Генерация суперконтинуума двухмикронного диапазона в
advertisement
Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт общей физики им. А.М. Прохорова Российской академии наук На правах рукописи Камынин Владимир Александрович ГЕНЕРАЦИЯ СУПЕРКОНТИНУУМА ДВУХМИКРОННОГО ДИАПАЗОНА В ОПТИЧЕСКИХ ВОЛОКНАХ НА ОСНОВЕ КВАРЦЕВОГО СТЕКЛА. 01.04.21 – Лазерная физика Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель Доктор физико-математических наук А.С. КУРКОВ Москва - 2014 Содержание Введение. ................................................................................................. 4 I. Генераторы суперконтинуума: составные части и физические механизмы генерации (по литературе) ...................................... 12 1.1. Эксперименты по наблюдению суперконтинуума ..................... 12 1.2. Нелинейные явления в оптических волокнах, как источник уширения спектра ............................................................................ 23 1.3. Постановка задач ........................................................................ 34 II. Генерация суперконтинуума в пассивных оптических волокнах....................................................................................... 35 2.1. Методы возбуждения и регистрации суперконтинуума .......... 36 2.2. Генерация суперконтинуума в стандартных телекоммуникационных волокнах ................................................... 38 2.3. Исследование волокон с фосфатной сердцевиной...................... 46 2.4. Исследование высоконелинейных германосиликатных волокон 48 III. Спектральное преобразование в волоконных усилителях двухмикронного диапазона ........................................................ 55 3.1. Нелинейно-оптическое преобразование в гольмиевых волоконных усилителях .................................................................... 56 3.2. Гольмиевый волоконный усилитель ............................................. 64 3.3. Генерация суперконтинуума в волокне, легированном ионами Tm3+ ................................................................................................... 67 3.4. Внутрирезонаторная генерация суперконтинуума ................... 75 2 IV. Многокаскадное нелинейно-оптическое преобразование ........ 82 4.1. Комбинированный генератор суперконтинуума на основе гольмиевого усилителя для наносекундной накачки ....................... 84 4.2. Многокаскадная генерация суперконтинуума в волокне, легированном ионами Tm3+ .............................................................. 88 4.3. Трансформация спектра в комбинированном генераторе при фемтосекундной накачке ................................................................ 90 Заключение ........................................................................................... 97 Список литературы ............................................................................ 100 3 Введение Развитию волоконных источников излучения посвящено на настоящий момент более 30 тыс. работ. Интерес обусловлен рядом преимуществ: возможностью создания мощных и эффективных лазеров, мобильностью устройств, устойчивостью к вибрациям и электромагнитным излучениям, технологичностью изготовления, а также богатой элементной базой. Наиболее распространенными являются лазеры и усилители на основе волокон, легированных ионами Yb3+ [1], Er3+ [2], Tm3+ [3].Использование эффекта вынужденного комбинационного рассеяния совместно с вышеописанными источниками позволило покрыть диапазон от 1 до 2 мкм. Таким образом, логичным развитием волоконных лазеров является переход в более длинноволновую область спектра. На данный момент успешно развиваются и близки к коммерческому исполнению гольмиевые волоконные лазеры [4] и усилители [5, 6]. Источники на основе волокон, легированных ионами Ho3+ позволяют получить лазерное излучение на длине волны до 2.21 мкм [7]. Следствием развития волоконных лазеров стала возможность создания полностью волоконных источников суперконтинуума (СК). К данному типу излучателей относят широкополосные источники нетепловой природы, выходное излучение которых инициировано, как правило, высокомощными лазерными импульсами, и многократно превышает ширину спектра накачки. Появлению генераторов суперконтинуума также способствовало создание сред с большими значениями коэффициента нелинейности. За последние 20 лет на основе оптических волокон было создано множество лазеров с пиковой мощностью импульсов превышающей несколько киловатт. Появление специальных оптических волокон позволило получить протяженные среды с достаточно высоким коэффициентом нелинейности и низкими значениями потерь, что способствовало генерации 4 спектров широкополосного излучения от фиолетовой части видимой области до середины среднего ИК-диапазона [8, 9]. Суперконтинуум, излучения, по объединившим широкополосных сути, в стал себе источников. новым свойства Особенности классом как оптического лазерных, характеристик так и позволили внедрить его в различные научные и практические области. Генератор СК в случае спектроскопических исследований имеет ряд преимуществ перед традиционными источниками. К ним можно отнести высокую спектральную яркость и варьируемую форму спектра. Так как изначально суперконтинуум инициирован импульсным излучением, то и выходное излучение является импульсным, что, в случае синхронного детектирования, также можно отнести к положительным качествам. Еще одним интересным применением источников СК является мультиспектральное построение образа объекта. Если рассматривать лазерную систему, то дискретность практически неизбежна. Тепловые источники и источники усиленного спонтанного излучения не обладают таким запасом по яркости. Однако спектр суперконтинуума непрерывен и имеет высокую спектральную плотность мощности. Как результат, генераторы СК могут быть с успехом использованы для подсветки необходимого объекта. В последнее время появляются сообщения о медицинском применении источников суперконтинуума. В данной сфере генераторы подобного типа могут быть применены как для когерентной томографии, так и непосредственно для воздействия на ткани пациента. Из вышеперечисленного следует, что источники, излучающие в широком диапазоне с заданными временными характеристиками и формой спектра могут найти применение во многих областях. Это может быть как применение в научных целях - спектроскопия, так и прикладных метрология, оптическая томография, многодиапазонное изучение объекта, 5 специальная подсветка объекта. Следствием такого разнообразия возможных применений является оборудования появление источников на рынке высокотехнологичного суперконтинуума с различными характеристиками. Таким образом, разработка сравнительно простых в использовании и мобильных источников широкополосного излучения является актуальной задачей. Важно отметить, что большинство доступных источников суперконтинуума работает в видимой области спектра и ближнего ИК. Поэтому наиболее актуальным представляется расширение спектрального диапазона генерации в область длин волн более 2 мкм. Цель диссертационной работы Основной задачей данной работы была генерация суперконтинуума в области спектра более 2 мкм с использованием волокон на кварцевой основе. Одним из вопросов было получение излучения с максимально возможной длиной волны излучения и определение предела для волокон на кварцевой основе, разрабатываемых по стандартной технологии. Другим важным аспектом являлось увеличение спектральной плотности мощности. С этой целью использовались волоконные усилители, чей рабочий диапазон максимально близок или превышает 2 мкм. Кроме того, целью было получение эффективного генератора суперконтинуума. Это, естественно, связано с поиском наиболее подходящей среды для спектрального преобразования и оптимизацией параметров источника инициирующих импульсов. В