考慮釹玻璃放大器增益特性的光譜色散勻滑系統(tǒng)性能研究?

江秀娟唐一凡 王利 李菁輝 王博 項穎

1)(廣東工業(yè)大學機電工程學院,廣州 510006)

2)(廣東工業(yè)大學信息工程學院,廣州 510006)

3)(中國科學院上海光學精密機械研究所,高功率激光物理聯(lián)合實驗室,上海 201800)

4)(廣東工業(yè)大學物理與光電工程學院,廣州 510006)

考慮釹玻璃放大器增益特性的光譜色散勻滑系統(tǒng)性能研究?

江秀娟1)?唐一凡2)王利3)李菁輝3)王博4)項穎2)

1)(廣東工業(yè)大學機電工程學院,廣州 510006)

2)(廣東工業(yè)大學信息工程學院,廣州 510006)

3)(中國科學院上海光學精密機械研究所,高功率激光物理聯(lián)合實驗室,上海 201800)

4)(廣東工業(yè)大學物理與光電工程學院,廣州 510006)

(2017年2月16日收到;2017年3月19日收到修改稿)

采用數(shù)值方法研究了釹玻璃放大器的增益特性對高功率激光系統(tǒng)中光譜色散勻滑單元性能的影響.分析結(jié)果表明,入射光中心波長與放大器增益曲線中心波長不一致時,焦斑強度分布會受到一定的影響,且該影響隨放大倍數(shù)增大趨于明顯,而兩個波長一致時,強度分布變化較小.靶面焦斑整體的輻照均勻性則主要取決于經(jīng)過相位調(diào)制后的激光束的帶寬,放大器的增益特性對其空間功率譜及均勻性無明顯的影響.所得結(jié)論為光譜色散勻滑單元在激光系統(tǒng)中的實際應(yīng)用提供了重要的理論參考.

慣性約束聚變,光譜色散勻滑,釹玻璃激光放大器,增益特性

1 引 言

慣性約束核聚變(inertial con fi nement fusion,ICF)對能源發(fā)展具有重要意義,其研究的關(guān)鍵在于建造具有高功率、高光束質(zhì)量的激光系統(tǒng).在ICF實驗中,為了有效抑制高溫等離子體的瑞利-泰勒不穩(wěn)定性[1],對靶面的輻照均勻性有相當高的要求,由此發(fā)展出大量的光束勻滑技術(shù),它們大體可分為空間域和時間域兩類.在國內(nèi)的“神光II”裝置,透鏡列陣(lens array,LA)是目前可采用的一種重要的空間域勻滑技術(shù)[2,3].光譜色散勻滑(smoothing by spectral dispersion,SSD)則是一種可以應(yīng)用到高功率大能量玻璃激光系統(tǒng)的時間域技術(shù)[4],它在美國羅切斯特大學的OMEGA裝置上首先使用,取得了較好的光束勻滑效果[5],之后得到了多國研究人員的重視[6,7].通過理論和實驗探索,我們發(fā)現(xiàn)在“神光II”裝置中將LA和SSD兩種技術(shù)相結(jié)合的方案是可行的[8,9].

在ICF激光驅(qū)動器中采用SSD技術(shù)時,光譜色散后的激光束需在后續(xù)光路經(jīng)過多級放大器與空間濾波器,李菁輝等[10]、張銳等[11]已分析過空間濾波器對光束勻滑效果的影響,而釹玻璃放大器增益特性造成的影響尚未見相關(guān)研究.放大器將注入的種子激光能量逐級放大到靶面所需的能量水平,其是裝置最重要的系統(tǒng)之一[12,13],不僅占總造價的很大比例,而且在很大程度上決定了系統(tǒng)的總體性能.國內(nèi)外ICF激光驅(qū)動器如美國國家點火裝置[14]、中國神光系列激光裝置等均采用了氙燈抽運釹玻璃的片狀放大器系統(tǒng)[15].基于國產(chǎn)的N31型磷酸鹽釹玻璃,王曉東等[16]在1998年報道了氙燈抽運的釹玻璃再生放大器,總增益為106.2008年,王江峰等[17]研究了1 Hz重復(fù)頻率下高穩(wěn)定釹玻璃再生放大技術(shù),總增益為107.

