400 W de puissance moyenne Q

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 16918 (2022) Citer cet article

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Nous rapportons la production d'une puissance moyenne allant jusqu'à 403 W directement à partir d'un laser à disque mince Yb: YAG à commutation Q acousto-optique. Pour atteindre cette puissance, il a été démontré théoriquement et expérimentalement que la limite de stabilité du laser pouvait être déplacée vers des taux de répétition plus élevés par ingénierie de la transmittance du coupleur de sortie. Cela permet un fonctionnement stable du laser à des fréquences plus élevées et une augmentation supplémentaire de l'extraction de puissance du milieu actif. En utilisant un coupleur de sortie avec une réflectivité de 93 %, une puissance moyenne maximale de 403 W au taux de répétition de 12,0 kHz a été enregistrée sous la puissance de pompe de 1220 W. De plus, l'énergie d'impulsion maximale de 57 mJ a été produite au taux de répétition de 1,00 kHz et à la puissance de pompe de 520 W. Les caractéristiques du laser à différentes vitesses de commutation Q et les puissances de pompe ont été étudiées. De plus, une étude numérique pour étayer les résultats expérimentaux a été proposée ici. Au meilleur de notre connaissance, la puissance moyenne atteinte et l'énergie d'impulsion sont les valeurs les plus élevées rapportées à ce jour à partir d'un Yb: YAG TDL à commutation Q. Les résultats ouvrent la voie à une mise à l'échelle supplémentaire de la puissance des oscillateurs à commutation Q à semi-conducteurs.

Les lasers à disque mince (TDL) sont une classe de sources laser relativement peu coûteuses et de puissance moyenne élevée1. Les spécifications uniques de ces lasers en termes de puissance et de qualité de faisceau les ont rendus très attractifs pour la production de systèmes laser CW et pulsés2. Atteindre une efficacité optique prometteuse de 80 % les rend plus favorables aux applications industrielles3. Les TDL à puissance moyenne élevée avec une durée d'impulsion de µs à ns4,5, les impulsions ultrarapides6,7 et les TDL vertes à puissance moyenne élevée8 ont été signalés. Des appareils TDL de puissances moyennes supérieures à 10 kW en mode CW et plusieurs centaines de watts en fonctionnement pulsé ont été commercialisés9.

Dans le fonctionnement à haute puissance, la commutation Q, le vidage de cavité et la configuration oscillateur-amplificateur sont les trois principales méthodes de génération d'impulsions dans la région µs ou ns10. Malgré les efforts initiaux pour utiliser ces méthodes11,12,13, dans les TDL, le vidage de cavité a été couramment utilisé pour la génération d'impulsions dans cette région, avec des puissances moyennes pouvant atteindre plusieurs centaines de watts5,14,15,16. Cependant, il présente certains inconvénients importants, notamment la commande à haute tension, le coût relativement élevé des éléments de dumping et le large spectre17. D'autre part, la commutation Q est un moyen courant de générer des lasers à semi-conducteurs pulsés en utilisant des modulateurs acousto-optiques (AO) ou électro-optiques (EO). Par rapport à la commutation Q EO et au vidage de cavité, la commutation Q AO est attrayante car elle ne nécessite pas d'éléments haute tension et polarisants dans le résonateur, elle est donc moins compliquée et plus économique10.

La puissance moyenne des lasers pulsés est très importante dans les applications industrielles car elle détermine directement la vitesse de traitement18,19. Dans les oscillateurs à tige, la puissance moyenne maximale est limitée par la limite de rupture du milieu actif20,21. Pendant ce temps, les effets thermiques détruisent la qualité du faisceau laser, de sorte que l'obtention de puissances moyennes plus élevées nécessite divers étages d'amplification22,23. Alternativement, les effets non linéaires et les dommages aux fibres sont les principaux facteurs qui remettent en cause la mise à l'échelle de la puissance des lasers à fibre pulsée24,25. Cependant, en raison de la géométrie du milieu actif, les TDL sont moins influencés par les facteurs de restriction mentionnés ci-dessus, et l'augmentation de la puissance moyenne à densité de puissance de pompe constante est réalisée1.

