Гибридные импульсные лазерные источники с накачкой выходного усилителя одномодовым волоконным лазером тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.21, кандидат наук Обронов Иван Владимирович

• Обронов Иван Владимирович
• кандидат наук
• 2018

Оглавление диссертации кандидат наук Обронов Иван Владимирович

Введение

Цель диссертационной работы

Научная новизна работы

Практическая значимость работы

Положения, выносимые на защиту

Список публикаций по теме диссертации

Глава 1 Литературный обзор

1.1 Взаимодействие излучения с веществом

1.2 Типы лазеров и усилителей ультракоротких импульсов

1.3 Обзор используемых типов объемных усилителей

1.3.1 Трапецевидные усилители (Слэб)

1.3.2 Дисковые усилители

1.3.3 Усилители на стержнях

1.4 Обзор доступных лазерных материалов, обоснование Yb:YAG

Глава 2 Обзор теоретической модели

2.1 Структура модели

2.2 FD-BPM метод

2.3 Анализ тепловых и концентрационных эффектов

2.3.1 Расчет теплового распределения

2.3.2 Зависимость коэффициента теплопроводности

2.3.3 Измерение коэффициента теплообмена

2.3.4 Определение зависимости сечений излучения и поглощения от температуры. Изменение времени жизни верхнего лазерного уровня

2.4 Инверсионная линза

2.5 Вычисление суперлюминесценции и паразитной генерации

2.6 Вычисление параметра М2

2.7 Выводы к главе

Глава 3 Результаты теоретического моделирования

3.1 Теоретические результаты для усилителя в CPA схеме с накачкой на длине волны 920нм

3.2 Теоретические результаты для усилителя в схеме прямого усиления с одномодовой накачкой 1007 нм

3.3 Выводы к главе

Глава 4 Результаты экспериментов

4.1 Результаты эксперимента с накачкой одномодовым лазером 920нм

4.2 Результаты экспериментов с накачкой 1007нм

4.3 Выводы к главе

Глава 5 Разработка гибридного импульсного лазера с длиной волны 1940нм

5.1 Задающий генератор

5.1.1 Экспериментальная установка

5.1.2 Численное моделирование и вариация параметров

5.2 Лазер накачки

5.3 Гибридный усилитель

5.4 Экспериментальные результаты

5.5 Выводы к главе

Основные результаты диссертации

Список литературы

Благодарности

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Гибридные импульсные лазерные источники с накачкой выходного усилителя одномодовым волоконным лазером»

Введение

Благодаря особым физическим механизмам взаимодействия ультракоротких импульсов (УКИ) лазерного излучения с веществом, УКИ лазеры с высоким качеством излучения (М2=1) широко востребованы в полупроводниковой промышленности и точном машиностроении.

Основными особенностями оптических УКИ при обработке различных материалов являются:

• Многофотонные процессы поглощения излучения и быстрая передача энергии материалу с его абляцией до наступления фазы плавления. Этот переход происходит на временах порядка 10пс, что приблизительно соответствует электрон-фононному времени релаксации [1].

• Незначительный расплав материала и малый размер перегретой зоны в окрестности области воздействия лазерного излучения на поверхности образца. Благодаря этому удается минимизировать тепловые повреждения, например, образование внутренних напряжений материала в области обработки.

• Отсутствие взаимодействия между абляционным шлейфом частиц, покидающих материал при воздействии лазерного излучении УКИ и самим лазерным излучением, приводящего к рассеянию падающего излучения.

УКИ лазеры используются для прецизионной микрообработки поверхностей [1], сверления отверстий [2,3], скрайбирования [4], резки [5] и сварки различных материалов [6,7]. Известно, что максимальная эффективность процесса абляции достигается при определенных оптимальных значениях плотности энергии УКИ [8, 9]. Для высокоточного лазерного сверления, скрайбирования и лазерной резки требуются значения энергий импульсов лазерного излучения порядка 20-200мкДж при длительности импульсов до 15пс [10, 11]. При этом для увеличения скорости обработки необходима достаточно высокая частота следования импульсов (до единиц мегагерц), а, следовательно, и высокая средняя мощность [12].

Кроме того, лазерное излучение УКИ за счет высоких пиковых мощностей, воздействуя на различные оптически прозрачные диэлектрические материалы (стекло, плавленый кварц, сапфир и т.д.), способно индуцировать в них нелинейное многофотонное поглощение, что в свою очередь позволяет производить их обработку с высокой точностью [13].

Как правило, для таких применений используют лазеры с длиной волны вблизи 1мкм благодаря широкой распространенности оптических компонентов и источников излучения. Для медицинских применений, а также обработки различных полимеров, могут использоваться импульсные лазеры с длиной волны вблизи 2мкм [14]. Для получения и усиления коротких и ультракоротких импульсов (УКИ) существует большое разнообразие лазеров и усилителей. Они отличаются как типом активной среды, так и конфигурацией оптической схемы. Наиболее популярные конфигурации в настоящее время, обладающие выше обозначенными параметрами, - волоконные лазеры со схемой усиления чирпированных импульсов (CPA), дисковые лазеры, лазеры с выходными трапециевидными усилителями или кристаллическими стержнями, в т.ч. кристаллическими волокнами.

В волоконной конфигурации возможно получать высокую среднюю мощность и эффективность, однако низкие пороги комбинационного рассеяния, фазовой кроссмодуляции и фазовой самомодуляции, а также керровской нелинейности резко ограничивают максимально возможную выходную пиковую мощность.

Дисковые лазеры лишены недостатка волоконных лазеров - высокой нелинейности. Благодаря малой длине взаимодействия излучения со средой усиления, а также хорошему теплорегулированию, дисковые лазеры позволяют получать УКИ с энергией более 200мДж при средней выходной мощности до 1кВт. Главными недостаткоми дисковых лазеров являются очень высокая сложность изготовления, чувствительность схемы и дороговизна.