本文主要研究高功率激光系統(tǒng)中釹玻璃放大器增益特性對SSD效果的影響.文中通過二維數(shù)值計算對采用放大器后靶面焦斑的強度分布進行了分析,并進而考察釹玻璃放大器的光譜特性、放大倍數(shù)以及激光帶寬、入射光中心波長與放大器增益曲線中心波長的偏移等因素對靶面輻照均勻性的影響.

2 理論分析

圖1為高功率固體激光驅(qū)動器簡化的光路圖.SSD單元置于振蕩器之后,種子激光經(jīng)過多級空間濾波器和放大器實現(xiàn)擴束和放大,在終端再通過LA進行空間勻滑,最后通過主聚焦透鏡會聚到目標靶面,形成焦斑.

圖1 激光驅(qū)動器的光路示意圖(EOM為電光相位調(diào)制器,SF為空間濾波器,AMP為放大器,LA為透鏡列陣)Fig.1.Schematic of the laser driver(EOM,electro-optic modulator;SF,spatial fi lter;AMP,ampli fi er;LA,lens array).

2.1 光譜色散勻滑

SSD的原理如圖2所示,在一維SSD系統(tǒng)中[4],窄帶激光束經(jīng)過一個電光相位調(diào)制器(electro-optic modulator,EOM),其頻譜被展寬;光束再通過光柵Grating 2產(chǎn)生光譜色散,使不同的頻率成分在空間展開(為了糾正該光柵引起的時間延遲,在調(diào)制器前放置一個預(yù)補償光柵Grating 1).該系統(tǒng)使光束在一個方向上(如沿x軸)發(fā)生色散,靶面焦斑在該方向上得到勻滑.在二維光譜色散勻滑(two-dimensional SSD,2D-SSD)系統(tǒng)中[18],使用兩套上述的光柵和調(diào)制器,兩個調(diào)制器具有不同的調(diào)制頻率,光束先后被它們展寬光譜,兩套光柵再使其在兩個相互垂直的方向發(fā)生色散,焦斑將得到兩維的勻滑.

經(jīng)過EOM的相位調(diào)制激光具有分立的頻譜結(jié)構(gòu),設(shè)兩個EOM的調(diào)制角頻率和調(diào)制深度分別為(ω1,δ1),(ω2,δ2),相應(yīng)的頻譜寬度可近似表示為?ν1= ω1δ1/π,?ν2= ω2δ2/π.取四個光柵的色散系數(shù)?θ/?λ相同(其中?θ為光束發(fā)散角,?λ為光束帶寬).若入射激光的中心角頻率為ω0,空間強度分布為A0(x,y),則經(jīng)過2D-SSD的光場可表示為[18]

式中Jn1和Jn2為第一類貝塞爾函數(shù),理論上求和時整數(shù)n1和n2可在?∞至+∞之間取值,實際 中 近 似 取 為|n1|6 δ1,|n2|6 δ2; α1,2=2π ·(?θ/?λ)·(ω1,2/ω0)表示空間色散程度. 該激光束聚焦到靶面上,在某一瞬時,靶面的光強分布有高度的干涉強度調(diào)制,但是由于參與干涉的子光束頻率不同,干涉條紋會隨時間快速變化,在一段時間內(nèi)的平均光強分布將是均勻的.在應(yīng)用SSD進行時間意義上的勻滑時,一般而言較大的頻譜寬度更有利于靶面輻射均勻性的改善.

圖2 SSD的原理圖Fig.2.Schematic of SSD.

