Triển vọng ứng dụng laser 222nm trong lĩnh vực chế tạo thiết bị quang tử 2
1.4 Lựa chọn lộ trình kỹ thuật cho Laser 222nm
Phần này tập trung vào nghiên cứu về trạng thái rắn hoàn toàn-rắn{1}}Ánh sáng tia cực tím 222nmnguồn. Dựa trên đánh giá tài liệu ở trên về laser trạng thái rắn cực tím sâu (DUV) được bơm LD-được bơm{2}}, các đặc tính của phương tiện khuếch đại hệ thống gần như pha tạp Nd³⁺-ba cấp{6}}nd khác nhau, phương pháp bơm LD, khoang cộng hưởng, phương pháp chuyển mạch Q-và tinh thể nhân đôi tần số phi tuyến- sẽ được phân tích và lựa chọn để xây dựng lộ trình kỹ thuật nhằm đạt đượcTia cực tím 222nmđầu ra.
1.4.1 Tinh thể laze
1. Đặc điểm của các loại phương tiện khuếch đại laser khác nhau
1) Phương tiện khuếch đại hình que-
Laser trạng thái rắn-sử dụng tinh thể hình que-làm phương tiện khuếch đại mang lại những ưu điểm như cấu trúc đơn giản và nhỏ gọn, trọng lượng thấp, chất lượng chùm tia tốt, hiệu quả cao và chi phí thấp. Cho đến nay, phương tiện khuếch đại hình que-đã được sử dụng rộng rãi trong các laser trạng thái rắn công suất thấp-đến-trung bình{6}}, bao gồm cả các ứng dụng nhắm mục tiêuĐèn UVC xa 222 nmcông nghệ. Đường kính của phương tiện khuếch đại hình que-thường là vài mm và chiều dài thường dao động từ vài mm đến vài trăm mm. Thông thường, các phương pháp bơm của laser trạng thái rắn-có phương tiện khuếch đại hình que{4}}được phân loại dựa trên mối quan hệ giữa hướng tới của ánh sáng bơm và hướng truyền của ánh sáng dao động, cụ thể làbơm dọcVàbơm ngang. Cấu trúc của chúng được thể hiện trong Hình 1.1 (a) và (b). Bơm dọc đề cập đến tình huống trong đó cả đèn bơm và tia laser dao động đều truyền theo cùng một hướng dọc. Bơm ngang có nghĩa là ánh sáng bơm chiếu tới từ phía bên của môi trường laser, trong khi tia laser dao động dao động theo hướng dọc. (Hình 1.1 Sơ đồ cấu trúc laser hình que{6}}có bơm dọc và ngang, bao gồm (a) bơm dọc và (b) cấu trúc bơm ngang)
Trong quá trình vận hành laser, một phần năng lượng ánh sáng của máy bơm không được chuyển đổi hiệu quả thành đầu ra laser mà tồn tại dưới dạng nhiệt bên trong tinh thể laser. Các tinh thể laser hình que-tiêu tán nhiệt chủ yếu qua các cạnh của chúng, điều này gây ra sự chênh lệch nhiệt độ xuyên tâm trong tinh thể. Độ dốc này dẫn đến những thay đổi về độ dốc chiết suất và biến dạng nhiệt của các mặt cuối của tinh thể, cuối cùng dẫn đến hiệu ứng thấu kính nhiệt, hiện tượng lưỡng chiết do nhiệt và mất nhiễu xạ do nhiệt. Những vấn đề này hạn chế việc bơm công suất bơm cao và làm giảm chất lượng chùm tia cũng như độ ổn định công suất của laser đầu ra, đặc biệt là trong laser nhỏ gọn.Ánh sáng tia cực tím 222nmhệ thống. Trong những năm gần đây, bất chấp những tiến bộ đáng kể trong công nghệ nguồn bơm LD [88], cũng như những cải tiến trong công nghệ tản nhiệt và chất lượng của tinh thể laser liên kết [89–90], hiệu suất đầu ra của laser hình que-đã được nâng cao đáng kể. Tuy nhiên, tia laser hình que-vẫn gặp phải tác động bất lợi không thể tránh khỏi của thấu kính nhiệt. Do đó, phương tiện khuếch đại hình que-thường phù hợp với laser có công suất thấp-đến{10}}trung bình.