Среди лазеров с трапециевидными усилителями стоит выделить в первую очередь лазеры с многопроходными усилителями. В такой схеме удается получать до 1кВт средней выходной мощности при достижении пиковой мощности до 100МВт. Однако, как и дисковым лазерам, такой конфигурации свойственны большая чувствительность, сложность и высокая цена.

Лазеры с использованием стержней, которые иначе называют кристаллическими волокнами, обладают достаточно простой конфигурацией, позволяющей получать требуемые параметры излучения на выходе, однако из-за использования многомодовой накачки с большим квантовым дефектом не могут быть применены для получения средней мощности более 100Вт из-за ухудшения качества пучка на выходе.

В текущей работе представлены результаты разработки и оптимизации импульсных лазеров с длиной волны 1.03мкм и 1.94мкм на основе новой гибридной схемы. Такая схема подразумевает использование волоконной части в качестве предусилителя, а также одномодового волоконного лазера в качестве накачки выходного каскада. Выходной каскад представляет собой кристаллический стержень, легированный редкоземельными ионами. Описанным в работе гибридным лазерам свойственны преимущества волоконных лазеров - высокая эффективность, надежность, хорошее качество излучения, себестоимость. При этом, недостатки, такие как высокая нелинейность, маленькая энергия импульсов, низкий порог разрушения среды, компенсируются за счет использования объемного выходного каскада.

Цель диссертационной работы

Целью диссертационной работы являлась исследование и разработка гибридных импульсных лазерных источников с длиной волны 1030нм и 1940нм для получения высокого усиления и большей средней мощности при сохранении хорошего качества пучка.

В ходе исследований для достижения данной цели решались следующие задачи:

■ Моделирование твердотельного выходного усилителя с учетом комплекса физических явлений, возникающих в среде, при распространении лазерного излучения с высокой плотностью мощности.

■ Разработка и оптимизация конфигурации усилителя для схемы прямого усиления УКИ с длиной волны 1030нм для достижения высокой средней мощности.

■ Разработка и оптимизация конфигурации объемного усилителя для схемы усиления чирпированных импульсов с длиной волны 1030нм с высоким коэффициентом усиления.

■ Разработка и оптимизация конфигурации задающего лазера с модуляцией усиления для получения импульсного наносекундного излучения с длиной волны 1940нм.

■ Экспериментальное исследование конфигурации объемного усилителя на элементах Tm:Lu2O3.

Научная новизна работы

■ Предложена новая схема гибридного усилителя импульсного излучения на кристаллах Yb:YAG с использованием одномодовой осевой накачки с длиной волны 920нм для получения высокого коэффициента усиления.

■ Впервые предложена схема гибридного усилителя импульсного излучения на кристаллах Yb:YAG с использованием одномодовой осевой накачки в зону усиления с длиной волны 1007 нм для уменьшения разогрева среды и получения высокой средней мощности.

■ Создана теоретическая модель для оптимизации параметров гибридных усилителей на основе кристаллов Yb:YAG. В модели учитывались следующие эффекты: усиление и поглощение излучения средой, термооптический эффект, керровская нелинейность, инверсионная линза, разогрев среды за счет безизлучательных процессов, зависимость сечений переходов и времени жизни верхнего лазерного уровня от температуры и концентрации редкоземельных ионов, искажение волнового фронта

излучения на неоднородностях среды, паразитная генерация и суперлюминесценция.

■ Предложена новая схема гибридного усилителя на основе керамических элементов Tm:Lu2O3 для усиления импульсного излучения с длиной волны 1940нм с использованием одномодовой осевой накачки с длиной волны 1680нм.

■ Произведена теоретическая оптимизация параметров задающего генератора для получения коротких импульсов с длиной волны 1940нм.

Практическая значимость работы

Практическая значимость работы связана с разработкой и оптимизацией параметров импульсных лазерных источников, которые используются при точной обработке различных материалов. Работа закладывает основы для дальнейшего проектирования гибридных лазеров коротких и ультракоротких импульсов с высокой средней мощностью. Развитие подобных лазерных источников способствует распространению и развитию сфер применения УКИ лазеров и задач прецизионной материалообработки.

Положения, выносимые на защиту

■ Использование одномодовой осевой накачки с длиной волны 920 нм для получения большого усиления излучения с длиной волны 1030 нм в кристаллах Yb:YAG при сохранении хорошего качества пучка.

■ Использование одномодовой осевой накачки с длиной волны 1007 нм в зону усиления для уменьшения разогрева среды и получения высокой средней мощности при усилении импульсного излучения с длиной волны 1030 нм в кристаллах Yb:YAG.

■ Создание теоретической модели с учетом комплекса эффектов (усиление и поглощение излучения средой, термооптический эффект, керровская нелинейность, инверсионная линза, разогрев среды за счет безизлучательных процессов, зависимость сечений переходов и времени жизни верхнего

лазерного уровня от температуры и концентрации редкоземельных ионов, искажение волнового фронта излучения на неоднородностях среды, паразитная генерация и суперлюминесценция) для оптимизации объемного усилителя с одномодовой осевой накачкой ■ Использование керамических элементов Tm:Lu2O3 для усиления импульсного излучения с длиной волны 1940 нм в условиях одномодовой осевой накачки с длиной волны 1680 нм.

Список публикаций по теме диссертации

Статьи в рецензируемых журналах:

1. Obronov I. V., Sypin V. E., Larin S. V. Research of the Features of Generation Pulsed Radiation in Gain-Switch Thulium Fiber Lasers //Physics Procedia. - 2015.

- Т. 71. - С. 287-292.

2. Obronov I. V., Sypin V. E., Larin S. V. Optimisation of thulium fibre laser parameters with generation of pulses by pump modulation //Quantum Electronics.