2.2 釹玻璃放大器

按光放大器的工作方式來劃分,工作物質(zhì)兩端面無反射的為行波放大器,而兩端面有一定反射且光傳輸方向垂直于端面的為再生放大器.設(shè)釹玻璃放大器的實際工作長度為l,小信號增益系數(shù)為g,入射到放大器的光強為Iin,放大后的光強為Iout,若不考慮損耗,放大器的放大倍數(shù)為

圖3為釹玻璃放大器在1049—1057 nm波長范圍內(nèi)的小信號增益系數(shù),可見其為入射激光波長的函數(shù).如前所述,激光系統(tǒng)采用SSD單元后,光束的頻譜被展寬,它們通過釹玻璃放大器后將獲得不同程度的放大.將放大器的小信號增益系數(shù)及放大倍數(shù)分別表示為g(ω)與G(ω),將前者歸一化,設(shè)后者的峰值為G0,則從(2)式可得

這里,我們不考慮放大器的具體工作方式,僅從其總體放大倍數(shù)出發(fā)進行分析.放大器的實際工作長度等效于lnG0.

圖3 (網(wǎng)刊彩色)釹玻璃放大器在1049—1057 nm波長范圍內(nèi)的歸一化小信號增益系數(shù)Fig.3.(color online)Normalized small signal gain of the Nd:glass ampli fi er in the wavelength range from 1049 nm to 1057 nm.

由于各種原因,振蕩器輸出的激光中心波長與釹玻璃放大器實際增益曲線的中心波長會有所偏差,如本文中所采用的釹玻璃放大器的增益曲線中心波長為1054.17 nm,而激光中心波長為1053 nm.圖4(a)是該中心波長的激光經(jīng)EOM相位調(diào)制獲得1 nm帶寬后的頻譜,其結(jié)構(gòu)是對稱的;由于放大器的增益系數(shù)對波長不平坦,當該小寬帶激光通過時,不同的頻率成分獲得了不同程度的放大,其中的低頻部分增益較大,導(dǎo)致激光的頻譜結(jié)構(gòu)發(fā)生了變化,對稱性被破壞,見圖4(b).實際上,激光頻譜的具體變化情況將隨激光中心波長、SSD系統(tǒng)參數(shù)以及放大器提供的總放大倍數(shù)而異.我們通過數(shù)值模擬研究不同情況下放大器增益特性對SSD系統(tǒng)性能的影響.實際光路中,激光束將經(jīng)過多級的放大器,為了簡化模型,本文僅分析一級放大器產(chǎn)生的影響.我們對激光中心波長為1053 nm的情形做詳細分析,另外也計算了激光中心波長移至1054.17 nm后的情形,并將兩種情況進行對比.

圖4 (網(wǎng)刊彩色)相位調(diào)制后的歸一化激光頻譜 (a)通過放大器前,頻譜對稱;(b)通過放大器后,頻譜不對稱;激光中心波長為1053 nm,帶寬為1 nmFig.4.(color online)Normalized spectra of the phasemodulated laser:(a)The symmetrical spectrum before the ampli fi er;(b)the asymmetrical spectrum after the ampli fi er.The laser is at the central wavelength of 1053 nm with a bandwidth of 1 nm.

2.3LA

LA系統(tǒng)的構(gòu)成如圖5所示,其中B為LA,A為主聚焦透鏡,C為靶面,a表示焦斑大小.設(shè)透鏡元的個數(shù)為M×M(取M為奇數(shù)),透鏡元口徑為d,焦距為fe,LA的復(fù)透過率函數(shù)可以表示為[9]

其中k為入射光波數(shù);m1與m2均為整數(shù),且有?(M?1)/2 6 m1(m2)6(M ?1)/2,位于第m1行第m2列的透鏡元的中心坐標為(m1d,m2d);H1為透鏡元的振幅透過率函數(shù),本文取一般的硬邊透鏡元,即孔徑內(nèi)的振幅透過率H1=1,孔徑外H1=0.

同理得口徑為D、振幅透過率為H2、焦距為fa的主聚焦透鏡復(fù)透過率函數(shù)

此處透鏡孔徑內(nèi)H2=1,孔徑外H2=0.