Notamment, dans les TDL à commutation Q, deux facteurs principaux limitent l'augmentation de la puissance moyenne de sortie26. Ces deux facteurs proviennent du faible coefficient de gain du milieu actif. La réflectivité du coupleur de sortie (OC) est généralement proche de un, de sorte que l'énergie interne de la cavité est suffisamment élevée pour endommager le disque même pour des impulsions de sortie de l'ordre de cent mJ. Par conséquent, le taux de répétition du laser doit être augmenté pour améliorer la puissance moyenne. Cependant, cela pourrait entraîner une forte fluctuation de l'énergie des impulsions de sortie et l'apparition d'instabilités d'impulsions13,27. Cette instabilité trouve son origine dans la dynamique des lasers Q-switch et fait encore l'objet d'études expérimentales et théoriques, également dans d'autres types de lasers26,28,29. Bien que l'instabilité des impulsions soit une propriété intrinsèque des lasers à commutation Q, on s'attend à ce qu'elle apparaisse de manière plus prononcée dans les TDL en raison de leur faible facteur de gain28. Des technologies de contrôle de rétroaction active pourraient être mises en œuvre pour stabiliser la sortie laser dans cette région, mais ajouter des complexités supplémentaires au laser et limiter leur flexibilité16,30.

Parmi les articles connexes sur les TDL à commutation Q haute puissance, il n'y a pas d'étude approfondie sur l'augmentation de la puissance moyenne des TDL Yb: YAG à commutation Q, ou sur la caractérisation de la dépendance des instabilités de l'impulsion aux paramètres de conception du laser. Dans presque tous ces rapports, les impulsions générées ont été signalées dans des conditions de fonctionnement normales, généralement à des puissances moyennes faibles11,13.

L'objectif principal de cette étude est de produire une puissance moyenne d'environ 400 W à partir d'un Yb: YAG TDL à commutation Q, en utilisant un modulateur AO commercial et un simple résonateur en forme de V. Nous avons montré que le laser peut fonctionner de manière stable à des taux de répétition plus élevés en concevant la transmission du coupleur de sortie. Cela conduit à l'amélioration de la puissance moyenne réalisable à partir du disque. De cette manière, en prenant soin du seuil d'endommagement du support de disque en contrôlant la fluidité des impulsions laser et la région d'instabilité du laser, nous avons optimisé ce système laser pour atteindre un nouveau record de puissance moyenne. De plus, une simulation numérique a été présentée pour étayer les résultats expérimentaux.

Sur la figure 1, une représentation de la configuration laser conçue peut être vue. Le pompage est assuré par un laser à diode à empilement haute puissance à 940 nm avec une puissance de sortie allant jusqu'à 1300 W. En raison de l'importance du profil de pompe dans les performances du laser, un système de mise en forme de faisceau optique a été conçu pour produire un profil de pompe uniforme et presque en forme de chapeau avec le diamètre de point souhaité sur la surface du disque31. Le système utilise un conduit de lumière pour homogénéiser le profil de sortie de la pile, des lentilles cylindriques pour compenser l'astigmatisme optique du laser à diode et des lentilles de collimation pour ajuster la taille du faisceau de pompe sur le disque (tous illustrés à la Fig. 1b).

Vue d'ensemble de la configuration expérimentale : (a) schéma du laser conçu, (b) éléments du système de mise en forme du faisceau, (c) module de pompe multi-passes et le résonateur, (d) profil de pompe sur le disque, (e) le disque collé sur la plaque froide Cu-W, (f) la distribution de température sur la surface du disque et (g) le système de refroidissement par impact de jet.

Un système de pompage à plusieurs passages est utilisé pour augmenter la longueur du trajet du faisceau de pompage dans le support du disque et augmenter l'efficacité de pompage32. Le système multi-passage conçu, illustré à la Fig. 1c, contient un miroir parabolique avec une distance focale de 100 cm et des miroirs pliants qui redirigent le faisceau de pompe non absorbé sur le support du disque. Ce système de pompage multi-passes fournit 20 passages uniques traversant le disque, avec une efficacité d'absorption d'environ 90 %. Finalement, comme le montre la Fig. 1d, un profil de pompe en forme de chapeau avec un diamètre de tache de 6,5 mm est formé sur le disque.

