熱鍵合、 凹端面及晶體棒直徑對Er∶YSGG中紅外激光性能的影響

程毛杰, 董昆鵬, 胡倫珍, 張會麗, 羅建喬,權 聰, 韓志遠, 孫敦陸*

1. 中國科學技術大學, 安徽 合肥 230026 2. 中國科學院合肥物質科學研究院, 安徽光學精密機械研究所, 安徽 合肥 230031 3. 安徽大學, 安徽 合肥 230601 4. 安徽省先進激光技術實驗室, 安徽 合肥 230037

引 言

稀土離子Er3+在4I11/2和4I13/2兩個激發(fā)態(tài)能級之間的輻射躍遷能夠實現(xiàn)2.7～3 μm中紅外激光輸出, 該激光波段位于水分子的強吸收帶, 已廣泛應用于生物醫(yī)學領域[1], 同時由于高空及太空中水汽含量少, 激光傳輸損耗小, 該波段激光在大氣遙感及太空軍事等領域有著重要作用[2]。 此外, 2.7～3 μm激光還可以作為過渡族Fe∶ZnSe[3]、 非線性BaGa4Se7[4], ZnGeP2和CdSe[5]等光學晶體的泵浦源, 產生3～5及8～14 μm的中遠紅外激光, 在環(huán)境監(jiān)測、 光電對抗等領域有廣闊的應用前景。 近年來, 國內外已對Er3+摻雜的氧化物激光晶體進行了廣泛的探索和研究[6-8]。 其中YSGG基質晶體機械性能好、 聲子能量較低, 使得Er∶YSGG晶體作為2.7～3 μm中紅外激光增益介質具有巨大的優(yōu)勢和潛力[9]。

激光器在運轉過程中會不可避免地產生熱效應, 導致諧振腔穩(wěn)定性下降以及多種模式之間的相互耦合, 基模體積減小, 限制了激光功率的提高, 激光光束質量變差, 嚴重影響了固體激光器的性能。 為了增加晶體元件的散熱, 降低或補償晶體內部的熱透鏡效應, 目前已采用多種方法, 如在腔內插入負透鏡[10]、 優(yōu)化諧振腔[11]、 改進冷卻方式[12]、 晶體熱鍵合或將晶體棒端面加工成負曲率[13-16]等。 實驗證明, 在激光晶體端面熱鍵合未摻雜的基質晶體作為端帽, 可以有效加快晶體的散熱, 這是由于端帽晶體中沒有激活離子, 自身不產生熱量, 且熱導率相對于摻雜晶體更高, 因此可以起到熱沉的作用。 此外, 激光器在工作過程中, 激光棒通過循環(huán)水冷卻, 將產生的廢熱帶走, 隨著泵浦功率的增加, 會有大量的廢熱不能被及時帶走, 從而積累在晶體內部, 又由于激光棒側表面與冷卻水直接接觸, 會使晶體棒內外部冷卻不均勻, 晶體棒內便形成中心溫度高、 邊緣溫度低的溫度梯度分布, 稱為熱透鏡效應。 目前負曲率端面是補償熱透鏡效應的一種有效方式, 它不需要插入任何光學補償元件, 并且可以增加光束基模體積, 改善光束質量。 2015年, 王金濤等[14]在直徑5 mm、 曲率半徑為-500 mm的Er∶YSGG晶體棒上獲得了20 Hz下10.1 W的2.79 μm激光輸出。 2021年, 權聰?shù)萚15]基于968 nm LD側面泵浦曲率半徑為-200 mm的凹端面15 at.% Er∶YAP晶體, 分別在250和1 000 Hz下, 獲得了26.75和13.18 W的功率輸出。 同年, 胡倫珍等[16]對LD側泵不同曲率半徑的φ3×85 mm Er∶YSGG凹端面鍵合晶體棒進行了研究, 獲得了500 Hz下15.59 W的2.79 μm激光輸出, 優(yōu)化了端面最佳曲率半徑為-500 mm。 然而目前還尚未見到關于不同直徑Er∶YSGG熱鍵合及凹端面晶體元件激光性能的系統(tǒng)對比研究報道。

