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波长1.6 µm附近波段激光具有高的吸水系数，在较大功率的光辐射人眼时，大部分的能量会被晶状体吸收，而不会损伤视网膜，从而避免眼睛的永久性损伤，因此这一波段的激光又被称为人眼安全激光。依据国际电工委员会制定的IEC60825国际应用标准可知，1.57 µm波段激光对人眼的允许曝光量是1.06 µm波段的20万倍，是10.6 µm波段的100倍[1]。且波长在1.6 µm附近的激光对烟、雾和战场硝烟的穿透能力强、太阳光谱辐照度低。不仅如此，由图1可知该波段激光还处于大气传输窗口，可以轻松穿透大气进行信息传递[2]。这些优点使得的1.6 µm附近波段激光既能够应用于恶劣环境中，又不会对周围人员造成误伤。因此其在激光雷达[3-5]、激光测距[6-9]、环境检测[10]和激光武器[11-12]等领域应用广泛[13]。
高重频大能量的1.6 µm附近波段激光脉冲一直是研究人员追求的目标，例如百赫兹百焦耳的1.6 µm附近波段激光脉冲不仅具有上述优点，还可以在恶劣条件下携带大量数据传输更远距离，应用范围更广泛[14-16]。然而由于产生百赫兹百焦耳1.6 µm附近波段激光脉冲过程中的热效应以及增益介质、非线性晶体本身的缺陷等问题限制了高重频大能量1.6 µm附近波段激光的发展。现有情况下，1.6 µm附近波段激光主要通过直接泵浦掺Er3+晶体和光参量振荡（Optical parametric oscillator，OPO）、受激拉曼散射（Stimulated raman scattering，SRS）等非线性频率转换技术产生。文中通过相关案例介绍上述三种技术的研究进展，分析它们在产生1.6 µm附近波段激光过程中存在的优势和不足，并对获得高重频、大能量1.6 µm附近波段激光技术的发展前景进行了展望。
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掺Er3+晶体是如图2所示的一种准三能级结构。最常见的是采用波长1 µm （或1.45 µm）的泵浦光将掺Er3+晶体中的基态光子由4I15/2跃迁至4I11/2（或4I13/2），随后大部分的激发态光子从4I13/2跃迁至4I15/2。由于掺Er3+晶体的材质有所不同，激发态光子由高能级向低能级跃迁的光子波长在1.53~1.64 µm之间。为获得1.6 µm附近波段激光，科研人员对其开展了大量的研究工作。
图 2 掺Er3+晶体的能级跃迁图
Figure 2. Energy level jump diagram of Er3+ doped crystal
表1 是近年来以掺Er3+晶体为增益介质获得1.6 µm附近波段激光的相关案例。如北京理工大学的宋睿等人[17]采用种子注入技术搭配对称泵浦双Er: YAG的结构，获得重复频率200 Hz、单脉冲能量22.75 mJ、脉宽223.1 ns、线宽2.46 MHz、中心波长1.645 µm波段的单频激光脉冲输出，其光束质量因子M2为1.15，能量稳定度约为0.5%。实验中获得的激光脉冲不仅线宽窄、光束质量好，而且能量稳定度高。然而实验中并没有获得单脉冲能量和重复频率均高的激光脉冲，通过表1中的案例也不难发现，这是由于掺Er3+晶体的吸收效率低、晶体内的寄生激光多且晶体的导热率低，这些使得晶体的热负荷很大[18]。不仅如此，Er3+的光子跃迁截面小，在固体和光纤的掺Er3+增益介质中要获得高效率的4I15/2→4I11/2泵浦吸收跃迁很难，并且当使用掺Er3+晶体的掺杂浓度较大时又会出现淬灭效应。这些原因导致该类激光器几乎无法获得高重频、大能量的激光脉冲[19-22]。
表 1 掺Er3+晶体为增益介质获得1.6 µm附近波段激光的相关研究进展
Table 1. Example of obtaining a laser in the band near 1.6 µm using Er3+doped crystal as the gain medium
Center wavelength/µm Single-pulse energy/mJ Pulse width/ns Frequency/Hz M2x，M2y Energy stability Linewidth/MHz Year 1.64 120 100 30 2, 2.5 - - 2014[23] 1.645 2.9 160 100 - - - 2015[24] 1.645 10.1 205 200 1.4, 1.34 1.5% 2.44 2018[25] 1.645 20.3 110 200 1.27, 1.3 0.61% 4.59 2019[26] 1.645 28.6 159 200 1.37, 1.09 2.1% 3.4 2020[27] 1.645 22.75 223.1 200 1.16, 1.15 0.5% 2.46 2021[17] 1.54 1.3 10 100 - 0.28% - 2023[28] -
SRS是一种基于三阶非线性过程扩展现有激光光谱范围的有效方式，通过选用不同波段的泵浦光源和拉曼晶体，可将现有激光的波长从紫外扩展到近红外波段。具体过程是当一个入射的泵浦光光子与一个热振子碰撞时会产生一个斯托克斯光子和一个受激声子，当泵浦光的光子与新的声子碰撞后，又会再产生一个新的斯托克斯光子和一个受激声子，由此而产生一个受激声子的“雪崩过程”，进而产生斯托克斯光[29]。在获得1.6 µm附近波段的方法中，SRS是一个非常有效的方案，它不仅具有较高的光-光转化效率，而且还可以通过自动相位匹配消除激光的热失相问题，进而输出高光束质量的激光。
