TW200952296A - Laser with highly efficient gain medium - Google Patents

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200952296 六、發明說明： 【發明所屬之技術領域】 此揭露内容是關於用於高功率應用之固態雷射裝置。 【先前技術】 雷射是藉由集中外部能 波而放大光線，使得造成的 或同相。雷射介質可為氣體 諸如··晶體。晶體雷射介質 更該雷射介質之性質。 量源成為特定波長與方向之光 光波是於空間上或時間上準直 、液體、或固體狀態的材料， 可摻雜另一種材料的原子以變 如熟悉此技術人士為眾所週知，雷射之基本操作原理 是瞭解為如後：當雷射介質被供給能量，&含雷射介質之 原子内的電子是暫時提升至較高原子能階，該過程稱為激 發（pumping)吸收。當高能量電子返回至較低能量狀態原 子藉由在二個能階之間的間隔而發射所決定的波長之光 線。此過程是稱為刺激性或自發性發射，且發射過程 所發射的可見光是稱為螢光（flu〇rescence^欲達成於特定 波長之放大，刺激性發射事例之數目是必須超過刺激性吸 收事例之數目’稱為居量逆轉（p()pulatiQn丨謂⑼⑽）的條件 需要相較於下旎階而維持較多的電子於上能階。此居量逆 轉疋藉由激發具有外部能量源（諸如電流或另一雷射 束）的雷射而達成。藉由容納雷射介質於其具有反射光線 的内部表面之盒或腔部，由刺激性發射所產生的光波是共 振於該腔部之内且強化彼此以形成同調（⑶以代以）、準直 200952296 的光束。因此，允許產生之同調的雷射束之部分漏出通過 腔部之一端。脈衝雷射束是可藉由週期式中斷連續束而產 生。典型的脈衝重複頻率是超過每秒1〇〇, 〇〇〇個脈衝或1〇〇 千赫茲。 雷射激發效率是由其定義為激發能量損失的百分比之 “量子缺陷（quantum defect)”位準所表示。過量的能量是 在雷射介質中作為熱量❶量子缺陷百分比是假定為： ς=(1-ω5/ωρ)·100 > 〇 其中，a是關聯於雷射能量轉變之頻率且ωρ是激發光線頻 率。因此’低的量子缺陷是合意的。就由強光源所激發的 一種雷射材料之情形而論，激發狀態吸收（ESA，excited state absorption)降低激發效率。因數 γ=[1+(δν/Δν)2]-ι 是運 用以測量於發射與吸收線之間的重叠，其中，δν是於發射 轉變與吸收轉變之間的頻率差異且Δν是具有激發二極體光 譜之半強度的全線寬度。小γ值是對應於Es Α轉變之低機 率與關於ES A之高效率激發方式。 具有功率位準為數十瓦之高功率、二極體激發固態 (DPSS，diode-pumped solid state)脈衝雷射較佳是用於於諸 如微機械加工、積體電路的通孔鑽孔、及紫外線（uv， ultraviolet)轉換之應用。捧雜Nd3+的叙氧化物（v〇4)所作成 之鈥：叙酸釔（Nd:YV〇4)與鈥：鈒酸釓（Nd:GdV〇4)雷射是用於 高功率應用之良好的候選者，因為其特徵在於寬頻寬的激 發波長之尚能置吸收係數。