摘要:光参量啁啾脉冲放大(OPCPA)是超短激光脉冲领域的重要技术之一, 增大增益带宽对提高OPCPA的转换效率、实现宽带光参量放大具有重要的意义. 本文将光束偏转和非共线OPCPA有机结合, 提出了基于光束偏转的扫描式宽带OPCPA模型. 分析了通过光束偏转来时刻改变非共线角, 以保证各频率成分的相位匹配, 从而增大增益带宽的基本原理. 采用提出的扫描式宽带OPCPA, 针对800 nm中心波长、带宽约为100 nm信号光的光参量放大进行了数值计算. 结果表明: 经过扫描式OPCPA后, 信号光的带宽与放大之前几乎相同, 光谱没有窄化; 扫描式OPCPA比固定非共线角方式的放大极大地增加了增益带宽和转换效率, 实现了宽带的光参量放大; 要满足信号光各频率成分的相位匹配, 达到最大的增益带宽和转换效率, 需要尽量减小加载到钽铌酸钾(KTa_1?xNb_xO₃, KTN)电光晶体上的电压抖动和电压延时.
关键词: 光参量啁啾脉冲放大/
光束偏转/
扫描/
宽带

English Abstract

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激光自20世纪60年代诞生以来, 各项性能和指标都已取得了极大的发展, 短脉宽、高强度是人类追求激光脉冲的目标之一. 在先后经过调Q技术(Q-swithing)、锁模技术(mode-locking)、以及碰撞锁模(collision mode-locking)等技术的发展后, 激光脉冲的脉宽已逐步从纳秒(ns, 10^?9—10^?10 s)、皮秒(ps, 10^?12 s)量级缩短到了飞秒(fs, 10^?15 s)甚至阿妙(as, 10^?18 s)量级^[1,2]. 超短激光脉冲具有极短的脉冲持续时间, 可以在时间上集中光能, 形成超高的峰值功率和电场强度, 因此在诸如强场物理^[3]、材料物理^[4]、聚变快点火^[5]以及非线性光学^[6]等领域都有着广泛的应用. 为了追求脉冲峰值功率的进一步提高, 将激光脉冲的能量进行放大是有效的手段. 其中, Strickland 等^[7]把微波波段的啁啾雷达技术引入激光脉冲放大领域, 提出的啁啾脉冲放大(CPA)技术是当今世界上超短激光脉冲系统中脉冲能量放大的主要手段, 世界上多个研究机构都先后建立了CPA超短激光脉冲系统, 脉冲的能量和峰值功率都不断得到提升^[8,9]. 尽管利用CPA技术已经较容易获得超高强度超短激光脉冲, 但它存在的如较强的放大自发辐射(ASE)、增益介质长、热效应严重、单通增益低、光谱增益窄化等缺陷催生了Dubietis等^[10]提出了另外一种脉冲能量放大的技术, 即光参量啁啾脉冲放大(OPCPA). 相比CPA系统, OPCPA具有单程增益高、没有放大自发辐射的影响, 放大后脉冲对比度高、热效应较小、获得光束质量高、调谐方便等众多优点. 经过二十年来的发展, OPCPA技术已经较为成熟, 台面TW-PW全OPCPA超短系统得到快速发展, 从而拓展了高功率超短激光脉冲的应用范围. 世界上美国罗彻斯特大学LLE实验室的OMEGA EP装置, 日本大阪大学激光工程研究所LFEX 10KJ PW装置, 法国LMJ兆焦耳装置, 以及中国上海光机所神光Ⅱ PW升级装置等大型高能激光系统的前端部分均由传统的再生放大方案改成了OPCPA方案^[11-14]. OPCPA系统要获得时域上超短的激光脉冲, 就需要放大后的激光脉冲具有较宽的带宽, 这就要求光参量放大须能提供相应宽度的增益带宽. 对于宽带的啁啾激光脉冲的放大, 宽带的相位匹配问题则成为主要需要解决的问题. 20世纪90年代提出的非共线相位匹配技术能够在可见光谱区实现宽带相位匹配^[15,16], 并同时使信号光和闲频光之间达到群速度匹配^[17,18], 应用较广泛; 随后借鉴在倍频中应用的多色相位匹配技术, 通过对信号光引入适当的光谱角色散, 使带宽内不同频率的信号光沿各自能满足三波相位匹配的方向入射, 可同时在很宽的光谱区实现相位匹配^[19,20]; 几乎同时又提出一种多光束抽运的非共线光参量放大(NOPA)和OPCPA 系统, 即使用两束抽运光分别抽运相邻的光谱区, 可以获得大约两倍于一束光抽运时的增益带宽^[21]; 再后来对OPCPA系统中的抽运光进行着力改善, 提出了发散光束抽运, 非单色光抽运, 以及近来采用的皮秒抽运光抽运的OPCPA^[22-24], 都在一定程度上增大了光参量放大的增益带宽.
本文将光束偏转应用于OPCPA, 提出了基于光束偏转的扫描式宽带OPCPA模型, 理论分析了非共线宽带OPCPA的基本原理, 对通过使光束偏转来时刻改变信号光各频率成分与抽运光的非共线角, 达到扫描式光参量放大的可能性进行了讨论, 针对800 nm中心波长、带宽约为100 nm的信号光的光参量放大进行了数值模拟, 得到了光谱几乎未窄化的宽带光参量放大. 除此之外, 还讨论了加载到钽铌酸钾(KTa_1?xNb_xO₃, KTN)晶体上的驱动电压的抖动对整体的扫描式宽带OPCPA放大后信号光的频谱分布和转换效率的影响.