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基于BaWO4[30-31]、SrWO4[32]、Ba(NO3)2[33-34]、BaTeMo2O9[35]、YVO4和KGd(WO4)2等传统增益介质拉曼激光器的相关研究进展和上述晶体的拉曼频移、拉曼线宽、导热系数如表2和表3所示。由此可知，这些非线性晶体的拉曼频移小，一般用波长大于1.3 μm波段激光来泵浦这些非线性晶体获得1.6 µm附近波段激光；并且传统拉曼晶体的热导率不高，这会导致拉曼频移过程中晶体的热效应严重，因此使用上述拉曼晶体获得1.6 μm波段激光的最大输出功率一般不超过瓦级。不仅如此，在泵浦光和拉曼介质线宽的作用下，输出拉曼光的线宽一般在nm量级。
表 2 传统增益介质的拉曼频移、拉曼线宽、导热系数
Table 2. Raman frequency shift, Raman linewidth, heat conductivity of conventional gain media
Crystal Raman material Raman shift
/cm−1Raman linewidth
/cm−1Heat conductivity/W·m−1·K−1 Spectral transmission
/μmBa(NO3)2 1047 0.4 1.17 0.35-1.8 KGd(WO4)2 901 5.4 2.6 0.34-5.5 BaWO4 926 1.6 3.0 0.26-3.7 BaTeMo2O9 921 5.6 1.26 0.38-5.53 SrWO4 924.23 3.0 3.133 0.263-3.2 YVO4 890 3.0 5.2 0.4-5 表 3 传统增益介质拉曼激光器的相关研究进展
Table 3. Relevant research progress of conventional gain dielectric Raman lasers
Crystal Raman
materialPump light
wavelength/µmRaman light
wavelength/µmOutput power/W Output laser
frequencyLight-light conversion
efficiencyStokes order Linewidth/nm Year Ba(NO3)2 1.32 1.56 0.25 1 Hz 48% 1 - 1995[36] KGd(WO4)2 1.35 1.537 1.2×10−5 1 kHz 10% 1 20 2005[37] BaWO4 1.3 1.536 0.7 15 kHz 44% 1 - 2012[38] BaTeMo2O9 1.342 1.531 0.83 25 kHz 7.7% 1 0.06 2013[39] SrWO4 1.444 1.664 1.16 10 kHz 4.2% 1 - 2016[40] Ba(NO3)2 1.319 1.53 5 50 Hz - 1 - 2016[41] Nd:YVO4 1.342 1.524 0.685 - 4.8% 1 0.3 2021[42] 为将1 µm波段脉冲激光频移至1.6 µm附近波段，白俄罗斯B. I. Stepanov Institute of Physics的V. A. Lisinetskii等人[43]采用外腔拉曼的设计，利用重复频率20 Hz、脉宽10 ns、单脉冲能量300 mJ、光束质量因子M2约为3、中心波长1.064 µm的Nd: YAG激光器做泵浦源，2块Ba(NO3)2晶体作为拉曼介质，经过三阶斯托克斯频移后获得93 mJ的1.599 µm激光输出，其脉冲持续时间为9 ns，功率为1.8 W，能量转换效率约为47%。而此时会有大量泵浦光的能量以热量的形式留在非线性晶体内。由于传统拉曼晶体的热导率低且热膨胀系数大，导致其无法满足输出高重频、大能量激光的需求。
综上，传统拉曼晶体的单次拉曼频移量小，无法获得长波长频移。因此，一般选用1.3 μm波段激光来泵浦拉曼增益介质，通过一阶斯托克斯频移获得1.6 μm附近波段激光脉冲输出。当使用技术成熟的波长为1 μm的Nd: YAG激光器做泵源时，需要经历三阶以上斯托克斯频移后才能得到，这个过程不仅技术要求高，而且随着斯托克斯频移阶数的增加，拉曼介质内部热量也会急剧增加。因此在设计高重频的拉曼激光器时，应选用高热导率的拉曼晶体，同时采用有效的散热方式将晶体内的热量带走，以避免出现严重的热效应，引起光斑畸变而损伤晶体。不仅如此，当基频光经过三阶以上斯托克斯频移时，晶体内的四波混频还会展宽激光的光谱，使得输出激光的线宽更宽，从而导致其应用受限。上述原因均限制了拉曼频移技术在获得高重频、大能量1.6 µm附近波段激光领域的应用。
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相比之下，金刚石的透射光谱范围覆盖了紫外、可见光、红外至无线电波范围如图3所示[44]。且金刚石晶体的拉曼频移为1332.3 cm−1，其室温条件下的拉曼增益线宽1.5 cm−1。不仅如此，金刚石的拉曼增益系数为12 cm/GW@1.064 μm，且它的二阶斯托克斯输出激光与泵浦光能量之间存在直接的正比关系[45]。因此金刚石晶体凭借优异的拉曼特性和宽波长范围的透明度[46-50]可以将波长1 μm的基频光通过二阶斯托克斯频移获得1.49 μm波段激光输出。金刚石还具有优异的热物性，其热导率高达$ {\text{2\;2}}00{\text{ W}}/\left( {{\text{m}} \cdot {\text{K}}} \right) $[51-52]，是传统拉曼晶体的140多倍，且热膨胀系数低至$ 1.1 \times {10^{ - 6}}\;{{\text{K}}^{ - 1}} $[49]。如此优异的热稳定性，再给其配备合适的散热装置，使得金刚石即使在高温、高强度的严苛条件下依然可以呈现优异的非线性性能，而且还可以输出高光束质量的二阶斯托克斯光。此外，金刚石的大禁带避免了金刚石晶体在高温下产生电荷载流子，因此，即使在很高的温度下，金刚石依然可以保持高透明度。以上这些优点使得金刚石成为SRS技术中获得高重频、大能量长波段激光中最有前途的非线性介质。