然而，鈒酸鹽相較於其他的晶 體候選者（例如：鈦：釔鋁石榴石（Nd:YAG))而具有不良的熱 5 200952296 機械性質，在於：該種材料是堅硬且當受到熱應力時為容 易破裂。釩酸鹽是在壓力53百萬帕斯卡（Mpa)之下為破 裂，而運用於習用雷射之Nd:YAG晶體是可承受高達138百 萬帕斯卡的壓力》因此，Nd:YAG相較於釩酸鹽而允許對應 較大的最大激發功率。 概括而言，由雷射介質所吸收的功率是自進入點而指 數式減小，根據P=P0(l-e_,，其中，匕是所施加的激發功 率，α疋吸收係數，且L是晶體桿（r〇d)之長度。若激發功率 較佳為沿著晶格之一個軸而吸收，於該軸之方向的吸收係 數為較大。高功率激發產生高溫度梯度與關聯的拉張應 力，其可能引起不對稱的“熱透鏡化（丨ensing)’，效應或晶體 破裂’尤其針對於不對稱吸收為嚴重。對稱吸收係數指出： 激發能量為同等地吸收於所有方向，其可耗盡沿著增益介 質之熱量且相繼降低於晶體的過量熱應力。Nd:YV〇4晶體 單位晶格之固有結構（具有沿著光轴之尺寸c=6 2人，其為不 同於垂直於光轴之等效尺寸34=7」A)是造成不對稱的吸 收。 熱透鏡化是關於尚功率固態雷射之通常為不合意的現 象’其中’來自過量能量吸收之熱量升高材料溫度且使得 雷射晶體之折射率為失真。此失真是造成有效的“透 鏡”，其中，焦距是隨著吸收的激發功率而逆向變化。過 量的熱透鏡化是因為束失真與降低的雷射轉換效率而為不 利於固態雷射性能。於雷射材料之熱透鏡化的適當控制（例 如：藉由降低量子缺陷位準）因此為於高功率雷射工程之— 200952296 個關鍵因素。 諸如熱透鏡化之複雜化是截至目前為已限制於TEM〇0 模式之釩酸鹽DPSS雷射的功率輸出至小於3〇瓦（w)e由熱 透鏡化與熱破裂所引起的限制是描述於Xia〇yuail Peng、Lei Xu、與Anand Asundi之論文“二極體激發Nd:Υν〇4雷射之 功率標度化”（量子電子學之ΙΕΕΕ期刊，第38冊，第9號， 第1291至1299頁，西元2002年9月）。 景夕響非均勻吸收、熱透鏡化、與螢光壽命之因素是包 ^ 括.雷射晶體的掺雜濃度與實際尺寸、以及激發波長與極 化。運用於釩酸鹽晶體之典型的激發波長是808奈米，且 典型的摻雜濃度是0.2% at.至0.5% at.，而低於0.1% at.之 數值是難以由目前的製程所提供之控制程度所達成。典型 的晶體桿長度範圍為自7毫米至15毫米。 鈒酸鹽晶體是各向異性材料，其中，激發能量吸收（且 因此雷射增益）是極化相依，某些極化波是相較於其他者而 Ο 為較容易吸收。響應於溫度波動（熱效應）、或於極化方向之 隨機的移位，於激發雷射束之極化狀態的變化是可能因此 進而促成非均勻的吸收。可以具有優勢的是：強制激發雷 射束為極化於某方向或去極化，以控制此效應。 於熱透鏡化效應之40%降低是由Dudley等人（CLEO 2002公報）所描述，藉由直接激發於88〇奈米至雷射轉變之 上能階而非為於傳統的808奈米波長。於熱透鏡化效應之 此降低是視為於量子缺陷位準之自24%至17%的減小所造 成而並非為改良的吸收對稱性所造成，因為吸收係數的方 7 200952296 向分量仍然差異了三倍。然而’相較於其提供4奈米頻寬 之商品，於880奈米之激發所遞送的吸收頻寬是僅為2.5奈 米0

