖峰值產(chǎn)生時(shí)間為1.6 ns, 激光脈沖的半高寬是1.4 ns. 由圖2(b)可見(jiàn), 雙程放大的脈沖峰值為6.04, 是單程放大時(shí)的9.15倍. 激光脈沖半高寬為2.2 ns, 其幅值峰值對(duì)應(yīng)時(shí)間為3.0 ns, 單程放大的激光波形的峰值與雙程放大激光波形的峰值在時(shí)間上相差約1.4 ns, 該時(shí)間差與單程放大和雙程放大實(shí)驗(yàn)中相差50 cm光程差產(chǎn)生的時(shí)間延時(shí)基本一致. 通過(guò)與單程放大的激光輸出相比, 從圖2(b)中還能發(fā)現(xiàn), 雙程放大激光信號(hào)的幅值更高、脈寬更寬.

之后, 在與之前實(shí)驗(yàn)相同的初始?xì)鈮汉椭髅}沖電流條件下, 采用平場(chǎng)譜儀進(jìn)行分光和CCD相機(jī)采集信號(hào), 記錄了單程放大和雙程放大激光輸出在毛細(xì)管徑向上的分布情況(圖3). 其中圖3(a)為未加反射鏡的激光輸出, 圖3(b)為SiC反射鏡反射后激光輸出. 從圖3中可以發(fā)現(xiàn), 單程放大對(duì)應(yīng)的激光輸出在毛細(xì)管徑向上分布較窄, 并且對(duì)應(yīng)的最大激光相對(duì)光強(qiáng)為15000左右; 而雙程放大激光輸出在毛細(xì)管徑向上的分布較寬, 最大激光相對(duì)光強(qiáng)為57000左右.

圖3 毛細(xì)管徑向上CCD圖像 (a)單程放大強(qiáng)度圖像; (b)雙程放大強(qiáng)度圖像Fig.3. CCD image in capillary radius: (a) Intensity image of single-pass amplification; (b) intensity image of double-pass amplification.

根據(jù)平場(chǎng)譜儀的光路參數(shù)和CCD相機(jī)的像素參數(shù), 計(jì)算了激光輸出對(duì)應(yīng)相對(duì)光強(qiáng)在毛細(xì)管徑向上的分布, 即激光束散角的分布情況(圖4). 圖4(a)是激光單程放大的相對(duì)光強(qiáng)在毛細(xì)管徑向上的分布情況, 其單程放大的激光束散角半高寬為0.5 mrad.中間峰的光強(qiáng)最大, 在其兩側(cè)還有若干小的邊緣尖峰. 圖4(b)是激光雙程放大光強(qiáng)分布, 對(duì)應(yīng)的雙程放大的激光束散角半高寬為3.3 mrad, 并且沒(méi)有突出的最強(qiáng)尖峰.

圖4 毛細(xì)管徑向上激光束散角 (a) 單程放大的束散角; (b) 雙程放大的束散角Fig.4. Laser divergence angle in capillary radius: (a) Divergence angle of the single-pass amplification; (b) divergence angle of the double-pass amplification.

根據(jù)多輪實(shí)驗(yàn)測(cè)量結(jié)果可知, CCD相機(jī)能夠測(cè)量的激光相對(duì)光強(qiáng)最高在61000以上, 當(dāng)CCD相機(jī)記錄的相對(duì)光強(qiáng)超過(guò)此值時(shí)CCD將會(huì)飽和,無(wú)法獲取激光強(qiáng)度的變化情況. 但是由圖4(b)中可知, 其相對(duì)光強(qiáng)最大值為56762, 仍小于導(dǎo)致CCD飽和的相對(duì)光強(qiáng), 因此, 可以排除圖中相對(duì)光強(qiáng)分布呈現(xiàn)近似平頂情況是由于CCD飽和造成的. 相比于單程放大輸出的束散角, 雙程放大輸出的束散角增加了6.6倍. 從圖4中可以發(fā)現(xiàn), 造成束散角增大的主要原因是邊緣尖峰得到充分的放大, 而邊緣尖峰強(qiáng)度的增加與等離子體增益系數(shù)的分布特性有關(guān), 基于此, 本文將在之后的部分開(kāi)展增益特性的徑向分布研究. 而激光束發(fā)散或反射光束傳播方向偏離等因素對(duì)激光束散角的可能影響將在后續(xù)的研究工作中進(jìn)行討論.