为了获得高光束质量的拉曼激光，澳大利亚Macquarie大学的McKay A等人[53]以金刚石为拉曼晶体，使用波长1.064 µm的Nd: YVO4激光器做为泵浦源，在重复频率36 kHz、脉宽20 ns、光束质量因子M2为3.0泵浦光泵浦下，经二阶斯托克斯频移输出16.2 W的1.485 µm激光脉冲，光-光效率高达40%。其输出1.485 µm光的光束质量因子${{{M}}^{\text{2}}}$为$ {\text{1}}.{\text{17}} \pm 0.08 $，相比泵浦光提升了2.7倍，这是由于在SRS的过程中，通过合理的谐振腔设计，可以使拉曼光的相位畸变有效的消散在声子场中，从而大大提升输出斯托克斯光的光束质量。当拉曼光在谐振腔中多次往返后光束质量会无限趋近于TEM00的理想高斯光束。
金刚石拉曼激光器不仅可以提升输出光的光束质量，而且可以获得高功率激光输出。Macquarie 大学的Williams等人[45]通过功率为259 W、光束质量因子M2小于1.2、重频40 Hz、脉宽250 µs的1.06 µm的光泵浦金刚石，经过二阶斯托克斯频移，将泵浦光的波长从1.06 µm频移至1.49 µm，输出光的功率为114 W，光-光转换效率为44%，其实验装置如图4所示。随后Williams和Bai等人[54]在1.064 µm泵浦光输入功率823 W条件下获得了功率302 W、波长1.49 µm的激光输出。
此外，金刚石拉曼激光器通过合理的谐振腔设计也可以获得一定波长范围调谐的激光脉冲输出。英国University of Strathclyde的Casula等人验证了这一点。实验中使用波长为1.18 µm的半导体激光器泵浦金刚石晶体，实验装置如图5所示[55]，通过旋转位于圆盘半导体激光器谐振腔中的双折射滤波器，使输出的激光波长在1.375~1.415 µm范围内调谐，线宽为0.1 nm。
虽然，基于金刚石的拉曼激光器可以获得高重频、大能量、波长可调谐且光束质量好的激光脉冲输出，但是由于金刚石的拉曼频移范围也十分有限，无法仅通过二阶斯托克斯频移将现有的且技术成熟的高功率1 μm波段激光频移到1.6 μm波段，且高阶斯托克斯频移的技术难度高、效率低。因此想要获得1.6 μm波段激光，基频光中心波长需大于1.3 μm，如广东晶体与激光技术工程研究中心的Ma等就使1.342 μm的基频光经一阶斯托克斯后获得1.634 μm波段激光[56]。这也是很少有使用波长1 μm的激光泵浦金刚石晶体获得1.6 μm波段激光的案例被报道的主要原因[41]。
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OPO技术以二阶非线性效应为基础，利用非线性晶体的频率转换效应实现不同波长激光的调谐输出，其中频率转化过程的增益是由非线性晶体中光波之间的相互作用产生的。1961年，夫朗肯等人首次观察到二次谐波的产生。此后不久，在1962年Kingston[57]和美国加州大学的Norman M. Kroll教授[58]分别提出OPO的基本原理。直到20世纪70年代美国贝尔实验室的Giordmaine J. A.和Robert C. Miller等人首次使用波长0.529 μm的激光泵浦LiNbO3晶体获得0.97~1.15 μm可调谐的激光输出，制成了第一台光参量振荡器[59]。由于OPO技术不仅可以提供从可见光到远红外光的可调谐相干光输出，而且还具有光-光效率高、阈值低、体积小、可靠性好、装置简单等优点，因此它在光谱研究中有着广泛的应用前景，深受激光研究者青睐，并逐渐发展成为一种主流的激光波长转换技术。
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磷酸钛氧钾（KTiOPO4, KTP）和砷酸钛氧钾（KTiOAsO4, KTA）晶体均是性能优良的非线性晶体，依靠自身高的非线性系数、大的热导率、宽的光学透过范围、不易潮解和机械性能好等优点被广泛应用于高重频、大能量OPO中。为了提升OPO输出激光的光-光转化效率和单脉冲能量，国内外研究者进行了大量的研究工作。
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为获得高的光-光转化效率和单脉冲能量，美国Schwartz Electro-Optics公司的G. A. Rines等人[60] 首先测试了多横模泵浦光对OPO输出效率影响。实验中证明了，当采用非临界相位匹配时OPO对泵浦光的光束质量要求不高，即使是在多横模的1.064 μm泵浦光抽运下也可获得高达39.2%的光-光的转换效率，最终获得245 mJ的1.55 µm的激光脉冲输出。
接着德国Fraunhofer Institute for Laser Technology的Elsen F等人[61]对比了多纵模和单纵模泵浦光对输出1.654 μm波段激光的影响，同等条件下，多纵模泵浦光泵浦OPO的光-光转换效率更高。实验中通过一套基于Nd: YAG晶体的MOPA多纵模1.064 μm激光系统做泵浦光，首先以20 mJ的泵浦光抽运OPO中的KTP晶体获得5 mJ的1.654 μm的种子光，随后通过延时光路合理调节种子光与剩余430 mJ泵浦光进入OPA中4块KTP晶体的时间和角度，在4级OPA放大后获得单脉冲能量111 mJ的1.645 μm人眼安全激光，光-光转化效率达到26%，光路如图6所示。
