光参量啁啾脉冲放大增益特性研究

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简述啁啾脉冲放大过程

简述啁啾脉冲放大过程
啁啾脉冲放大( chirped pulse放大)是一种基于相对论效应的放大器技术,常用于放大高能量、高频率的脉冲信号。

该技术的基本思想是将高速移动的粒子(例如电子)与接收器中的激光脉冲进行相互作用,从而将能量转化为功率,使得
放大倍数得以提高。

啁啾脉冲放大的过程如下:
1. 粒子通过高速运动的空间隧道,与接收器中的激光脉冲相遇。

2. 粒子受到相对论效应的影响,其能量发生膨胀,同时其速度发生减慢,使
得粒子与激光脉冲之间形成压缩的时空结构。

3. 压缩的时空结构会产生啁啾脉冲,其能量与粒子的能量相等,但频率比激光脉冲的频率低。

4. 啁啾脉冲被接收器中的探测器探测到,并转化为功率输出,从而实现放大。

啁啾脉冲放大的优点是具有高能量密度、高增益、低噪声等优点,同时具有空间分辨率高、抗电磁干扰等特点。

该技术可以应用于各种领域,例如激光通信、精密测量、高能物理实验等。

除了相对论效应外,啁啾脉冲放大还受到其他因素的影响,例如粒子的偏振、空间隧道的曲率等。

为了进一步提高放大倍数,需要对这些因素进行控制和优化。

啁啾脉冲放大是一种具有广泛应用前景的放大器技术,其独特的思想和方法为各种领域的信号放大提供了新的思路和选择。

超短激光脉冲的空间展宽及其啁啾特性研究

超短激光脉冲的空间展宽及其啁啾特性研究曹宇祥; 李沁; 阎晓娜; 戴晔【期刊名称】《《大学物理》》【年(卷),期】2019(038)010【总页数】5页(P61-65)【关键词】超短激光脉冲; 光栅衍射; 空间展宽; 空间啁啾; 光谱特性【作者】曹宇祥; 李沁; 阎晓娜; 戴晔【作者单位】上海大学物理系上海200444【正文语种】中文【中图分类】O4332018年诺贝尔物理学奖颁给了两项与激光有关的技术发明，其中一项是奖励Gérard Mourou和Donna Strickland师徒发明了一种超短超高强度光脉冲的产生技术——啁啾脉冲放大(Chirped Pulse Amplification，CPA)技术[1,2]. 这项技术可以使超短脉冲激光器在避免固体增益介质损伤的前提下输出更高的峰值功率，从而推动了其在材料加工和医疗诊断方面的应用[3,4]. 啁啾脉冲放大技术是先将脉冲从时域上进行展宽从而降低峰值功率，然后进入放大器中进行各频谱分量的增益放大，最后再将脉冲进行压缩恢复到初始脉宽从而得到超短超强激光.光栅对、倾斜基片、棱镜对、傅立叶合成脉冲整形器等是常用的展宽和压缩装置[5]. 本实验用平行的光栅对实现了脉冲能量放大时的时空域展宽过程，其光栅的衍射效应导致了超短激光脉冲的空间展宽和频谱再分布，拓展并丰富了光栅衍射实验的物理内涵. 本文从光栅方程出发，推导了有一定频谱宽度的超短激光脉冲经光栅对后其光斑截面大小的变化规律，并在自建的实验平台上观测了空间光斑形状发生的变化，讨论了光斑空间展宽效果与光栅对间的距离的依赖关系，验证了展宽光斑的光谱具有空间啁啾特征.1 问题引入光栅是一种常用的光学色散元件，在光纤通信、红外遥感和激光测量等许多现代工程领域中都有广泛应用，在“大学物理”、“大学物理实验”、“近代物理实验”和“信息光学”等课程中都是重要的教学内容[6-9]. 但是在上述课程或实验内容中，大都讨论平行入射的连续光波而未涉及具有一定频谱宽度的脉冲光经过光栅后的衍射现象.平行单色光通过光栅的衍射效应由光栅方程dsin θ =jλ给出[10]，其中d为光栅常数，θ为衍射角，j为衍射级次，λ为入射光的波长，此方程显示了入射光波长与衍射角的依赖关系. 然而超短脉冲激光器输出的是时域的短脉冲，根据傅里叶变换，入射光具有一定频谱宽度且在光束横截面上的任一位置都包含所有频率分量[11]. 因此在讨论超短激光脉冲经过一对平行光栅的衍射时需要像处理复色光经光栅衍射产生角色散光谱那样，对不同频率的光波分别应用光栅方程. 此外，对于经过平行光栅对的短脉冲而言，另一个重要的调控参数就是光栅对的距离. 改变光栅对的距离，就能够改变输出脉冲的时空啁啾特性. 啁啾指脉冲传输过程中其中心波长产生偏移的现象，其中在光束横截面上不同位置处的中心波长依次偏移产生频率梯度形成空间啁啾，而各频谱分量随抵达等相位面的时间出现偏移产生时间啁啾. 两者之间是互相关联的，但是在本文中仅讨论由于光斑展宽引起的空间啁啾变化.2 激光器参数和实验光路图实验中所使用的激光系统是美国光谱物理公司(Spectra-Physics)的Ti：Sapphire飞秒脉冲系统，发射的激光中心波长为798 nm，脉冲宽度为120 fs，重复频率为1 kHz，脉冲强度分布呈高斯型. 后继的调节光路中，两个定制的反射型闪耀(刻线)光栅被平行安装在定制导轨上，两者的距离可以通过旋钮精确调整并读数，同时脉冲相对于光栅的入射角也可以进行调节. 闪耀光栅表面刻有周期性结构的凹槽，能够实现特定阶次的衍射效率最大化. 如图1所示，取x轴垂直于光栅刻线的方向，此即衍射光谱的展开方向，y为光栅刻痕方向. 光栅线密度为600 l/mm，等于光栅常量d的倒数，闪耀角γ=14°，若令入射光与光栅平面法线夹角α为25°，此参数下由闪耀光栅一级闪耀波长计算公式[12]2dsin γcos(α-γ)=λ(1)得出中心波长λ =792 nm及相邻波长的一级干涉极大在零级衍射中心，从而实现一级光谱的闪耀.