McDonagh等人於Optics Letters第31冊第22號（西元 2006年11月15日）是發表針對於激發於888奈米之具有 0.5% at. Nd3 +摻雜的一種高功率Nd:YV04雷射之結果。參 照圖1 ’針對於Nd:YV04之雷射波長通常包括914.5奈米、 1064奈米、與1342奈米。如由A. Schlatter等人於Optics Letters第30冊第1號（西元2005年1月1日）所發表，當操 作Nd:YV〇4以發射於914.5奈米，鈥離子是作用為準三階 系統。低雷射能階Z5是僅為高於接地狀態之433 cm·1，條 件為.造成於室溫之5%的南較低狀態居量。因此，Schlatter 結論在於：達成於914.5奈米之Nd:YV〇4雷射是存在難度， 因為極亮的激發光源是需要以克服於433 cm·1狀態之高居 量所引起的高臨限。 圖2、3、4、與5是說明釩酸鹽晶體之某些限制。一個 主要限制是最大激發功率，其是可為遞送至晶體而在其破 裂之前的激發能量的量。圖2是繪圖，針對於3毫米χ3毫 米x5毫米之摻雜的釩酸鹽晶體且具有〇.4毫米之激發束 半徑’比較計算的最大激發功率階層1 〇〇與測量的最大激 發功率階層102。於晶體性質之破裂限制的激發功率之相依 性是適當建立。於此情形，晶體尺寸 '激發束半徑、激發 波長、與雷射活性離子摻雜濃度決定雷射裝置之功率操作 範圍。圖2是比較計算結果與三個實驗資料點丨〇4，其指出 200952296 針對於種種摻雜濃度而釩酸鹽晶體於其為實際破裂的激發 功率。運用以預測於圖2所示的曲線之計算是一種三維的 有限元素模型，其藉由求解傅立葉（F〇urier，s)熱傳導方程式 以模擬激發摻雜晶體之熱效應。圖2是顯示的是：低摻雜 濃度是合意以防止破裂，〇.3%at·摻雜濃度是最佳，允許3'7 瓦w之最大激發功率。a 3是冑示的《：針對於施加的激 發功率30瓦（低於自圖2之最大值），藉由激發其具有〇5% 換雜濃度的飢酸鹽雷射所達成之預測的輸出功率1〇8是最 佳化於9瓦。於圖2與3之結果是運用於8〇8奈米之習用 激發波長的二極體雷射激發而得到。 圖4與5是顯示其沿著作為雷射增益介質之15亳米釩 酸鹽晶體桿的長度之激發功率的空間分佈。實線ιι〇與虛 線U 2是於沿著桿（a類型（a_cut))長度的不同點而分別描緣 針對於極化於a軸方向所吸㈣平均功率、及針對於極化於 晶體桿c軸所吸收的平均功率。理想的晶體桿是呈現對稱的 ❹功率吸收，其甲，實線與虛線曲線是均為平坦線而重合為 沿著桿全長。銳酸鹽晶體桿是具有不對稱的功率吸收，且 平均為具有針對於極化於c轴方向所吸收的較多功率。再 者，當激發功率是施加至雷射增益介質之末端，較多的功 率是吸收於接近末端處而較少的功率是到達中央，即稱 =“末端凸起（时bulging)” 12〇之情況。此均適用於^ 姑a轴，然而，較極端的末端凸起122是發生於c方向 摻雜位準為增大自〇.3%at.(圖5)mt.(圖5)， 端凸起124之降低與於不對稱，陡126之降低均發生。相較 200952296 c 於a軸方向’於雷射晶體的橫截面之整體溫度梯度是於 轴方向為較大。 【發明内容】 藉由最佳化操作參數，離子換雜的鈒酸鹽雷射是可增 強以產生於例如1064 I米之TEM。。模式的輸出功率二 瓦或，大而無晶體破裂’而且降低熱透鏡&術”已經確 定的疋& a-與c_吸收係數所描述之沿著正交晶格轴的能 量吸收之程度是可藉由設錢發波長i 914.5冑米而作成 為對稱’ ^此對稱性是維持於範圍之摻雜濃度。先前發現 的於880奈米與888奈米之於熱透鏡化的4〇%降低持續於 914.5奈米，而且量子缺陷位準於9145奈米降低◎以下 表格是比較針對於不同激發波長之1064奈米鈦雷射的量 子缺陷位準： 激發波長 量子缺陷 808奈米 0.2406 880奈米 0.1729 888奈米 0.1654 914.5奈米 0.1400 再者’針對於激發於914.5奈米與888奈米波長之γ值是 相較於傳統808奈米激發而較小許多。因此，轉換效率是 歸因於高量子效率與降低的ESA轉變機率而改良。以下表 格疋歹〗出其為基於自Alexander A. Kaminskii之“雷射晶 體”的光譜資料之針對於線寬3奈米的γ計算值： 200952296 激發波長 ESA轉變 7 808奈米 ^5/2 0.1715 880奈米 4^3/2~^2ρυ2 0.0153 888奈米 Fzn— P\n 0.0084 914.5奈米 4^3/2·^·2Α/2 0.0098 同時，較高的激發功率與較小的熱透鏡化是可違成， 致能脈衝重複頻率（PRF，pulse repetition frequency)高達 1