LA由幾十至一百個左右的方形或者六角形小透鏡構(gòu)成,它將入射光束分割成大量子光束,每個子束在靶面形成一個菲涅耳衍射圖樣,所有衍射圖樣疊加,可得到均勻性較好的焦斑光強分布.但是被分割的多個子光束在靶面上相干疊加,會產(chǎn)生干涉條紋.從幾何光學的角度來看,透鏡元個數(shù)越多,光束被分割得越細,就越有利于消除入射光束的不均勻,實現(xiàn)均勻輻照.但從物理光學的角度看,這會使干涉條紋的間距拉大,不利于它們通過SSD技術(shù)與熱傳導(dǎo)勻滑.所以設(shè)計LA時,要綜合考慮,以獲得最佳的均勻化效果.由于子光束的衍射效應(yīng),焦斑存在中等尺度的強度調(diào)制,若使靶面略微離開主聚焦透鏡的焦面,不同子束的衍射斑在靶面不完全重合,可以在一定程度上消除這種調(diào)制.

圖5 LA系統(tǒng)結(jié)構(gòu)圖Fig.5.Con fi guration of the LA system.

2.4 寬帶激光傳輸

(1)式表示通過2D-SSD后的輸出光場,此時激光包含一系列頻率分立的光波分量,其中頻率為(ω0+n1ω1+n2ω2)的光波分量的振幅是

該光波分量經(jīng)過放大器和LA系統(tǒng)后復(fù)振幅變?yōu)?/p>

光波按菲涅耳衍射規(guī)律傳輸[19],

當傳輸距離z=fa時,就可得該光波分量在靶面上的復(fù)振幅.總光場為各分量的疊加,

在一定時間內(nèi)平均的光強分布為

3 數(shù)值結(jié)果及分析

基于上述理論,我們用數(shù)值方法計算了靶面的光強分布.設(shè)入射到SSD單元的激光波長為1053 nm,初始光場橫向空間分布為六階超高斯型,兩個EOM的調(diào)制頻率分別為9 GHz和10 GHz.入射到放大器和LA的激光束口徑為D=350 mm,LA由7×7個透鏡元構(gòu)成,透鏡元直徑d=50 mm,焦距fe=196.875 m.主聚焦透鏡焦距fa=1575 mm,靶面置于其后焦面上,形成的焦斑大小為400μm.

使單色激光經(jīng)過2D-SSD后帶寬展寬到0.1 nm,其在靶面形成的焦斑如圖6所示.比較發(fā)現(xiàn),在光路中加入放大器時,焦斑的相對強度分布有所變化.設(shè)加入放大器前后焦斑內(nèi)某點的采樣光強分別為In和I′n,整個焦斑的采樣總點數(shù)為N,則焦斑強度分布發(fā)生的平均相對改變量可表示為

圖6 (網(wǎng)刊彩色)焦斑相對光強分布圖 (a)無放大器時的二維強度分布(G=1);(b)有放大器時的二維強度分布(G0=107);(c)和(d)分別為經(jīng)過焦斑中心的x和y方向強度分布,其中藍色實線表示無放大器的情況,紅色虛線表示有放大器的情況;二維光譜色散后的激光帶寬為0.1 nmFig.6.(color online)Relative intensity distribution of the target pattern:(a)Two-dimensional intensity distribution when the ampli fi er is not included(G=1);(b)two-dimensional intensity distribution when the ampli fi er is included(G0=107);(c)and(d)are respectively the distributions across the center of the pattern along the x and y direction,where the blue curve is for the case without the ampli fi er and the red curve is for the case with the ampli fi er.The bandwidth of the 2D-SSD phase-modulated laser is 0.1 nm.