实验中还存在高级次衍射，但其光强受到单槽衍射因子调制，能量较小，对实验结果影响小，所以本文仅讨论衍射一级的情况[12].图1 反射型闪耀(刻线)光栅示意图超短脉冲光在经过第一个光栅衍射后产生角色散，根据光栅方程，不同波长光波的衍射角不同，因而不同频率的光在空间上被分开，再经过第二个光栅后这些光波再次衍射形成平行光传输，但是光束的空间尺寸相对于入射脉冲会发生变化，这就导致了超短激光脉冲的空间啁啾展宽，整个实验的光路图如图2所示.图2 实验光路图3 激光脉冲经过光栅对后横轴长度变化下面根据光栅方程推导，有限宽度的复合光束在经过两块相同且平行放置的光栅对后，出射光的传播方向是平行于入射光的. 首先推导单色平行光通过光栅对的衍射，如图3(a)所示.入射光为不考虑光束尺寸的单色光入射光为有一定频谱宽度和光斑尺寸的超短激光脉冲图3 光束经过平行放置的光栅对后的衍射原理图单色平行光通过光栅1的衍射可由斜入射光栅方程描述:d(sin α+sin β)=jλ(2)其中β为衍射角，如以近闪耀波长的平行光入射，根据闪耀光栅衍射效率的特点，此处可仅取一级衍射光j =1，即d(sin α+sin β)=λ(3)经过光栅2衍射的光栅方程为d(sin α′+sin β′)=jλ(4)其中α′为入射角，β′为衍射角，由图可知α′与β互为内错角，所以sin α′ =sin β. 代入j=1，联立式(3)和式(4)，两式相减，消去d sin α′和d sin β，得sin α=sin β′.上述推导证明，对于入射波长为λ的光波，有α=β′，即入射光和通过光栅对后的出射光在传播方向上平行.把上述结论推广到具有一定频谱宽度的超短脉冲激光，若以水平方向入射，则每一频谱分量在经过光栅对后依然保持水平方向出射，但由于不同频谱的光所对应的衍射角不同，在经过光栅对后会出现空间展宽.实验中衍射原理图如图3(b)所示.为讨论出射光束宽度变化，需考虑入射激光的光斑上下边界的衍射情况. 因为入射超短脉冲光的发散角很小，可以视为平行光入射，根据前面讨论可知同频率光波经光栅对衍射后的传播方向是一致的.图3(b)中经光栅衍射出的实线或者点划线分别示意入射脉冲中波长最长和最短的频谱分量，由光栅方程可知，波长较长的频谱分量衍射角较大，波长较短的频谱分量衍射角较小，假设不同波长的光入射时光斑宽度都是a，但是它们的衍射光光斑并不重合(因为衍射角不同)，而且随着光栅对之间距离的增大，它们空间上分离越开，体现在实际光路中就是光斑空间展宽.按照图3(b)，结合光栅方程和几何光学知识，出射光斑宽度L为L=a+b(5)b为出射光斑相对于原始光斑的展宽量.由于光栅表面刻痕对光斑展宽量的影响很小，忽略光栅表面刻痕结构:b≈(Dtan β2-Dtan β1)cos α(6)所以根据近似条件:L≈a+D(tan β2-tan β1)cos α(7)D为光栅对之间的距离. 同时，可联立式(1)和式(3)得(8)化简得到α+β=2γ(α>γ)，即入射角加一级衍射角恒等于两倍的闪耀角.由α=25°和γ=14°可知衍射角β为3°，接近光栅平面法线方向，与入射角同侧，且入射光和衍射光关于槽面法线对称，该结论在任意α > γ的角度都成立.实验中使用的激光器的中心波长为798 nm，光谱半高宽Δλ =7 nm，所以激光的波长λ范围约为794.5～801.5 nm. 激光波长具有一定范围但都在光栅的闪耀波长附近，因此大部分衍射能量仍都集中于一级光谱上，满足j=1条件，取最短波长λ1 =794.5 nm和最大波长λ2 =801.5 nm分别代入式(3)，得β1=3.1690°，β2=3.4101°. 此外，经过光栅对前的入射脉冲光斑宽度取光斑轮廓仪测量值，沿不同方向的直径测量五组数据，每组15个测量值，共75个数值取平均值为2.589 mm，标准差为0.0560 mm，代入式(7)得L=0.003826D+2.589(mm)(9)这是一个以光栅对之间的距离D为自变量的一次函数，L的增量源于不同频率的光衍射角不同，式中常数项即为原始光斑的宽度.4 实验研究4.1 光斑形变前后的强度分布测量图4显示了使用光斑轮廓仪分别测量得到的入射脉冲光斑尺寸和经过光栅对后的光斑尺寸. 经过光栅对后的脉冲光斑x轴明显变长，形状由原来的圆形变成了椭圆形，而y轴基本保持不变，证明光斑尺寸的空间展宽依赖于衍射光谱展开过程，宽度变化在x方向.图4 光斑图像和分解到x、y轴方向的光强分布图. (a)—(c)未经过光栅对的入射光斑图像和其在x、y轴方向的强度分布; (d)—(f)经过距离为18.25 cm的光栅对后，具有空间展宽特征的光斑图像和其在x、y轴方向的强度分布.4.2 光斑空间展宽量与光栅对之间距离D的依赖关系为了定量研究光栅对之间的距离对于脉冲空间展宽过程的影响，通过改变光栅对距离D，从4.25至18.25 cm每间隔1 cm分别测量光斑的x和y轴长度，反复进行了五组测量然后计算其平均值及标准差，结果如图5(a)所示. 光斑的x轴长度随着光栅对的距离D呈现线性增加，而y轴长度几乎不变，表明自建光路呈现较好的空间平行度，光斑经过光栅对后仅在x轴方向有展宽，椭圆形光斑逐渐拉伸，从而不断改变其光谱的空间再分布.