然后，德国Universitä Kaiserslautern的Peltz M.等人[62]测试了泵浦光（1.06 μm波段）不同的光斑直径和脉宽对OPO输出效率的影响，实验装置如图7所示。一方面通过硬孔光阑配合一缩束装置来控制泵浦光的直径，测试不同直径泵浦光斑对OPO输出效率的影响；另一方面测试了不同脉宽的泵浦光对OPO振荡阈值和输出效率的影响，结果显示当使用短脉宽的泵浦光时，OPO谐振腔的阈值更小且输出效率更高。最终通过OPO谐振腔获得单脉冲能量18.3 mJ、波长1.58 μm的激光输出，频谱宽度4.7 ns其光-光转换效率为35%。
最后，西安应用光学研究所李刚等人[63]通过TEC精确控制KTP晶体温度设计了一款信号光的光-光转换效率高达41%的OPO激光器（泵浦光中心波长1.06 μm）。波兰华沙Military University of Technology的M. Kaskow等人[64]报道了一种基于非临界相位匹配的MW级光参量振荡器。实验中1.064 μm波段泵浦光的转化效率高达51.3%，这是调研后所知光-光转换效率最高的案例。
由此可见，通过合理调节1.06 μm泵浦光和OPO谐振腔的相关参数，基于KTP晶体的OPO技术是可以同时得到很高的光-光转换效率和大能量的激光脉冲输出。
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作为KTP晶体同构体KTA同样具有优良的非线性性能，常作为OPO的非线性晶体，用于获取1.6 µm附近波段激光，同时也会输出中红外波段的闲频光。图8是使用SNLO软件模拟获得的不同波长光在KTA与KTP晶体中的透过率，可知KTA与KTP晶体在1.064 µm和1.6 µm波段附近的透过效率均接近100%，但是KTP晶体对中红外波段激光有部分吸收，而KTA晶体则不存在这个问题，因此KTA晶体是获得高重频、大能量1.6 µm附近波段激光十分有潜力的非线性晶体。美国Schwartz Electro-Optics公司M. S. Webb等人[65]验证了这一点，实验中对比了KTP与KTA晶体在OPO中相位失配和热透镜效应，认为由于KTP晶体在OPO过程中会吸收一定比例中红外波段的闲频光，这不仅限制了信号光的转化效率，而且也会导致晶体内热量急剧增加，最终引起相位失配和KTP晶体热效应程度不断加剧，而这些问题在KTA晶体中几乎不存在，因此实验中认为KTA晶体更适合做高重频、大能量激光的非线性晶体。最后通过两个100 Hz的二极管泵浦Nd: YAG放大系统做泵浦源，通过1.064 μm激光泵浦环形腔内串联的4块长度20 mm的KTA晶体，获得330 mJ、线宽0.6 nm、波长1.53 µm波段激光输出，KTA-OPO的环形腔如图9所示。
图 8 不同波段激光在KTA和KTP晶体中的透过率
Figure 8. Transmission rate of laser in KTA and KTP crystals at different wavelengths
为获得更高的光-光转化效率，清华大学的Liu等人[66] 设计了一款高能量光参量振荡器，在相同条件下对比了沿x方向和y方向切割的KTA晶体对信号光输出效率的影响。实验中由1.064 μm波段激光抽运KTA晶体获得。如图10所示，当1.064 μm泵浦光能量1 J、重复频率10 Hz、脉宽为10 ns时，y方向切割的KTA获得波长1.505 μm、单脉冲能量151 mJ的激光，能量转换效率为15.1%，而x方向切割的KTA得到波长1.535 μm、单脉冲能量260 mJ的激光，能量转换效率为26%，光-光效率提升了11.1%。这是因为x方向切割的KTA晶体输出闲频光的有效非线性系数高，使得同等条件下OPO的阈值低，总的光-光转化效率高。
美国Energy Dynamics Laboratory的R. J. Foltynowicz和M. D. Wojcik[67]采用波长1.064 μm激光泵浦的KTA，实现了30 Hz、243 mJ、7 ns的1.533 μm激光输出。如图11所示，OPO腔是由两个反射镜、一个折叠棱镜和两个KTA晶体组成，这种结构可以在不使用光隔离装置的前提下实现OPO的高效转化率。
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由上述研究可知，采用OPO技术获得1.6 µm附近波段激光一般是采用中心波长1.06 µm激光泵浦KTA、KTP等非线性晶体得到。该方法不仅具有高的光-光转换效率，而且参量转换过程不是通过受激辐射的方式产生1.6 µm附近波段激光，而是非线性介质中光波之间的相互作用产生的增益，此时非线性晶体的热效应很小。因此OPO技术支持高重频、大能量的1.6 µm附近波段激光的获得。
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OPO不仅可以获得高重频、大能量的激光脉冲输出，而且还可以通过调节非线性晶体的温度或角度快速实现输出激光的宽波长调谐。哈尔滨工业大学姚宝权等人[68]通过临界相位匹配的方式获得1.53~1.84 μm波段的可调谐激光输出。天津大学Zhong等人[69]利用非共线相位匹配的方式设计一种宽波长调谐的OPO环形腔，如图12所示。实验中通过调整腔镜M3的角度，使信号光与1.06 μm波段泵浦光的夹角在0°~5.8°范围内变化，获得1.572 9~1.684 2 μm范围内宽波长调谐。当信号光的波长为1.572 9 μm时，得到最大单脉冲能量46 mJ、脉宽6.5 ns、线宽6.5 ns、光-光转换效率33.3%。这也证明了通过OPO技术不仅可以获得高重频大能量的1.6 µm附近波段激光输出，还可以简单、有效的实现较大范围的激光波长调谐输出。