2) Đĩa mỏng-Tăng trung bình
Như minh họa trong Hình 1.2, môi trường khuếch đại đĩa-mỏng được chế tạo thành cấu trúc đĩa rất mỏng dọc theo hướng dao động của tia laser, với độ dày thường dao động từ 100 đến 300 μm và đường kính từ 10 đến 20 mm. Các màng phản xạ toàn phần cho cả ánh sáng bơm và ánh sáng dao động được phủ trên một mặt của môi trường đĩa-mỏng, sau đó được cố định tiếp xúc hoàn toàn với bộ tản nhiệt và làm mát bằng nước tuần hoàn. (Hình 1.2 Sơ đồ cấu trúc laze đĩa mỏng)
Cấu trúc này cung cấp một diện tích tiếp xúc lớn giữa mặt cuối của môi trường và tản nhiệt, tạo điều kiện cho việc tản nhiệt nhanh chóng và đầy đủ được hấp thụ bởi môi trường khuếch đại thông qua diện tích tiếp xúc lớn này. Hướng gradient nhiệt độ của tinh thể laser trong cấu trúc này phù hợp với hướng truyền của ánh sáng dao động trong hộp. Về mặt lý thuyết, gradient nhiệt độ này nhỏ và không ảnh hưởng đến hiệu suất đầu ra hoặc chất lượng chùm tia laser. So với laze tinh thể hình que-, tinh thể laze đĩa-mỏng có diện tích bề mặt tản nhiệt lớn hơn và lượng ánh sáng bơm lớn hơn, dẫn đến hiệu suất tản nhiệt cao hơn và phù hợp với đèn bơm công suất-cao. Do độ dày cực nhỏ của tinh thể laser đĩa mỏng-, bộ phản xạ của đèn bơm thường được thiết kế theo cấu trúc parabol để cho phép ánh sáng bơm đi qua tinh thể đĩa-mỏng nhiều lần, từ đó cải thiện hiệu suất sử dụng của đèn bơm. Trong số các phương tiện khuếch đại đĩa mỏng, tinh thể Yb:YAG có những ưu điểm như độ khuyết lượng tử nhỏ, cấu trúc mức năng lượng đơn giản và không có hiệu ứng ký sinh (ví dụ: hấp thụ trạng thái kích thích (ESA), chuyển đổi ngược (ETU) và thư giãn chéo) [91]. Do đó, phương tiện khuếch đại đĩa mỏng dựa trên vật liệu này đã được nghiên cứu rộng rãi trong những năm gần đây và cho thấy tiềm năng đáng kể về đầu ra laser công suất cao, mặc dù ít phổ biến hơn đối với các thiết bị chuyên dụngbóng đèn 222nmthiết kế. TRUMPF GmbH (Đức) đã phát triển laser đĩa mỏng Yb:YAG-với cấu trúc trung bình đa{2}}tăng đĩa, đạt được công suất đầu ra ở mức kilowatt.