MHZ，而且維持4奈米的激發頻寬。提高釩酸鹽晶體掺雜 A 濃度為自低於0.5% at.至2.0% at.且運用較長的晶體桿改良 激發功率吸收與增益。相較於具有高吸收係數之較短晶體 桿於激發波長808奈米與880奈米的激發功率，於914 5 奈米與888奈米的激發波長之激發功率是概括為較均勻吸 收於沿著具有低吸收係數之長（例如：6〇毫米）晶體桿的長 度。激發於808奈米之釩酸鹽的螢光壽命是亦隨著增大摻 雜濃度而線性減小，於1_〇% at.至2·〇% at摻雜位準而達成 50微米至1〇〇微米。 ❹ 另外的觀點與優點將由參照伴隨圖式所進行之較佳實 施例的以下詳細說明而為顯明。 【實施方式】 圖6至12是展示於種種波長之激發釩酸鹽晶體的相關 觀點。於各個圖式的二個吸收曲線之間的重 ^ J里大差異是指出 不對無吸收’即··相較於a轴方向，較多的能量是針對於極 化於c軸方向之激發光線而吸收。於圖12所海_ 、 顯不之廣的激 11 200952296 發波長光譜（800奈米至920奈米）是指出的是：吸收對稱 性是顯著改良成高於約88〇奈米（即：於888奈米與9145 奈米）。於888奈米與914.5奈米波長，針對於個別正交 a-與c-晶格轴之光譜輪廊219a與21%及光譜輪廊與 220c是幾乎為重合’雖然總吸收是小於5%。