3 增益分布特性分析

在相同初始條件下, 通過(guò)對(duì)雙程放大激光輸出與單程放大激光輸出進(jìn)行比較(圖2), 可以發(fā)現(xiàn)在雙程放大實(shí)驗(yàn)中激光脈沖幅值和激光脈沖寬度有較大增加, 說(shuō)明69.8 nm激光經(jīng)反射鏡反射進(jìn)入等離子體中進(jìn)行第二次放大時(shí)激光放大明顯, 表明此時(shí)等離子體中仍有較大的剩余增益存在, 結(jié)合相關(guān)公式可以分析出增益持續(xù)時(shí)間的變化情況.

如果忽略增益引起的譜帶變窄效應(yīng), 雙程放大激光光強(qiáng)可以近似表示為[17]

其中Id為雙程放大輸出光強(qiáng),Is為單程放大輸出光強(qiáng),l= 45 cm為毛細(xì)管長(zhǎng)度,g為增益介質(zhì)的增益系數(shù),Rm為反射鏡反射率,RL為反射光耦合到等離子體中的耦合系數(shù). 在德國(guó)Physikalisch-Technische Bundesanstalt同步輻射設(shè)備上, 測(cè)量得到SiC平面反射鏡在波長(zhǎng)69.8 nm處反射率約為40%, 因此設(shè)定Rm= 0.4. 結(jié)合實(shí)驗(yàn)參數(shù)的計(jì)算結(jié)果能夠得到RL= 0.44. 經(jīng)過(guò)對(duì)(1)式轉(zhuǎn)換, 可以得到(2)式, 如下所示:為經(jīng)平面鏡反射后耦合到增益介質(zhì)的激光強(qiáng)度, 通過(guò)(2)式可以發(fā)現(xiàn), 增益系數(shù)與單程放大和雙程放大的激光強(qiáng)度有關(guān), 因此利用單程放大和雙程放大激光輸出波形可以分析增益系數(shù)的變化規(guī)律. 利用已獲得的雙程放大激光輸出與單程放大激光輸出(圖2), 用圖2(b)中波形減去圖2(a)中波形得到(Id-Is). 然后將光程差引起的激光尖峰的延時(shí)計(jì)算進(jìn)去, 把圖2(a)中單程放大激光脈沖波形在時(shí)間軸上平移1.4 ns并乘以Rm和RL, 得到Is′, 將(Id-Is)與Is′進(jìn)行相除并求對(duì)數(shù), 再除以毛細(xì)管長(zhǎng)度l, 可以得到反射激光進(jìn)入增益介質(zhì)后增益系數(shù)隨時(shí)間的變化關(guān)系(圖5). 從圖5中可以看出, 69.8 nm激光的增益介質(zhì)可以維持在4 ns以上, 增益系數(shù)在1.6 ns之后先減小,在2.8 ns處增益系數(shù)最小, 該時(shí)刻對(duì)應(yīng)單程放大激光強(qiáng)度最大, 并且增益介質(zhì)處于增益飽和狀態(tài), 說(shuō)明此時(shí)的增益系數(shù)最小是由于增益飽和效應(yīng)引起的. 在2.8 ns之后增益系數(shù)逐漸變大, 主要是進(jìn)入增益介質(zhì)中的激光強(qiáng)度降低, 增益介質(zhì)對(duì)其放大又呈現(xiàn)為對(duì)小信號(hào)放大, 對(duì)應(yīng)的增益系數(shù)也得到了增長(zhǎng).

圖5 69.8 nm激光的增益系數(shù)隨時(shí)間的變化Fig.5. Gain coefficient as a function of time for 69.8 nm laser.

之后, 利用(2)式還可以對(duì)增益系數(shù)在空間上的分布情況進(jìn)行分析. 圖4分別表示了單程放大激光束散角和雙程放大激光束散角對(duì)應(yīng)的激光強(qiáng)度在毛細(xì)管徑向上的分布情況. 將單程放大和雙程放大的激光輸出在相同的徑向位置處的激光相對(duì)強(qiáng)度進(jìn)行比較(表1)可以發(fā)現(xiàn), 雙程放大中間峰位置處的光強(qiáng)是單程放大的3倍左右, 而雙程放大邊緣峰的光強(qiáng)與單程放大相比增長(zhǎng)了5—24倍不等. 并且從表中的雙程放大激光相對(duì)光強(qiáng)可以看出,-0.92和-1.41 mrad尖峰的相對(duì)光強(qiáng)大于對(duì)稱的0.68和1.23 mrad附近尖峰的相對(duì)光強(qiáng), 這可能是反射束傳播的方向稍偏向-1 mrad一側(cè)造成的.為了判斷該猜測(cè), 以后我們將開(kāi)展反射光束方向?qū)﹄p程放大激光空間分布影響的實(shí)驗(yàn)研究.