本工作對提拉法生長的高質量Er∶YSGG晶體進行了熱鍵合和端面負曲率加工, 通過測量鍵合前后透過率的變化檢驗了鍵合面質量。 采用968 nm LD側面泵浦, 對相同直徑未鍵合、 鍵合和鍵合凹面棒的熱透鏡焦距及不同頻率下的激光性能進行了對比研究。 對不同直徑晶體棒在不同泵浦脈寬、 諧振腔長度、 輸出鏡透過率、 重復頻率等條件下也進行了系統(tǒng)對比, 同時測量了具有最佳激光性能晶體棒的光束質量。 獲得的實驗結果和結論可以為中紅外Er∶YSGG晶體激光的進一步實際應用提供數(shù)據(jù)參考。

1 實驗部分

1.1 晶體生長及熱鍵合

通過設計合理的熱溫場結構, 并充入一定的氬氣作為保護氣氛, 有效抑制了Ga2O3的揮發(fā), 采用〈111〉晶向的籽晶, 以一定的轉速和拉速成功生長出了高光學質量的純YSGG和摻鉺濃度為35 at.%的Er∶YSGG晶體, 取部分摻雜晶體研磨成粉末經電感耦合等離子體原子發(fā)射光譜儀(ICP-OES)測量得到晶體中Er3+濃度為33.9 at.%, 因此可以得到Er3+在YSGG晶體中的分凝系數(shù)接近1。 晶體經高溫退火與定向切割, 端面精密拋光, 平面度和表面粗糙度分別小于0.1 λ@633 nm和0.5 nm, 如圖1所示。

圖1 Er∶YSGG晶體端面平面度與表面粗糙度測量結果

為了得到鍵合Er∶YSGG晶體棒, 首先在室溫無塵柜里光膠。 由于光膠過程是基于分子間相互吸引的作用力, 從而使精細拋光的晶面粘結在一起, 因此界面鍵合能較弱, 易開裂, 需要進一步進行高溫熱處理。 將光膠后的晶體置于1 200 ℃的馬弗爐中并恒溫12 h, 使光膠界面形成穩(wěn)定、 牢固的共價鍵, 從而實現(xiàn)永久熱鍵合。 經過切割加工并端面精密拋光, 獲得了直徑均為2 mm的未鍵合、 鍵合及鍵合凹面棒, 如圖2(a)所示。 以及直徑分別為3和4 mm的鍵合凹面棒, 如圖2(b)所示。 以上晶體棒的長度均為85 mm, 其中鍵合棒中Er∶YSGG晶體的長度為55 mm, 兩端純YSGG晶體長度均為15 mm, 凹面曲率半徑均為-500 mm。

圖2 (a) 直徑2 mm Er: YSGG未鍵合、 鍵合和鍵合凹端面激光晶體棒;

為了檢驗鍵合界面的質量, 我們分別加工了厚度均為2 mm的YSGG和Er∶YSGG精密拋光片, 以及厚度為4 mm的YSGG/Er∶YSGG鍵合后的精密拋光片, 使用分光光度計(PE Lamda 950)測量了YSGG與Er∶YSGG單片、 鍵合前簡單疊加以及鍵合后的透過率曲線, 測量范圍320～3 000 nm。