針對於二個實施例（激發於9145奈米之Nd:Yv〇4與 Nd:GdV〇4晶體）的吸收光譜是代表二種不同的測量方法之 結果。參照圖6與7,第-種方法是吸收光譜之直接測量。 於圖6之資料是代表〇.3% at摻雜的Nd:Yv〇4晶體，且於 圖7之資料是代表〇 3% at.摻雜的Nd:Gdv〇4晶體各者是 以一種Perkin Elmer Lambda 900光譜計測量於波長範圍 870奈米至930奈米。特別參考圖7，於c轴與a轴曲線 之間的吸收之差異206是隨著波長增大而減小，使得於 914.5奈米，該二個曲線是重合，其指出的是：於914 5奈 米之吸收是轴向對稱^此軸向吸收對稱性是代表其激發於 914.5奈米之重大優點。 ❹ 測量吸收光譜之第二種方法是需要改變雷射二極體溫 度，其改變發射波長。一旦發射波長是已知，輸出與輸入 功率位準是可作測量以確定有效吸收係數，其顯示於圖8 至12。運用此種方法所得到之有效吸收光譜是顯示的是： Nd:GdV〇4與Nd:YV〇4是呈現於880奈米之對應強光譜輪 廓峰值208a、208c與218a、218c ;於888奈米之相對弱光 譜輪廓峰值209a、209c與219a、219c ;及於914.5奈米之 相對弱光譜輪廓峰值210a、210c與220a、220c。如於圖10 12 200952296 與11的標度繪圖所示之於範圍〇至2 cm-1的吸收係數是顯 示針對於分別具有摻雜濃度0.3% at.與1% at.的Nd:GdV04 與Nd:YV〇4之於888奈米的顯著局部光譜輪廓峰值209a、 209c 與 219a、219c 及於 914_5 奈米的 210a、210c 與 220a、 220c之放大形式。 圖12是顯示有效吸收係數之更完整的光譜，其涵蓋8〇〇 奈米至920奈米之相關激發波長的整個範圍。光譜輪廓 214a與214c之最強的峰值是發生於在8〇8奈米的釩酸鹽， ® 但吸收是極為不對稱，且由於藉由吸收係數214a與214c 之間的差異21 6所指出’因此對於高功率應用，需要相當 低的換雜濃度。相同指示是存在於880奈米之激發波長。 另一方面’沿著個別的心與c_晶格軸之吸收係數21 8a、22〇a 與218c、220c是相當適當匹配於888奈米與於914.5奈 米，雖然於914.5奈米之吸收係數的最大值是僅為於888奈 米之最大值的約為一半。於最高激發波長之對稱性是允許 ❽鈥離子摻雜釩酸鹽晶體以具有較高的摻雜濃度。圖13是顯 不直線223的近似值，其代表於914 5奈米之測量的吸收 係數而作為摻雜濃度之函數，摻雜濃度是範圍為自〇8%此 至2.0/。at. ’且最大係數226 (1 〇⑽’是發生於2⑽以摻 雜濃度。 因為於914.5奈米之低量子缺陷位準，熱效應是以 9曰奈米激發而最小化。結果，較少的熱量是產生於雷射 晶體，降低熱透鏡化與拉張應力。此外，因為功率吸收是 各向異性，且因為914.5奈米光子之相當低吸收允許激發 13 200952296 光線在雷射晶體行進的更遠，能量是更均勻沿著整個雷射 桿分佈’接著造成較小的溫度梯度（其引起熱應力），如同針 對激發於較低的波長之釩酸鹽晶體的情形。因此，當激發 於914.5奈米，饥酸鹽晶體容許熱的程度為較佳許多。择 果，釩酸鹽晶體是可處理高達100瓦之較多的激發功率， 其對於808奈米與880奈米激發為幾乎不可能達成，如同 對於在圖2所指出的808奈米。 飢酸鹽為何容易吸收能量於880奈米與888奈米之一 個理由是在於：於狀態Z1與Z2 23〇是相較於狀態Z5而存 在其為可利用以吸收激發能量且跳躍至較高的激發能量狀 態4仏2之較多的原子，如於圖1所示。針對於接地狀態（z丨）、 第二最低狀態（Z2，108 cm·1)、與最高的較低狀態（Z5，433 cm·1)之於室溫平衡之原子居量是分別為4〇%、24%、與5%。 概括而s ’根據波次曼（Boltzmann’s)原理，於能量狀態之居 1是隨著溫度而變化：當聚集的原子是於熱平衡τ，於任二 個月b 1% Ε1與Ε2之原子居量（ν 1與Ν2)的比值是假定為： N2 ( Ε2-ΕΙΛ 其中，k是波次曼常數。隨著溫度是自室溫而增大至攝氏 ^度，於激發狀態的原子數目之指數式減小變得較不顯 者故較多的原子維持於較高的能量狀態。舉例而言，於 能階Z5夕/S三β旦β , ' 又原子居量疋自5%而增大至6 7%，且吸收係數是 一、疼地增大。理論計算是和實驗結果為一致，如於圖Μ所 =具在較高溫度（攝氏5〇度至攝氏17〇度）之於光線傳輸的 232疋才曰出：較多的光線是隨著溫度上升而為由 200952296 晶體所吸收。因此，激發於914.5奈米之飢酸鹽晶體實際 藉由溫度上升獲得好處，因為整體的激發功率吸收增大。 就一種末端激發（end-pumping)組態之情形而論，激發 能量是集中於雷射介質之中央區域以藉由雷射模式重疊。 末端激發能量是極為發散，故雷射介質之激發雷射束點與 橫截面面積較佳為密切匹配以有效率地產生沿著雷射介質 長度之波導效應。波導效應是增強束品質與效率，因為在 波導之外的較尚階模式是不具有增益。再次參考圖1之能 © 階圖，在刺激性發射234是發生自上能階R1至下能階γι， 於狀態Y1之原子是經由多聲子（multi ph〇n〇n)弛緩 (relaxation )而迅速為衰減至最接近的較低階Z5。於雷射 作用期間，☆階層Ζ5之原子居量因此顯著增大為高於其熱 平衡值’再次造成於914.5奈米之増大的吸收。 圖15是顯示一種Nd:YV〇4功率放大器236，其光學地 激發於914.5奈米以產生於1064奈米之高功率、高效率 的雷射裝置。功率放大器236是包括一種子雷射237以發 射1064奈米能量之束238,其傳播通過Nd:Yv〇4晶體24〇。