литературе, посвященной генерации СК, имеет место разделение для инициирующих импульсов по длительности. Чаще всего выделяют фемтосекундный режим и режим, использующий более длинные пикосекундные или наносекундные импульсы, в том числе непрерывные 6 поля. Таким образом, естественным является сравнение различных режимов в сходных условиях. Основные положения, выносимые на защиту В стандартных телекоммуникационных волокнах длинноволновая граница суперконтинуума достигает 2.4 мкм, причем эффективность преобразования излучения в область спектра более 2 мкм достигает 30%. В волокнах на кварцевой основе с большой концентрацией оксида германия длинноволновая граница генерации суперконтинуума при накачке наносекундными импульсами составляет 2.7 мкм. Эффективность данного преобразования в спектральную область 2-2.7 мкм достигает 58%. Использование гольмиевых волоконных усилителей позволяет получить спектрально-ограниченное широкополосное излучение с высокой спектральной плотностью мощности в диапазоне от 2 до 2.5 мкм. Реализация генератора суперконтинуума с применением тулиевых волокон и усилителей на их основе позволяет получить генерацию до 2.7 мкм. Концентрация легирующей примеси стекла влияет на эффективность генерации суперконтинуума в гольмиевых и тулиевых источниках суперконтинуума. Научная новизна В ходе работы над диссертацией впервые была получена генерация суперконтинуума в гольмиевом волоконном усилителе. 7 Определена спектральная граница генерации суперконтинуума в стандартных оптических волокнах. В волокнах с сердцевиной легированной оксидом германия с концентрацией более 50% был получен спектр генерации до 2.7 мкм, что на момент публикации результатов являлось рекордным значением. Впервые реализованы многокаскадные генераторы суперконтинуума с использованием волоконных усилителей. Практическая значимость Результаты исследований имеют широкий круг возможных применений как в научных, так и в прикладных областях. На основе проведенных исследований реализован ряд эффективных источников суперконтинуума среднего инфракрасного диапазона с длиной волны излучения 1.6 – 2.7 мкм, которые могут быть использованы для мониторинга газового состава воздуха, в системах связи, в медицине, в тепловидении, для военно-технических применений и пр. Кроме того, излучение среднего инфракрасного диапазона менее опасно для зрения по сравнению с видимым и ближним инфракрасным диапазоном, что упрощает практическое использование подобных источников. Достоверность Достоверность результатов подтверждается воспроизводимостью результатов, качественным совпадением с результатами моделирования, и сравнением с результатами других исследователей. Апробация работы Основные результаты данной работы были представлены на 9 российских и международных конференциях. 7 докладов были представлены лично автором. 8 1. A.S. Kurkov, V.A. Kamynin, E.M. Sholokhov, A. V. Marakulin. Mid-IR supercontinuum generation in Ho-doped fiber amplifier. 20th International Laser Physics Workshop (LPHYS'11), Sarajevo, Bosnia and Herzegovina, 2011. 2. В.А. Камынин, А.С. Курков. Генерация суперконтинуума в стандартном одномодовом волокне. 10 Всероссийская конференция «Материалы нано-, микро-, оптоэлектроники и волоконной оптики: Физические свойства и применение» (ВНКШ-2011), Саранск, 2011. 3. А.С. Курков, В.А. Камынин, Е.М. Шолохов, А.В. Маракулин. Генерация суперконтинуума среднего ИК- диапазона в стандартных оптических волокнах. Всероссийская конференция по волоконной оптике, Пермь, 2011. 4. В.А. Камынин, А.С. Курков, В.Б. Цветков. Генерация суперконтинуума длинноволнового диапазона. Российский семинар по волоконным лазерам, Новосибирск, 2012. 5. V.A. Kamynin, A.S. Kurkov, Ya.E. Sadovnikova, V.B. Tsvetkov, Supercontinuum generation over 2 µm., Book of Abstracts 20th International Conference on Advanced Laser Technologies ALT’12, Thun, Switzerland, 2012. 6. В.А. Камынин, А.С. Курков, Я.Э. Садовникова, В.Б. Цветков, Источники суперконтинуума двухмикронного диапазона, 11-я Всероссийская (с международным участием) научная конференция-школа «Материалы нано-, микро-, оптоэлектроники и волоконной оптики: Физические свойства и применение» (ВНКШ-2012), 2012. 7. V.A. Kamynin, Y.E. Sadovnikova, A.S. Kurkov, and V.B. Tsvetkov, Mid-IR supercontinuum generation in thulium doped fiber amplifier., CLEO Europe 2013, Munich, Germany, 2013. 9 8. V.A. Kamynin, Ya.E. Sadovnikova, A.S. Kurkov, V.B. Tsvetkov, Multicascade supercontinuum generation over 2 µm. ICONO/LAT, Moscow, Russia, 2013. 9. В.А. Камынин, А.С. Курков, И.А. Волков, А.В. Маракулин Л.А. Минашина, Многокаскадная генерация суперконтинуума: сравнение наносекундной и фемтосекундной накачки. Российский семинар по волоконным лазерам, Новосибирск, 2014. Основные результаты диссертационной работы опубликованы в следующих работах: 1. A.S. Kurkov, V.A. Kamynin, E.M. Sholokhov, and A.V. Marakulin. Mid-IR supercontinuum generation in Ho-doped fiber amplifier Laser Physics Letters, 8, 754-757, 2011. 2. В.А. Камынин, А.С. Курков, В.Б. Цветков, Генерация суперконтинуума в диапазоне 1.6 — 2.4 мкм с использованием стандартных оптических волокон, Квант. электроника, 2011, 41 (11), 986–988. 3. V.A. Kamynin, A.S. Kurkov, and V.M. Mashinsky Supercontinuum generation up to 2.7 µm in the germanate-glass-core and silica-glass-cladding fiber. Laser Physics Letters, 9, 219, 2012. 4. А.С. Курков, А.В. Маракулин, В.Б. Цветков, В.А. Камынин, Л.А. Минашина, Генерация Я.Э. Садовникова, суперконтинуума в оптических волокнах, легированных ионами тулия, Квант. электроника, 2012, 42 (9), 778–780. 5. В.А. Камынин, С.О. Антипов, А.В. Бараников, А.С. Курков, Волоконный гольмиевый усилитель на длине волны 2.1 мкм, Квант. электроника, 2014, 44 (2), 161–162. 6. Kamynin V. A., Volkov I. A., Nishchev K. N., Paramonov V. M., Kurkov A. S. Transformation of the supercontinuum spectra by the Ho-doped fiber amplifier, Laser Physics Letters, 11(5), 1612-2011, 2014. 10 Работа выполнялась в Институте общей физики им. А.М. Прохорова Российской Академии Наук (ИОФ РАН) в Лаборатории активных сред твердотельных лазеров под руководством доктора физико-математических наук А.С. Куркова. Изготовление кварцевого волокна, легированного ионами гольмия и тулия выполнялась совместно с Лабораторией волоконных лазеров ФГУП «РФЯЦ-ВНИИТФ им. академика Е.И. Забабахина» в городе Снежинск Челябинской области под руководством А.В. Маракулина, а также в Пермской научно-производственной приборостроительной компании (ПНППК). Волоконные световоды, легированные оксидом германия были предоставлены В.М. Машинским. В работе использовались волоконные брэгговские решетки, изготовленные О. И. Медведковым. Структура и объем диссертации Структура диссертационной работы следующая: диссертация состоит из введения, 4 глав, заключения и списка цитируемой литературы. 11 Глава I Генераторы суперконтинуума: составные части и физические механизмы генерации (по литературе) 1.1 Эксперименты по наблюдению суперконтинуума Спектральное уширение и генерация новых частотных компонент являются неотъемлемыми частями нелинейной оптики. Данные явления интенсивно изучались с начала 1960-х годов. Процесс, известный как генерация суперконтинуума (СК), происходит, когда узкополосный задающий импульс претерпевает экстремальное спектральное уширение, приводящее к широкополосному спектрально непрерывному выходному излучению. Генерация суперконтинуума была впервые представлена в 1970 г. Р. Альфано и С. Шапиро [10] в объемном стекле и с тех пор стала предметом многочисленных исследований в разнообразных нелинейных средах, включая твердые тела, органические и неорганические жидкости, газы и различные типы волноводов. При первом наблюдении генерации СК Р. Альфано и С. Шапиро сообщили о генерации белого света, покрывающего весь видимый диапазон от 400 до 700 нм, Рис. 1. а) Антистоксово излучение с основным лазерным пучком в центре щели; б) Кривая полного углового антистоксова излучения от 4000 до 5300 ангстрем [10]. 