1.2 激光實驗

激光實驗裝置如圖3所示。 晶體棒兩端面鍍有2.79 μm高增透膜, 固定在冷卻套玻璃管的軸心位置。 輸入鏡M1是K9玻璃材質, 鍍有2.79 μm高反射膜(R>99.95%)。 M2為輸出鏡, 其在2.79 μm處的輸出透過率分別為5%、 10%、 15%和20%。 968 nm側泵源(CEO-RBAT35-3P200, Northrop Grumman公司)的結構示意圖如圖3中插圖所示。 三組串聯(lián)并且呈120°角幾何對稱分布的LD陣列安裝在微通道散熱器中并圍繞激光晶體棒放置, 使之具有近似均勻的泵浦強度分布。 每組陣列封裝有15個InGaAs激光二極管, 每個二極管的峰值功率為200 W, 閾值電流為16.3 A, 斜率為17.4 W·A-1(500 Hz, 200 μs)。 隨著電流的增加, 泵浦效率逐漸增加, 在電流達到70 A后, 泵浦效率穩(wěn)定在60%。 該LD側泵源的泵浦電流和泵浦脈寬最大為160 A和 200 μs, 占空比最高不超過10%。 冷卻水從冷水機的出口經過濾器流經激光模塊, 當冷卻水溫度為25 ℃時, LD中心波長約為970 nm(三組LD發(fā)射波長分別為969.8、 969.7和969.5 nm), 半高寬為4.6 nm。 為了使激光二極管輸出波長與Er∶YSGG晶體的吸收峰相匹配, 以提高泵浦效率, 冷水機的工作溫度經優(yōu)化后設置為(22±0.1) ℃, 晶體棒直接由循環(huán)水冷卻。 晶體棒的有效泵浦長度約為50 mm, LD與棒之間的距離約為6 mm。 為了防止晶體棒在高重復頻率及高功率泵浦下受到損傷, 泵浦源工作占空比一般不超過3%。 激光輸出功率由功率計(Ophir 30A-BB-18)測量。 用熱釋電陣列相機(Ophir-Spiricon PY-Ⅲ-HR)記錄激光光束輪廓和相關參數(shù)以計算得到M2因子。

圖3 968 nm LD側面泵浦Er∶YSGG晶體的

2 結果與討論

2.1 YSGG與Er∶YSGG鍵合前后的透過率

圖4為YSGG與Er∶YSGG晶體鍵合前后的透過率曲線。 測量中由于儀器本身以及測量造成的誤差估計約為±0.5%。 純YSGG在整個測量范圍320～3 000 nm內沒有吸收, 透過率均在80%以上。 Er∶YSGG有多個強的吸收峰, 在激光波長2 790 nm處, 透過率約為83%左右。 當YSGG與Er∶YSGG在鍵合前只是簡單地疊加時, 其2790 nm透過率為72.6%, 與考慮光垂直入射時存在四個反射面計算得到的透過率理論值72%相接近。 但是YSGG與Er∶YSGG鍵合后透過率達到了約83%, 與單個Er∶YSGG晶體的透過率相一致。 從圖4整體來看, 鍵合后YSGG/Er∶YSGG復合晶體與單塊Er∶YSGG晶體的透過率曲線基本吻合, 在誤差范圍內難以區(qū)分。 結果表明, 復合晶體由鍵合前的四個反射面, 通過光膠熱鍵合后變成了兩個反射面和一個鍵合界面, 熱鍵合后有兩個反射面消失了, 而且由鍵合界面造成的透過損耗非常小, 已經超出我們現(xiàn)在現(xiàn)有儀器的測量精度范圍, 鍵合面幾乎不存在雜質和損傷, 其鍵合區(qū)域為均勻過渡, 基本上無散射損耗存在, 可以認為實現(xiàn)了一體化[17]。

圖4 YSGG與Er∶YSGG晶體鍵合前后的透過率曲線

2.2 直徑2 mm未鍵合、 鍵合及鍵合凹面棒的激光性能

通過對熱焦距測量值的對比可以為激光性能優(yōu)劣的判斷提供參考, 非對稱穩(wěn)定諧振腔法是目前最常用的測量熱焦距的方法。 基于熱焦距測量的平行平面諧振腔示意圖如圖5中插圖所示。 M1和M2分別是諧振腔的兩個腔鏡, 長度為l的晶體棒等效成一段折射率為n的各向同性介質與一個薄透鏡。L1和L2分別是薄透鏡與M1和M2的距離。 諧振腔的穩(wěn)定性條件可用式(1)表示[18]