光斑x和y轴长度与光栅对距离D的依赖曲线光斑横纵比x/y对光栅对距离D的依赖曲线图5进一步计算光斑的横纵比x/y并作图，可以看出随着D值的增加，光斑的横纵比也线性增加.为了便于理解，可以用横纵比来简单分析超短激光脉冲空间啁啾的变化. 在当前实验结果中D值越大，光斑在x轴方向越宽，单位长度上频率变化率越大，引入的空间啁啾现象越明显，如图5(b)所示.图5(a)中也将光斑x轴长度的实验值和之前根据式(9)计算出的理论值L进行了比较.两条直线的截距都设定为实验测量值，而斜率分别由实验和计算得出. 从图中可以看出两条线段的斜率基本吻合，D值增加导致的x轴长度增加量是因为不同频率的光衍射角不同导致的，而两者的差异可能来源于光束边缘的衍射效应、光斑轮廓仪检测不到较弱的外围光强等实际测量限制.4.3 光斑空间展宽后的光谱特性分析超短激光脉冲经过光栅对展宽后的光斑光谱分布特性可以通过光纤光谱仪(Ocean Optics，USB2000)来测量. 将光纤探头固定在一个三维移动平台上，保持其移动方向和光斑x轴向平行.再设定D值为18.25 cm，记录经过光栅对展宽后的出射光斑中心水平线上不同采样位置Δx与中心波长λ的对应关系，所得曲线可显示λ在空间上的分布规律.测量时光斑位置Δx的变化范围在4.2～7.5 mm，每间隔0.1 mm读取一次光谱的中心波长λ，得到的曲线如图6所示，拟合直线λ=kΔx+c，截距c等于772.86 nm，斜率k为4.2 nm/mm，表征展宽光斑中心水平线上的频率梯度. 图中能够看出超短激光脉冲经过光栅对后呈现出明显的角色散效应，不同频率的光分量在空间上有序展开，从而证明了展宽光斑携带了空间啁啾的特征. 然而，该曲线也呈现出一定的波动特征，这是因为超短激光脉冲的光强在空间上是呈高斯型分布的，实验中在经过光栅对后不同频率的光产生了光谱叠加，尤其是在展宽后的出射光斑中心处光谱分布的梯度更大，分量叠加效应更集中，使得光纤光谱仪采集信号时分辨率受到影响，但是总体上来看，该曲线还是呈现光斑中心波长随着移动位置变化而逐渐变大的特征.若光束尺寸小到可以忽略光谱叠加，得到的λ在空间上的分布规律会近似于如同拟合直线一样的一次函数. 这是因为超短脉冲经过光栅衍射产生角色散，不同频率的光在空间展开，根据第三节推导可知它们各自的衍射角由光栅方程确定，因此展宽后的出射光斑在展宽方向上的中心波长是单向连续增加的.图6 中心波长λ对光斑位置Δx的依赖曲线需要指出的是，这里的光谱叠加，是同一级次(j=1)同一空间位置上的不同频谱分量产生的强度叠加，与光栅衍射时出现不同级次光谱的强度叠加有本质的区别. 当前实验结果提升了我们对于光栅衍射效应的理解和认知.5 结论本文首先从斜入射光栅方程推导了具有一定频谱宽度的超短激光脉冲光束的光斑随着所经过平行光栅对距离的增大而展宽的理论依据，然后在实验上展示了该衍射效应，且实验值和理论值基本吻合.研究表明光斑横轴的增量主要来源于经过光栅对后不同频率的光波衍射角不同而导致的角色散效应.我们也测量了光斑光谱分布特性，证明了衍射后的脉冲光谱携带了空间啁啾特征并讨论了其变化规律. 当前研究有助于理解啁啾脉冲放大技术中光栅对的作用和原理，并加深了我们对光栅衍射效应的认识.致谢:衷心感谢上海大学孙迺疆老师对本文内容的审阅及提出的宝贵建议.【相关文献】[1] Strickland D, Mourou G. Compression of amplified chirped optical pulses[J]. Optics Communications, 1985, 55(6): 447 -449.[2] 魏志义,王兆华,滕浩,等.啁啾脉冲放大技术: 从超快激光技术到超强物理世界[J].物理,2018,47(12):763-771.[3] Kamlage G, Bauer T, Ostendorf A, et al. Deep drilling of metals by femtosecond laser pulses[J]. Applied Physics A, 2003,77(2):307-310.[4] Block E, Greco M, Vitek D, et al. Simultaneous spatial and temporal focusing for tissueablation[J].Biomedical Optics Express, 2013, 4(6):831-841.[5] Gu X, Akturk S, Trebino R. Spatial chirp in ultrafast optics[J]. Optics Communications, 2004,242(4-6): 599-604.[6] 彭华雨,范婷.光栅最小偏向角法测量汞灯谱线波长的理论和实验验证[J].大学物理,2016,35(02):56-59.[7] 马洪良,张义邴.近代物理实验[M].2版.上海:上海大学出版社,2012.11.[8] 苏显渝.信息光学[M].2版.北京:科学出版社,2011.[9] 陈鹤鸣,胡长贵.阿贝—波特实验中光栅像的空间周期讨论[J].大学物理,1994,13(08):28-28.[10] 姚启钧.光学教程[M].5版.北京:高等教育出版社,2014．[11] 周炳琨.激光原理[M].7版.北京:国防工业出版社, 2014.[12] 郑少波,赵清.物理光学基础[M].北京:国防工业出版社,2009.。