- 2015. - Т. 45. - №. 7. - С. 617.

3. Antipov O., Novikov A., Larin S., Obronov I. Highly efficient 2 ^m CW and Q-switched Tm 3+: Lu 2 O 3 ceramics lasers in-band pumped by a Raman-shifted erbium fiber laser at 1670 nm //Optics letters. - 2016. - Т. 41. - №. 10. - С. 22982301.

4. Обронов И.В., Демкин А.С., Мясников Д.В. Твердотельный усилитель на основе кристалла Yb:YAG с одномодовой лазерной накачкой на длине волны 920 нм //Квантовая электроника. - 2018. - Т. 48. - №. 3. - С. 212-214.

Тезисы в трудах международных конференций:

5. Antipov O., Novikov A., Kositsyn R., Larin S., Obronov I. Highly Efficient 2066-nm Tm: Lu 2 O 3 Ceramic Lasers In-Band Pumped by Raman-Shifted Erbium Fiber Laser at 1670 nm //The European Conference on Lasers and Electro-Optics.

- Optical Society of America, 2015. - С. CA_12_2.

6. Antipov O., Novikov A., Larin, S., Obronov, I. Hybrid lasers based on Tm 3+: Lu 2 O 3 ceramics in-band pumped by Raman-shifted erbium fiber lasers and their

9

OPO frequency conversion //Laser Optics (LO), 2016 International Conference. -IEEE, 2016. - С. S1-3-S1-3.

Конференции МФТИ:

7. И.В. Обронов, В.Е. Сыпин, С.В. Ларин Оптимизация параметров тулиевого волоконного лазера, работающего в режиме модуляции усиления//57-ая научная конференция МФТИ, 2014

8. И.В.Обронов, А.С. Демкин, Д.В. Мясников Усилитель УКИ на кристалле Yb:YAG c одномодовой накачкой // 60-ая научная конференция МФТИ, 2014

Глава 1 Литературный обзор.

1.1 Взаимодействие излучения с веществом

Рассмотрим в начале механизм абляции для понимания сути физических процессов, протекающих при облучении материала УКИ. Это важно для понимания целевой спецификации лазера на основе характера взаимодействия излучения с веществом и для разработки усилителей, так как очевидно, что те же процессы воздействия УКИ на вещество характерны и для матрицы активного элемента.

Для УКИ характерны 2 типа взаимодействия с материалом - фотоабляция и плазменная абляция. Фотоабляция происходит преимущественно при поглощении УФ фотонов высокой энергии. При этом, если энергия фотона достаточна, происходит возбуждение молекулярных уровней за счет вибронного взаимодействия. В следствии сильного псевдоэффекта Яна-Теллера кривизна потенциальной кривой изменяется и за этим следует возникновение структурной неустойчивости, т.е. разрыв межатомных связей (Рис. 1). В ходе распада образуются свободные возбужденные и не возбужденные атомы. Характерно, что чем короче длина волны падающего излучения, тем менее выражено остаточное тепловое воздействие на поверхность. Характерные длительности импульсов - от

сотен пикосекунд до единиц наносекунд и пороговая плотность мощности - от сотен мДж/см2. Часто при обработке с помощью фотоабляции используются эксимерные лазеры и лазеры с генерацией гармоник, например Nd:YAG лазер с основной длиной волны 1064нм и 4-й гармоникой с длиной волны 266нм.

Радиус

Рис. 1 Иллюстрация типичной диаграммы энергетических уровней вещества при

фотоабляции

Плазменная абляция происходит при облучении материала излучением с высокой плотностью пиковой мощности, превышающей 1011 Вт/см2. При достижении такой высокой плотности мощности происходит диэлектрический пробой среды. При этом из облученных атомов образуется электронное облако, имеющее крайне высокое поглощение в широком спектральном диапазоне. Рассмотрим более подробно явление диэлектрического пробоя среды, так этот феномен является важным не только с точки зрения применения лазеров, но и с точки зрения их конструирования, поскольку это один из фундаментальных ограничивающих факторов в процессе оптимизации конструкции и подбора оптических компонентов.

(

Эффект оптического пробоя можно объяснить с помощью нелинейного возбуждения электронов из валентной зоны в зону проводимости благодаря процессам лавинообразной (ударной) ионизации, туннельной ионизации и многофотонного поглощения излучения высокой плотности мощности на структурных дефектах, примесях и непосредственно средой. На первом этапе благодаря многофотонному поглощению появляются свободные электроны. Далее эти электроны поглощают и излучают фотоны при столкновениях, в частности благодаря процессу инверсного тормозного излучения (^егсе breamsstraЫung). Таким образом в некоторый момент времени электрон приобретает энергию, большую чем ширина запрещенной зоны в материале и получает возможность ионизовать соседний атом при столкновении. В результате получается 2 свободных электрона. Этот процесс называется лавинообразной ионизацией, и он происходит до тех пор, пока плотность свободных электронов, не превысит пороговую, около 1021 см-3, (Рис. 2), [15, 16]. Так как процесс абляции состоит из двух основных компонентов - лавинообразной ионизации и быстрого локального перегрева среды, действующих на разных временных интервалах, зависимость порога разрушения от длительности импульса нелинейная (Рис. 3).

10

23

5 0

ш с; т

-О

н и

0

1

н

о

1=

Материал: ТЮ2; и^В.65 еВ; треал= 5.00x10 13с; те()=0.Вте; п=2.4065 Длина импульса = 130фс

Плотность энергии: 0.18Дж/см2 , Длина волны: 665нм

Критичес плотное

-400 -300 -200 -100

100 200 Время (фс)

Рис. 2 Иллюстрация возбуждения электронов среды фемтосекундным лазерным импульсом

[15]

0.1 1 10 100 100

Длина импульса, т (пс)

Рис. 3 Зависимость порога пробоя для плавленого кварца от длительности импульса. [17]

Рассмотрим более подробно кинетику процесса для разделения механизмов взаимодействия излучения со средой и установления зависимости характера взаимодействия от длительности и энергии импульсов. Для диэлектриков и прочих материалов с шириной запрещенной зоны и1 » Ьу плотность электронов /(е, с кинетической энергией между е и е во время t описывается уравнением Фоккера-Планка.