Le support de disque était un cristal commercial Yb:YAG avec une concentration de dopage de 9 % et une épaisseur de 180 µm. Le disque est un revêtement à haute transmission pour les longueurs d'onde de 940 nm (la longueur d'onde de pompage) et 1030 nm (la longueur d'onde laser) à l'avant et un revêtement à haute réflexion pour les deux longueurs d'onde à l'arrière. L'arrière du disque a été collé sur une plaque Cu – W avec une soudure Au – Sn pour fournir un support de transfert de chaleur efficace pour le refroidissement à l'eau du disque. Une image du disque collé et du profil de température uniforme sur la surface du disque sous le pompage est illustrée sur les figures 1e, f, respectivement. Pour une dissipation thermique efficace du disque Yb: YAG, sous l'influence du point de pompage, un système de refroidissement par eau à impact de jet33, illustré à la Fig. 1g, a été conçu et mis en œuvre.

De plus, comme le montre la figure 1c, un simple résonateur en forme de V a été conçu de sorte que le facteur de stabilité, g1g2, reste compris entre 0,47 et 0,54, en fonction de la puissance de pompage. Notamment, du fait de la flexion thermique, le disque présente une courbure concave de rayon compris entre 2,2 et 4,1 m. Cette dioptrie variable du disque a été prise en compte dans la conception du résonateur.

Pour la commutation Q, un modulateur acousto-optique a été placé dans le bras arrière du résonateur. Le modulateur contient un cristal BBO d'une longueur de 5 cm et une ouverture claire de 5 mm, un transducteur piézoélectrique et un pilote RF. Un photodétecteur Si rapide et un oscilloscope numérique ont enregistré le train d'impulsions pendant les expériences.

Pour modéliser le fonctionnement du laser et la dynamique des impulsions de sortie, une analyse numérique basée sur les équations de vitesse du laser et la condition d'équilibre perte-gain a été appliquée. Dans Yb:YAG, la durée de vie des sous-niveaux est trop courte ; il est donc raisonnable d'envisager un système à deux niveaux d'énergie pour modéliser le mécanisme laser dans ce milieu actif34. Compte tenu de l'absorption/émission à la longueur d'onde de pompage/lasage, les équations différentielles couplées suivantes peuvent être appliquées35

Ici, \(\tau_{f}\) est la durée de vie du niveau supérieur du laser, Ip est la densité de puissance de la pompe sur le disque, h est la constante de Planck et \({v}_{L/P}\) est la fréquence des photons laser/pompe. De plus, \(N_{2}\) est la densité de population du niveau laser supérieur, \(I_{r}\) est la densité de puissance intra-cavité, \(l_{d}\) et \({N}_{tot}\) sont respectivement l'épaisseur du disque et la densité des ions Yb dans le milieu actif. La quantité \({\sigma }_{abs/em}^{L}\) est la section efficace d'absorption/émission à la longueur d'onde du laser. De plus, \(M\) est le nombre de passages du rayonnement laser à travers le milieu actif lors de chaque aller-retour dans le résonateur, et L est la longueur effective du résonateur. Toc est la transmission du coupleur de sortie et lossint représente la perte interne du résonateur laser. L'efficacité d'absorption du rayonnement de la pompe, \({\eta }_{abs}\), pour un système de pompage à \({M}_{p}\) passes est donnée par36

En outre, le \(dI_{f,eff} /dt\) décrit l'énergie de démarrage pour l'établissement de l'impulsion. \({I}_{f,eff}\) est l'intensité effective du rayonnement de fluorescence par le disque, obtenue par

Ici, α est la partie des photons de fluorescence qui est utilisée efficacement dans la formation d'impulsions et a été estimée en tenant compte du facteur \(M^{2}\) du résonateur conçu et de la partie des photons de fluorescence qui contribuent à l'oscillation laser27. Les valeurs des paramètres utilisés dans l'analyse numérique sont présentées dans le tableau 1.