12 после прохождения 5 мДж пикосекундных импульсов с длиной волны 130 нм в объемном стекле BK7. Вскоре после этого подобные результаты были независимо представлены Н.Г. Бондаренко и др. [11]. Важно отметить, что нелинейное спектральное уширение лазерного излучения не было новым явлением на тот момент, так как наблюдалось ранее в 1963 [12]. Фактически, У. Джоунс и Б. Стойчефф в 1964 году [13] применили относительно узкий «континуум» света в экспериментах, связанных с измерением обратной рамановской спектроскопии. Значительное спектральное уширение также было обнаружено в CS2 в 1967 году [14]. Основным нелинейным процессом, приводящим к спектральному уширению была фазовая самомодуляция (ФСМ). Однако эксперимент Р. Альфано и С. Шапиро, в котором было описано четырехволновое смешение, стал уникальным благодаря многократному увеличению протяженности спектра генерируемого света более чем в 10 раз. Данный результат превосходил все, что было представлено ранее. Термин «суперконтинуум» впервые был предложен Дж. Мэннассой [15, 16] спустя более чем 10 лет после экспериментов Р. Альфано и С. Шапиро. Тем временем, явление генерации СК называли сверхуширением [17], аномальным частотным уширением [18], или континуумом белого света [19]. Несколькими научными группами было показано, что самофокусировка является ключевым моментом для генерации СК в объемных средах, так как наблюдалось, что порог СК совпадал с критической мощностью для катастрофического сжатия (коллапса) среды, соответствующий образованию автолокализованных филоментов. Коллапс пучка приводит к взрывному увеличению пиковой интенсивности, что повышает эффективность ФСМ, а также дает начало ряду нелинейных процессов более высоких порядков, включая самосжатие, пространственновременную фокусировку [20], многофотонное поглощение, лавинную 13 ионизацию и формирование плазмы свободных электронов [21]. В частности, в работе [18] утверждалось, что генерация СК соответствовала «существенной деформации импульсов внутри филамента, которая должна приводить к сжатию заднего фронта импульса». ФСМ, связанная с очень резким наклоном фронта импульса, объясняет в этом случае широкую протяженность спектра СК объемной среды в синюю (коротковолновую) область относительно накачки. В 1973 году также было отмечено в работе Бломбергена [21], что эффект дефокусировки в электронной плазме мог бы привести к подобному явлению. Однако вплоть до работы [21], не появлялось удовлетворительного объяснения, подтвержденного трехмерным моделированием распространения света. На данный момент принято, что генерация СК в объемных материалах связана с формированием оптического удара на заднем фронте импульсов накачки из-за пространственно-временной фокусировки и самосжатия, подтверждая ранние идеи В. Вернке и др. Ролью многофотонного поглощения и формирования плазмы является приостановка коллапса пучка Вероятность и предотвращение возникновения распространении излучения оптического автолокализованных зависит от пробоя материала. филоментов длительности при импульса и относительной величины хроматической дисперсии, самофокусировки и плазменной дефокусировки [22]. Данный сценарий согласуется со всеми известными наблюдениями, включая зависимость СК от ширины запрещенной зоны материала [23]. Так в материале с маленькой шириной запрещенной зоны, интенсивностях самофокусировка дефокусировкой на останавливается свободных при меньших электронах, что предотвращает формирование удара. Очевидно, что генерация СК в объемных материалах является очень сложным процессом, включающим различные связи между пространственными и временными эффектами. В отличие от них, генерация 14 СК в оптических волокнах включает чисто временные динамические процессы с поперечными модовыми характеристиками, определяемыми только линейными волновыми свойствами. Первые эксперименты по генерации СК в оптических волокнах были проведены с применением импульсной накачки высокой мощности в видимом диапазоне в световодах на кварцевой основе с длиной волны нулевой дисперсии групповых скоростей (ДГС) около 1.3 мкм. В частности, К. Лин и Р. Стоулен в 1976 году [24] использовали импульсное излучение в видимом диапазоне длительностью 10 наносекунд и максимальной пиковой мощность 1 кВт от лазера на красителях, которое распространялось в волокне с диаметром сердцевины 7 мкм и длиной 20 м. В результате была получена генерация СК в длинноволновой области, относительно накачки, спектральной шириной более 200 ТГц. Наблюдаемое спектральное уширение объяснялось каскадным ВКР и ФСМ. Последующие эксперименты, использующие импульсную накачку видимым излучением в диапазоне от 10 пс до 10 нс показали подобные результаты. В экспериментах, осуществленных в 1987 г., 25-пикосекундные импульсы на длине волны 532 нм вводились в волокно длиной 15 м, поддерживающее четыре пространственные моды на этой длине волны[25]. Как видно из рис. 2, Рис.2. Генерация континуума при накачке 25 пс импульсами на длине волны 532 нм с интенсивностью 1.5 ГВт/см2 волокне длиной 15 метров [15]. 15 выходной спектр уширяется на величину более 50 нм из-за совместного действия ФСМ, ФКМ, ЧВС и ВКР. Подобные же явления можно было ожидать и в экспериментах с использованием одномодовых волокон [26]. Действительно, одномодовый световод длиной 1000 метров был использован в экспериментах в 1987 г. [27], в ходе которых 830 фс импульсы с пиковой мощностью 530 Вт позволяли генерировать спектр шириной 400 нм (см. рис. 3). Рис. 3. Спектры суперконтинуума на выходе волокна длиной 1000 м для нескольких значений пиковой мощности входного импульса длительностью 830 фс. Длина волны накачки 1341 нм лежит в области аномальной дисперсии волокна. Похожий результат был получен с использованием 14 пс импульсов в работе 1989 г. [28]. Сверхкороткие фемтосекундные импульсы также широко использовались для генерации сверхуширенных спектров в высоконелинейных волокнах. Данные исследования также прояснили важность не только обоюдного взаимодействия между ВКР и ФСМ, но и роль фазовой кросс16 модуляции (ФКМ) и различных процессов четырехволнового смешения в обеспечении дополнительного уширения, и в объединении дискретно сгенерированных частотных компонент для получения спектрально-гладкого выходного излучения [29, 30]. Доминирующие ВКР и ФСМ уширение в предыдущих экспериментах наблюдалось для случая накачки в область нормальной ДГС. Однако при накачке в область аномальной ДГС, спектральное уширение возникает из динамики, связанной с солитонами. Возможность распространения солитона в области аномальной ДГС оптических волокон была впервые выдвинута на основании теоретического анализа нелинейного уравнения Шредингера [31]. Однако отсутствие источников сверхкоротких импульсов на длине волны более 1300 нм сдерживало экспериментальные наблюдения солитонов вплоть до работы [32], в которой 7 пс импульсы на длине волны 1550 нм были использованы не только, чтобы возбудить нераспадающиеся стабильные фундаментальные солитоны, но и солитоны высокого порядка, которые наблюдались при больших уровнях мощности. Солитоны высокого порядка являются особым типом решения НУШ, представляющим связанное состояние N фундаментальных солитонов [33, 34]). Распространение в среде импульсов, удовлетворяющих данному решению, состоит одновременно из спектрального и временного сжатия и расщепления, сопровождающегося первоначальной форме последующим импульса после восстановлением характеристической к длины распространения, известной как период солитона. В экспериментах, использующих пикосекундные импульсы на длине волны 1550 нм изучались различные аспекты распространения солитонов высоких порядков, включая