啁啾脉冲的光学参量混频

ＡｂｔａｔＴｅｅｅｔｏｈａｎｏｈｒｅｕｓｎｔｅｐｏｅｓｏｐｉａａａｔｒｇｎｒｔｏｒｉｃｓｅｓｒｃ：ｈｆｃｎｔｅｇｉｆａｃｉｐｄｐｌｅｉｈｒｃｓｏｔｃｌｐｒｍｅｅｅｅａｉｎａｅｄｓｕｓｄ．ｔｅｒ — ｆｈｅｓｉｓｓｏｈｔｔｌ — ｏｆｃａｌｂｅｃｄａｄｔｅｇｉｈｉｎｕｓａｅｉｃｅｓｄｉＩａｐｏｒａｅｕｔｈｗｔａｈｗａｋｅｆｅｅｔｃｌｅｒｄｕｅｎｈａｎｏｔｅｓｇａｐｌｅｃｆｌｎｂｎｒａｅｆａ１ｐｒｐｉｔｃｉｐａａｔｒｉｅｅｔｄ．ｈｒｅｐｒｍｅｅｓｓｌｃｅｄ
利用ＢＯ、ＢＢＬＯ及ＫＰ晶体，Ｔ目前的参量激光的调谐波长覆盖了从紫外到中红外的波段范围由
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在三渡耦合光学参量放大过程中，果每个相如
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基金项目：江省重点学科贷助硬目（９９０３浙】９～２０）第一作者俺彳：勤诚（９６一）男．旗．江宁渡人，ｒ王１４，投浙副教授
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自由电子激光放大啁啾脉冲的数值模拟

文章编号：１０ —３２２０）４０３—４０１４２（０８０—５３０
自由电子激光放大啁啾脉冲的数值模拟
彭堂超，束小建，窦玉焕
（．国工程物理研究院研究生部，北京１０８１中００８；２．北京应用物理与计算数学研究所。北京１０８）００８
㈤
维普资讯
强激光与粒子柬
第２Ｏ卷
一
）Ｅｘ一妄一ｏｐｅ（）
（１）
式中：ｚ￡为脉冲包络的缓变振幅；。｝ｚ￡｝；０高斯脉冲的波形参数；Ｅ（，）Ｅ一Ｅ（，）ｒ是Ｃ是啁啾参数，ＣＯ时当＞为正啁啾，表示脉冲后沿的频率会变大；Ｃ当＜Ｏ时为负啁啾，脉冲后沿的频率会变小。
（）可以用傅里叶变换法求解得２，
Hale Waihona Puke Ｅ，Ｅｃ＝。．瓦［＝＝
一
］ｘｐ。｛ｅ一
）
ｃ３
由式（）以知道脉冲在传播过程中一直为高斯脉冲，３可它在介质中任意一处的宽度和初始啁啾脉冲的宽度比为
ｒ［＋ｇ＋ｒ。０Ｌ）（）／（ｒ＼，２＼，警］。５Ｊ。１
子脉冲得到超短ＦＬ，是由于空间电荷效应，想得到高品质的超短电子脉冲是非常困难的。除了获得尽Ｅ但要
可能短的电子脉冲之外Ｌ，２同样可利用ＣＡ技术获得超短脉冲ＦＬ，优点在于可利用相对较长的电子脉冲］ＰＥ其获得波长大范围连续可调的超短脉冲激光，且可以获得更短波长、至Ｘ射线波段的高功率超短脉冲激光。并甚