光参量啁啾脉冲放大是指抽运光、信号光两光束以一定的角度入射至非线性晶体, 发生二阶非线性作用, 在这个过程中会产生第三束光—闲频光. 其中信号光强度较弱, 通常由超短激光脉冲展宽, 进而形成脉宽较大、频率随时间线性分布的啁啾激光脉冲. 抽运光强度较强, 通过非线性作用实现能量转移至信号光, 使信号光得到放大. 非共线参量放大中, 三光束之间存在一定的夹角, 参量作用后各光束沿不同方向出射, 且可以在较大波长范围内实现群速度匹配, 具有较好的实用性. 在这个三波耦合的参量作用过程中, 应满足能量守恒和动量守恒:

${\omega _{\rm p}} = {\omega _{\rm s}} + {\omega _{\rm i}},\tag{1a}$

${ k _{\rm p}} = { k _{\rm s}} + { k _{\rm i}}\tag{1b},$

式中 ${\omega _{j}}$和${ k _{j}}$(j = p, s, i分别表示抽运光、信号光和闲频光)代表光波的角频率和波矢. 参量转换的效率通常都依赖于参量过程的相位匹配, 因此(1b)式也被称为相位匹配关系式. 当三波波矢完全满足(1b)式时, 则称为完全相位匹配, 此时的参量转换效率最大. 当存在相位失配, 不能完全满足时, 参量转换效率将会随相位失配的增大而降低. 在非共线光参量啁啾脉冲放大中, 若垂直抽运光方向的相位失配为0, 则只有沿抽运光方向的相位失配, 也即整体的相位失配量$\Delta { k}$可表示为:

$ \Delta { k} = {{ k}_{\rm{p}}} - {{ k}_{\rm{s}}}\cos \alpha - {{ k}_{\rm{i}}}\cos \beta ,$

式中$\alpha$为信号光波矢方向与抽运光波矢方向的夹角, 称为非共线角; $\beta $则为闲频光与抽运光之间的夹角, 可由垂直方向的相位匹配条件给出:

$\beta = \arcsin \left(\frac{{{n_{\rm s}}{\omega _{\rm s}}}}{{{n_{\rm i}}{\omega _{\rm i}}}}\sin \alpha\right),$

式中 n_s和n_i为信号光和闲频光光波在非线性介质中的折射率.
以负单轴$\beta $-BaB₂O₄ (BBO)晶体中的Ⅰ类(e_p = o_s + o_i)光参量放大为例, 根据晶体的Sellmeier方程及负单轴晶体e光折射率计算公式, 可由余弦定理进一步将 (1b) 式推得:

$\frac{{n_{\rm p}^2}}{{\lambda _{\rm p}^2}} = \frac{{n_{\rm s}^2}}{{\lambda _{\rm s}^2}} + \frac{{n_{\rm i}^2}}{{\lambda _{\rm i}^2}} + 2\frac{{{n_{\rm s}}{n_{\rm i}}}}{{{\lambda _{\rm s}}{\lambda _{\rm i}}}}\cos (\alpha + \beta ),$

其中 n_s和n_i都为寻常光的折射率, 仅与各自对应的波长有关. 而n_p为抽运光的折射率, 它不仅与抽运光波长有关, 还会与入射到晶体中与晶体光轴的夹角有关, 可表示为:

${n_{\rm p}} = \frac{{{n_{\rm op}}{n_{\rm ep}}}}{{\sqrt {n_{\rm op}^2{{\sin }^2}\theta + n_{\rm ep}^2{{\cos }^2}\theta } }},$

式中n_op和n_ep分别为抽运光在BBO晶体中的主折射率. 由(4)式和(5)式即可得到相位匹配角${\theta _{\rm{m}}}$:

${\theta _{\rm m}} = \arcsin \left\{ {\frac{{n_{\rm op}^2 n_{\rm ep}^2\lambda _{\rm s}^2\lambda _{\rm i}^2 - n_{\rm ep}^2\left[ {n_{\rm s}^2\lambda _{\rm p}^2\lambda _{\rm i}^2 + n_{\rm i}^2\lambda _{\rm p}^2\lambda _{\rm s}^2 + 2{n_{\rm s}}{n_{\rm i}}\lambda _{\rm p}^2{\lambda _{\rm s}}{\lambda _{\rm i}}\cos (\alpha + \beta )} \right]}}{{(n_{\rm op}^2 + n_{\rm ep}^2)\left[ {n_{\rm s}^2\lambda _{\rm p}^2\lambda _{\rm i}^2 + n_{\rm i}^2\lambda _{\rm p}^2\lambda _{\rm s}^2 + 2{n_{\rm s}}{n_{\rm i}}\lambda _{\rm p}^2{\lambda _{\rm s}}{\lambda _{\rm i}}\cos (\alpha + \beta )} \right]}}} \right\}.$

由(2)—(6)式即可计算出BBO晶体中, 当采用Ⅰ类非共线光参量放大时相位失配量Δk、相位匹配角$\theta $和信号光波长${\lambda _{\rm{s}}}$三者之间的等高线分布, 如图1所示. 计算中, 非共线角$\alpha $分别为1°和5°以示对比, 抽运光波长为532 nm. 可以看出, 在700—900 nm的超宽带范围内, 当固定信号光所有频率的非共线角时, 若使所有频率光波都达到相位匹配条件(即满足Δk = 0线), 则相位匹配角需要在3°的范围内变化($ \alpha$ = 5°). 由于要保持非共线角不变, 仅改变相位匹配角, 则需要使抽运光和信号光二者与光轴的夹角都发生改变, 比较难控制. 因此, 可以考虑固定相位匹配角仅改变信号光与抽运光的夹角, 即非共线角, 来满足各频率成分的相位匹配.
图 1 相位失配量随相位匹配角和信号光波长的等高线分布
Figure1. Contour plot of phase-mismatching, signal wavelength, and phase-matching angle.

仍由(2)—(6) 式可计算得到BBO晶体中, 当采用Ⅰ类非共线光参量放大时相位失配量Δk、非共线角增量Δ$\alpha$和$\lambda $_s三者的等高线分布, 如图2所示.
图 2 相位失配量随非共线角增量和信号光波长的等高线分布
Figure2. Contour plot of phase-mismatching, signal wavelength, and increment of non-collinear angle.

图2中, 以800 nm信号中心波长的非共线角$\alpha_0$ = 1°和5°为例, $ \theta $_m分别固定为这两个中心非共线角对应的相位匹配角22.38°和29.34°. 可以看出, 对于不同的波长, 如果相对于中心非共线角$\alpha_0$取适当的非共线角增量Δ$ \alpha$, 则可在很大带宽范围内满足各频率成分光波的相位匹配(Δk = 0线). 不过, 无论是$\alpha_0$ = 1°还是$\alpha_0$ = 5°, 在约200 nm的带宽范围内, 非共线角增量随信号光波长的变化都不是线性的. 这表明, 首先对于入射信号光不同的光波长成分, 可以以不同的非共线角入射, 从而满足信号光各频率成分的相位匹配; 其次, 采用常规的线性色散介质将信号光在空间上色散开来以保证各频率相位匹配的方式已经不再适用; 最后, 对于不同的中心非共线角$\alpha_0$, 非共线角增量随信号光波长变化的规律不同.
进一步, 当中心非共线角$\alpha_0$ = 5°, 相位匹配角$\theta$_m = 29.34°时, 由(2)—(6)式可计算可到$\alpha$ + $\beta $的值, 再由(2)式可得满足各频率成分相位匹配时所需要的非共线角分布, 如图3中实线所示. 从图3中可知, 对于BBOⅠ类非共线光参量放大, 在700 —900 nm的波长范围内, 要满足信号光各频率的相位匹配, 非共线角需大约在4.14°—5.69° 范围内非线性地变化, 即一个频率对应一个非共线角. 并且, 非共线角随信号波长的变化并不是线性的, 如图3中虚线为线性拟合的直线.
图 3 满足相位匹配的非共线角随信号波长的变化
Figure3. Variation of non-collinear angle with signal wavelength under phase matching.