3) Mức tăng trung bình
Tương tự như laze đĩa mỏng, laze tấm cũng được phát triển để giải quyết các hiệu ứng nhiệt gặp phải trong quá trình tạo laze công suất cao. Tuy nhiên, cấu trúc của chúng khác biệt đáng kể so với cấu trúc của phương tiện khuếch đại đĩa mỏng: độ dày của môi trường khuếch đại tấm giảm theo hướng vuông góc với ánh sáng dao động, thường đến vài mm. Năm 1972, WS Martin và cộng sự. [92] đã đề xuất loại laser tấm Zig{10}}Zag điển hình, có cấu trúc được thể hiện trong Hình 1.3. Nó áp dụng phương pháp bơm bên, trong đó hướng gradient nhiệt độ trong môi trường khuếch đại giống như hướng truyền ánh sáng của bơm (tức là vuông góc với mặt lớn của tinh thể). Để giải quyết hiệu ứng thấu kính nhiệt, tăng độ truyền của ánh sáng dao động và giảm sự mất phản xạ của ánh sáng dao động trên mặt truyền ánh sáng{15}}của tấm, mặt truyền ánh sáng{16}}của môi trường khuếch đại thường được cắt ở góc Brewster. Điều này cho phép tia laser dao động truyền qua nhiều phản xạ tổng trên các mặt lớn của môi trường khuếch đại, do đó bù đắp các hiệu ứng nhiệt của tinh thể laser theo hướng ánh sáng bơm. Cấu trúc tấm đóng một vai trò quan trọng trong lĩnh vực laser công suất trung bình-đến{20}}cao. (Hình 1.3 Sơ đồ cấu trúc của một tấm laser)
4) Chất xơ tăng trung bình
Laser sợi quang được phát triển dựa trên bộ khuếch đại sợi quang, sử dụng sợi thủy tinh pha tạp-đất{1}}hiếm làm phương tiện khuếch đại. Do tỷ lệ diện tích bề mặt lớn-trên-thể tích của phương tiện khuếch đại sợi quang, laser sợi quang có những ưu điểm vốn có về hiệu suất tản nhiệt và triển vọng ứng dụng đầy hứa hẹn trong lĩnh vực laser công suất-cao. So với cấu trúc sợi đơn chế độ-truyền thống, sợi bọc-kép có lớp bọc bên trong bổ sung, bao gồm bốn phần: lõi, lớp bọc bên trong, lớp bọc bên ngoài và lớp bảo vệ. Hình 1.4 cho thấy sơ đồ cấu trúc điển hình của nó. Lõi đóng vai trò là phương tiện cho dao động laser và có thể thu được đầu ra laser{12}chế độ đơn hoặc đa chế độ tùy thuộc vào kích thước lõi. (Hình 1.4 Sơ đồ cấu trúc của laser sợi quang)
Thông thường, các cấu trúc không đều (ví dụ: hình elip, hình chữ D{2}}, hình vuông và hình hoa mận-) được sử dụng để ghép đèn bơm vào lớp ốp bên trong mà không có yêu cầu về chế độ đầu vào của đèn bơm. Ánh sáng bơm truyền qua lại giữa lớp vỏ bên trong và bên ngoài và được lõi hấp thụ sau nhiều lần đi qua. Lớp ngoài cùng là lớp bảo vệ của sợi. Trong số các ion đất hiếm-như Nd³⁺, Er³⁺, Yb³⁺ và Tm³⁺, Yb³⁺-sợi bọc kép pha tạp-có nhiều ưu điểm (ví dụ: tải nhiệt cực thấp, sai số lượng tử nhỏ và phạm vi đầu ra bước sóng rộng (975–1180 nm) [93–94]), khiến chúng trở thành laser sợi quang được nghiên cứu rộng rãi nhất hiện tại.
5) So sánh đặc điểm của các phương tiện khuếch đại laser khác nhau
Mặc dù phương tiện khuếch đại đĩa mỏng, tấm mỏng và sợi quang có lợi cho đầu ra laser công suất cao-, nhưng tia laser có phương tiện khuếch đại đĩa mỏng hoặc tấm mỏng có cấu trúc tương đối phức tạp, khối lượng lớn và chi phí cao. Tương tự, các sợi dài và cấu trúc của các sợi có hình dạng gần như hệ thống cấp độ pha tạp Nd³⁺-ba{7}}hình thanh-cho dải 0,9 μm rất phức tạp, cồng kềnh và đắt tiền. Với mục tiêu của nghiên cứu này{11}}là phát triển một hệ thống nhỏ gọnĐèn UVC xa 222 nmhệ thống-phương tiện khuếch đại hình que Nd³⁺{2}}được pha tạp-được ưu tiên làm tinh thể laser.