激光啁啾效应

激光啁啾效应1. 什么是激光啁啾效应？激光啁啾效应（Laser Chirping Effect）是指激光器输出的光脉冲在时间上的变化，即脉冲的频率和幅度随时间发生变化的现象。

通常情况下，激光器输出的脉冲应该是稳定的，然而在一些特殊情况下，激光器的输出会出现啁啾现象。

2. 啁啾效应的原理激光器的啁啾效应主要是由于非线性光学效应引起的。

在激光器内部，光脉冲在介质中传播时会受到介质的非线性折射率的影响。

当光脉冲的强度较高时，光在介质中传播过程中会引起介质的非线性响应，导致折射率发生变化。

这种折射率的变化会影响光脉冲的传播速度，进而导致脉冲的频率和幅度发生变化，形成啁啾效应。

3. 啁啾效应的影响激光器的啁啾效应对于一些应用是十分不利的。

首先，啁啾效应会导致激光脉冲的频率发生变化，这对于需要稳定频率的应用来说是不可接受的。

例如，在激光干涉测量中，啁啾效应会导致测量的精度下降。

其次，啁啾效应还会使激光脉冲的幅度发生变化，这对于需要稳定幅度的应用同样是不利的。

例如，在激光雷达中，啁啾效应会导致目标的距离和速度测量的误差增大。

4. 减小啁啾效应的方法为了减小或消除激光器的啁啾效应，可以采取以下方法：•优化激光器的设计。

通过改变激光器的结构和参数，可以降低非线性效应的影响，从而减小啁啾效应。

•使用抵消器件。

通过在激光器输出端添加特定的光学元件，可以抵消啁啾效应引起的频率和幅度的变化，从而实现稳定的输出。

•使用反馈控制。

通过对激光器输出的信号进行实时监测和反馈控制，可以及时调节激光器的工作状态，从而减小啁啾效应。

5. 应用领域激光啁啾效应在许多领域都有重要的应用。

例如：•激光干涉测量。

在激光干涉测量中，啁啾效应会影响测量的精度，因此需要采取相应的措施来减小啁啾效应，提高测量的精度。

•激光雷达。

在激光雷达中，啁啾效应会导致距离和速度的测量误差增大，因此需要对激光器进行优化，减小啁啾效应，提高测量的准确性。

•激光医疗。

频率波动对啁啾脉冲在放大介质中传播特性的影响

ＨＵＪｎ，ＺｕＨＯａ — ｏｇ，ＬｎＵＸｉｏｈｎＵＯＢｉ
（ｏｅｅｏｃｎｅＳｕｈｅｔｉｏｎｎｖｒｔ，Ｃｅｇｕ６０３，ＣｉａＣｌｇｆｉｃｏｔｓＪｔｇＵｉｓｙｈｎｄ１０１ｈｎ）ｌＳｅｗａｏｅｉ
种物理模型来研究啁啾脉冲在放大介质中的传播特性ｊ这些模型各有其特点。本文在考虑了介质，
收稿日期：０－４０２７０－９０修订日期：０７５２２０－－５０
胡军，小红，周罗斌
（西南交通大学理学院，成都６０３）１０１
摘要：综合考虑了激光放大介质的克尔非线性效应、速度色散和净增益后，出了光脉冲在在群得
放大介质中传播的基本方程。以钕玻璃放大介质为例，短脉冲在放大介质中的传播特性进行了对数值模拟，并重点讨论了啁啾脉冲频率波动对其传播特性的影响。关键词：光放大介质；激啁啾脉冲；率波动；增益频净中图分类号：Ｎ４Ｔ２１文献标识码：Ａ文章编号：６３５９（０７０－５－４１７ —６２２０）３２４０
拟有着重大意义，因此国内外的研究工作十分活跃。而ＩＦ的研究也推动了高功率固体激光驱动器的发Ｃ
展，界各国为此投入了很大的精力，断提出新的世不发展计划，索新的技术途径，ＩＦ激光驱动器的探使Ｃ
１理论模型
假设在介质中沿ｚ轴传播的光波为准单色线偏振光，其慢变包络Ａ（，）频域中为Ａｚ一ｚｔ在（，