(1)

圖5 直徑2 mm Er∶YSGG未鍵合、 鍵合和鍵合凹端面晶體棒的熱焦距隨泵浦功率的變化關系

從式(1)可知, 在f>L1的條件下, 當f>L2時, 諧振腔為穩(wěn)定腔; 當f=L2時, 諧振腔為介穩(wěn)腔; 當f

為了研究激光棒熱鍵合及凹端面對晶體熱效應的影響, 我們首先利用上述諧振腔穩(wěn)定性條件, 在150 Hz、 200 μs條件下測得了直徑均為2 mm的未鍵合、 鍵合和鍵合凹面晶體棒的熱透鏡焦距隨泵浦功率變化的曲線, 如圖5所示。 三根晶體棒的熱焦距和泵浦功率均呈反比關系。 在相同熱焦距下, 鍵合凹端面晶體棒對應泵浦功率最高, 熱鍵合棒略低, 未鍵合棒最低。 這表明熱鍵合可以增加晶體棒的散熱能力, 若再與凹端面加工相結合, 可以在一定程度上補償激光晶體棒在高功率運轉下的熱透鏡效應, 從而進一步提高晶體的激光性能。

圖6是直徑均為2 mm的未鍵合、 鍵合平平面與鍵合凹端面Er∶YSGG晶體棒的激光性能。 從圖6(a), (c)和(e)中可以看出, 當重復頻率低于150 Hz時, 由于晶體內產生的廢熱相對較少, 從而熱效應小, 鍵合以及凹端面并沒有顯示出明顯優(yōu)勢, 其最大輸出功率、 斜效率以及泵浦閾值與未鍵合棒很接近。 例如, 在重頻150 Hz, 脈寬200 μs時, 三種棒的最大輸出功率、 斜效率和泵浦閾值分別均在24 W, 28%和25 W附近。 但從圖6(b), (d)和(f)中可以看出, 隨著重復頻率的增加, 產生的廢熱相對較多, 熱效應增加, 鍵合晶體棒的散熱能力表現(xiàn)出明顯優(yōu)勢, 最大輸出功率和斜效率相比未鍵合棒都得到了明顯提高, 凹端面的熱透鏡補償效應也得到一定的體現(xiàn)。 例如, 在重頻300 Hz, 脈寬100 μs下, 三種棒的最大輸出功率分別為15.54、 17.85和18.33 W、 斜效率分別為16.6%, 18.3%和18.4%; 在重頻500 Hz, 脈寬60 μs時, 三種棒的最大輸出功率分別為10.36, 14.25和15.22 W、 斜效率分別為9.3%, 11.6%和11.6%; 在重頻600 Hz, 脈寬50 μs時, 三種棒的最大輸出功率分別為9.4, 13.32和13.18 W、 斜效率分別為6.7%, 8.6%和9%。 綜上結果可以看出, 熱鍵合相對于未鍵合, 更加有利于提高晶體的激光性能。 此外, 鍵合凹面棒在重頻300～500 Hz下的熱效應補償效果較600 Hz更好, 表明凹面棒的熱效應補償能力與其曲率半徑也有一定的關系, 其補償效果在一定的重頻范圍內最佳, 本文中所有凹面棒的曲率半徑均為-500 mm。 因此需要根據(jù)應用場合對重頻和功率大小的不同需求, 進一步優(yōu)化得到晶體棒的最優(yōu)曲率半徑。