2. Phương tiện thu được hệ thống được pha tạp Nd³⁺-quasi-ba{4}}cấp
Các tinh thể laser Nd:YVO₄ và Nd:GdVO₄ có bước sóng phát xạ chính là 0,91 μm trong hệ thống gần như-ba{2}}cấp của chúng. Là phương tiện đạt được quan trọng để tạo raTia cực tím 222nmthông qua việc tăng gấp bốn lần tần số, chúng thể hiện các đặc tính vật lý và quang học tuyệt vời. Tinh thể Neodymium-yttrium vanadate (Nd:YVO₄) pha tạp Neodymium có cấu trúc tứ giác và thuộc hệ tinh thể một trục. Độ lưỡng chiết Δn của nó dao động từ 0,2225 đến 0,254 và phạm vi bước sóng trong suốt của nó là 0,45–4,8 μm. Với độ cứng gần bằng thủy tinh, nó không dễ bị chảy nước và dễ gia công và phủ. Vì vậy, nó là một trong những tinh thể laser được sử dụng phổ biến nhất hiện nay. Bảng 1.4 liệt kê các tính chất vật lý của tinh thể Nd:YVO₄. Tiết diện{12}}phát xạ của Nd:YVO₄ ở mức 0,914 μm (σ₉₁₄ₙₘ) là khoảng 19,5×10⁻²⁰ cm². Gần dải 808 nm, tinh thể Nd:YVO₄ có dải hấp thụ rộng (khoảng 21 nm). Hiệu suất hấp thụ của tinh thể Nd:YVO₄ đối với ánh sáng bơm có liên quan đến hướng phân cực giữa ánh sáng bơm và tia laser đầu ra, với hiệu suất hấp thụ cao nhất khi hai hướng giống nhau. Đối với tinh thể cắt theo trục-, vectơ E{24}}của laser song song với hướng phân cực π-của trục quang của tinh thể và vuông góc với hướng phân cực σ-của trục quang. Tuy nhiên, so với sự phân cực σ-, tinh thể thể hiện sự hấp thụ ánh sáng bơm mạnh hơn và bức xạ mạnh hơn theo hướng phân cực π-. Trong khi đó, hiệu suất nhân đôi tần số của ánh sáng phân cực tương đối cao hơn trong quá trình nhân đôi tần số. Do đó, tinh thể Nd:YVO₄ cắt theo trục có độ phân cực π-chủ yếu được sử dụng.
Bảng 1.4 Tính chất vật lý của tinh thể Nd:YVO₄
| Mật độ nguyên tử / cm³ (Nd³⁺ 1,0%) | Cấu trúc tinh thể | Tỉ trọng | Độ cứng Mohs | Hệ số giãn nở nhiệt (300K) | Độ dẫn nhiệt (300K) |
|---|---|---|---|---|---|
| 1,26×10²⁰ | Hệ tứ giác | 4,22 g/cm³ | 4–5 | aₐ=4.43×10⁻⁶/K a_c=11.37×10⁻⁶/K | //c: 5,23 W/(m·K) ⊥c: 5,10 W/(m·K) |
Cấu trúc mức năng lượng của tinh thể Nd:YVO₄ được thể hiện trên Hình 1.5. Tinh thể Nd:YVO₄ có tốc độ hấp thụ cao đối với ánh sáng gần dải 808 nm và 879 nm. Các hạt ở mức năng lượng mặt đất hấp thụ ánh sáng bơm và chuyển sang mức năng lượng ⁴F₅/₂. Tuy nhiên, thời gian tồn tại của các hạt ở mức năng lượng ⁴F₅/₂ là rất ngắn (khoảng 10⁻¹⁰ s) và chúng nhanh chóng chuyển sang mức năng lượng siêu bền ⁴F₃/₂ thông qua quá trình hồi phục không{7}}bức xạ. (Hình 1.5 Sơ đồ cấu trúc mức năng lượng của tinh thể Nd:YVO₄)