явное измерение восстановления за период солитона [35]. Данные эксперименты являются особенно важными, так как показывают, что несмотря на то, что эволюция солитонов высоких порядков может быть очень сложной, начальная фаза распространения 17 всегда связана с относительно простым процессом, спектральным уширением, вызванным ФСМ, и временным сжатием в области аномальной ДГС волокна. На настоящий момент, генерация суперконтинуума в оптических волокнах по-прежнему является популярной областью исследований. Основные усилия в этой были направлены на получение широкополосной генерации в видимом и ближнем инфракрасном диапазоне. В то же время, интерес представляет получение широкополосного излучения на длинах волн более 2 мкм. Источники такого излучения могут использоваться в спектроскопии, анализе атмосферы, медицине и пр. Как правило, для получения суперконтинуума в этой части спектра используются специальные волокна. Так, в работе [36] применялось сапфировое волокно, в работе [37] – микроструктурированные волокна на основе оксидного стекла сложного состава. Использование флюоридного волокна с накачкой от фемтосекундного источника на 1.45 мкм позволило продемонстрировать генерацию вплоть до 3.8 мкм, спектр представлен на рис. 4 [38]. Рис. 4.Спектр суперконтинуума, полученный в флюоридном волокне длиной 2.5 см. 18 В волокне на основе ZBLAN была получена генерация суперконтинуума вплоть до 4.8 мкм [39, 40]. Значительно меньшее внимание уделялось генерации суперконтинуума в волокнах на основе кварцевого стекла, применение которых позволяет реализовать полностью волоконный компактный генератор суперконтинуума удобный для практических применений. Так, в работах [41, 42] была продемонстрирована генерация суперконтинуума вплоть до 2.4 мкм в стандартных кварцевых волокнах с накачкой импульсным волоконным лазером. В работе [43] была получена генерация вплоть до 2.7 мкм в волокне с сердцевиной, легированной оксидом германия с концентрацией около 64 мол. %. Довольно часто для получения суперконтинуума применяются различные, в основном импульсные, лазерные источники. У истоков исследования сверхширокого нелинейного преобразования импульсов, как упоминалось выше, применялись лазеры на красителях, твердотельные лазеры, например, Cr:YAG laser [44] и т.д. Рис.5. Спектры суперконтинуумов для различных уровней энергии задающих импульсов в волокне из стекла PBG-08 [50]. 19 Однако одним из наиболее продуктивных источников для генерации суперконтинуума стал титан-сапфировый источник, работающий в режиме синхронизации мод [45]. Данный источник производится и находится в открытой продаже. Излучение титан-сапфирового лазера для экспериментов по генерации суперконтинуума усиливают или преобразовывают в параметрических усилителях. На рис. 5 [46] представлен спектр, полученный с использованием схемы титан-сапфировый лазер - параметрический усилитель. Подобные источники обладают одним серьезным недостатком сложность ввода излучения в среду и волокна, в частности. Поэтому часто используются волоконные лазеры, работающие как в режиме модуляции добротности, так и в режиме синхронизации мод. Рис. 6. Спектры излучения на выходе микроструктурированного волокна с эффективной площадью моды 380 мкм2. Длительность лазерного импульса 300 фс; 1- энергия лазерного импульса на входе в волокно 0.15 мкДж, 2 - 0.98 мкДж, 3- 1.3 мкДж; штриховая кривая спектр лазерного излучения на входе. На вставке показано поперечное сечение [9]. 20 Появление нового класса световедущих структур, а именно фотоннокристаллических волокон (ФКВ) в конце 90-х годов привело к революции в генерации сверхшироких спектров с высокой яркостью в процессе генерации СК. ФКВ могут поддерживать одномодовое распространение в широком диапазоне длин волн, повышая модовое сохранение и, таким образом, повышая нелинейность, и возможность задания параметра дисперсии групповых скоростей [47]. Примеры поперечного сечения световода и полученных спектров суперконтинуума представлены на рис. 6. Возможность создания ФКВ позволила обнаружить генерацию СК в более широком диапазоне параметров накачки (источника), чем это было возможно с объемными средами или обычными волокнами. Например, эксперименты показали генерацию СК с использованием неусиленных входных импульсов с длительностью в диапазоне от десятков фемтосекунд до нескольких наносекунд, и даже с использованием мощных непрерывных источников. Генерация СК в ФКВ впоследствии широко применялась в междисциплинарных областях, таких как оптическая когерентная томография, спектроскопия и, в особенности, в оптической частотной метрологии. В этой области она позволила разработать новое поколение оптических часов и открыла новые перспективы в изучении пределов отклонений фундаментальных физических постоянных. Присуждение Нобелевской премии по физике за 2005 год Джону Холлу и Теодору Хэншу «За вклад в развитие высокоточного лазерного спектроскопирования и техники прецизионного расчета светового сдвига в оптических стандартах частоты» является свидетельством большой важности вклада этой работы в точную частотную метрологию. Вследствие очевидной значимости генерации СК очень важным является полное понимание различных физических механизмов, лежащих в ее основе. Парадоксально то, что легкость, с которой генерация СК в наблюдалась экспериментально, сделала ее в действительности относительно 21 сложной для понимания в чистых физических терминах. В особенности, к этому привели огромный разброс в типах волокон, длительностях и энергях импульсов, которые использовались в экспериментах. Все это вызвало затруднение в разделении относительных вкладов в генерацию СК процессов, таких как фазовая само- и кросс- модуляции, четырехволновое смешение, модуляционная неустойчивость, солитонный распад, генерация дисперсионных волн и комбинационное (рамановское) рассеяние. Поэтому принято производить детальный анализ механизмов уширения СК с точки зрения длительности вводимого импульса в двух обширных категориях: фемтосекундный режим и режим, использующий более длинные пикосекундные, или наносекундные импульсы, или непрерывные поля [48]. Поскольку физические механизмы, ответственные за генерацию суперконтинуума, зависят от длительности импульсов, удобнее рассматривать раздельно случаи длинных и коротких импульсов накачки. Генерация СК нашла множество применений в различных областях, таких как спектроскопия, сжатие импульсов и разработка сверхбыстрых перестраиваемых лазерных источников. С точки зрения телекоммуникаций, спектральное предложено разделение в качестве широкополосного спектра простого способа СК создания также было многоволновых оптических источников для применения в спектральном уплотнении каналов. 