大口径啁啾脉冲放大激光系统光的谱剪切分析

冲放大激光系统中，高阶分布可以忽略，所以光谱剪切成为影响输出脉冲特性的关键因素。啁啾脉冲放大系统各部分光谱剪切对输出脉冲的时空特性都存在不同程度的影响。
对大口径啁瞅脉冲放大激光系统中的光谱剪切效应进行理论分析并建立数值模型。模拟结果表明，压
缩器光谱剪切通过改变压缩光束横截面上的能量空间分布，进而影响焦平面上聚焦焦斑的能量空间分布和
聚焦脉冲的峰值功率。图１是压缩器光谱剪切对聚焦焦斑的影响。根据图１压缩器通光带宽越宽，光谱剪切效应影响越弱，但宽带宽压缩器的改善程度很小，一般可忽略。此外，焦平面焦点位置处的压缩脉冲宽
（压缩器通光带宽，融稠啾脉冲窄化后带宽）矾
度由放大器决定，受压缩器色散补偿影响。聚焦脉冲时间信噪比由展宽器通光带宽与啁啾脉冲窄化后带宽的比值决定，如图２所示，比值越大则信噪比越高。若放大器一定，即啁啾脉冲窄化后带宽确定，则聚焦
脉冲时间信噪比受展宽器通光带宽单方面决定。另外，根据图２基于不同的展宽器和放大器，压缩器对聚焦脉冲的时间信噪比具有优化或恶化作用。当展宽器带宽与啁啾脉冲窄化后带宽的比值较大，则宽带宽压缩器可以优化信噪比，反之则窄带宽压缩器可以优化信噪比，但影响程度很小。因此，为减小展宽器、压缩器光栅尺寸，展宽器可选择满足聚焦脉冲时间信噪比的最小通光带宽，即针对神光Ｉ千焦耳高能拍瓦激Ｉ光装置的设计参数展宽器可选择１．ｎ３ｍ通光带宽以保证聚焦脉冲（６啁啾脉冲窄化后带宽３前后ｌ．ｒ４ｍ）ｉ０ｓｐ处１。Ｏ时间信噪比。压缩器对聚焦脉冲时空的影响很弱，可选择零通光带宽，即仅中心波长完全通过，其

相干脉冲堆积——超越啁啾脉冲放大的新技术

相干脉冲堆积——超越啁啾脉冲放大的新技术以相干脉冲堆积——超越啁啾脉冲放大的新技术近年来，随着通信技术的迅速发展，人们对于高速、高效的数据传输需求也日益增长。

在这个背景下，相干脉冲堆积技术作为一种新型的脉冲放大技术，逐渐受到了人们的关注。

相较于传统的啁啾脉冲放大技术，相干脉冲堆积在传输速率和信号质量方面具有明显优势，并且有着广阔的应用前景。

相干脉冲堆积技术是一种基于相干信号的放大技术，它利用光学相干效应对信号进行放大。

在这种技术中，输入信号首先通过一系列光学器件进行调制和处理，然后与参考信号进行干涉，最后通过探测器进行解调得到放大后的信号。

相干脉冲堆积技术的关键在于如何保持输入信号与参考信号之间的相干性，以实现信号的高效放大。

与传统的啁啾脉冲放大技术相比，相干脉冲堆积技术具有以下几个突出的优点。

首先，相干脉冲堆积技术可以实现高速的数据传输。

相干脉冲堆积技术利用相干信号的特性，可以在不损失信号质量的情况下实现高速的数据传输，极大地提高了传输效率。

其次，相干脉冲堆积技术具有较高的信号质量。

相干脉冲堆积技术能够有效抑制噪声和失真，提高信号质量和抗干扰能力。

再次，相干脉冲堆积技术适用于多种光纤传输系统。

相干脉冲堆积技术可以适应不同的光纤传输系统，包括单模光纤、多模光纤以及光纤光栅等，具有较好的通用性。

最后，相干脉冲堆积技术具有较低的功耗和成本。

相干脉冲堆积技术采用了高效的光学器件和信号处理算法，可以实现低功耗和低成本的信号放大。

近年来，相干脉冲堆积技术在光通信领域得到了广泛的应用。

相干脉冲堆积技术可以用于光纤通信、光纤传感、光纤放大器等多个应用场景。

例如，在光纤通信中，相干脉冲堆积技术可以实现高速、长距离的信号传输，提高网络的传输容量和覆盖范围。

在光纤传感中，相干脉冲堆积技术可以实现高精度的信号检测和测量，用于温度、压力、应变等参数的监测。

在光纤放大器中，相干脉冲堆积技术可以实现高增益、低噪声的信号放大，提高光纤放大器的性能和可靠性。

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　第14卷　第4期强激光与粒子束Vol.14,No.4　　2002年7月HIGHPOWERLASERANDPARTICLEBEAMSJul.,2002　

文章编号:100124322(2002)0420516205

光参量啁啾脉冲放大增益特性研究①

黄小军,　张树葵,　袁晓东,　王晓东,　唐　军,　曾小明,　魏晓峰(中国工程物理研究院激光聚变研究中心,四川绵阳621900) 摘　要:　通过对非线性三波耦合方程组进行数值求解,研究了光参量放大(OPA)