дГ(£,1)

+

±[у(е)Г(е,1)-В(е)

дГ(е&

где У(е) = - ирНопопу(£) [17]

(1)

Поток /( е, Ь) представляет прямой нагрев среды и потери количества электронов, коэффициент диффузии Б(е) пропорционален проводимости и

л 2сТ(Е)Е2Е

интенсивности излучения. и ( е) = —3—. е-энергия электрона, E -напряженность электрической составляющей поля, ирП0п0п- характеристическая энергия фонона, с)- отвечает за резистивный нагрев при условии проводимости для электрона

Ф) =

е2гт(е)

т*[1+у^2т2(£)]

(2)

у(г)-скорость передачи энергии от электрона к решетке. 1 /тт(£) - скорость передачи энергии от электрона к решетке.

Член S(e, t) включает в себя члены, отвечающие за изменение числа электронов.

S(E,t)=Rimp(E>t)+Rpi(E>t) (3)

Rimp описывает механизм ударной ионизации в предположении, что энергия разделяется поровну между двумя электронами.

RimP(£, t) = —vi(e)f(e) + 4Vi(2s + Ui)f(2e + U±) (4)

Ионизационная скорость принимается в виде ионизационной формы

Келдыша и равна 1.5(— — 1)2 fs-1

иг

Интегрируя по мощности мы получим, что скорость ионизации пропорциональна f™Vi(s)f(£) ds . Rpi- скорость многофотонной ионизации.

Каждый электрон, достигающий энергии Ui, создает второй электрон благодаря ударной ионизации и в итоге получаются 2 электрона с нулевой энергией. В этом случае, вместо члена Rimp(£,t), ответственного за ударную ионизацию, можно использовать простые граничные условия

f(Ui,t) = 0;J(0>t) = 2J(Ui>t) (5)

Определим параметры п = f™ f(s)d£ и n(s) = f™ £f(s)d£. При этом, без учета фотоионизации можно записать кинетическое уравнение:

d(n(s)) [т\/ 2 да\ 2 ^ [т ^ ^

dt = J [(a+3£~g^)E2 — UphononY f(£) d£—Ui J vt (£)f(£) d£ = = «a)E2 — Uphonon(y) — Ui(vi))n (6)

Rpi(e,t) = P(I)F(e) (7)

P(J) = °4(lb4Ns (8)

14

P(I) - скорость многофотонной ионизации (для кварца при облучении излучением 526 нм) и Р( г)-нормализованная функция распределения фотоэлектронов. Фотоионизационный процесс чувствителен к параметру Келдыша г = о)(2ти1)0щБ/еЕ . При z>>1 электрон совершает множество колебаний прежде чем перейти в зону проводимости. При z<<1 возможно туннелирование электрона через потенциальный барьер. Это происходит при очень коротких длительностях и высоких пиковых мощностях выше 103ТВт/см2. Если время перехода меньше времени роста популяции электронов, то скорость роста популяции электронов в зоне проводимости из-за многофотонной ионизации можно описать как

^ = а1Юп + Р(1). (9)

Таким образом, для очень коротких длительностей существует 2 процесса -

процесс многофотонной ионизации и лавинообразной генерации электронов. Для

длинных импульсов (>10 пс) баланс между увеличением электронной энергии и ее

потерями определяет порог пробоя (первые 2 члена в правой части уравнения 1). В

этом режиме начальные электроны не могут инициировать лавину. Поглощенная

ими энергия не дает прироста числу электронов, а рассеивается в решетке.

Электрон-фононное взаимодействие приводит к быстрому локальному перегреву

среды и ее дальнейшему растрескиванию или плавлению. В таком режиме

количество фотоэлектронов сравнивается с количеством электронов от примесей.

Только для таких длительностей (>5-10 пс) дефекты оказывают влияние на порог

разрушения. Предельная скорость процесса накопления электронов в зоне

проводимости определяется скоростью теплового рассеяния решетки и

соответственно имеет пропорциональность корню из длительности. Для коротких

импульсов менее 5-10пс энергия не успевает передаться решетке и в среде

начинается сильное многофотонное поглощение, которое дает большое количество

электронов для начала лавинообразной ионизации. В этом случае порог пробоя не

зависит от количества дефектов в материале, так как их вклад в общее количество

электронов очень мал в сравнении с тем, что дает многофотонная ионизация. Если

плотность энергии падающего излучения превышает пороговое значение пробоя,

15

то накопленная в среде «квазистатическое» поле между электронами и ионами из-за разделения зарядов может превысить энергию связи в ионной решетке и индуцировать выброс ионов из объема материала [18]. Этот процесс называется Кулоновский взрывом, он является основным процессом абляции для интенсивностей чуть выше порога и происходит через несколько пикосекунд после окончания импульса.

Безусловно стоит отметить, что ввиду вышесказанного порог пробоя зависит от энергии падающих фотонов и от ширины запрещенной зоны, т.е. от показателя преломления среды (см. Рис. 4). Это было подтверждено экспериментальными данными [19]. Поскольку процесс многофотонный, можно наблюдать ступенчатую зависимость порога разрушения от длины волны при сокращении числа необходимых фотонов за счет увеличения их энергии (см. Рис. 5).

0,6 0,5 0,4 0,3 0,2 0,1

К 3

о; х х

ш

3

>•

CL

О Q.