Pour fournir une étude théorique des résultats expérimentaux, les équations couplées. (1) et (2) ont été résolus numériquement en utilisant la méthode Runge–Kutta du quatrième ordre. Les valeurs des paramètres utilisés dans l'analyse numérique sont données dans le tableau 1. Un train d'impulsions trapézoïdal a modélisé la perte modulée du résonateur laser avec un temps de montée de 100 ns.

La mesure de puissance a été effectuée avec deux wattmètres différents au cours des expériences. Le premier a été utilisé pour les puissances inférieures à 300 W, avec une résolution de 0,1 W, et le second pour plus de 300 W, avec une résolution de 1 W. Le taux de répétition du train d'impulsions a été mesuré à l'aide d'une photodiode rapide connectée à un oscilloscope, et ce système permet de mesurer le taux de répétition avec une résolution bien meilleure que 1 Hz.

À des taux de répétition plus élevés, la bifurcation de l'énergie des impulsions de sortie laser a été observée. Dans ces conditions, il y a possibilité de formation d'impulsions de haute énergie inattendues, qui pourraient endommager le disque. Par conséquent, nous avons considéré une variation auto-définie de 10 % de l'amplitude de l'impulsion d'un train d'impulsions comme limite d'instabilité. Cela signifie que lorsqu'une variation de plus de 10 % de l'amplitude de l'impulsion était observée sur l'oscilloscope, le laser était considéré comme instable et les données d'impulsion correspondantes n'étaient pas rapportées. De plus, toutes les expériences ont été réalisées à condition que la fluidité de puissance intra-cavité sur la surface du disque soit inférieure au seuil de dommage induit par laser (LIDT) (~ 3 J/cm2) du disque. Cela évite les dommages potentiels au disque.

Trois OC différents avec des réflectivités de 90 %, 93 % et 95 % ont été utilisés dans les expériences. Comme nous le montrerons, en concevant la réflectivité OC (ROC), le fonctionnement stable du laser à des taux de répétition plus élevés devient possible. Par conséquent, la puissance moyenne extractible du milieu actif augmente. Pour plus de clarté, tout au long de cet article, nous avons utilisé l'abréviation frep pour le taux de répétition.

La figure 2 montre l'énergie d'impulsion et la durée en fonction du taux de répétition pour trois réflectivités OC différentes. Les résultats expérimentaux pour trois puissances de pompe différentes ont été présentés. Pour toutes les puissances de pompe, l'énergie des impulsions de sortie diminue avec le taux de répétition. L'énergie d'impulsion la plus élevée de 57,1 mJ a été obtenue à la fréquence de répétition de 1,00 kHz lorsque la puissance incidente était de 520 W. Elle est considérablement plus élevée que l'énergie d'impulsion signalée précédemment dans les TDL Yb:YAG à commutation Q13.

L'énergie et la largeur d'impulsion des impulsions de sortie en fonction du taux de répétition sous la puissance de pompe de (a,d) 520 W, (b,e) 620 W et (c,f) 1090 W.

Les résultats de la figure 2 montrent que la dépendance de l'énergie d'impulsion sur la réflectivité OC n'est prononcée qu'à des taux de répétition suffisamment élevés et pour de faibles puissances de pompe. La largeur d'impulsion augmente avec le taux de répétition pour toutes les puissances de pompe et tous les OC. Bien sûr encore, cet effet est plus perceptible pour des puissances de pompage plus faibles. Le résultat le plus important est que la frontière de bifurcation se déplace vers des taux de répétition plus élevés avec l'augmentation de la réflectivité OC. Il convient de mentionner que, pour la puissance de pompe de 1090 W, l'énergie et la largeur d'impulsion du laser ne sont pas significativement différentes pour les réflectivités OC de 93 et ​​95 %.

Le rapport de puissance moyenne pulsée à CW est un paramètre clé indiquant la capacité de produire des impulsions efficaces à partir du média laser. Sur la figure 3, ce paramètre est comparé pour trois OC et deux puissances de pompe différentes. Pour tous les OC étudiés, la puissance perdue diminue avec le taux de répétition, et l'OC avec une réflectance de 93 % a un rapport de conversion CW à impulsion plus élevé. On voit que pour les deux puissances de pompe, le taux de croissance de ce rapport de conversion diminue à des taux de répétition suffisamment élevés.