Nd:YV〇4晶體240是3類型（a_cut)、2〇毫米長、$毫米直 徑的八角形桿之釩酸鹽晶體’其具有2 〇%以.摻雜。雷射模 式尺寸的直徑為約_微米。光纖輕合式二極體陣列241 是發射914.5冑米光線，其傳播通過聚焦透鏡242與分色 鏡243，以光學地激發Nd:YV〇4黑舻伽 VU4日日體24〇。舉例而言，光纖 麵合式二極體陣列241可為可購自慕

碼目吳國加州Milpitas的JDS

Uniphase公司之光纖耦合式單一發射 、干赞射盗的陣列，其具有於5 15 200952296 瓦之 4 奈米的半峰全幅值（FWHM， full-width, half-maximum)頻寬。JDS Uniphase雷射的光纖核心直徑是 100微米且數值孔徑是0.22。 參考圖16 ’因為於914.5奈米之吸收係數相當低，典 型單件式長度（40毫米至60毫米）之釩酸鹽晶體桿244是 較佳或是多段的釩酸鹽晶體以形成長增益介質（4〇毫米至 100毫米）。甚者，於釩酸鹽晶體桿244的中心之於激發模 式與雷射模式之間的重疊是由於光纖耦合式雷射二極體輸 出發射之大發散角度而受到威脅。圖16是顯示一種長釩酸 鹽晶體桿結構244，其具有設計以降低激發功率損失之全内 反射（TIR，total internal reflection)，而且圓形桿之直徑是可 匹配至雷射模式尺寸（1毫米至3毫米）。目前，3毫米直 徑且60毫米長、具有於端表面與筒部的拋光之該種晶體桿 結構是可購自以色列Yehud的Raic〇l Crystal公司。激發於 914.5奈米且具有2毫米直徑的激發束點尺寸是可提供如 同數百瓦之多的激發功率。 如圖17是顯示曲線245，其代表激發束之半徑而作為沿 著激發束軸的距離之函數，且圓17指出所述的實施例之最 小值5〇0微米激發束點直徑246。 釩酸鹽晶體的橫截面是可為圓形、方形、或多角形， 諸如：四角形、六角形、或八角形。Nd:YV〇4晶體24〇於 形式為具有八角形橫截面之桿，其是具有以下優點： ⑷降低的寄生振a (已知於圓柱形桿中是有問題的） (b)較大的TIR (全内反射）表面； 200952296 (c)容易確定雷射極化軸； ⑷對稱模式結構’其改良最終的雷射束品質。 率放大器236疋可構成以利於沿著釩酸鹽晶格冱轴與 C之獨立的功率放大。圖18與19分別顯示功率增大為種 雷射束功率與激發功率之函數。當鈒酸鹽晶體是由 91?奈米二極體所激發’種子雷射束功率變成放大。圖 疋顯不以於914.5奈米激發波長的3瓦激發功率與25 ^種子雷射束之實驗決定的310毫瓦功率增大247。圖23 疋顯不針對於914.5奈米激發波長之對應電腦模型預測的 功率增大曲線248。於曲線248之資料點247a是對應於圖 18之資料點247,且代表以3瓦激發功率與2 5瓦種子雷 射束之電腦模型預測的360毫瓦功率增大。圖23亦顯示對 於較低激發波長所預測之稍微較低大小的功率增大曲線 49 250、與252。功率放大器236是能夠於高功率操作期 間而達成10瓦之規模的功率增大’因為Nd:YV04晶體240 可構成為以承受100瓦激發功率且功率增大是激發功率之 ^ 線性函數。 此外，以InPGaAs所作成之操作於914.5奈米的JDS Uniphase雷射二極體是因為光纖通訊技術之應用而為容易 購得。此等裝置特徵為大於70%的電氣至光學的效率，而 針對於800奈米系列的二極體之典型商用效率是小於 50%。美國加州Santa Clara的Coherent公司是於914.5奈 米為高達50瓦之高功率光纖耦合式二極體的另一個來 源’其中，核心光纖直徑是800微米且數值孔徑是小於 17 200952296 0.14。 圖20是顯示於螢光壽命與 256。& * 、修雜濃度之間的逆線性關係 256 短的螢光哥命達成其掛靡丄 ㈣㈣ 運成其對應於尚脈衝重複頻率之短脈衝 期間。無關於激發波長，螢光毒+ s MU 蛍尤哥命疋當2篇at.摻雜濃度為 達成時而下降至50徼米，如由資料點258所指出。 鏡2:為：15之功率放大器236的雷射輸出而傳播自分色 鏡243之實驗與理論的1〇64 A ^ ·不' 木時間脈衝是分別顯示於圖 21A 與 21B 及圖 22。於 m，ιλ © 、圖21Α之短脈衝262與於圖216之 短脈衝264是分別代表在功率 θ认L + 々干双大器236之前與之後所測 置的功率位準。參照圖22，曲飨 曲線266與267分別代表在功 率放大器236之前斑之接田〜t 的里4的時間脈衝且指出約為20 不私之總期間2 6 8，大部分的，玄β在； 1刀的功率疋集中於10奈秒之極短 的寻間區間内。於此日卑Ρ5甘 、等3期間内，峰值雷射輸出功率是放 Α為自約6千瓦$ & 7 、.千瓦’其代表約25%的功率增強。 社自理論模型的不同參數，提出於圖21A與21B之實驗 ❹ 同由圖22的理論模型所預測者之約為相同寬 度Μ的時間脈衝’於此例為125%之功率增大。 妗 疋提出其代表功率放大器236之一個電腦模型的 太果之組曲線272且提供功率增大作為於8〇8奈米、88〇 :米888奈来、與914·5奈米激發波長的激發功率之函 9月確而S ’曲線248、249、250、與252是分別代表 5不米、888奈米、88〇奈米與8〇8奈米的激發功 Μ 1腦模型曲線272顯示的是：於激發波長914 5奈米、 τ、米 '與880奈米的功率增大是相較於808奈米的功 18 200952296 率增大而為較高許多，且由激發於888奈米與880奈米所 得到的功率增大是類似於彼此。然而，最大的功率增大是 發生於914.5奈米。 下 已揭示的參數調整與關聯的性能改良之裨益總結於 表 參數 習用 Nd:YVQ1 雷射

Dudley 等人

McDonaph 較佳實施 Μ_

❹ 激發波長，奈米 摻雜濃度 % at. 激發功率 極限，瓦 808 0.25 60 880 0.5 80 888 0.5 150 914.5 2.0 >200 晶體桿長度，毫米