的增益特性及饱和放

大特性。给出了泵浦光、信号光参数对参量增益的影响及其与晶体饱和长度的关系。结果表明:OPA具有传统啁啾脉冲放大(CPA)系统所不具有的优点,将有可能取代传统的CPA系统而作为超短超强激光系统的新型前

端。关键词:　啁啾脉冲;光参量放大;增益;饱和放大中图分类号:TN24 文献标识码:A

近年来,超短超强脉冲激光技术的飞速发展,不但为X光激光、强场物理等研究领域提供了全新的实验工具,还为惯性约束聚变开辟了新的“快点火”途径[1]。啁啾脉冲放大(CPA)

技术是产生超短超强激光脉冲有效的

且是成熟的方法。世界上许多实验室都建立了多TW的CPA台面系统,有的甚至建立了大型(>100TW

)的

CPA超短脉冲激光装置。但是传统的CPA系统有自身难以克服的弱点,即放大后脉冲的本底强,信噪比低,这与强场物理研究中高信噪比打靶脉冲的需求相矛盾。光参量啁啾脉冲放大(OPCPA)技术[2]是先将飞秒脉冲展宽至几百ps甚至ns以上,利用光波在非线性介质中的相互耦合提供增益而使种子光得到放大,它作为一种全新的超短脉冲放大途径,以其独特的优势引起了人们的广泛关注和研究。首先,OPCPA有很高的增益,且有非常宽的增益谱(>100nm

)

;OPA

仅在泵浦光的脉

冲宽度内有增益,故放大后脉冲本底很小,放大脉冲的信噪比可比传统的CPA系统大大提高;OPA由光波间的耦合来提供增益,放大介质的热效应很小,放大光束基本没有热相位畸变等等。基于上述优点,OPCPA将可能是发展下一代超短超强脉冲激光装置的可选技术途径之一。本文着重研究光参量放大过程的增益特性和饱和放大特性,研究了泵浦光和信号光初始参数对放大过程影响的定量关系,并给出了一个OPCPA的设计实例。

1　基本理论光参量放大过程是三波在非线性介质中的耦合作用,通常是将一个强的泵浦光和一个弱的信号光同时入射到非线性晶体中,在满足相位匹配条件时,它们相互耦合产生一个差频光(空闲光),同时弱的信号光在此过程被放大,这就是所谓的光参量放大(OpticalParametricAmplification)

。

光参量放大过程可用三波耦合波方程组来描述[2～5]

(55z+1vg155t+Α1)E1(z,t)=-iΞ1deffn1cE32(z,t)E3(z,t)exp(-i∃kz)(1)

(55z+1vg255t+Α2)E2(z,t)=-iΞ2deffn2cE31(z,t)E3(z,t)exp(-i∃kz)(2)(55z+1vg355t+Α3)E3(z,t)=-iΞ3deffn3c1cos2ΒE1(z,t)E2(z,t)exp(i∃kz)(3)以上各式中:下标j=1,2,3分别代表信号光、空闲光和泵浦光;E,n,Α,Ξ分别代表三波的电场、折射率、损耗系数和光波频率;c是真空光速;z是光的传播方向;deff代表有效非线性系数;Β是Poyting矢量的走离角;∃k=

-k1-k

代表相位失配。

OPCPA中的信号光被展宽到ns或亚ns,泵浦光是ns脉冲,因此可认为各耦合波的群速度基本相等,即vg1≈vg2≈vg3。对方程(1)～(3)作如下的坐标变换,Φ=z,Σ=t-z󰃗vg

,且在不考虑损耗情况下,可得如下的归一

①收稿日期:2001210224;　修订日期:20022022

基金项目:中国工程物理研究院重大基金资助课题(YJ201)

作者简介:黄小军(19742),男,硕士,主要从事超短脉冲激光放大及相关技术研究;绵阳9192988信箱。

其中W=I1(0)+I2(0)+I3

(0)cos

Β(5)

u1=I1󰃗Ξ1W,　u2=I2󰃗Ξ2W,　u3=I3cos

2Β󰃗Ξ

3W(6)

Η=∃k+52-53-52(7)

Φ=

4deffΠ(ΠW)1󰃗2z

(Ε0n1n2n3Κ1Κ2Κ

3cos

2Β)1󰃗2

(8)

式中:I

(0),I2(0),I3(0)分别代表信号光、空闲光和泵浦光的初始光强度;52,52,53分别表示三波的初始位

相。忽略泵浦光的衰减,可获得OPA过程的参量增益(强度增益)的解析解[2,5～7]

G=g20g20-(∃k󰃗2)2sinh2[g20-(∃k󰃗2)2lc](9

)

g0=Πdeff8I30󰃗ΕcΚ1Κ2n1n2n3

(10)

式中lc代表三波在晶体中的互作用长度。为了对光参量放大过程有全面的了解,我们利用龙格2库塔法对上述耦合方程组其进行数值求解,并与解析解作了比较,发现在小信号情况下它们吻合很好,但是如果泵浦光强烈衰减,即饱和放大时必须用数值解,才能真实反映光参量放大过程中三波的变化情况。