22 1.2 Нелинейные явления в оптических волокнах, как источник уширения спектра Как было отмечено выше, теория генерации суперконтинуума не является единой, так как включает в себя множество эффектов, проявление и вклад которых варьируются в зависимости от режима работы задающего генератора и характеристик среды. Как правило, перед получением генерации суперконтинуума проводят оценку с помощью соотношения (1) [49], характеризующего как среду, так и инициирующий импульс: ≥ 30 где (1) - нелинейный коэффициент среды, L - длина среды, P - пиковая мощность инициирующего импульса. Когда значение данного выражения превышает 30, можно говорить о возможности генерации суперконтинуума. Эта оценка является довольно простой и эффективной, ее можно назвать простым и быстрым помощником экспериментатора. Также важным условием является согласование фаз для процессов, связанных с четырехволновым смешением. Другие теоретические оценки и расчеты спектра суперконтинуума сопряжены с решением нелинейного уравнения Шредингера (НУШ), которое является особым случаем уравнения 2, для α=0 + − + | | = 0. (2) НУШ является фундаментальным в теории нелинейных оптических явлений. Данное уравнение хорошо подходит для изучения нелинейных явлений третьего порядка. При значительном увеличении пиковой мощности импульсов, когда неизбежным становится учет явлений четвертого и пятого 23 порядков, возникает необходимость Приближенный нелинейный параметр на = (1 − мощности, | | ), где при котором модернизации уравнения. в уравнении 2 необходимо заменить - параметр насыщения, определяющий уровень начинается насыщение нелинейности. Для большинства случаев решение подобных уравнений становится задачей математического моделирования и может стать целью большой научной работы. Если рассматривать генерацию суперконтинуума в оптических волокнах, то, как правило, выделяют два режима - квазинепрерывный, включающий в себя импульсы длительностью более пикосекунды, и импульсный, к которому, соответственно, относятся импульсы длительностью несколько сотен фемтосекунд и менее [48, 49]. Такое разделение вызвано зависимостью проявления различных нелинейных эффектов от длительности импульсов. Не менее важную роль в данном вопросе играет дисперсия, хотя доминирующим разделением является именно временное. Квазинепрерывная накачка Как уже упоминалось ранее, к данному типу накачки относится накачка импульсами более 100 пс, что, очевидно, включает наносекундную и даже непрерывную накачки. В случае подобных импульсов, первым эффектом, приводящим к уширению, является модуляционная неустойчивость, разбивающая импульс на цуг пикосекундных импульсов. Поскольку увеличение эффективности генерации суперконтинуума зависит от данного эффекта, дисперсия волокна играет очень важную роль. Однако уширение в длинноволновую область спектра обеспечивает вынужденное комбинационное рассеяние. Стоит отметить, что ввиду больших значений концентрации мощности задействованы практически все нелинейные эффекты, но их вклад в меньшей степени влияет на длинноволновую границу 24 и эффективность генерации суперконтинуума, поэтому они не будут рассмотрены. Модуляционная неустойчивость Модуляционная неустойчивость переводит непрерывное излучение в последовательность пикосекундных импульсов. Как только это происходит, суперконтинуум может генерироваться за счет механизмов, обсуждающихся далее. Во многих нелинейных системах стационарное волновое состояние является неустойчивым. Это связано с тем, что одновременное действие нелинейных и дисперсионных эффектов приводит к его модуляции. Такое явление называется модуляционной неустойчивостью. Что касается волоконной оптики, то для наблюдения модуляционной неустойчивости требуется, чтобы длина волны излучения была в области отрицательной дисперсии. Эффект проявляется как распад непрерывной или квазинепрерывной световой волны на последовательность сверхкоротких импульсов. Рис. 7. а) автокорреляционная функция; б) спектр 100-пикосекундных входных импульсов, демонстрирующие существование модуляционной неустойчивости при пиковой мощности излучения 7.1 Вт [50]. 25 Более точное описание может быть получено из решения НУШ (2) для стационарного случая, так как сигнал принимается за непрерывный. После преобразований выражение (2) принимает вид: = − ∗ ( + ) (3) Решение данного уравнения может быть представлено в следующем виде: ( , )= ( ) + − −( − ) , (4) где =± | = | || | =| Таким + | ( ) | / ,а (5) . (6) образом, усиление, обусловленное неустойчивостью, можно получить из волнового числа модуляционной - решения линеаризованного нелинейного уравнения Шредингера для стационарного случая, положив sgn(β2) = −1 и g(Ω) = 2Im(K), где множитель 2 введен для того, чтобы получить коэффициент усиления по мощности g. Усиление имеет место только при |Ω| < Ωc, и коэффициент усиления дается выражением ( )=| |( − ) / (7) На рис. 8 изображены спектры усиления при трех различных значениях нелинейной длины (LNL = 1, 2 и 5 км) в обычном оптическом волокне с β2 = −5 пс2/км. 26 Рис. 8. Спектры усиления модуляционной неустойчивости в волокне с β2 = −5 пс2/км при трех значениях нелинейной длины LNL=(γ P0)-1 и мощности интенсивности накачки P0. Отметим, что LNL=5 км при мощности 100 мВт, если использовать значение γ = 2 Вт−1/км для спектрального диапазона 1550 нм. Спектр усиления симметричен относительно Ω = 0, так что усиление исчезает при Ω = 0. Максимум усиления достигается при =± с √ =± / | (8) | и имеет значение ≡ ( где было ) = | |Ω = 2 использовано , выражение (9) (6). Максимальное значение коэффициента усиления не зависит от дисперсии второго порядка β2 и линейно возрастает при увеличении мощности вводимого излучения, причем gmaxLNL = 2. При выводе уравнения (7) пренебрегалось влиянием потерь в волокне α на модуляционную неустойчивость. Действие потерь в основном 27 заключается в том, что коэффициент усиления модуляционной неустойчивости уменьшается по длине волокна за счет уменьшения мощности излучения [51, 52, 53]. В уравнении (7) Ωc следует заменить на Ωcexp(−αz/2). Модуляционная неустойчивость развивается до тех пор, пока αLNL <1. Также стоит учесть влияние дисперсионных и нелинейных эффектов более высоких порядков, таких как, например, образование ударной волны огибающей и внутриимпульсное комбинационное рассеяние, если вместо уравнения (2) использовать уравнение [54, 55, 56]. + + − = | | (| | + | | )− (10) Дисперсия третьего порядка β3 (или дисперсия любого нечетного порядка) не влияет на спектр усиления модуляционной неустойчивости. Основное действие эффекта самокручения фронта на модуляционную неустойчивость заключается в том, что скорость развития неустойчивости уменьшается, а спектральный интервал существования сужается по сравнению с величинами, изображенными на рис. 8. Модуляционная неустойчивость может трактоваться как четырехволновое смешение, волновой синхронизм которого обеспечивает ФСМ. Если сигнальная волна с частотой ω1 = ω0 +Ω распространяется совместно с непрерывным излучением накачки с частотой ω0, то она должна усиливаться [коэффициент усиления определяется из уравнения (7)] при |Ω| <Ωc. С физической точки зрения два фотона интенсивного излучения накачки преобразуются в два различных фотона: один на частоте сигнальной волны ω1, а другой – на частоте холостой волны 2ω0 − ω1. Ситуация когда сигнал вводится одновременно с излучением накачки, называется индуцированной модуляционной неустойчивостью. В случае, когда в волокне распространяется только инициирующее излучение накачки, модуляционная неустойчивость может привести к спонтанному распаду стационарного излучения на последовательность импульсов. Шумовые 28 фотоны являются в этой ситуации сигнальным излучением, которое усиливается за счет модуляционной неустойчивости [57]. Пиковое значение коэффициента усиления наблюдается для частот ± . Следовательно, как видно из уравнения = (2 /| боковые |) / (11), компоненты, рождаемые модуляционной неустойчивостью, раздвигаются больше в случае меньших значений |β2|. Вынужденное комбинационное рассеяние (ВКР) В большинстве случаев, суперконтинуум имеет ярко выраженную асимметрию, где большая часть энергии перераспределяется в длинноволновую область спектра. Эта асимметрия происходит из-за вынужденного комбинационного рассеяния, которое селективно усиливает только длинноволновые компоненты спектра. Теорию ВКР непрерывного излучения (накачка постоянной интенсивности) необходимо изменить, если в качестве накачки используются оптические импульсы. Как правило, в оптических волокнах используется импульсная накачка. Это связано с тем, что при накачке непрерывным излучением преобладает вынужденное рассеяние Мандельштама–Бриллюэна (ВРМБ), которое имеет существенно меньший порог. Уменьшение эффекта ВРМБ достигается при использовании импульсов накачки длительностью порядка 10 нс [58]. При достижении порога ВКР, каждый импульс накачки генерирует стоксов импульс, частота