化是可作 理。舉例 質、鉞離 質所建立 19 200952296 之雷射活性離子摻雜。因此，本發明之範疇應為僅由隨附 申請專利範圍所決定。 【圖式簡單說明】 圖1是一種先前技術的Nd:YV04晶體雷射之理論能量 圖。 圖2是針對於激發於808奈米之一種先前技術的雷射 之最大激發功率於摻雜濃度之相依性的曲線圖。 圖3是作為摻雜濃度之函數的輸出功率的曲線圖，其 針對於激發於808奈米之一種先前技術的雷射，指出最佳 值為達成於0.5% at.摻雜濃度。 圖4是沿著二個正交晶格軸3與（；且具有〇.5〇/。at.摻雜 $農 又（於—種先前技術1 5毫米釩酸鹽雷射晶體之功率吸 收的曲線圖。 濃度之於—_ 收的曲線圖。 圖5是沿著二個正交晶格軸a與c且具有〇 3% at.摻雜 —種先前技術1 5毫米飢酸鹽雷射晶體之功率吸 圖6是 有 0·3〇/ο 線圖。 6疋以perkin Elmer Lambda 900光譜計所測量之具 > at.摻雜濃度的一種Nd:YV〇4晶體之吸收光譜的曲

有0.: 曲線囫。

20 200952296 體之有效吸收係數的曲線圖’其沿著二個正夺 又日日格軸a與 c ’作為得自測量資料的激發波長之函數。 圖9是針對於具有0.3% at.摻雜濃度的 妁另一種較佳

Nd:GdV04晶體之有效吸收係數的曲線圖，其、，儿从 穴/〇者二個正交 晶格軸a與c ’作為得自測量資料的激發波長之函數 圖1〇是圖8的曲線圖之變化形式，顯示針對於範圍於 885奈米與920奈米之間的波長之擴展標度有效吸收係 數。 ' © 圖11是圖9的曲線圖之變化形式，顯示針對於範圍於 885奈米與920奈米之間的波長之擴展標度有效吸收係 數。 圖12是圖8的曲線圖之擴展變化形式，顯示針對於範 圍於800奈米與920奈米之間的激發波長之壓縮標度有效 吸收係數。 圖13是繪囷，顯示一種914.5奈米激發Nd:YV04晶體 之吸收係數的線性關係，其作為摻雜濃度之函數。 ® 圖14是繪圖，比較於具有1% at·摻雜濃度之一種

Nd:YV〇4晶體的914.5奈米光線吸收之理論與測量温度相 依性。 圖15是激發於914.5奈米之一種Nd:YV04雷射功率放 大器的方塊圖。 圖16是設計以展示全内反射之一種較佳60毫米長的 釩酸鹽晶體桿的示意圖。 圖17是繪圖，顯示其隨著束傳播沿著圖16之晶體桿 21 200952296 的長度而於激發束半徑的變化；於·7奎 宅水晶體桿位置的最 小半徑是對應於圖1 6所示之束的頸部。 圖18是緣圖’顯示其針對於沿著^ &晶格轴之種子 極化、而作為種子功率之函數的功率增益，針對於由SM S夺 米、3瓦二極體所激發之Nd:YV〇4晶體。 圖19是繪圖，顯示其針對於沿著（；與a晶格軸之種子 極化而作為種子功率之函數的功率增益，針對於由9145奈 米、2.5瓦二極體所激發之Nd:YV04晶體。 〇 圖20是曲線圖’顯示螢光壽命於8〇8奈米激發的摻雜 濃度之逆線性相依關係。 圖21A與21B是分別為運用914.5奈米激發的放大之 前與之後的雷射脈衝的示波器記錄曲線，其顯示為時間之 函數。 圖22是相較於圖21A與21B所示的實驗結果之在放大 之前與之後的理論時間脈衝的曲線圖。 圖23是曲線族，其針對於四個不同激發波長，顯示圖 15之功率放大器的理論功率增大作為激發功率之函數。 ❹ 【主要元件符號說明】 100 最大激發功率 102 最大激發功率 104 基準點 106 摻雜濃度 110 實線曲線 22 200952296 112 120 122 124 126 206 208a 208c 〇 209a 209c 210a 210c 214a 214c 216 218a ❹ 218c 219a 219c 虛線曲線 末端凸起 末端凸起 末端凸起 不對稱性 差異 光譜輪廓峰值 光譜輪廓峰值 光譜輪廓♦值 光譜輪廊峰值 光譜輪廓峰值 光譜輪廓峰值 光譜輪廓 光譜輪廓 差異 光譜輪廓峰值 光譜輪廓峰值 光譜輪廓峰值 光譜輪廓峰值 220 光譜輪廓峰值 220a 光譜輪廓峰值 220c 光譜輪廓峰值 223 直線 226 最大係數 23 200952296 232 減小 234 刺激性發射 236 放大器 237 種子雷射 238 束 240 晶體 241 光纖搞合式二極體陣列 242 聚焦透鏡 243 分色鏡 244 鈒酸鹽晶體桿 245 曲線 246 束點直徑 247 基準點 247a 基準點 248 曲線 249 曲線 250 曲線 252 曲線 256 逆線性關係 258 基準點 262 短脈衝 264 短脈衝 266 曲線 267 曲線 24 200952296 268 270 272 總期間 寬度 曲線