我們分析了放大倍數(shù)取不同數(shù)值時此改變量?隨激光帶寬的變化情況,見圖7.根據(jù)圖3所示,放大器的增益曲線中心波長為1054.17 nm,圖7(a)與圖7(b)分別給出了激光中心波長為1053 nm與1054.17 nm時的情形.當放大倍數(shù)一定時,?隨激光帶寬增寬而變大;當帶寬一定時,?則隨放大倍數(shù)增大而變大.圖7(a)中,若激光帶寬為0.1 nm,G0=105,106和107時?分別為4.5%,5.3%和6.2%;當帶寬增寬到1 nm時,?相應(yīng)變大到30%,35%和39%.若激光中心波長與放大器的增益曲線中心波長一致,則焦斑強度分布的平均改變量大為降低,如圖7(b)中若激光帶寬為0.1 nm,G0=105,106和107時?分別為0.03%,0.04%和0.05%;當帶寬增寬到1 nm時,?相應(yīng)的數(shù)值也僅為3.2%,3.7%和4.3%.

SSD作為一種時間勻滑方法,旨在減少焦斑內(nèi)部的中高空間頻率強度調(diào)制.設(shè)焦斑內(nèi)部強度調(diào)制的空間周期為λSN,則空間角頻率為K=2π/λSN[20].圖8為加入放大器前后焦斑的歸一化空間功率譜,其中激光中心波長為1053 nm,激光帶寬為1 nm.可以看出,使用放大器后焦斑內(nèi)部高頻模式的相對功率略有變化,但變化不大.更詳細的模擬結(jié)果表明,當激光帶寬更窄或者激光中心波長更接近于放大器增益曲線的中心波長時,功率譜的變化更細微.實際上,從圖3來看,在1053 nm附近1 nm范圍內(nèi),釹玻璃放大器的增益譜線比較平坦,變化幅度不超過5%,在1054.17 nm附近變化值則更小,且靶面焦斑的強度分布在一定時間內(nèi)取平均時包含了所有頻譜成分的作用,因此加入放大器后功率譜變化不明顯是可以理解的.圖8中存在的一些尖銳功率峰是LA的周期性結(jié)構(gòu)造成的.

圖7 (網(wǎng)刊彩色)放大倍數(shù)不同時焦斑強度分布的平均相對改變量隨激光帶寬的變化 (a)放大器增益曲線中心波長為1054.17 nm,激光中心波長為1053 nm;(b)放大器增益曲線中心波長與激光中心波長均為1054.17 nmFig.7.(color online)Average of the relative change in the intensity distribution of target pattern versus laser bandwidth when the ampli fi cation factor is di ff erent:(a)Central wavelengths of the ampli fi er gain curve and the incident beam are 1054.17 nm and 1053 nm,respectively;(b)both central wavelengths are 1054.17 nm.

圖8 (網(wǎng)刊彩色)靶面焦斑的歸一化空間功率譜(激光中心波長為1053 nm,帶寬為1 nm;藍色實線表示無放大器(G=1),紅色虛線表示有放大器(G0=107))Fig.8.(color online)Normalized spatial power spectra of the target patterns.The laser is at the central wavelength of 1053 nm with a bandwidth of 1 nm.The blue curve is for the case without the ampli fi er(G=1)and the red curve is for the case with the ampli fi er(G0=107).

為了定量比較焦斑的勻滑水平,我們引入不均勻度σ,其定義為[20,21]

此處P(K)為對應(yīng)于空間角頻率K的焦斑功率分量,K0是低空間頻率與高空間頻率的轉(zhuǎn)折點.σ表示高空間頻率模式在焦斑中的能量比例,其數(shù)值較小時表明焦斑有比較勻滑的強度分布.σ是轉(zhuǎn)折頻率K0(或者說是空間調(diào)制周期的轉(zhuǎn)折點λSN0)的函數(shù).圖9(a)所示為四種情況下焦斑不均勻度隨λSN0的變化趨勢,分析發(fā)現(xiàn)不均勻度隨激光帶寬不同而發(fā)生變化,但光路中加入放大器對其無明顯影響;另外,四條曲線都大致在λSN0=30μm之前快速上升,但之后保持平坦,意味著高空間頻率強度調(diào)制的空間周期主要在30μm及以下.圖9(b)表明,光路中加入SSD單元后,焦斑的輻照均勻性得到明顯的提高,而且如上所述,在一定范圍內(nèi)激光帶寬越大,均勻性就越好,但是隨著?λ的增大,變化趨于不明顯,在?λ大于0.3 nm以后,不均勻度大致保持在0.25—0.3之間.