由以上讨论可知, 为了使啁啾激光脉冲带宽范围内的各频率成分满足相位匹配, 从而提高整体的转换效率, 以及使脉冲放大后频谱尽可能地宽, 则可以采用基于光束偏转的扫描式光参量啁啾激光脉冲放大, 其主要实现方式如图4所示. 啁啾激光脉冲首先经过分束器分成两束, 强度较小的一束入射至光电探测器, 光电探测器探测到光信号后发出电信号至驱动电压源, 驱动电压源根据啁啾脉冲各频率成分到达的先后加载随时间改变的电压至KTN电光晶体. 为了使电信号与光信号同步, 需要在光电探测器与驱动电压源之间设置适当的电路延迟线, 以调节电脉冲到达的时间. 强度较大的一束作为待放大的信号光脉冲, 让其先通过加载有驱动电压的KTN电光晶体, 从而使入射至参量放大晶体中的信号光在空间上发生同步偏转, 以此来改变不同频率成分进入非线性晶体后的非共线角, 进而使每时每刻的信号波矢k_s和抽运光波矢k_p以及相应的闲频光波矢k_i共同构成矢量三角形(图4插图), 最终实现扫描式的宽带光参量放大.
图 4 扫描式光参量啁啾脉冲放大示意图, 内插图为相位匹配几何关系
Figure4. Schematic drawing of scanning OPCPA, and the inset is the geometry of phase matching.

立方晶系的KTN晶体具有优秀的电光性能和光折变性能, 自首次发现二次电光效应的光束偏转现象以来, 已经广泛应用于高分辨光束扫描器、光分束器和光开关等领域^[25-27]. 近年来, 用KTN晶体已经先后实现了多维扫描和ns量级的响应^[28,29]. 本文提出的扫描式宽带OPCPA需要使信号光在空间上发生偏转, 其偏转的角度可表示为^[30]:

$\Delta \alpha = - \frac{{9Ln_0^3{s_{ij}}}}{{8d}}{\left( {\frac{U}{d}} \right)^2},$

式中 L和d分别为晶体的长度和厚度; n₀表示晶体的线性折射率; s_ij为晶体的克尔常数, 常等于1.0 × 10^?14 m²/V²; U为加载在晶体上的驱动电压. 若已知需要的非共线角增量Δα, 则可以求出需要加载的电压变化规律:

$U = - \frac{{\Delta \alpha }}{{\left| {\Delta \alpha } \right|}}\sqrt {\frac{{8\left| {\Delta \alpha } \right|{d^3}}}{{9Ln_0^3{s_{ij}}}}}, $

式中根号外的量只用来表示电压的符号.

三波在非线性介质中的相互作用的关系可以用Armstrong的理论作为基础, 在平面波近似和慢变振幅近似下, 采用运动坐标系, 则描述非线性晶体中光参量放大的耦合波方程组可表示为^[31]:

$\left\{ {\begin{aligned}& {\frac{{\partial {E_{\rm s}}}}{{\partial r}} = - {\rm i}\frac{{{\omega _{\rm s}}{d_{\rm eff}}}}{{{n_{\rm s}}c}}{E_{\rm p}}E_{\rm i}^*\exp ( - {\rm i}\Delta kr)}, \\ & {\frac{{\partial {E_{\rm i}}}}{{\partial r}} = - {\rm i}\frac{{{\omega _{\rm i}}{d_{\rm eff}}}}{{{n_{\rm i}}c}}{E_{\rm p}}E_{\rm s}^*\exp ( -{\rm i}\Delta kr)}, \\ & {\frac{{\partial {E_{\rm p}}}}{{\partial r}} = - {\rm i}\frac{{{\omega _{\rm p}}{d_{\rm eff}}}}{{{n_{\rm p}}c}}{E_{\rm s}}{E_{\rm i}}\exp ({\rm i}\Delta kr)} ,\end{aligned}} \right.$

式中 E_j (j = p, s, i)表示发生二阶非线性作用三波的电场, n_j (j = p, s, i,)为各光波在介质中的折射率, d_eff为晶体的二阶有效非线性系数.
假设抽运光和信号光的强度分布都为一阶高斯型, 其电场的时域表达式为:

${E_j}(t) = {E_{0j}}\exp [ - 2\sqrt {\ln 2} (1 + {\rm i}{C_j}){(\frac{t}{{{T_{wj}}}})^2}]\exp ({\rm i}{\omega _j}t),$

式中 j = p, s表示抽运光和信号光; E₀为电场的峰值振幅; C_j 为线性啁啾系数; T_w 表示脉冲的脉宽(FWHM). 脉冲的强度可按$I = 1/2nc{\varepsilon _0}{\left| {{E_j}} \right|^2}$计算, 其中${\varepsilon _0}$为真空电容率.
采用分步傅里叶和四阶龙格-库塔算法对BBO晶体中Ⅰ类非共线扫描式宽带光参量啁啾脉冲放大的耦合波方程(9)式进行数值求解. 计算中, 晶体长度L_BBO = 1.22 mm, 取信号光中心波长$\lambda $_s0 = 800 nm, 以其对应的的中心非共线角$\alpha_0$ = 5°为例进行分析; 信号光的线性啁啾系数C_s = 101230 (对应带宽约为100 nm), 脉宽T_ws = 1 ns, 峰值强度I_0s = 0.1 MW/cm². 其他主要计算参数有: 抽运光波长$\lambda $_p0 = 532 nm, 并假定为单色波, 脉宽T_wp = 2 ns, 峰值强度 I_0p = 1 GW/cm²; KTN晶体的长度L = 40 mm, 厚度d = 5 mm. 在信号光FWHM的带宽范围内, 波长为750—850 nm, 通过使信号光实时偏转, 满足各波长相位匹配的非共线角大约为4.6°—5.4°, 即在抽运光2 ns的持续时间内, 扫描的速度约为0.4°/ns.
图5为采用扫描式OPCPA和不采用扫描式放大的情况下光参量作用后信号光频谱分布对比. 可以看出, 由于放大前啁啾信号光时域上为规则一阶高斯分布, 其傅里叶变换后的频谱也为高斯分布, 带宽约为95 nm (FWHM). 采用扫描式OPCPA作用后, 信号光的时域波形和频谱带宽都略微变窄, 但总体上都还是接近高斯型. 相对来看, 当不采用扫描式OPCPA而是所有信号光频率成分都固定为惟一的中心非共线角时, 参量放大后信号光的时域波形和频谱分布都出现了较大的畸变, 尤其是整体的频谱分布较放大前已经窄化不少, 其带宽仅有几nm. 这即是因为采用扫描OPCPA时, 信号光各频率成分都能保证相位匹配, 从而获得最大的增益, 而不采用扫描式放大则会导致除了中心800 nm波长满足相位匹配, 其他波长都在不同程度的相位失配下发生参量耦合, 大大影响参量作用的有效性. 进一步从转换效率也可以得到证实, 当采用扫描式OPCPA时其整体的转换效率达到27%, 而不采用扫描式放大时信号光的转换效率不足1%, 这说明前者可以大大提高信号光的增益和实现能量的转移.
图 5 不同方式放大后信号光的时域波形和频谱分布对比　(a)时域波形; (b)频谱分布
Figure5. Comparison of time domain waveform and frequency spectrum with different amplification: (a) Time domain waveform; (b) frequency spectrum.

要实现扫描式OPCPA, 则需要给KTN晶体加载适当的驱动电压, 其电压随信号波长的变化如图6(a)所示. 要产生该种波形的电压脉冲, 可利用超宽带窄脉冲触发多个GaAs场效应管产生多路负脉冲, 通过延时线依次将各路负脉冲延迟一定时间后经微带线耦合输出多路负脉冲叠加的波形, 通过多路不同幅度的脉冲堆积效应来获得需要的电脉冲^[32]. 信号光束在空间发生偏转, 当入射至BBO晶体后其各频率成分产生最佳的非共线角增量, 从而保证各频率成分的相位匹配. 结合图6(b)实线可以看出, 当KTN晶体上加载随时间变化的最佳电压, 达到扫描式参量放大时, 信号光各频率成分的相位失配量接近为0. 而当非共线角固定为一个角度, 通常为中心非共线角时, 信号光除了中心波长达到相位匹配, 其他波长均会存在不同程度的相位失配, 如图6(b)虚线所示. 偏离中心波长越大, 相位失配量也就越大, 越大的相位失配就会越严重影响抽运光到信号光的转换, 也即信号光的放大.
图 6 光束偏转产生非共线角增量所需要的电压和相位失配量随信号波长的变化　(a) 需要的电压; (b) 相位失配量的变化
Figure6. The required voltage for Non-collinear angular increments by optical beam deflection and the variation of phase-mismatching with signal wavelength: (a) Required voltage; (b) variation of phase-mismatching.