Thời gian tồn tại của các hạt ở mức năng lượng siêu bền ⁴F₃/₂ tương đối dài (khoảng 10⁻⁴ s), điều này tạo điều kiện cho sự đảo ngược dân số. Tinh thể Nd:YVO₄ có bốn mức năng lượng chuyển tiếp chính: ⁴F₃/₂→⁴I₁₁/₂, ⁴F₃/₂→⁴I₁₃/₂, ⁴F₃/₂→⁴I₁₅/₂, và ⁴F₃/₂→⁴I₉/₂, tương ứng với các bước sóng phát xạ lần lượt là 1064 nm, 1342 nm, 1839 nm và 914 nm. Ở nhiệt độ phòng, vạch phổ 1064 nm có tiết diện phát xạ lớn nhất-và hệ số khuếch đại cao nhất, tiếp theo là vạch phổ 1342 nm, trong khi vạch phổ 1839 nm và 914 nm có nhỏ nhất. Trong số bốn quá trình chuyển đổi mức năng lượng ở trên, quá trình chuyển đổi ⁴F₃/₂→⁴I₉/₂ thuộc về hệ thống gần như-ba{14}}cấp của tinh thể Nd:YVO₄. Dưới tác động của trường mạng chủ, mỗi mức năng lượng của ion Nd³⁺ đều trải qua quá trình phân tách Stark. Mức năng lượng ⁴F₃/₂ của tia laser chia thành hai{18}}cấp phụ (R₁ và R₂), rất gần nhau. Quần thể hạt ở cấp độ phụ R₁ và R₂{20}}tuân theo định luật phân bố Boltzmann, lần lượt chiếm 55% và 45% tổng số hạt ở cấp năng lượng ⁴F₃/₂. Mức năng lượng laser thấp hơn ⁴I₉/₂ cũng trải qua quá trình phân tách Stark, tạo thành 5 cấp-phụ (Z₁~Z₅) và quần thể hạt ở mỗi cấp-phụ cũng tuân theo định luật phân bố Boltzmann. Vạch quang phổ 914 nm được tạo ra bởi sự chuyển đổi của các hạt từ cấp R₁ phụ-của ⁴F₃/₂ sang cấp phụ Z₅-của ⁴I₉/₂. Theo phân bố Boltzmann, mật độ hạt ở cấp độ phụ{32}}Z₅ laser thấp hơn chiếm 5% tổng số hạt ở mức năng lượng ⁴I₉/₂. Những hạt ở cấp độ phụ-thấp hơn này gây ra sự tái hấp thu của tia laser 914 nm được tạo ra bởi quá trình chuyển đổi mức năng lượng laser ⁴F₃/₂→⁴I₉/₂, điều này ảnh hưởng nghiêm trọng đến công suất ngưỡng và hiệu suất độ dốc đầu ra của tia laser. Do đó, cần có nghiên cứu chuyên sâu để ngăn chặn một cách hiệu quả ảnh hưởng của sự tái hấp thu trong hệ thống gần như ba cấp và cải thiện hiệu suất đầu ra của việc nhắm mục tiêu bằng laser hệ thống gần như ba cấpÁnh sáng tia cực tím 222nm.
GdVO₄ và YVO₄ là các vật liệu tinh thể chủ có cùng cấu trúc. Quá trình chuyển đổi mức năng lượng ⁴F₃/₂→⁴I₉/₂ của hệ thống gần như ba cấp độ-của tinh thể Nd:GdVO₄ tạo ra tia laser 912 nm. Bảng 1.5 so sánh các thông số hiệu suất chính của tinh thể Nd:YVO₄ và Nd:GdVO₄ trong hệ thống gần như{6}}ba{7}}cấp của chúng, bao gồm bước sóng cơ bản, tần số-bước sóng gấp đôi, tiết diện{9}}phát xạ kích thích, tuổi thọ{10}}mức trên, tiết diện hấp thụ{11}}, băng thông hấp thụ và độ dẫn nhiệt.