2　数值模拟及分析由于入射的信号光和泵浦光脉冲各部分(时间)有不同的强度分布,信号光各部分对应的增益也各不相同,

在本文中我们只关心光参量增益随着三波在晶体中相互作用长度的变化,故没有考虑脉冲的时间波形,而将入射波作为一个整体来考虑,取其平均强度。下面的数值模拟结果(没有特殊说明)均是在∃k=0时获得的,因为只有在满足相位匹配条件∃k=0时,

信号光才能获得最大的增益。我们用自己的程序模拟了BBO晶体在I类相位匹配条件(Κp=532nm,Κs=

780nm,相位匹配角为22.09°)下的增益,并与小信号情况下的解析解作了比较,如图1所示。

Fig.1　Comparisonofnumericalsolutionandanalyticalsolution图1　数值模拟解和解析解对比Fig.2　Amplifiedsignalintensityandpumpdepletion图2　信号光放大及泵浦光衰减过程示意从图1可以看出,无论是解析解还是数值模拟解,在小信号增益条件下弱信号光按指数迅速增长,二者吻合很好。随着放大过程的深入,泵浦光将逐渐衰减,信号光的增长将趋于缓慢,直至达到饱和状态,如图中的数值解所示。解析解由于没有考虑泵浦光的衰减,信号光的增益仍按指数增长。这就是图中看到的两条曲线逐渐发生分离。如果继续在晶体中放大,能量将从信号光和空闲光回流到泵浦光上,这就是过饱和状态。图2给出了光参量放大过程中三波相互耦合的全过程。当三波刚开始作用时,信号光和空闲光迅速增长,

715第4期黄小军等:光参量啁啾脉冲放大增益特性研究

© 1995-2005 Tsinghua Tongfang Optical Disc Co., Ltd. All rights reserved.泵浦光基本不衰减,这就是小信号放大阶段。随着放大过程的深入,泵浦光逐渐衰减,放大趋于饱和,如图2中晶体的15mm附近,如果在此输出,信号光将获得最大的能量转换效率。这表明,一旦泵浦光和信号光的参数给定,信号光达到饱和放大所对应的晶体长度是一定的。因此,在设计光参量放大器时,应根据泵浦光和信号光初始参数,仔细选择晶体的最佳长度,使信号光刚好放大至饱和点就从OPA中输出,获得最大的能量提取效率。下面我们研究在不同初始信号光强度条件下光参量放大的增益变化。在图3泵浦光强是一定的,Ip=1×1013W󰃗m2。图3(a)中给出了在泵浦光一定的情况下,不同信号光强对应的光参量增益值。从图3(a)中可以看

出,信号光强越小,它获得的饱和增益越大,相应的晶体饱和长度越长。图3

(

给出了信号光在不同初始光强

下的变化情况。从图3

(

b)中可以看出,信号光的初始光强越强,达到饱和增益越快,晶体的饱和长度越短;初始

光强小,所需的晶体饱和长度越长。我们还可以看到一个有趣的现象,那就是只要泵浦光强一定,不同的初始信号光强最终都将获得相同的饱和放大光强,如图3

(

所示。

Fig.3　Gainvariation(a)andamplifiedsignal(b)withdifferentinitialsignalintensities图3　一定的泵浦光条件下,不同信号光强对应的光参量增益变化(a)和不同的初始光强的信号光放大过程(b)

Fig.4　Gainvariationwithdifferentinitialpumpintensities图4　信号光在不同泵浦光强度下的增益变化

图4给出了信号光(I

=1×10

10W󰃗m2)在不同泵

浦光强度情况下的增益变化。信号光的初始光强一定时,泵浦光越强,信号光所获得的饱和增益越大,且所对应的晶体饱和长度越短。因此,可以根据晶体长度和所需的增益值来选择初始泵浦光强度。

3　OPCPA前端系统的设计实例下面给出一个OPCPA前端系统的设计实例,系统主要参数如下。 fs振荡器:300mW󰃗80fs󰃗780nm󰃗100MHz,单脉冲能量3nJ。光栅展宽器:将fs脉冲展宽至500ps,单脉冲能量1.5nJ

。

前级预放OPA,以追求高增益为目标,其参数如下。初始输入信号光:1.5nJ󰃗780nm󰃗0.5ns󰃗<1mm,信号光的光强为3.8×106W󰃗m2。泵浦光:20mJ󰃗532nm󰃗1ns󰃗<1.5mm,泵浦光的光强为1.13×1013W󰃗m2。利用上述参数计算OPA的增益,如图5所示。从图5可以看出,前级预放的增益最大能达到2×10

,晶体

的饱和放大长度约为17mm,输出3mJ的饱和放大信号光。由此可以看出,OPA很适合作为超短脉冲激光放大装置的高增益预放,可望取代目前CPA系统复杂的再生放大器。为了进一步提高放大光的输出功率,再增加一个功率预放OPA,其参数如下。输入信号光:3mJ󰃗0.5ns󰃗<4mm,光强为4.77×1011W󰃗m2。

815强激光与粒子束第14卷