清华大学Liu等人[70]对比了临界相位匹配和非临界相位匹配对OPO输出效率和波长调节范围的影响。对临界相位匹配，为补偿走离效应，使用两个切割角方向相反的KTA作为非线性晶体。此时OPO谐振腔的阈值为180 mJ （泵浦光的中心波长1.064 μm），通过调节KTA晶体的角度最终获得单脉冲能量74.5 mJ、波长1.49 μm的信号光，光-光转化效率为23.3%，光路如图13所示。对于非临界相位匹配，使用同样的1.064 μm波段泵浦源抽运沿x方向切割的KTA晶体，通过调节KTA晶体的温度，输出单脉冲能量89.7 mJ（效率36.4%）、波长1.54 μm、线宽约93 nm的激光脉冲输出。通过实验可知，尽管使用两个反方向切割的KTA晶体来补偿临界相位匹配的走离效应，但谐振腔内的损耗依然远高于非临界相位匹配的条件下的OPO。然而临界相位匹配的光谱特性优于非临界相位匹配，此时可以通过调节非线性晶体的角度获得更宽的光谱调谐，由此可见两种匹配方式各有优缺点，实验中可依据实际需求进行选择。
综上，OPO技术不只具有效率高、阈值低、体积小、可靠性高、装置简单等优点，还可以迅速实现激光的宽波长调谐。
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当使用高平均功率的激光泵浦非线性晶体时，由于非线性晶体的热效应，相位匹配的方向性以及增益过程的非对称性，光束质量会随着输出功率的增加而变差。不仅如此，OPO输出激光横向剖面上的衍射耦合较差，这也会导致输出光的光束质量变差。而激光的光束质量决定了其应用范围，因此提升OPO输出激光的光束质量是十分必要的。
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OPO通过设计合理谐振腔，同时选择合适的相位匹配方式是可以同时获得大能量且光束质量较好的1.6 μm附近波段激光，美国Sandia National Laboratories的D. J. Armstrong等人[71]验证了这一点。实验中一方面采用图像旋转的方式与非线性过程的走离效应相结合，通过增加信号光横向维度的相位和振幅来提高输出光束质量；另一方面通过Ⅱ类相位匹配方式使泵浦光和信号光在晶体内的偏振方向正交，泵浦光和闲频光的偏振方向一致，这样可以很大程度优化低光束质量泵浦光的不规则通量和相位畸变对信号光产生不良影响，由此提升OPO输出信号光的光束质量。通过上述两种方式，即使OPO腔内的菲涅耳数很大，也可以获得较好的光束质量。最终使用单脉冲能量430 mJ，重复频率10 Hz，脉冲宽度8~10 ns的1.064 μm波段激光分别泵浦OPO谐振腔中1块和2块KTA晶体，输出1.55 μm波段激光的能量分别为135 mJ和170 mJ，能量转换效率分别为31.4%和39.5%，激光的光束质量因子M2约为4。
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山东大学孟君等人[72]设计了一款基于KTA晶体的百Hz大能量OPO系统，实验中OPO谐振腔采用平-平腔结构，使用100 Hz、单脉冲能量580 mJ、波长为1.064 μm的Nd: YAG主振荡功率放大器来泵浦沿x方向切割的KTA晶体（ϕ=0°，θ=90°）。最终输出脉宽13.7 ns，单脉冲能量178 mJ的中心波长1.53 μm波段激光，光-光转换效率为30.7%。但是由于泵浦光的光斑质量较差，加之OPO谐振腔的设计存在缺陷且没有给KTA晶体增加散热装置，导致OPO输出信号光的光束质量因子M2为30.5左右，光束质量很差。之后，孟君等人[73]为提升OPO输出信号光的光束质量，设计了一款基于高斯反射镜的不稳定谐振腔的OPO，实验光路图如图14所示，当1.064 μm波段泵浦光能量为480 mJ时，得到重复频率100 Hz、脉宽16.2 ns、脉宽16.2 ns、单脉冲能量75 mJ、线宽0.25 nm的1.53 µm激光脉冲输出，其光束质量因子M2为9.8。而同等条件下使用平-平谐振腔的OPO得到128 mJ的1.53 µm激光脉冲，输出激光的光束质量因子M2为39.8。相比可知，基于高斯反射镜的不稳定谐振腔可以在牺牲部分输出效率的前提下提高输出光的光束质量。
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高重频、大能量1.6 µm附近波段激光既能满足远距离、大数据量传输的探测需求，又避免对周围人员造成误伤，因此具有重要的研究价值。获得1.6 µm附近波段激光的主要方式分别为泵浦光直接泵浦掺Er3+晶体、SRS和OPO技术。虽然直接泵浦掺Er3+晶体可以获得窄线宽、光束质量好且能量稳定度高的1.6 µm附近波段激光，但是由于掺Er3+晶体的吸收效率不高、增益介质的热导率低且晶体的上能级寿命短，导致其无法满足高重频、大能量的需求。而SRS技术由于现有拉曼晶体的热导率低和有限的拉曼频移等原因仅能将1 µm波段激光频移至1.49 µm附近。
OPO技术通过合理调节泵浦光和谐振腔的参数，搭配性能优良的非线性晶体是可以获得高重频、大能量1.6 µm附近波段激光输出的。虽然OPO技术输出光的光束质量仍需改善且线宽较宽，但是它依然是现阶段获得高重频大能量1.6 µm附近波段激光最有前景的方案。随着人们对OPO技术了解的深入，对于拓展OPO技术的应用具有重大意义。