Bảng 1.5 So sánh các thông số hiệu suất của tinh thể Nd:YVO₄ và Nd:GdVO₄ trong các hệ thống gần như{1}}ba{2}}cấp
| Pha lê | Bước sóng cơ bản λₐ / nm | Tần số-tăng gấp đôi Bước sóng λₐ / nm | Mặt cắt ngang phát xạ kích thích-mặt cắt σₐ / (10⁻²⁰ cm²) | Cấp-trên Tuổi thọ τ / μs | Tiết diện hấp thụ- σₐ / (10⁻²⁰ cm²) | Băng thông hấp thụ / nm | Độ dẫn nhiệt / (W/(cm·K)) |
|---|---|---|---|---|---|---|---|
| Nd:YVO₄ | 914 (π) 915 (σ) | 457 | 4,8 (π) 4,3 (σ) | 100 | 60,1 (π) 12,0 (σ) | 20 | 0.0532 |
| Nd:GdVO₄ | 912 | 456 | 6,6 (π) 5,6 (σ) | 95 | 54,6 (π) 12,3 (σ) | 4 (π) 5,8 (σ) | 0.117 |
Thông qua việc so sánh các đặc tính vật lý và quang học ở trên, mỗi tinh thể Nd:YVO₄ và Nd:GdVO₄ đều có những đặc điểm riêng làm môi trường thu được ứng cử viên. So với Nd:GdVO₄, tinh thể Nd:YVO₄ có băng thông hấp thụ rộng hơn gần dải 808 nm, giúp giảm yêu cầu đối với nguồn bơm và công nghệ kiểm soát nhiệt độ, đồng thời cho phép tia laser có điều kiện hoạt động bên ngoài tương đối thoải mái. Ngoài ra, nó có tuổi thọ-cao hơn một chút (phù hợp với laser xung) và lợi thế về chi phí. Do đó, tinh thể Nd:YVO₄ được chọn làm môi trường khuếch đại laser trong nghiên cứu này để đạt được hiệu quảbóng đèn 222nmnguyên mẫu.
1.4.2 Phương pháp bơm
Trong laser trạng thái rắn-được bơm LD, có nhiều phương pháp để ghép ánh sáng phát ra của LD vào môi trường khuếch đại laser. Thông thường, các phương pháp này được phân thành hai loại dựa trên mối quan hệ giữa hướng truyền của đèn bơm và tia laser dao động:bơm cuối (dọc)Vàbơm bên (ngang)(xem Hình 1.1). Đặc điểm cấu trúc của hai phương pháp bơm này được phân tích và so sánh dưới đây.
1. Bơm cuối
Laser trạng thái rắn-được bơm từ thấp-đến{2}}công suất trung bình-LD LD có ưu điểm là cấu trúc đơn giản và nhỏ gọn, chất lượng chùm tia tốt và hiệu suất cao, khiến chúng trở thành loại laser được sử dụng rộng rãi nhất, đặc biệt là trongTia cực tím 222nmthiết lập thế hệ. Chúng chủ yếu bao gồm ba phần: nguồn bơm LD, hệ thống ghép quang và laser trạng thái rắn{1}}, với cấu trúc được minh họa trong Hình 1.1 (a). Tia laser do LD phát ra được truyền đi để bơm dọc theo hướng ánh sáng dao động trong hộp và chùm tia được tập trung vào môi trường khuếch đại. Bằng cách tối ưu hóa các thông số của khoang cộng hưởng, có thể đạt được tỷ lệ kích thước điểm thích hợp giữa đèn bơm và ánh sáng dao động (tức là khớp chế độ). Tỷ lệ này có tác động đáng kể đến hiệu suất bơm của đèn bơm và hiệu suất đầu ra của laser. Ngoài ra, ánh sáng bơm truyền đi một khoảng cách xa trong tinh thể laser và được tinh thể hấp thụ hoàn toàn, dẫn đến công suất ngưỡng bơm thấp và hiệu suất độ dốc cao của laser bằng phương pháp bơm này. Do đó, công nghệ bơm cuối LD được sử dụng rộng rãi trong các laser trạng thái rắn công suất thấp{11}đến{12}trung bình{13}}có chất lượng chùm tia cao và hiệu suất chuyển đổi cao. Có hai loại công nghệ bơm cuối{15}}chính:
Ánh sáng phát ra của diode laser được đưa trực tiếp vào tinh thể laser thông qua hệ thống ghép quang. Bằng cách tối ưu hóa thiết kế của khoang cộng hưởng và các thông số hệ thống khớp nối, có thể đạt được sự chồng chéo tối ưu giữa chùm bơm và chùm dao động.