圖9 (網(wǎng)刊彩色)(a)激光帶寬及放大倍數(shù)不同時焦斑不均勻度隨空間調(diào)制周期轉(zhuǎn)折點λSN0的變化;(b)焦斑不均勻度隨激光帶寬的變化,其中“×”為數(shù)值計算得出的數(shù)據(jù)點,據(jù)此擬合出變化曲線;激光中心波長為1053 nmFig.9.(color online)(a)Nonuniformity of the target pattern versus the turning spatial wavelength λSN0with di ff erent laser bandwidths and ampli fi cation factors;(b)nonuniformity of the target pattern versus the laser bandwidth,where“×”represents the numerical data based on which the fi tting curve is obtained.The laser is at the central wavelength of 1053 nm.

在“神光II”高功率激光裝置的SSD技術(shù)研究中,當相位調(diào)制后的激光帶寬不超過0.3 nm時,實驗測得激光經(jīng)過放大器前后的光譜與本文數(shù)值模擬結(jié)果基本相符;現(xiàn)有的相位調(diào)制器已可將帶寬展寬到1 nm,但此時激光通過系統(tǒng)中的光柵和空間濾波器小孔會產(chǎn)生若干問題,所以相應(yīng)的光譜實驗測量尚未能進行.另外,由于經(jīng)過放大器前后的焦斑能量相差多個數(shù)量級,受到儀器水平限制,要對它們都進行精確測量仍然非常困難,所以采用SSD后的激光在有放大器和無放大器兩種情況下產(chǎn)生的焦斑尚未在實驗中進行過細致的比較.目前,要提高激光系統(tǒng)的整體性能需要開展相關(guān)實驗研究.本文針對上述問題進行了數(shù)值模擬分析,所得的結(jié)果將為實驗工作提供非常有意義的理論參考.

4 結(jié) 論

本文研究了采用SSD與LA時高功率激光系統(tǒng)的光束勻滑效果,以二維數(shù)值計算為基礎(chǔ),分析了釹玻璃放大器的增益特性對SSD系統(tǒng)性能的影響.文中考慮了釹玻璃放大器的光譜特性、放大倍數(shù)以及激光帶寬、入射光中心波長與放大器增益曲線中心波長的偏移等因素.結(jié)果表明,入射光中心波長與放大器增益曲線中心波長不一致時,放大器增益特性對焦斑強度分布有一定影響,這種影響隨放大器的放大倍數(shù)的增大而趨于明顯;當兩個波長一致時,對焦斑強度分布則影響較小.焦斑的均勻性主要取決于相位調(diào)制后激光束的帶寬,在一定范圍內(nèi),帶寬越大,均勻性越好,但是帶寬增大到一定程度后,均勻度趨于不變.由于放大器增益曲線在激光帶寬范圍內(nèi)比較平坦,且靶面焦斑的強度分布在一定時間內(nèi)取平均時包含了所有頻譜成分的作用,即使放大倍數(shù)較大而且激光中心波長與放大器增益曲線中心波長不一致,放大器的增益特性對靶面焦斑的功率譜及均勻性都無明顯的影響.本文只考慮了一級放大器的情形,實際光路會采用多級放大器,但本文所得結(jié)論對SSD單元在激光系統(tǒng)的實際應(yīng)用提供了重要的參考.

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PACS:42.60.Jf,42.25.Bs,42.60.By,42.60.DaDOI:10.7498/aps.66.124204

Performance of smoothing by spectral dispersion with
consideration of the gain characteristic of Nd:glass ampli fi er?