Research progress of high-frequency and high-energy solid state lasers at 1.6 µm (invited)
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摘要: 1.6 µm附近波段激光不仅属于人眼安全波段，而且处于大气传输窗口，不仅如此，高重频、大能量的1.6 µm附近波段激光还可携带高分辨率、大数据量的信息远距离传输。近年来随着晶体制备和镜片镀膜工艺的提高，通过直接泵浦增益介质和频率转换技术获得1.6 µm附近波段的激光在重复频率、能量和光束质量等方面都得到了很大进展。首先，介绍了直接泵浦掺Er3+晶体、受激拉曼频移和光参量振荡产生1.6 µm附近波段激光的原理和研究进展；其次，总结了三种方案在获得1.6 µm附近波段激光的优点和缺点；最后，分析了它们在获得高重频、大能量1.6 µm附近波段激光的应用前景。针对光参量振荡输出激光光束质量较差的问题，文中进行分析并给出相应解决方法，最后对通过光参量振荡获得较好光束质量、高重频、大能量1.6 µm附近波段激光的发展前景进行了展望。
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关键词:
- 高重频 /
- 大能量 /
- 光参量振荡 /
- 1.6 μm附近波段激光 /
- 受激拉曼散射 /
- 直接泵浦掺Er3+晶体
Abstract:Significance The laser near 1.6 µm is not only the safe band of human eyes, but also the transmission window in the atmosphere. The high-frequency and high-energy laser close to 1.6 µm can also carry information with high resolution and large amount of data at a longer distances. In recent years, with the improvement of crystal preparation and lens coating technology, the 1.6 µm band laser obtained by directly pumping gain media and frequency conversion technology has greatly improved the parameters such as repetition frequency, energy and beam quality. In this paper, the principles and research progress of 1.6 μm laser generated by erbium-doped crystal direct pumping, optical parametric oscillation and stimulated Raman frequency shift are introduced, the advantages and disadvantages of the above three schemes in 1.6 μm laser are analyzed, and their application prospect in 1.6 μm high-repetition rate and high-energy laser is prospected. The problem of poor output beam quality when high-frequency and high-energy lasers is obtained near 1.6 µm is also analyzed, and several enhancement examples are given. The development prospect of obtaining better beam quality and high-frequency and high-energy lasers by optical parametric oscillation near 1.6 µm is discussed. Progress Firstly, the energy level conversion process of the laser near 1.6 µm directly generated by pumping Er3+ doped crystals is given. However, the low absorption efficiency of pump light, the small photon transition cross section, the high number of parasitic lasers in the crystal and the low thermal conductivity of the crystal make the thermal load on the crystal very high. All these reasons limit its application in obtaining high-repetition rate and high-energy