Ánh sáng đầu ra của LD trước tiên được ghép vào sợi quang, sau đó được đưa vào môi trường khuếch đại laser thông qua đầu ra sợi quang. Phương pháp này không chỉ cách ly laser trạng thái rắn-với diode laser để giảm ảnh hưởng lẫn nhau của các hiệu ứng nhiệt mà còn cho phép sợi quang định hình ánh sáng đầu ra của LD, giúp đạt được chế độ khớp.
2. Bơm phụ
Mặc dù cấu trúc-bơm cuối có ưu điểm là hiệu suất cao và chất lượng chùm tia tốt nhưng nó không thể bơm công suất bơm cao do những hạn chế về diện tích bơm nhỏ của tinh thể laser và tác động bất lợi của thấu kính nhiệt. Với sự gia tăng công suất đầu ra LD và cải tiến trong công nghệ tản nhiệt, các nhà nghiên cứu đã tối ưu hóa các thông số của tinh thể laser bằng cách sử dụng nhiều mảng LD dựa trên cấu trúc của tia laser bơm đèn-, bơm năng lượng ánh sáng bơm vào tinh thể từ bề mặt của hình trụ hoặc hình khối. Phương pháp bơm này làm tăng diện tích phun ánh sáng bơm và diện tích bề mặt tản nhiệt của tinh thể laser, từ đó cải thiện đáng kể cả công suất phun và công suất đầu ra. Ngoài ra, kích thước tăng lên của môi trường khuếch đại cũng góp phần làm tăng công suất phát laser nhất định. Cấu trúc của bơm phụ được thể hiện trên hình 1.1 (b). Hiện tại, hầu hết tất cả các tia laser trạng thái rắn-rắn{9}}có công suất đầu ra từ hàng trăm watt đến kilowatt đều áp dụng cấu trúc bơm bên.
3. So sánh hai phương pháp bơm
Bơm cuối LD có ưu điểm là cấu trúc đơn giản và nhỏ gọn, hiệu suất cao và chất lượng chùm tia tốt. Mặc dù bơm phía LD có lợi cho-đầu ra laser công suất cao nhưng nó có cấu trúc tương đối phức tạp và khối lượng lớn. Do đó, phương pháp bơm-cuối LD được áp dụng trong nghiên cứu này cho máy nén khí nén.Đèn UVC xa 222 nmứng dụng.
1.4.3 Khoang cộng hưởng laser
Trong tất cả các tia laser trạng thái rắn-rắn{1}}, việc lựa chọn khoang cộng hưởng laser có tác động đáng kể đến hiệu suất đầu ra của tia laser. Sau khi xác định các thông số của tinh thể laser, cần lựa chọn khoang cộng hưởng phù hợp dựa trên yêu cầu về hiệu suất đầu ra của laser. Từ phân tích ở trên về hệ thống mức năng lượng của môi trường khuếch đại pha tạp Nd³⁺-, hệ thống gần như{6}}ba{7}}có tiết diện phát xạ nhỏ-và chịu sự tái hấp thụ. Những yếu tố bất lợi này có tác động không đáng kể đến việc đạt được sản lượng ánh sáng tần số cơ bản có công suất cao và chất lượng chùm tia-cao{13}}. Do đó, khi lựa chọn cấu trúc khoang cộng hưởng, cần xem xét hai khía cạnh: nó phải có lợi cho việc tăng cường đầu ra của ánh sáng tần số cơ bản và đạt được hiệu suất nhân đôi tần số cao. Từ đánh giá tài liệu ở trên về laser trạng thái rắn DUV{16}}, đối với hệ thống bốn{17}}cấp, phương pháp đơn giản nhất để tạo ra sóng hài bậc bốn là sử dụng thế hệ sóng hài bậc hai ngoài khoang. Tuy nhiên, đối với hệ thống gần như ba cấp được áp dụng trong nghiên cứu này, hiệu suất chuyển đổi tăng gấp đôi tần số thu được bằng cách tạo sóng hài bậc hai ngoài khoang sẽ khá thấp. Vì vậy, để tạo ra hiệu quảÁnh sáng tia cực tím 222nm, cần phải xem xét và lựa chọn một cách toàn diện cấu trúc khoang cộng hưởng dễ thực hiện và cho phép nhân đôi tần số hiệu suất cao.