Le rapport de puissance moyenne pulsée à CW par rapport au taux de répétition pour différents OC et deux puissances de pompe de 520 et 620 W.

Le résultat de la simulation numérique pour une puissance de pompe de 520 W a été présenté sur la Fig. 4. Les paramètres utilisés ont été sélectionnés en suivant les conditions expérimentales de la Fig. 2a. Les simulations révèlent un comportement irrégulier de l'énergie des impulsions au-dessus de fréquences spécifiques. Au-dessus de ce taux de répétition spécifique, le train d'impulsions laser devient instable et une sortie d'impulsions multi-énergies est observée. Un comportement similaire à celui-ci a été signalé dans les lasers à fibre à commutation Q active29, les lasers à semi-conducteurs à commutation Q passive37 et les amplificateurs régénératifs38.

Prédiction numérique de l'énergie des impulsions dans le train d'impulsions en fonction du taux de répétition pour une puissance de pompe de 520 W et trois réflectivités OC différentes.

La comparaison des prédictions numériques pour la gamme de fréquences de fonctionnement stable des impulsions avec les expériences de la figure 2 indique que les résultats théoriques et expérimentaux sont généralement cohérents. Cependant, dans les expériences, le comportement de bifurcation est observé à des taux de répétition légèrement plus élevés que dans la simulation. Il convient de mentionner que le laser fonctionne de manière stable à des taux de répétition plus élevés avec une réflectivité OC de 95% par rapport aux autres OC. Selon les résultats de la simulation, à chaque puissance de pompe, la frontière d'instabilité se déplace vers des taux de répétition plus élevés si une réflectivité OC plus élevée est utilisée. Cependant, le modèle prédit des valeurs d'énergie d'impulsion plus élevées, ce qui est dû aux simplifications prises en compte dans le modèle théorique, telles que la négligence de la dépendance à la température du fonctionnement du laser39 et de la distribution transversale du profil laser.

La figure 5 montre les résultats de la simulation pour la sortie laser sous la puissance de pompe de 520 W, un taux de répétition de 4,5 kHz et le ROC de 90 %. La densité d'inversion de population et l'intensité intra-cavité, ainsi que le signal de photodiode mesuré pour une expérience laser similaire à celle de la simulation, sont tous représentés sur cette figure. En outre, la perte de modulation du résonateur due à la commutation Q, en plus de la tension appliquée sur le modulateur AO dans l'expérience, est représentée sur la figure. Dans ces conditions de fonctionnement, le laser produit deux catégories d'impulsions, dans lesquelles les petites impulsions sont émises avant les grandes impulsions (les petites impulsions ne sont pas clairement visibles sur l'échelle de la figure 5c). À partir de la figure 5c, un train d'impulsions similaire à celui observé dans la simulation est mesuré dans l'expérience, indiquant un bon accord entre la théorie et l'expérience.

(a) Les variations temporelles de la densité de population de niveau laser supérieur, (b) la perte de modulation et l'intensité intra-cavité calculée, et (c) les impulsions de sortie laser mesurées en plus d'un échantillon de tension TTL appliqué pour piloter la cellule AO.

Pour obtenir une puissance moyenne maximale du laser sous des densités de puissance de pompe plus élevées, un compromis entre la réflectivité OC et le taux de répétition maximal autorisé doit être trouvé. Les résultats de la simulation ont montré qu'à la puissance de pompage de 1100 W pour des réflectivités OC de 90, 93 et ​​95 %, le laser pouvait fonctionner de manière stable jusqu'à 10,40, 11,80 et 12,30 kHz, respectivement. Ces valeurs augmentent à près de 11,90, 13,25 et 13,90 kHz, respectivement, sous la puissance de pompe maximale de 1220 W. De plus, sous cette puissance de pompe, l'OC avec une réflectivité de 93 % produit une puissance de sortie maximale par rapport aux autres OC. Sur la base de ces résultats, de nombreuses expériences ont été menées sous des puissances de pompe allant jusqu'à 1220 W et pour trois OC différents, et les caractéristiques de sortie laser ont été enregistrées.