lasers at about 1.6 µm band. Then the process of obtaining stokes light by stimulated Raman frequency shift is described. Raman lasers based on conventional Raman gain materials such as BaWO4, SrWO4, Ba(NO3)2, BaTeMo2O9, GdVO4, YVO4 and KGd(WO4)2 are analysed, as their low Raman gain coefficients and the low thermal conductivity and thermal expansion coefficients of the crystals lead to the inability of these non-linear crystals to obtain high re-frequency, large-energy wavelength band lasers near 1.6 µm. In contrast, the high and low thermal expansion coefficients of diamond and its transparency over a wide wavelength range make up for some shortcomings of traditional Raman crystals, but the Raman frequency shift is only 1 332.3 cm−1, so it is still impossible to convert the existing and technically mature high-power 1 µm band lasers to the 1.6 µm band with second-order Stokes frequency shift. These reasons limit the application of stimulated Raman shifts to obtain high-frequency and high-energy lasers near 1.6 µm. Finally, the OPO technique based on KTA and KTP crystals is presented for application in obtaining a human-safe laser output in the wavelength band near 1.6 µm with wide wavelength tuning, higher beam quality, high heavy frequencies and large energy. Although the spot quality of laser output of OPO technology is poor in the wavelength band near 1.6 µm, it is possible to obtain laser output with high repetition rate, high energy and good beam quality in the wavelength band near 1.6 µm with reasonable resonator design, phase matching method of nonlinear crystal, selection of pump wave shape and pulse width, and use of a Gaussian mirror and a quasi-monolithic 90° image rotation, which is certainly what researchers in OPO technology are working hard to achieve. Conclusions and Prospects The high-frequency, high-energy laser near 1.6 µm is of great significance because it meets the needs of long-distance and high-data transmission without causing unintentional harm to people nearby. The main methods for obtaining lasers in the 1.6 µm band are pump light direct pumping of Er3+ doped crystals, SRS and OPO techniques. However, the low absorption efficiency of Er3+ crystals, the low thermal conductivity of the gain medium and the short lifetime of the energy level of the crystals make them unable to meet the requirements of high-repetition rate and high energies. The SRS technique is only