О

с:

Образец: один слой ТЮ2, нанесенный IBS ■ 0% вероятность разрушения после 1000 импульсов ■ ■ г-.. ■ "

2-х фотонное поглощение ,__■___^ / 4 ./ \ / 3-х фотонное " / поглощение

' ■

Рис. 4 Зависимость порога разрушения от показателя преломления для различных материалов при воздействии излучения 1030нм [20].

600 620 640 660 680 700 720 740 760 Длина волны (нм)

Рис. 5 Зависимость порога разрушения от длины волны для ТЮ2 [15]

Кроме того, многие авторы находили подтверждение тому, что порог разрушения зависит от частоты следования импульсов (см. Рис. 6, [21, 15]). Однако это утверждение может быть оспорено ввиду того, что физика процесса на текущий момент не подразумевает появления никаких структурных дефектов с временем

жизни до нескольких миллисекунд. Авторы [17] предполагают, что такие зависимости наблюдается из-за того, что дефекты становятся просто более явными после серии импульсов.

Рис. 6 Зависимость необходимого количества импульсов для пробоя кристалла YAG в зависимости от плотности энергии. Использованы импульсы

10нс, 1064нм. [21]

Описанные выше явления позволяют использовать лазеры УКИ не только для обработки прозрачных материалов, не восприимчивых к более длительным импульсам, но и выполнять более точную, микрометрическую обработку остальных материалов, например, металлов [22, 23]. Благодаря тому, что длительности импульсов намного короче времени электронно-ионной передачи тепла [18], которая составляет от единиц до сотен пикосекунд в зависимости от материала, в результате воздействия ультракороткого импульса происходит плазменная абляция только облученной области без теплового воздействия на соседние регионы обрабатываемой поверхности (см Рис. 8). Как известно, именно тепловое воздействие приводит к возникновению дополнительных напряжений, растрескиванию и хаотичному плавлению/испарению материала, что можно наглядно видеть на Рис. 7.

Рис. 7 Иллюстрация зависимости характера взаимодействия излучения с веществом от длительности и плотности мощности оптического импульса [24]. Отверстия, изготовленные в 100мкм стальной фольге с помощью абляции лазерными импульсами со следующими параметрами. Слева - длительность импульса 200фс, энергия 120мкДж, плотность энергии 0.5Дж/см2, длина волны 780нм. Справа-длительность импульса 3.3нс, энергия 1мДж, плотность энергии 4.2Дж/см2, длина волны 780нм. Шкала 30мкм.

Рис. 8 Иллюстрация процесса абляции материала под действием УКИ. [25].

Исходя из анализа физических условий для протекания вышеописанных

процессов и на основе литературных экспериментальных данных можно

сформулировать границы параметров для лазерного излучения в целях создания

целевой спецификации [1-13]. Кроме физических причин необходимо так же

учесть экономические, в частности стоимость разработки и создания лазера. В

18

работе не будет детально рассматриваться этот вопрос, заметим лишь то, что сложность изготовления лазера с длительностью импульса <500 фс с достаточной

энергией на порядок выше, чем в случае лазера с импульсами 5-10 пс.

Таблица 1 Параметры лазерного излучения в различных процессах обработки

Параметр \ Метод обработки Сверление Резка Сварка

Длительность импульсов, пс 1-20 1-10 5-10

Энергия импульсов, мкДж 50-70 50-200 <20

Частота, кГц >1MHz >500kHz >400kHz

Длина волны, нм 1030 1030 1030

В таблице 1 представлены параметры, представляющие интерес исключительно с точки зрения разработки усилителей. Такие параметры, как кратковременная\долговременная стабильность импульсов, форма импульсов, дисперсии различных порядков и пр. не рассматриваются, так как являются характеристикой всего лазера в целом и испытывают влияние комплекса эффектов от оптической и электрической схем.

1.2 Типы лазеров и усилителей ультракоротких импульсов

В настоящее время существует множество типов различных лазеров УКИ. Подавляющее большинство таких источников имеют в своей основе схему задающий генератор + усилитель (MOPA- Master Oscillator Power Amplifier в англоязычной литературе). Схема подразумевает использование задающего генератора, работающего на принципе синхронизации мод, и нескольких каскадов усиления. Наиболее популярные в настоящее время конфигурации УКИ лазеров можно условно разделить на 3 категории по конфигурации активного элемента выходного каскада усиления - волоконные, дисковые и на основанные на классических объемных элементах. Отдельно можно рассматривать гибридные схемы УКИ лазеров.

Волоконные усилители позволяют получать высокую среднюю мощность при сохранении хорошего качества пучка. Кроме того, поскольку волокно из плавленого кварца, легированное редкоземельными ионами имеет широкий спектр усиления, волоконные УКИ усилители позволяют получать импульсы с маленькой длительностью, порядка нескольких сотен фемтосекунд [26]. Однако волоконные усилители обладают высокой нелинейностью в силу большой длины и маленького поперечного сечения моды излучения. Это существенно ограничивает максимальную пиковую мощность и энергию импульсов. При распространении оптического импульса с высокой пиковой мощностью в волокне на него влияют фазовая кросс модуляция, фазовая самомодуляция, керровская нелинейность, комбинационное рассеяние. При использовании схемы усиления растянутых импульсов (CPA в англоязычной литературе) задача сжатия импульсов после усилителя осложняется влиянием дисперсии в усилителях и волокнах доставки на сдвиг фазы спектральных компонент от времени(чирп) импульсов.

Дисковые УКИ усилители позволяют достигать высокой пиковой мощности и энергии в импульсах. Кроме того, такие усилители имеют достаточно высокую среднюю мощность излучения благодаря хорошему теплоотводу. Основным недостатком дисковых усилителей является их высокая сложность и как следствие, низкая надежность и большая себестоимость. Так же, дисковые усилители ограничены по длительности импульсов из-за особенностей геометрии активной среды. Так как усиление производится в тонких дисках при поперечном распространении излучения, необходимо использовать среды с большими сечениями поглощения накачки и излучения сигнала. Как правило такие среды, например Yb:YAG, имеют относительно узкие спектры усиления и длительность спектрально-ограниченного импульса составляет порядка 1пс.