La figure 6 montre la dépendance de l'énergie d'impulsion mesurée sur la puissance de la pompe (Fig. 6a) et le taux de répétition (Fig. 6b) pour trois réflectivités OC de 90, 93 et ​​95 %. Les résultats montrent clairement la dépendance de la frontière de stabilité des impulsions sur la réflectivité des OC. Par exemple, comme le montre la figure 6b, dans le cas d'un OC à 90 % et d'une puissance de pompe de 1 220 W, la bifurcation de l'énergie d'impulsion est observée vers 11,0 kHz, tandis que pour un OC à 93 %, cette valeur est proche de 12,0 kHz.

(a) L'énergie des impulsions de sortie en fonction d'une densité de puissance de pompe pour différents taux de répétition et coupleurs OC. (b) L'énergie d'impulsion en fonction du taux de répétition pour différents OC et à la puissance de pompe de 1220 W.

Selon la simulation et les résultats expérimentaux, la puissance moyenne maximale du laser a été produite par OC avec une réflectivité de 93 %. Bien sûr, l'utilisation d'OC avec une transmission plus faible dans le cadre d'un fonctionnement stable du laser présente l'inconvénient d'une diminution de l'efficacité. Sur la figure 6b, la dépendance de l'énergie d'impulsion sur le frep a été comparée pour différents OC sous la puissance de pompe maximale de 1220 W, nous voyons que les deux OC de 93 et ​​95% ont la même frontière de stabilité déterminant la fréquence ultime de Q-commutation. Étant donné que l'énergie laser pour l'OC à 93 % était maximale, les caractéristiques du laser pour ce cas ont été déterminées en détail et les résultats sont présentés ci-après.

La figure 7 montre les variations de largeur d'impulsion par rapport au taux de répétition de commutation Q pour certaines puissances de pompe pour la réflectivité OC de 93 %. Comme le montre cette figure, la durée des impulsions est d'environ une microseconde et augmente avec le taux de répétition, en particulier à des taux de répétition plus faibles. La largeur d'impulsion diminue également avec la puissance de la pompe. Ce comportement est perceptible à des taux de répétition inférieurs, où l'énergie d'impulsion est élevée. En effet, lorsque la puissance incidente de pompe devient inférieure à la puissance de saturation, la durée d'impulsion dépend fortement de l'intensité de pompe. Ceci est principalement dû à l'augmentation de l'inversion de population et à la diminution du temps de montée des impulsions de la commutation Q. Pour des niveaux de puissance de pompe plus élevés, où le pompage atteint près de la saturation, la durée d'impulsion montre une plus petite dépendance au taux de répétition, ce qui est un comportement bien connu dans les lasers à commutation Q. En effet, pour la puissance de pompe supérieure à 1000 W, on observe un arrêt modéré de l'incrément de la largeur d'impulsion pour les fréquences de répétition supérieures à 11,0 kHz.

La variation de la largeur temporelle des impulsions de sortie en fonction du taux de répétition de commutation Q pour différentes puissances de pompe. La réflectivité OC était de 93 %.

De plus, il a été observé que la largeur d'impulsion change avec une augmentation de la transmission OC. Cependant, la différence entre les valeurs mesurées avec les CO 93 et ​​95 % est insignifiante. Notamment, les tendances observées sont cohérentes avec les rapports précédents sur le comportement de la durée d'impulsion dans diverses conditions de dérivation des lasers à commutation Q13,17. Remarquablement, la puissance moyenne maximale a été atteinte sous la puissance de pompe de 1220 W et avec un miroir de sortie de 93 %.