capable of shifting the 1 µm band to near 1.49 µm due to the low thermal conductivity of the existing Raman medium and the limited Raman frequency shift, while the OPO technique is capable of achieving high-frequency and high-energy output near 1.6 µm by adjusting the parameters of the pump light and resonant cavity with a good nonlinear crystal. Although the beam quality of the output light is not good, laser pulses with good beam quality can be obtained through proper optimization, and there is much room for improvement in the current methods to solve this problem. -
图 8 不同波段激光在KTA和KTP晶体中的透过率
Figure 8. Transmission rate of laser in KTA and KTP crystals at different wavelengths
表 1 掺Er3+晶体为增益介质获得1.6 µm附近波段激光的相关研究进展
Table 1. Example of obtaining a laser in the band near 1.6 µm using Er3+doped crystal as the gain medium
Center wavelength/µm Single-pulse energy/mJ Pulse width/ns Frequency/Hz M2x，M2y Energy stability Linewidth/MHz Year 1.64 120 100 30 2, 2.5 - - 2014[23] 1.645 2.9 160 100 - - - 2015[24] 1.645 10.1 205 200 1.4, 1.34 1.5% 2.44 2018[25] 1.645 20.3 110 200 1.27, 1.3 0.61% 4.59 2019[26] 1.645 28.6 159 200 1.37, 1.09 2.1% 3.4 2020[27] 1.645 22.75 223.1 200 1.16, 1.15 0.5% 2.46 2021[17] 1.54 1.3 10 100 - 0.28% - 2023[28] 
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表 2 传统增益介质的拉曼频移、拉曼线宽、导热系数
Table 2. Raman frequency shift, Raman linewidth, heat conductivity of conventional gain media
Crystal Raman material Raman shift
/cm−1Raman linewidth
/cm−1Heat conductivity/W·m−1·K−1 Spectral transmission
/μmBa(NO3)2 1047 0.4 1.17 0.35-1.8 KGd(WO4)2 901 5.4 2.6 0.34-5.5 BaWO4 926 1.6 3.0 0.26-3.7 BaTeMo2O9 921 5.6 1.26 0.38-5.53 SrWO4 924.23 3.0 3.133 0.263-3.2 YVO4 890 3.0 5.2 0.4-5
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表 3 传统增益介质拉曼激光器的相关研究进展
Table 3. Relevant research progress of conventional gain dielectric Raman lasers
Crystal Raman
materialPump light
wavelength/µmRaman light
wavelength/µmOutput power/W Output laser
frequencyLight-light conversion
efficiencyStokes order Linewidth/nm Year Ba(NO3)2 1.32 1.56 0.25 1 Hz 48% 1 - 1995[36] KGd(WO4)2 1.35 1.537 1.2×10−5 1 kHz 10% 1 20 2005[37] BaWO4 1.3 1.536 0.7 15 kHz 44% 1 - 2012[38] BaTeMo2O9 1.342 1.531 0.83 25 kHz 7.7% 1 0.06 2013[39] SrWO4 1.444 1.664 1.16 10 kHz 4.2% 1 - 2016[40] Ba(NO3)2 1.319 1.53 5 50 Hz - 1 - 2016[41] Nd:YVO4 1.342 1.524 0.685 - 4.8% 1 0.3 2021[42]
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