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Обронов Иван Владимирович, 2018 год

Список литературы

1. Zoubir A. et al. Practical uses of femtosecond laser micro-materials processing //Applied Physics A: Materials Science & Processing. - 2003. - Т. 77. - №. 2. - С. 311-315.

2. Weck A. et al. Laser drilling of high aspect ratio holes in copper with femtosecond, picosecond and nanosecond pulses //Applied Physics A: Materials Science & Processing. - 2008. - Т. 90. - №. 3. - С. 537-543.

3. Ancona A. et al. Femtosecond and picosecond laser drilling of metals at high repetition rates and average powers //Optics letters. - 2009. - Т. 34. - №. 21. - С. 3304-3306.

4. Gecys P., Raciukaitis G. Scribing of a-Si thin-film solar cells with picosecond laser //European Physical Journal- Applied Physics. - 2010. - Т. 51. - №. 3. - С. 5-5.

5. Kumkar M. et al. Comparison of different processes for separation of glass and crystals using ultrashort pulsed lasers //Proc. SPIE. - 2014. - Т. 8972. - С. 897214.

6. Carter R. M. et al. Picosecond laser welding of similar and dissimilar materials //Applied optics. - 2014. - Т. 53. - №. 19. - С. 4233-4238.

7. Carter R. M. et al. Towards industrial ultrafast laser microwelding: SiO 2 and BK7 to aluminum alloy //Applied Optics. - 2017. - Т. 56. - №. 16. - С. 4873-4881.

8. Raciukaitis G. et al. Use of high repetition rate and high power lasers in microfabrication: How to keep the efficiency high? //JLMN Journal of Laser Micro/Nanoengineering. - 2009. - Т. 4. - №. 3. - С. 186-191.

9. Neuenschwander B. et al. Processing of metals and dielectric materials with ps-laserpulses: results, strategies, limitations and needs //Proc. SPIE. - 2010. - Т. 7584. - С. 75840R.

10.Albelo J. A. et al. Picosecond laser micromachining of advanced semiconductor logic devices //Lasers and Applications in Science and Engineering. - International Society for Optics and Photonics, 2008. - С. 687122-687122-7.

11.Kraus M. Microdrilling in steel with ultrashort laser pulses at 1064 nm and 532 nm //Proceedings of the Fourth International WLT-Conference on Lasers in Manufacturing, 2007. - 2007. - С. 639-644.

12.Ancona A. et al. High speed laser drilling of metals using a high repetition rate, high average power ultrafast fiber CPA system //Optics express. - 2008. - T. 16. - №. 12. - C. 8958-8968

13.Kuper S., Stuke M. Ablation of polytetrafluoroethylene (Teflon) with femtosecond UV excimer laser pulses. //Appl. Phys. Lett. - 1989. - T. 54. - C. 4-6.

14.Scott N. J., Cilip C. M., Fried N. M. Thulium fiber laser ablation of urinary stones through small-core optical fibers //IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics. - 2009. - T. 15. - №. 2. - C. 435-440.

15.Valdas Sirutkaitis, Laser induced damage in ultrafast laser systems //ELI Summer School, Prague, 23-28 June, 2013

16.Chimier B. et al. Damage and ablation thresholds of fused-silica in femtosecond regime //Physical Review B. - 2011. - T. 84. - №. 9. - C. 094104.

17.Stuart B. C. et al. Nanosecond-to-femtosecond laser-induced breakdown in dielectrics //Physical review B. - 1996. - T. 53. - №. 4. - C. 1749.

18.de Aldana J. R. V., Moreno P., Roso L. Ultrafast lasers: A new frontier for optical materials processing //Optical Materials. - 2012. - T. 34. - №. 3. - C. 572-578.

19.Gallais L., Commandre M. Laser-induced damage thresholds of bulk and coating optical materials at 1030 nm, 500 fs //Applied optics. - 2014. - T. 53. - №. 4. - C. A186-A196.

20.Mangote B. et al. Femtosecond laser damage resistance of oxide and mixture oxide optical coatings //Optics letters. - 2012. - T. 37. - №. 9. - C. 1478-1480.

21.Do B. T., Smith A. V. Bulk optical damage thresholds for doped and undoped, crystalline and ceramic yttrium aluminum garnet //Applied optics. - 2009. - T. 48. -№. 18. - C. 3509-3514.

22.Malinauskas M. et al. Ultrafast laser processing of materials: from science to industry //Light: Science & Applications. - 2016. - T. 5. - №. 8. - C. e16133.

23.Fermann M. E., Galvanauskas A., Sucha G. (ed.). Ultrafast lasers: Technology and applications. - CRC Press, 2002. - T. 80.

24.Sugioka K., Cheng Y. Ultrafast lasers—reliable tools for advanced materials processing //Light: Science & Applications. - 2014. - Т. 3. - №. 4. - С. e149.

25.Niemz M. H. Laser-tissue interactions: fundamentals and applications. - Springer Science & Business Media, 2013. Стр. 90

26.Nolte S., Schrempel F., Dausinger F. Ultrashort Pulse Laser Technology. - Springer International Publishing: Imprint: Springer, 2016. Стр 94.

27.Huang H. et al. Near-diffraction-limited diode end-pumped 2 цт Tm: YAG Innoslab laser //Laser Physics Letters. - 2017. - Т. 14. - №. 4. - С. 045805.

28.Dai S. B. et al. 20 W picosecond laser output at 1342 nm based on an in-band pumped Nd: YVO4 Innoslab amplifier //Laser Physics Letters. - 2017. - Т. 14. - №. 5. - С. 055801.