表1 單程放大與雙程放大尖峰位置處激光強(qiáng)度Table 1. The peak position laser intensity of single-pass amplification and double-pass amplification.

在激光尖峰對(duì)應(yīng)位置處, 用雙程放大激光強(qiáng)度減去單程放大激光強(qiáng)度, 得到(Id-Is), 然后除以Is′并求對(duì)數(shù)值, 再除以毛細(xì)管長(zhǎng)度l, 就得到了激光尖峰位置對(duì)應(yīng)的增益系數(shù)(圖6). 其中數(shù)據(jù)點(diǎn)為激光尖峰位置對(duì)應(yīng)的增益系數(shù), 在中間峰值處的增益系數(shù)最小, 而兩側(cè)激光尖峰所對(duì)應(yīng)的增益系數(shù)相對(duì)較高.

圖6 69.8 nm激光峰值處的增益系數(shù)在空間上的分布情況Fig.6. Gain coefficient as a function of angle in the spatial distribution for 69.8 nm laser peak.

由圖3可知, 單程放大時(shí)在增益介質(zhì)中心位置對(duì)應(yīng)的激光光強(qiáng)最大, 而雙程放大反射后其對(duì)應(yīng)的增益系數(shù)卻最小(圖6), 這可能是由于在中間尖峰處耦合到增益介質(zhì)的位置接近飽和狀態(tài), 使得增益系數(shù)增加較小. 而在激光兩側(cè)尖峰耦合到增益介質(zhì)邊緣位置處時(shí)增益介質(zhì)還沒(méi)有飽和, 使得較小的輸入信號(hào)仍然按照指數(shù)方式進(jìn)行放大, 能夠?qū)崿F(xiàn)較大的激光放大, 具有較高的增益系數(shù). 此結(jié)果也說(shuō)明單程放大過(guò)程中, 激光增益介質(zhì)的增益飽和主要集中在軸心區(qū)域, 等離子體柱邊緣仍然處于非增益飽和狀態(tài).

4 結(jié) 論

本文通過(guò)設(shè)計(jì)毛細(xì)管放電類氖氬69.8 nm激光的雙程放大實(shí)驗(yàn), 獲得了其雙程放大輸出, 激光光強(qiáng)相比于單程放大激光輸出提高9倍. 利用快速XRD對(duì)雙程放大激光輸出的脈沖波形進(jìn)行了測(cè)量, 之后利用平場(chǎng)譜儀測(cè)得雙程放大激光輸出的束散角, 其激光強(qiáng)度在空間上的分布也與單程放大的激光分布區(qū)別較大. 最后, 利用雙程放大光強(qiáng)的近似計(jì)算公式, 根據(jù)雙程放大激光輸出與單程放大激光輸出的結(jié)果, 分析了增益系數(shù)的持續(xù)時(shí)間和毛細(xì)管徑向上的分布情況. 在雙程放大實(shí)驗(yàn)中, 由于增益飽和效應(yīng)的影響, 在激光產(chǎn)生2.8 ns后增益系數(shù)達(dá)到最小, 并且增益介質(zhì)還可以持續(xù)4 ns以上.該實(shí)驗(yàn)為多程放大實(shí)驗(yàn)的進(jìn)行提供了增益持續(xù)時(shí)間的探索. 雙程放大激光尖峰位置處增益系數(shù)的計(jì)算結(jié)果表明, 在單程放大時(shí)軸心處增益系數(shù)較高,主要是增益介質(zhì)軸心位置的反轉(zhuǎn)粒子利用率較高,而增益介質(zhì)邊緣的反轉(zhuǎn)粒子利用率較低, 此處的增益介質(zhì)還沒(méi)有達(dá)到增益飽和. 在雙程放大實(shí)驗(yàn)中充分利用增益介質(zhì)邊緣的增益實(shí)現(xiàn)了激光輸出光強(qiáng)的較大提高, 為后續(xù)的多程放大實(shí)驗(yàn)提高激光輸出強(qiáng)度提供了參考.