圖6 直徑2 mm Er∶YSGG未鍵合、 鍵合與鍵合凹端面晶體棒的激光性能

2.3 不同直徑鍵合凹面晶體棒的激光性能

圖7為三種不同直徑鍵合凹端面晶體棒在不同腔長、 不同輸出鏡透過率下的激光性能對比, 其中重復頻率為150 Hz, 泵浦脈寬為200 μs。 為了優(yōu)化激光輸出, 輸出鏡M2選取在2.79 μm處具有4種不同透過率的CaF2鏡片, 分別為5%、 10%、 15%和20%, M1和M2對稱地放置在側泵源的兩端, 諧振腔長度分別為120、 130、 140和150 mm。 從圖7(a), (c)和(e)中可以看出, 隨著輸出鏡透過率的增加, 其泵浦閾值也隨之升高, 其中直徑2 mm棒的泵浦閾值最低, 約為25 W, 最佳輸出鏡透過率為10%。 從圖7(b), (d)和(f)中可以看出, 當腔長為120 mm時, 其激光輸出較為穩(wěn)定, 并且當泵浦功率達到110 W時, 輸出功率仍未出現(xiàn)飽和現(xiàn)象。 由于直徑2 mm棒具有大的比表面積, 從而擁有更好的散熱能力, 獲得了最大功率約23.82 W的2.79 μm激光輸出, 直徑3和4 mm晶體棒由于散熱能力相對2 mm較弱一些, 因此它們獲得的最大功率僅在18 W附近。

圖7 直徑2～4 mm Er∶YSGG鍵合凹端面晶體棒在不同腔長及不同輸出鏡透過率下的激光性能

根據(jù)不同應用場合, 需要激光在不同重復頻率下工作, 因此圖8顯示了三種不同直徑φ2, 3和4 mm鍵合凹面棒在不同重復頻率下的激光性能對比, 其中輸出鏡透過率和腔長均為前面實驗獲得的最佳值T=10%和L=120 mm。 從圖8(a), (c)和(e)中可以看出, 當重復頻率低于100 Hz以下時, 直徑2 mm的激光棒并未顯示出明顯的優(yōu)勢, 其最大輸出功率和斜效率與直徑3和4 mm棒相接近, 均在14 W和30%附近, 這應是由于低頻下晶體內部產生的廢熱相對較少, 熱效應不明顯, 循環(huán)水也能將直徑稍大的晶體棒較好地冷卻。 當重頻高于100 Hz時, 直徑2 mm的棒在重頻150 Hz, 獲得了平均功率23.82 W、 斜效率27.7%的2.79 μm激光輸出, 而直徑3和4 mm棒僅約為18 W和23%。 從圖8(b), (d)和(f)中可以看出, 在重頻為300 Hz時, 直徑2 mm棒獲得了平均功率18 W、 斜效率18.4%的2.79 μm激光輸出, 而直徑3和4 mm的棒僅約為13 W和14%; 當重頻為500 Hz時, 直徑2 mm棒獲得了平均功率15 W、 斜效率11.6%的2.79 μm激光輸出, 而直徑3和4 mm的棒僅約為10 W和9%; 當重頻為600 Hz時, 直徑2 mm棒獲得了平均功率13.18 W、 斜效率9%的2.79 μm激光輸出, 而直徑3和4 mm的棒僅約為9 W和7%。 此外, 從整體看來, 直徑2 mm棒的泵浦閾值也均小于直徑3和4 mm的棒。

圖8 直徑2～4 mm鍵合凹端面晶體棒在不同重復頻率下的激光性能

激光的光束質量是衡量激光器光束特性的關鍵參數(shù)之一, 通常采用M2因子和遠場發(fā)散角Θ來表征。 測試條件為重頻150 Hz, 脈寬200 μs, 功率控制在最大輸出功率的80%約18.5W, 并用焦距為300 mm的CaF2透鏡將光束聚焦, 然后在焦點附近移動相機, 記錄x和y方向上的光斑直徑, 得到激光光束在傳輸過程中束腰寬度ω隨傳播距離z的變化, 利用式(2)進行雙曲線擬合[19]

(2)

根據(jù)A,B,C系數(shù)計算可得到M2, 如式(3)所示

(3)

圖9 直徑2 mm鍵合凹端面Er∶YSGG晶體棒的光束質量

3 結 論