которого смещена вниз от частоты накачки примерно на 400 - 1300 см-1, в зависимости от материала волокна. Математическое описание ВКР в световодах может быть заметно упрощено, если считать отклик среды мгновенным [59]. Это утверждение справедливо, 29 ввиду того, что широкий спектр усиления предполагает время отклика менее 100 фс. Исключением является случай сверхкоротких импульсов накачки (шириной порядка 10 фс). В этой ситуации взаимодействие между сгенерированным стоксовым импульсом и накачкой подчиняется системе связанных уравнений, включающих эффекты ВКР усиления, истощения накачки, ФСМ, ФКМ и ДГС [49]. Общее описание требует учета нелинейного отклика R(t), задаваемого уравнением (12), так что эффекты Керра и комбинационного рассеяния включаются одновременно [60, 61, 62, 63]. ( ) = (1 − ) ( − )+ ℎ ( ) (12) После первого наблюдения процесса вынужденного комбинационного рассеяния[64] в волокне повсеместно проводились исследования ВКР при накачке импульсами длительностью от 1 до 100 нс, что соответствует квазинепрерывному режиму [65, 66]. В однопроходной геометрии каждый импульс, введенный в волокно, генерирует стоксов импульс на выходе. Когда длина волны накачки лежит в области отрицательной ДГС и значительно отстоит от длины волны нулевой дисперсии, условие согласования фаз трудновыполнимо. Это может быть скомпенсировано нелинейный вклад. Таким образом, уровень входной мощности существенно влияет на сдвиг частоты. Следовательно, в среде с отрицательной дисперсией фазовый синхронизм при четырёхволновом смешении достигается за счет ФСМ. При этом генерируются компоненты с частотами ± , где Ω определяется по формуле (11). Причем длинноволновая усиливается благодаря ВКР, что также в свою очередь создает новые стоксовы компоненты, разделенные по спектру на расстояние от 400 до 1300 см-1 за счет каскадного ВКР. Поскольку большая часть мощности излучения 30 накачки перекачивается в длинноволновую область спектра, суперконтинуум становится асимметричным. Генерация суперконтинуума с использованием ультракоротких импульсов Использование практическую фемтосекундных плоскость с импульсов сразу появлением перешло в высоконелинейных микроструктурированных волокон, у которых длина волны нулевой дисперсии групповых скоростей лежит в области 800 нм – длине волны, на которой генерирует широко распространенный лазер на кристалле титансапфира. Начиная с 2000 г. использование фемтосекундных импульсов от этого источника, а также других лазеров сверхкоротких импульсов стало достаточно широко распространенной методикой для генерации суперконтинуума в высоконелинейных волокнах [67, 68, 69]. Если посмотреть на экстремально большую величину уширения и примерно симметричную форму спектров суперконтинуума, то становится очевидным, что другие физические механизмы должны быть ответственны за их формирование. В случае высоких пиковых мощностей импульсов накачки и аномальной дисперсии волокна, входной импульс соответствует условиям формирования солитона высокого порядка, и номер этого порядка определяется уравнением: =( где ) = / /| , (13) | определяет дисперсионную длину. Такие солитоны подвержены воздействию эффектов дисперсии высших порядков, таких как дисперсия третьего порядка и внутриимпульсное комбинационное рассеяние, что приводит к их распаду на фундаментальные солитоны с гораздо меньшей длительностью импульсов. Было обнаружено, что это явление распада 31 солитонов играет критическую роль в формировании суперконтинуума в высоконелинейных волокнах [70]. Распад солитонов высокого порядка рождает множественные фундаментальные солитоны, длительность и пиковая мощность которых определяются уравнениями = , (14) = (15) Почти все эти солитоны короче, чем первоначальный импульс накачки, причем фактор уменьшения длительности для наиболее короткого солитона определяется выражением − 1. 2N Для фемтосекундных инициирующих импульсов отдельные солитоны имеют достаточно большую спектральную ширину (~ 10 ТГц) и подвержены влиянию внутри импульсного комбинационного рассеяния, которое сдвигает спектр солитонов, по мере их распространения в волокне, все дальше и дальше в длинноволновую область. В результате много новых спектральных компонент рождается в длинноволновой (относительно длины волны накачки) области. Этот процесс отличается от каскадного ВКР, которое создает множественные стоксовы компоненты в случае пикосекундных импульсов. Остается важный вопрос: какой нелинейный процесс создает спектральные компоненты в коротковолновой области спектра. В данном случае дисперсия волокна играет критическую роль. Сверхкороткие солитоны, рожденные в процессе распада и возмущенные дисперсией третьего и более высоких порядков, излучают несолитонное (или черенковское) излучение в форме дисперсионных волн, длина волны которых попадает в коротковолновую область спектра с нормальной дисперсией. Данное явление было обнаружено в 1987 г. [71]. 32 Из предыдущих рассуждений можно понять, что для формирования суперконтинуума мощность входного импульса должна быть достаточной, чтобы порядок солитона N был сравнительно большим перед началом распада. В частности, если солитонное число N близко к 1 с самого начала распространения импульса, то распад солитонов невозможен, и суперконтинуум не формируется. Тем не менее, при подходящих условиях и в этом случае можно наблюдать как КЧС, так и НСИ, потому что входной импульс может сформировать фундаментальный солитон в волокне. И это действительно имеет место. Численное моделирование подтверждает, что пики НСИ в видимом диапазоне не генерируются, если эффекты дисперсии высших порядков не включены в модель. В данном обзоре была использована теория представленная в [49, 49]. 33 1.3 Постановка задач Проведенный анализ литературы позволяет поставить следующие задачи диссертационной работы: Получение генерации суперконтинуума в области спектра более 2 мкм с использованием волокон на кварцевой основе с максимально возможной длиной волны излучения и определение предела для волокон на кварцевой основе, разрабатываемых по стандартной технологии. Увеличение спектральной плотности мощности генерации суперконтинуума с помощью волоконных усилителей, чей рабочий диапазон максимально близок или превышает 2 мкм. Исследование возможности повышения эффективности генерации суперконтинуума в многокаскадных системах, включающих пассивные нелинейные среды и усилители. Сравнение фемтосекундного и наносекундного режимов генерации суперконтинуума в сходных условиях. 34 Глава II Генерация суперконтинуума в пассивных оптических волокнах Как уже упоминалось ранее одной из первых и наиболее простой является одностадийная схема генерации широкополосного излучения. Данная схема включает в себя либо высокомощный непрерывный источник лазерного излучения, либо импульсный лазер. Довольно часто для получения высоких значений выходной мощности используются усилители. Далее излучение вводится в нелинейную среду, где и происходит спектральное преобразование. Для получения значительных значений уширения необходимо использовать среду с большим значением нелинейного коэффициента. Также в ряде работ была представлена генерация СК в оптических усилителях [72, 73] и многокаскадная генерация СК [74]. Однако наиболее широко распространенной является схема генератора суперконтинуума, состоящая из источника накачки и нелинейной оптической среды. Достоинством данной схемы является относительная простота и предсказуемость. Несмотря на общую схему, большинство генераторов суперконтинуума имеют уникальные характеристики, что связано с многообразием лазерных источников и нелинейных сред. 35 2.1 Методы возбуждения и регистрации суперконтинуума Для исследования генерации суперконтинуума в различных средах обычно используется схема, представленная на рис. 9. Как уже было упомянуто выше, она