29.Russbueldt P. et al. 400 W Yb: YAG Innoslab fs-amplifier //Optics express. - 2009. -Т. 17. - №. 15. - С. 12230-12245.

30.Schulz M. et al. Yb: YAG Innoslab amplifier: efficient high repetition rate

subpicosecond pumping system for optical parametric chirped pulse amplification //Optics letters. - 2011. - Т. 36. - №. 13. - С. 2456-2458.

31.Russbueldt P. et al. Compact diode-pumped 1.1 kW Yb: YAG Innoslab femtosecond amplifier //Optics letters. - 2010. - Т. 35. - №. 24. - С. 4169-4171.

32.Bauer D. et al. Mode-locked Yb: YAG thin-disk oscillator with 41 ^J pulse energy at 145 W average infrared power and high power frequency conversion //Optics express. - 2012. - Т. 20. - №. 9. - С. 9698-9704.

33.Baer C. R. E. et al. Femtosecond thin-disk laser with 141 W of average power //Optics letters. - 2010. - Т. 35. - №. 13. - С. 2302-2304.

34.Baer C. R. E. et al. 227-fs pulses from a mode-locked Yb: LuScO 3 thin disk laser //Optics express. - 2009. - Т. 17. - №. 13. - С. 10725-10730.

35.Schmidt A. et al. Diode-pumped mode-locked Yb: LuScO 3 single crystal laser with 74 fs pulse duration //Optics letters. - 2010. - Т. 35. - №. 4. - С. 511-513.

36.Metzger T., Teisset C. Y., Krausz F. High-repetition-rate picosecond pump laser based on a Yb: YAG disk amplifier for optical parametric amplification //Advanced Solid-State Photonics. - Optical Society of America, 2008. - С. TuA2.

37.Lee Y. et al. CEP-stable, sub-6 fs, 300-kHz OPCPA system with an average power of more than 15 W //Lasers and Electro-Optics Pacific Rim (CLEO-PR), 2015 11th Conference on. - IEEE, 2015. - Т. 2. - С. 1-2.

38.Kuznetsov I. et al. Thermal effects in Yb: YAG single-crystal thin-rod amplifier //Applied optics. - 2015. - Т. 54. - №. 25. - С. 7747-7752.

39.Delen X. et al. Yb: YAG single crystal fiber power amplifier for femtosecond sources //Optics letters. - 2013. - Т. 38. - №. 2. - С. 109-111.

40.Pouysegur J. et al. Hybrid high-energy high-power pulsewidth-tunable picosecond source //Optics letters. - 2015. - Т. 40. - №. 22. - С. 5184-5187.

41.Kong L. J. et al. Generation of megawatt peak power picosecond pulses from a divided-pulse fiber amplifier //Optics letters. - 2012. - Т. 37. - №. 2. - С. 253-255.

42.Klenke A. et al. Divided-pulse nonlinear compression //Optics letters. - 2013. - Т. 38. - №. 22. - С. 4593-4596.

43.Zhou S., Wise F. W., Ouzounov D. G. Divided-pulse amplification of ultrashort pulses //Optics letters. - 2007. - Т. 32. - №. 7. - С. 871-873.

44.Delen X. et al. 250 W single-crystal fiber Yb: YAG laser //Optics letters. - 2012. - Т. 37. - №. 14. - С. 2898-2900.

45.Markovic V. et al. 160 W 800 fs Yb: YAG single crystal fiber amplifier without CPA //Optics express. - 2015. - Т. 23. - №. 20. - С. 25883-25888.

46. https: //www.rp-photonics.com/yag lasers. html

47.Звелто О. Принципы лазеров/Пер. под науч. ред. ТА Шмаонова. 4-е изд //Спб.: Издательство «Лань. - 2008., стр 389.

48.Coluccelli N. et al. Diode-pumped passively mode-locked Yb: YLF laser //Optics express. - 2008. - Т. 16. - №. 5. - С. 2922-2927.

49.Jiang B. et al. Growth of high quality Cr, Yb codoped gadolinium gallium garnet (Gd 3 Ga 5 O 12) crystal and its spectral properties //Optical Materials. - 2007. - Т. 29. -№. 9. - С. 1188-1191.

50.Chenais S. et al. On thermal effects in solid-state lasers: The case of ytterbium-doped materials //Progress in quantum electronics. - 2006. - Т. 30. - №. 4. - С. 89-153.

51.Major A. et al. Characterization of the nonlinear refractive index of the laser crystal Yb: KGd (WO4) 2 //Applied Physics B. - 2003. - T. 77. - №. 4. - C. 433-436.

52.http://www.mt-berlin.com/frames cryst/descriptions/ylf.htm

53.http://eksmaoptics.com/out/media/Yb KGW Yb KYW Crystals Brochure.pdf

54.Cardinali V. et al. Determination of the thermo-optic coefficient dn/dT of ytterbium doped ceramics (Sc 2 O 3, Y 2 O 3, Lu 2 O 3, YAG), crystals (YAG, CaF 2) and neodymium doped phosphate glass at cryogenic temperature //Optical Materials. -2012. - T. 34. - №. 6. - C. 990-994.

55.Aggarwal R. L. et al. Measurement of thermo-optic properties of Y 3 Al 5 O 12, Lu 3 Al 5 O 12, YAIO 3, LiYF 4, LiLuF 4, BaY 2 F 8, KGd (WO 4) 2, and KY (WO 4) 2 laser crystals in the 80-300 K temperature range //Journal of Applied Physics. -2005. - T. 98. - №. 10. - C. 103514.

56.Major A. et al. Z-scan measurements of the nonlinear refractive indices of novel Yb-doped laser crystal hosts //Applied Physics B. - 2005. - T. 80. - №. 2. - C. 199-201.