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Claims (1)

1. 200952296 七、申請專利範圍： 1.一種產生具有高效率的雷射輸出發射的輸出波長之 方法’其響應於遞送至雷射介質之激發波長的光學激發能 量，包含： 構成包括飢酸鹽晶體之雷射介質，其產生雷射輸出能 篁之發射以響應於光學激發能量之遞送，該釩酸鹽晶體的 特徵在於摻雜稀土離子之多角形晶體結構；及 遞送至該雷射介質之激發波長的光學激發能量設定至 一數值，該數值是建立在對應於該光學激發能量與於輸出 波長的雷射輸出能量之間的差異之低量子缺陷且展現於該 鈒酸鹽晶體之多㈣晶體結構的一般對稱能量吸收。 .如申吨專利範圍第丨項之方法，其中，該釩酸鹽晶體 $ $一步特徵為雷射活性離子摻雜濃度，其中該激發波長 疋之數值使s亥飢酸鹽晶體展現小力2 !之標稱能量吸 收係數’且其中該雷射介質的構成是更包含：設定該離子 摻雜濃度至數值，其補償於該激發波長數值所展現的光學 激發能量之標稱能量吸收係數。 的、隹3」如中請專利範圍第1項之方法，其中，該飢酸鹽晶體θ 壬—步特徵是在數值約〇.5%at與約3 Q%at 活性離子摻雜濃度。 耵 月專利範圍帛3項之方法，其中，該離子換雜 度之數值設定為約丨.5。/。或更高。 声夕奴冑明專利範圍第3項之方法，其中’該離子換雜濃 ^ 值是由斂離子摻雜於釔基質所建立。 26 200952296 6. 如申請專利範圍第3項之方法，其中，該離子摻雜濃 度之數值是由鉉離子摻雜於釓基質所建立。 7. 如申請專利範圍第3項之方法，其中，該離子摻雜濃 度之數值是由鉉離子摻雜於镏基質所建立。 8·如申請專利範圍第3項之方法，其中，該離子摻雜濃 度之數值是由鈥離子摻雜於釓與釔混合基質所建立。 ❹ ❹ 9·如申請專利範圍第W之方法，其中，該激發波長之 數值是在約910奈米與約920奈米之間。 10·如申請專利範圍第9項之方法，其中，該雷射輪出 能量之發射是產生在約1064奈米。 其中，該雷射輪出 11·如申請專利範圍第9項之方法 能量之發射是產生在約1342奈米。 其中，該釩酸鹽 12·如申請專利範圍第1項之方法 • jiy SS9 體的進一步特徵為具有雷射模式尺寸之雷射模式，其中， 該鈒酸鹽晶體形成於其具有桿長度與橫截面面積之桿的形 狀’且該雷射介質之構成是更包含： 設定該桿長度至一數值，該數 激發能量;及 純為足夠以吸收該光學 :定該橫截面面積至一數值，該數值為實質等於該雷 ，模式尺寸，使得該光學激發能量實質地重疊於該雷射模 工’且因此抑制較高階的模式以提供 之雷射輸出能量。 Ά品質的束形狀 大於請專利㈣第12項之方法，其中，該桿長度是 大於40毫米。 27 200952296 14.如申請專利範圍第ι2項之方法，其中 面是八角形狀者。 該桿之橫截 入15_如申請專利範圍f i項之方法，更包含：遞送至雷 射=質之輪出波長的種子雷射輸出能量，使得雷射輪出能 量是大於種子雷射輸出能量。 16.如申睛專利範圍第15項之方法，其中 輸出能量是由二極體激發固態雷射所發射。 如申請專利範圍第15項之方法，其中 輸出能量是由光纖雷射所發射。 i8·如申請專利範圍第15項之方法，其中 輸出能量是由半導體雷射所發射。 19.如申請專利範圍第丨項之方法，其中 發射是傳播自雷射腔。 該種子雷射 該種子雷射 3亥種子雷射 該雷射輪出

   20.如申請專利範圍第1項之方法，其中 發射是傳播自雷射功率放大器。 、 該雷射輪出 八、圖式： (如次頁）

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