состоит из задающего источника, нелинейной среды и системы регистрации. SMF 12 m 1 1,0 0 ,1 power, a.u. Int enc ity , r.u. 0,8 0,6 0, 01 0,4 0,2 1 E-3 1 40 0 0,0 220 240 260 280 300 320 1 60 0 1 80 0 2 000 22 00 24 00 26 00 wavelength , nm Ti me, ns Рис.9. Стандартная схема генерации суперконтинуума. В нашем случае при генерации суперконтинуума как в пассивных средах, так и в активных, методы регистрации спектра выходного излучения практически не отличались. Для предварительного анализа использовались оптические анализаторы спектра ANRITSU MS96A и HP 70004A, работающие в диапазонах 600-1600 нм и 600-1700 нм, соответственно. Спектральное разрешение могло варьироваться от 0.1 до 2 нм. Схема предварительных измерений представлена на рис. 10. Рис. 10. Схема предварительного анализа спектра выходного излучения генератора суперконтинуума. Если же длина волны излучения превышала 1700 нм, то необходимо было использовать более сложную схему (Рис.11). Как видно из рисунка, 36 выходное излучение вводилось в монохроматор МДР-12 с решеткой на 300 штрихов/мм. Рис. 11. Схема полного анализа спектра выходного излучения генератора суперконтинуума. У выходной щели спектр регистрировался двумя приемниками: DET10D InGaAs Detector, работающем в диапазоне 1200-2600 нм, временное разрешение 25 нc, площадь приемной площадки 0.8 мм2 и DA 20 H-EC PbSe Fixed Gain Detector, для спектрального диапазона 1500-4800 нм, ширина линии пропускания 10 кГц, площадь приемной части 4 мм2. Далее сигнал попадал на осциллограф, где можно было контролировать последовательность импульсов, их длительность, отслеживать стабильность по амплитуде и частоте, и т.д. В качестве задающего генератора в большей части экспериментов использовался волоконный лазер, работающий в режиме модуляции добротности [41]. Схема лазера приведена на рисунке 12. Рис. 12. Схема эрбиевого волоконного лазера, работающего в режиме модуляции добротности, с тулиевым насыщающимся поглотителем. Длина волны излучения 1590 нм. 37 Активной средой лазера является волокно, легированное ионами эрбия, с двойной оболочкой. Режим модуляции добротности реализован за счёт введения в резонатор насыщающегося поглотителя на основе волокна, легированного ионами Tm3+. Высокая концентрация ионов тулия в волокне приводила к образованию кластеров и, как следствие, пар активных ионов. Ионы эрбия имеют полосу люминесценции в области 1530-1600 нм, а ионы тулия - полосу поглощения с центром на 1580 нм [75]. Таким образом, можно было применить волокно с высокой концентрацией, порядка 2.1020 см-3, в роли самонасыщающегося поглотителя. В качестве отражателей использовались волоконные брэгговские решетки (ВБР). В качестве накачки активной среды был использован полупроводниковый источник на длине волны 980 нм мощностью до 12 Вт. Длина волны излучения лазера была 1590 нм, максимальная выходная средняя мощность составляла около 1 Вт при частоте следования импульсов 4.4 кГц. Длительность импульса не превышала 35 нс, энергия импульса – 0.21 мДж, пиковая мощность – 6 кВт. Исследуемые образцы приваривались к выходной решетке. Таким образом, была реализована схема в полностью волоконном исполнении. 2.2 Генерация суперконтинуума в стандартных телекоммуникационных оптических волокнах В качестве нелинейной среды в первую очередь были рассмотрены широко доступные оптические волокна. А именно, стандартные телекоммуникационные волокна с диаметрами сердцевин 9 и 50 мкм. Идея заключалась в том, что генерация суперконтинуума от имеющихся источников в волокнах с низким нелинейным коэффициентом будет свидетельствовать о перспективности применения высоконелинейных волокон. Образцы стандартных оптических волокон различной длины, приваривались к выходу лазера. В ходе экспериментов подбирались 38 оптимальная длина и тип волокна для наиболее эффективной перекачки мощности в область среднего ИК-диапазона (более 2 мкм). Рис. 13. Экспериментальная установка для анализа возможности генерации суперконтинуума в стандартных оптических волокнах с накачкой от Er-Tm волоконного лазера. В качестве нелинейной среды для генерации суперконтинуума использовались образцы стандартных телекоммуникационных волокон: одномодовые волокна SM 332 и LEAF, а также многомодовое волокно с градиентным профилем показателя преломления J-fiber G-50-125-250. Параметры волокон приведены в таблице 1. Для одномодовых волокон данные по диаметру поля моды и хроматической дисперсии приведены на длине волны 1590 нм, соответствующей длине волны возбуждения. На рис.13 представлена экспериментальная установка. При использовании стандартного одномодового волокна с длиной волны нулевой дисперсии 1310 нм был получен достаточно пологий спектр в области 1800-2400 нм (рис. 14). Уширение у основания импульса (врезка на рисунке 14) вызвано четырехволновым смешением и модуляционной неустойчивостью (ЧВС, МН), при большем разрешении отчетливо видны сопутствующие пики. Столь значительное уширение в длинноволновую область обусловлено действием вынужденного комбинационного рассеяния (ВКР). 39 Тип волокна D(1590), Длина, Aeff, <Pout>, Доля мощности в пс м мкм2 мВт области спектра нм∙км боле 2 мкм, % SM332 20 12 81 480 33.5 LEAF 6 7 84 480 30 J-fiber G-50- ----- 20 ----- 850 38 125-250 Таблица 1. Сравнение различных типов стандартных кварцевых волокон. Для получения оптимальной генерации сравнивались относительные доли мощности в области спектра более 2 мкм для ряда образцов, результат приведен на рис. 15. 1 Интенсивность, о.е. Мощность, отн. ед. 1 0,1 0,1 0,01 1E-3 1580 0,01 1600 Длина волны, нм 1E-3 1600 1800 2000 2200 2400 Длина волны, нм Рис. 14. Спектр суперконтинуума для стандартного одномодового волокна (SM 332) длиной 12 метров. На врезке увеличенная область спектра в области 1570-1610 нм, демонстрирующая ЧВС. 40 Как видно из графика, максимальная эффективность достигается для 12 Доля преобразованного излучения, % метрового отрезка волокна. 34 32 30 28 26 24 22 20 18 6 8 10 12 14 16 Длина волокна, м Рис. 15. Сравнение эффективности генерации на длине волны более 2000 нм в спектре суперконтинуума для различных длин стандартного одномодового волокна (SM332). Дальнейшее увеличение длины приводит к уменьшению мощности в области 2000-2400 нм, так как возрастают суммарные оптические потери, обусловленные колебательными переходами молекул SiO2. Аналогичным образом подбирались длины других образцов. В волокне с меньшей дисперсией (7 геометрическими характеристиками пс нм∙км вместо20 получено пс ) и схожими нм∙км менее эффективное преобразование мощности в область 2000-2400 нм (~30% вместо ~33.5 %). Это может быть объяснено лучшим выполнением условий фазового синхронизма для ЧВС, что приводит к большему уширению в области 16001800 нм, и, следовательно, меньшей перекачкой мощности в область 20002400 нм. Спектр суперконтинуума приведен на рис. 16. 41 1 Мощность, отн.ед. LEAF, 7 метров. 0,1 0,01 1E-3 1600 1800 2000 2200 2400 Длина волны, нм Рис. 16. Спектр суперконтинуума, полученный на выходе из стандартного одномодового волокна (LEAF) со смещенной дисперсией длиной 7 метров. Для реализации большей мощности излучения лазера было использовано многомодовое волокно с диаметром сердцевины 50 мкм, что в 5 раз больше, чем у предыдущих образцов. Недостатком данной схемы является меньшая концентрация излучения, приводящая к снижению нелинейных эффектов. Поэтому было предложено увеличить стартовую длину волокна до 30 метров. Однако эффективность преобразования ограничена по длине волокна потерями в области среднего ИК-диапазона. Оптимальная длина оказалась равна 20 метрам, спектр суперконтинуума (рис. 17), в данном случае имеет характерный стоксовый пик на 1700 нм, и довольно пологий участок от 1800 до 2350 нм. Эффективность преобразования в область 2000-2400 нм составляет 38 %. 42 -1 1 440 см Мощность, отн.