Jiang Xiu-Juan1)?Tang Yi-Fan2)Wang Li3)Li Jing-Hui3)Wang Bo4)Xiang Ying2)

1)(School of Electro-mechanical Engineering,Guangdong University of Technology,Guangzhou 510006,China)
2)(School of Information Engineering,Guangdong University of Technology,Guangzhou 510006,China)
3)(Joint Laboratory for High Power laser Physics,Shanghai Institute of Optics and Fine Mechanics,Chinese Academy of Sciences,Shanghai 201800,China)
4)(School of Physics and Optoelectronic Engineering,Guangdong University of Technology,Guangzhou 510006,China)

16 February 2017;revised manuscript

19 March 2017)

A key issue in developing a high-power laser driver,which can be used for inertial con fi nement fusion and laser produced plasma experiments,is to obtain uniform irradiation on the target surface,thus a number of spatial or temporal techniques have been proposed for laser beam smoothing.A scheme combining a lens array with the technique of smoothing by spectral dispersion(SSD)is being explored in the SG-II Laser Facility located in Shanghai Institute of Optics and Fine Mechanics.As the laser system involves a variety of optical elements,their in fl uences have to be considered in the implementation of such a scheme.The Nd:glass ampli fi er is one of the most important parts of the system,and the phase-modulated laser beam will propagate through it along the long light path when SSD is employed.In this paper,the performance of uniform irradiation of the target pattern is studied based on two-dimensional simulations when the gain characteristic of the ampli fi er is taken into account.The major factors,such as the small signal gain pro fi le of the ampli fi er,the ampli fi cation factor,the bandwidth of the phase-modulated laser beam and the di ff erence between the central wavelength of the laser and the central wavelength of the ampli fi er gain curve,are analyzed in detail.

The numerical results show that when the central wavelength of the incident beam is di ff erent from the central wavelength of the ampli fi er gain curve,intensity distribution of the target pattern will be a ff ected to a degree depending on the ampli fi cation factor;while these two wavelengths are very close to or identical with each other,variation in the intensity distribution is trivial.The symmetry of the phase-modulated laser spectrum will be destroyed due to the gain characteristic of the ampli fi er,especially when the bandwidth is relatively wide.However,the slight asymmetry does not result in signi fi cant in fl uence on the spatial power spectrum nor uniformity of the target pattern,even in the case where the central wavelength of the incident beam is di ff erent from that of the ampli fi er gain curve.The reasons would be 1)the gain curve of the ampli fi er is actually quite fl at within the laser bandwidth,and 2)with the technique of SSD,all spectral components contribute to the target intensity distribution within an average time.The analysis indicates that the performance of uniform irradiation of the target pattern depends mainly on the bandwidth of the phase-modulatedlaser beam.A wider bandwidth can always generate better irradiation when it is within a certain range,say no more than 0.3 nm,but beyond this range,the nonuniformity tends to remain at a level about 0.25–0.3.Multistage Nd:glass ampli fi ers will be employed in the practical laser driver,and the case investigated in this paper involves only one stage for simplicity.The conclusion obtained in this paper is important for implementing the technique of SSD in the laser system.

inertial con fi nement fusion,smoothing by spectral dispersion,Nd:glass laser ampli fi er,gain characteristic

10.7498/aps.66.124204

?國家自然科學基金(批準號:11204043,11374067)和中國科學院高功率激光物理重點實驗室開放基金(批準號:SG-001103)資助的課題.

?通信作者.E-mail:jiangxj@gdut.edu.cn

?2017中國物理學會Chinese Physical Society

http://wulixb.iphy.ac.cn

*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant Nos.11204043,11374067)and the Open Fund of Key Laboratory for High Power Laser Physics of Chinese Academy of Sciences(Grant No.SG-001103).

?Corresponding author.E-mail:jiangxj@gdut.edu.cn