图7给出了加载到KTN晶体上的电压有不同的抖动时, 其对经过扫描式OPCPA放大后信号光的时域波形、频谱分布, 以及带宽的影响. 由图7(a)和(b)可以看出, 当电压抖动为0, 也即驱动电压为最佳电压时, 放大后信号光的时域波形和频谱分布都与放大前比较接近. 但随着抖动电压的增大, 经过扫描式OPCPA放大后信号光的时域波形和频谱分布都会出现畸变, 抖动电压越大, 畸变越大. 结合图7(c)来看, 随着抖动电压的增加, 放大后信号光的频谱出现增益窄化, 均方根带宽减小. 与电压无抖动时的最大均方根带宽值相比, 当带宽减小10%时, 电压的抖动值约为±8 V. 这是因为, 电压偏离最佳值后, 光束在空间的偏转角会偏离满足各频率相位匹配的非共线角增量, 造成各频率成分都会有一定的相位失配, 从而影响放大后信号光的波形和带宽.
图 7 电压抖动对扫描式OPCPA放大后信号脉冲的影响　(a) 时域波形; (b) 频谱分布; (c) 带宽
Figure7. Effect of voltage deviation on signal pulse after scanning OPCPA: (a) Time domain waveform; (b) frequency spectrum; (c) bandwidth.

对于驱动电压的抖动对扫描式宽带OPCPA的影响, 进一步从图8(a)中可以看出, 随着电压抖动幅值的增大, 整体的抽运光-信号光的转换效率变小. 这是因为, 加载至KTN电光晶体的驱动电压出现抖动, 电压偏离最佳值后, 光束在空间的偏转角会发生改变, 使原本能够满足各频率相位匹配的非共线角增量发生了变化, 从而导致各频率成分光波的相位匹配严重得不到满足, 最终引起信号光整体的转换效率急剧下降. 结合图8(b)来看, 当使光束发生偏转的驱动电压出现延时时, 转换效率也会随电压延时的增加而减小, 这也是因为电压的延时影响了光束的偏转, 使光束偏转角偏离了满足信号光各频率相位匹配的非共线角增量, 导致信号光各频率成分都产生了不同程度的相位失配, 最终引起信号光的能量提取, 即转换效率的降低. 这表明, 为了得到波形较好、带宽较大、转换效率较高的放大信号光脉冲, 需要尽量使加载到KTN偏转晶体上的电压与信号光频率的变化同步, 且尽可能地减小电压的抖动.
图 8 扫描式宽带OPCPA转换效率随电压抖动和电压延时　(a) 电压抖动; (b) 电压延时
Figure8. Variation of conversion efficiency with voltage deviations and voltage time-delay for scanning broadband OPCPA: (a) Voltage deviation; (b) voltage time-delay.

为了增大光参量啁啾脉冲放大的增益带宽, 将光束偏转和光参量啁啾脉冲放大有机结合, 提出了基于光束偏转的扫描式宽带光参量啁啾脉冲放大模型, 即在参量作用之前, 让信号光先通过加载有驱动电压的KTN电光晶体, 使入射至参量放大晶体中的信号光在空间上发生同步偏转, 以时刻改变信号光与抽运光之间的非共线角, 从而满足不同频率成分的信号光、抽运光及对应的闲频光之间的相位匹配, 达到增大增益带宽的目的. 采用提出的扫描式宽带OPCPA, 针对中心波长800 nm、脉宽1 ns, 啁啾系数C_s = 101230对应带宽约为95 nm的信号光光参量放大进行了数值模拟, 计算结果表明: 基于光束偏转的扫描式OPCPA后, 信号光的带宽与放大之前几乎相同, 光谱没有窄化; 同时, 扫描式OPCPA比采用固定非共线角方式的放大能大大提高增益带宽和转换效率, 实现宽带的光参量放大; 此外, 若要满足信号光各频率成分的相位匹配, 达到最大的增益带宽和转换效率, 需要尽量减小加载到KTN电光晶体上的电压抖动和电压延时. 本文有关结果提供了一种增大OPCPA增益带宽的方法, 同时为OPCPA超短激光脉冲系统实验工作的开展提供了理论参考和依据.