57.Kawano K., Kitoh T. Frontmatter and Index. - John Wiley & Sons, Inc., 2001. - C. 180

58.Koechner W. Solid-State Laser Engineering // Springer. 2006. P. 444.

59.Furuse H., Yasuhara R., Hiraga K. Thermo-optic properties of ceramic YAG at high temperatures //Optical Materials Express. - 2014. - T. 4. - №. 9. - C. 1794-1799.

60.Sato Y., Akiyama J., Taira T. Effects of rare-earth doping on thermal conductivity in Y 3 Al 5 O 12 crystals //Optical Materials. - 2009. - T. 31. - №. 5. - C. 720-72

61.Xu X. et al. Thermal diffusivity, conductivity and expansion of Yb 3x Y 3 (1- x) Al 5 O 12 (x= 0.05, 0.1 and 0.25) single crystals //Solid state communications. - 2004. -T. 130. - №. 8. - C. 529-532.

62.Le Garrec B., Cardinalib V., Bourdetc G. Thermo-optical measurements of ytterbium doped ceramics (Sc2O3, Y203, Lu203, YAG) and crystals (YAG, CaF2) at cryogenic temperatures //Proc. of SPIE Vol. - 2013. - T. 8780. - C. 87800E-1.

63.Dhanaraj G. et al. (ed.). Springer handbook of crystal growth. - Springer Science & Business Media, 2010, C 494

64.Gaumé R. et al. A simple model for the prediction of thermal conductivity in pure and doped insulating crystals //Applied physics letters. - 2003. - T. 83. - №. 7. - C. 1355-1357.

65.Dong J. et al. Dependence of the Yb 3+ emission cross section and lifetime on temperature and concentration in yttrium aluminum garnet //JOSA B. - 2003. - T. 20.

- №. 9. - C. 1975-1979.

66.Koerner J. et al. Measurement of temperature-dependent absorption and emission spectra of Yb: YAG, Yb: LuAG, and Yb: CaF 2 between 20° C and 200° C and predictions on their influence on laser performance //JOSA B. - 2012. - T. 29. - №. 9. - C. 2493-2502.

67.Moncorgé R. et al. Origin of athermal refractive index changes observed in Yb 3+ doped YAG and KGW //Optics Communications. - 2008. - T. 281. - №. 9. - C. 2526-2530.

68.Duan X. M. et al. Room temperature efficient continuous wave and Q-switched Ho: YAG laser double-pass pumped by a diode-pumped Tm: YLF laser //Laser Physics Letters. - 2008. - T. 5. - №. 11. - C. 800.

69.Liu C. et al. High-energy passively Q-switched 2 ^m Tm 3+-doped double-clad fiber laser using graphene-oxide-deposited fiber taper //Optics express. - 2013. - T. 21. -№. 1. - C. 204-209.

70.Jiang M., Tayebati P. Stable 10 ns, kilowatt peak-power pulse generation from a gain-switched Tm-doped fiber laser //Optics letters. - 2007. - T. 32. - №. 13. - C. 1797-1799.

71.Eckerle M. et al. Actively Q-switched and mode-locked Tm 3+-doped silicate 2 ^m fiber laser for supercontinuum generation in fluoride fiber //Optics letters. - 2012. -T. 37. - №. 4. - C. 512-514.

72.Swiderski J. et al. An all-fiber, resonantly pumped, gain-switched, 2 ^m Tm-doped

silica fiber laser //Laser Physics Letters. - 2012. - T. 10. - №. 1. - C. 015107. 73.Swiderski J., Michalska M. Generation of self-mode-locked resembling pulses in a fast gain-switched thulium-doped fiber laser //Optics letters. - 2013. - T. 38. - №. 10.

- C. 1624-1626.

74. Тарасов Л. В. Физика процессов в генераторах когерентного оптического излучения. - 1981.С 290.

75.Yin K. et al. Temporal characteristics of gain-switched thulium-doped fiber laser near threshold //JOSA B. - 2013. - Т. 30. - №. 11. - С. 2864-2868.

76.Wang F. et al. Modeling and optimization of stable gain-switched Tm-doped fiber lasers //Optical review. - 2011. - Т. 18. - №. 4. - С. 360-364.

77.Jackson S. D., King T.A., Journal of Lightwave Technology. 17, 948 (1999). 78.Simakov N. et al. Efficient, polarised, gain-switched operation of a Tm-doped fibre

laser //Optics express. - 2011. - Т. 19. - №. 16. - С. 14949-14954.

79.Travers J.C. Ph.D. Imperial College, London (2008)

80.Tai K., Hasegawa A., Tomita A. Observation of modulational instability in optical fibers //Physical review letters. - 1986. - Т. 56. - №. 2. - С. 135.

81.Hasegawa A., Brinkman W. Tunable coherent IR and FIR sources utilizing modulational instability //IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1980. - Т. 16. -№. 7. - С. 694-697.

82.Sanghera J. et al. Ceramic laser materials //Materials. - 2012. - Т. 5. - №. 2. - С. 258-277

83.Scholle K. et al. 2 цт laser sources and their possible applications //Frontiers in

Guided Wave Optics and Optoelectronics. - InTech, 2010. 84.Swiderski J., Michalska M. Generation of self-mode-locked resembling pulses in a fast gain-switched thulium-doped fiber laser //Optics letters. - 2013. - Т. 38. - №. 10. - С. 1624-1626.

Благодарности

Автор выражает благодарность научному руководителю Евтихиеву Н.Н., руководству НТО «ИРЭ-Полюс» в лице Гапонцева В.П., Ушакова А.Б.; коллегам и соавторам по научной работе: Мясникову Д.В., Ларину С.В. Антипову О.Л., Сыпину В.Е., Дёмкину А.С., Вершинину О.И., Баранову А.И., Ульянову И.С., Бычкову И.Н.