La figure 8 montre la puissance moyenne du laser par rapport au taux de répétition pour différentes puissances de pompe et avec une réflectivité OC de 93 %. La puissance moyenne maximale a été obtenue en deux puissances de pompe de 1180 et 1220 W. Dans le cas de Ppump = 1180 W, entre les taux de répétition de 9,50 et 10,5 kHz, la puissance moyenne était de 403 W, et les impulsions laser sont stables pour différents taux de répétition jusqu'à 10,5 kHz. Cependant, au-dessus de 10,5 kHz, la puissance moyenne a légèrement diminué jusqu'à environ 380 W et un régime d'impulsions instables a commencé. Lorsque la puissance de la pompe a été augmentée à 1220 W, les impulsions stables ont été obtenues jusqu'à la fréquence de répétition de 12,0 kHz.

La puissance moyenne du laser par rapport au taux de répétition pour deux densités de pompe différentes avec un ROC de 93 %.

La puissance moyenne maximale de 403 W semble être un record obtenu à partir d'un laser à disque mince à commutation Q. La stabilité de sortie du laser est assez bonne dans les taux de répétition élevés, dans lesquels la différence des amplitudes d'impulsion est inférieure à ± 10 %, comme le montre la Fig. 9.

Le signal de sortie laser à frep de 12,0 kHz pour la puissance de pompe de 1220 W et ROC de 93 %. En médaillon : profil temporel d'impulsion unique indiquant que la durée de l'impulsion est d'environ 1,25 µs.

La conception, l'optimisation et les caractéristiques d'un laser à disque mince Yb: YAG à commutation Q AO avec un nouveau record de puissance moyenne maximale de 403 W ont été présentées. La frontière de l'instabilité de l'énergie des impulsions a été déterminée à la fois dans l'expérience et la simulation pour diverses conditions de fonctionnement. Dans les deux cas, il a été constaté que le laser pouvait fonctionner de manière stable à des taux de répétition plus élevés si la valeur de la transmission de sortie était contrôlée. Trois OC avec une réflectance de 90, 93 et ​​95 % ont été utilisés pour faire fonctionner le laser à des fréquences plus élevées et pour maximiser la puissance de sortie moyenne. Les caractéristiques de la sortie laser dans diverses conditions de fonctionnement ont été déterminées.

La durée de l'impulsion de sortie était d'environ une microseconde, ce qui augmente avec le taux de répétition et diminue avec la densité de puissance de la pompe. La puissance moyenne maximale de 403 W a été enregistrée à un taux de répétition de 12,0 kHz et sous une puissance de pompe de 1220 W et OC avec une réflectivité de 93 %. L'énergie d'impulsion maximale de 57 mJ a été mesurée à la fréquence de répétition de 1,00 kHz. De plus, la conversion de puissance CW en puissance pulsée augmente avec le taux de répétition, la valeur la plus élevée se produisant toujours pour la réflectivité de sortie de 93 %. Les résultats expérimentaux présentés sont cohérents avec les résultats de simulation basés sur les équations de taux.

Les résultats de cette étude ouvrent la voie au développement d'un laser industriel pulsé de puissance moyenne simple et économique basé sur des oscillateurs TDL. De plus, les résultats peuvent être très prometteurs pour augmenter les puissances moyennes des lasers à semi-conducteurs à oscillateur unique à commutation Q avec une bonne qualité de faisceau basée sur des modules de gain à disque mince commerciaux.

Toutes les données générées ou analysées au cours de cette étude sont incluses dans cet article publié.

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Département de physique, Université Tarbiat Modares, PO Box 14115-175, Téhéran, Iran

Saeed Radmard et Ahmad Moshai

Centre national iranien pour la science et la technologie laser, PO Box 14665-576, Téhéran, Iran

Kaveh Pasandideh

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SR et KP et AM ont contribué à la formation de l'idée de ce travail. SR et KP ont fait les expériences et ont collaboré aux simulations. SR, KP et AM ont préparé le manuscrit et tous les auteurs l'ont révisé. AM a supervisé cette recherche.

Correspondance à Ahmad Moshai.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Radmard, S., Moshaii, A. & Pasandideh, K. 400 W de puissance moyenne à commutation Q Yb: YAG laser à disque mince. Sci Rep 12, 16918 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-20917-x

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Reçu : 20 juin 2022

Accepté : 20 septembre 2022

Publié: 08 octobre 2022

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-022-20917-x

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