Để cải thiện hiệu suất nhân đôi tần số, tinh thể nhân đôi tần số-thường được đặt bên trong hộp chứa tia laser (tức làtăng gấp đôi tần số nội bộ). Điều này cho phép ánh sáng tần số cơ bản đi qua tinh thể nhân đôi tần số-nhiều lần (qua lại), từ đó cải thiện tốc độ sử dụng ánh sáng tần số cơ bản. Các loại khoang thường được sử dụng bao gồmthẳng-tần số trong khoang tăng gấp đôi, Tăng gấp đôi tần số khoang bên trong khoang V{0}}, VàZ-tần số trong khoang Z tăng gấp đôi, với cấu trúc của chúng được hiển thị trong Hình 1.6–1.8. Một phương pháp hiệu quả tương tự là sử dụng khoang cộng hưởng ngoài khoang để tăng công suất tuần hoàn của sóng cơ bản, sóng hài hoặc cả hai.
Cấu trúc khoang -thẳng có ưu điểm là thiết kế đơn giản, nhỏ gọn và dễ điều chỉnh nhưng hiệu suất nhân đôi tần số lại thấp. Điều này là do kích thước điểm trên môi trường khuếch đại laze và tinh thể nhân đôi tần số-không thể được chọn tự do, khiến không thể đạt được cả chế độ chùm tia và hiệu suất nhân đôi tần số cao. Do đó, cấu trúc khoang -thẳng không phù hợp với môi trường khuếch đại hệ thống gần như pha tạp Nd³⁺-pha tạp-ba{8}}cấp.
Cấu trúc cộng hưởng khoang V{0}}có hai vòng thắt chùm tia tương đối độc lập trên hai nhánh của nó, có thể đồng thời đáp ứng các điều kiện khớp chế độ và nhân đôi tần số hiệu suất cao. Tuy nhiên, nó bị loạn thị, làm giảm chất lượng chùm tia laser đầu ra.
Khoang Z{0}}có hiệu suất nhân đôi tần số cao và độ ổn định nhiệt tốt, với chất lượng chùm tia tốt hơn một chút so với khoang V-. Tuy nhiên, nó có cấu trúc phức tạp và tổn thất nội bào lớn.
Đối với khoang cộng hưởng ngoài khoang, cần có một servo băng thông rộng để điều khiển chính xác chiều dài khoang và độ truyền qua của gương đầu vào đối với ánh sáng tới phải có trở kháng-khớp với tổng tổn thất của khoang để đạt được hiệu suất chuyển đổi cao nhất. Điều này dẫn đến một cấu trúc tổng thể tương đối phức tạp. (Hình 1.6 Sơ đồ nguyên lý của đầu LD-cấu trúc nhân đôi tần số trong khoang được bơm thẳng-) (Hình 1.7 Sơ đồ nguyên lý của đầu LD-cấu trúc nhân đôi tần số trong khoang được bơm-thẳng) (Hình 1.8 Sơ đồ của việc nhân đôi tần số trong khoang được bơm-LD Z-được bơm) cấu trúc)
Dựa trên phân tích ở trên, khoang cộng hưởng laser hình chữ V{0}} với khả năng tạo sóng hài thứ hai trong khoang được ưu tiên hơn trong nghiên cứu này và phương pháp lấy nét thấu kính tương đối đơn giản được áp dụng cho phần nhân đôi tần số gấp bốn lần ngoài khoang để tối ưu hóabóng đèn 222nmhiệu suất.