ед. MMF, 20 метров 0,1 0,01 1E-3 1600 1800 2000 2200 2400 Длина волны, нм Рис. 17. Спектр суперконтинуума в стандартном многомодовом волокне с диаметром сердцевины 50 мкм. В результате экспериментально продемонстрирована возможность эффективного (до 40 %) преобразования импульсной наносекундной накачки длиной волны 1590 нм в средний ИК-диапазон с использованием различных стандартных оптических волокон. Для случая многомодового волокна показана зависимость между эффективностью преобразования и длиной волокна. 43 Численное моделирование Для численного моделирования генерации суперконтинуума использовалась следующая модель: =− + Данное + выражение 1+ является ( , )∫ ∞ модификацией ( ′) ( , − ′ ) ′ (15) нелинейного уравнения Шрединегера. Параметры волокон указаны в таблице 2: Параметры волокна Параметры инициирующих импульсов Диапазон D, пс длин β3, пс км γ, Вт∙км Длина волны Длительность накачки, нм нм∙км импульсов, нс волокон, м 1-7 Пиковая мощность, кВт 18.8 0.039 5 1590 5-35 0.7-3 Таблица 2. Параметры моделирования генерации суперконтинуума в стандартном телекоммуникационном одномодовом волокне. На входе в волокно в качестве начального сигнала служит суперпозиция импульса в форме обратного гиперболического косинуса и шумовой компоненты. Пиковая мощность импульса изменялась в расчётах от 700 Вт до 3 кВт, что соответствовало оценке значений введенной в волокно мощности излучения, длительность варьировалась от 5 до 35 нс. На рис. 18 представлен результат моделирования для участка волокна длиной 5.25 метров, пиковой мощности 3 кВт и длительности 5 нс. Данный спектр качественно повторяет форму спектра для пассивных сред, которые были приведены в предыдущих разделах. Он также характеризуется сильной асимметричностью, направленной в длинноволновую область спектра, что характерно для наносекундной накачки. Также присутствует характерный обрыв спектра в районе 2.5 мкм, что близко к значению 2.4 мкм для суперконтинуума в стандартном волокне (рис.14). Различие может быть 44 вызвано не достаточно точной оценкой потерь в этой области спектра, в частности, не учитывались потери на OH--группе. Рис. 18. Результат численного моделирования для стандартного одномодового волокна длиной 5.25 метра и наносекундной киловатной накачки. Таким образом, продемонстрировано качественное соответствие моделирования и экспериментальных результатов. 45 2.3 Исследование волокон с фосфатной сердцевиной Как было отмечено ранее, процесс вынужденного комбинационного рассеяния играет значительную роль в генерации суперконтинуума. Следовательно, использование волокон с различными ВКР-сдвигами является важным аспектом в изучении эффектов, влияющих на форму и протяженность спектра выходного излучения. При создании ВКР лазеров довольно часто применяется волокно с сердцевиной, легированной оксидом фосфора. Молекулы оксида фосфора P2O5 в сердцевине позволяют изменить ВКР-сдвиг с 440 см-1 до 1333 см-1. Соответственно, можно ожидать трехкратное сокращение ВКР каскадов, что должно привести к повышению эффективности генерации суперконтинуума. Схема генератора СК отличалась от предыдущей лишь заменой стандартных волокон на волоконный световод с сердцевиной, изготовленной из фосфорно-силикатного стекла. Молярная концентрация примеси P2O5 составила 13 %, при этом потери на длине волны накачки были сопоставимы со стандартными образцами. В ходе экспериментов использовались волокна длиной не более 15 метров, так как потери в длинноволновой области для них были близки к стандартным волокнам, рассмотренным в предыдущем разделе. Спектр выходного излучения для двух (12 и 10 метров) длин представлен на рис. 19. Форма выходного излучения имеет общие сходства с предыдущими случаями. Однако присутствует несколько важных особенностей. Первая заключается в небольшом провале между пиком, который соответствует накачке и первым стоксом, который сдвинут на 1330 см-1. Наличие данного провала говорит об отсутствии промежуточных стоксов, характерных для стандартных оптических волокон. Второй особенностью является обрыв спектра на 2350 нм. Данный факт является результатом резкого возрастания потерь в длинноволновой области, так как колебательные переходы сдвигаются в область меньших длин волн. 46 1 Мощность, отн.ед. 1330 см-1 0,1 2 1 0,01 1600 1800 2000 2200 2400 Длина волны, нм Рис. 19 Спектр суперконтинуума в волокнах длиной 10 (1) и 12 (2) метров, легированных оксидом фосфора. Уменьшение количества каскадов вынужденного комбинационного рассеяния привело к лучшему перераспределению энергии в длинноволновой области, что хорошо видно из спектра суперконтинуума. Однако возросшие потери не позволяют получить спектр с большей длиной волны генерации. Таким образом, волокно подобного типа может стать неплохой основой для источников суперконтинуума в области 2000-2300 нм. 47 2.4 Исследование высоконелинейных германосиликатных волокон При работе с излучением с длиной волны более 2 мкм в волокнах на силикатной основе существенную роль играют оптические потери. Которые, в первую очередь, приводят к уменьшению суммарного коэффициента усиления при нелинейном преобразовании. Он включает две основные величины - коэффициент усиления вынужденного комбинационного рассеяния и коэффициент поглощения в волокне. Следовательно, для наиболее эффективного преобразования излучения требуются световоды со специальными характеристиками. К ним можно отнести волокна с большим содержанием оксида германия в сердцевине. Так как основным фактором, приводящим к потерям, является поглощение на краю полосы, обусловленной колебательным уровнем молекул стекла, то легирование более тяжелыми элементами приводит к сдвигу данного уровня в область больших длин волн. а) б) Рисунок 20. a) cпектр оптических потерь для волокна с высоким содержанием оксида германия в сердцевине (1), стандартного телекоммуникационного волокна (2); б) спектр КР усиления стандартных волокон и легированных оксидом германия. 48 SMF 20 Ge -волокно Параметр дисперсии пс/км 2 10 0 -10 -20 -30 -40 -50 -60 -70 -80 1400 1600 1800 2000 2200 Длина волны, нм Рис. 21. Зависимость параметра дисперсии β2 для волокна с высоким содержанием оксида германия в сердцевине, стандартного телекоммуникационного волокна. Оптические волокна с сердцевиной сильно легированной оксидом германия имеют ряд особенностей по сравнению со стандартными оптическими волокнами. В первую очередь, это меньшие потери в длинноволновой области, что хорошо видно из спектра оптических потерь на рис.20, где пунктирной линией обозначены потери в стандартном одномодовом телекоммуникационном волокне SMF-28, а непрерывной - для волокна, легированного оксидом германия. Второй особенностью являются большие коэффициенты рамановского усиления и нелинейности. Более высокие значения данных параметров приводят к более эффективному преобразованию мощности задающего лазера. На рисунке 21 приведены дисперсионные кривые для стандартного одномодового волокна, кривая 1 и для 2 волокна с 64-процентной концентрацией оксида германия в сердцевине. Как видно из графиков, для обоих случаев дисперсия была 49 сугубо аномальная, однако, для германатных волокон значение дисперсии на длине волны накачки ближе к нулю, что говорит о возможном уширении в коротковолновую область. В качестве нелинейной среды для генерации суперконтинуума рассматривались образцы германатных волокон на кварцевой основе: одномодовое волокно с молярной концентрацией германия 90% и диаметром сердцевины 2-4 мкм, а также многомодовое волокно с концентрацией германия 64 % и диаметром сердцевины 5-6 мкм. В ходе основных экспериментов использовались образцы многомодового волокна с концентрацией германия 64 % различной длины от 7 до 11 метров, так как в спектральной области за 2 мкм потери резко возрастают [76]. В тоже время малая длина волокна приведет к недостаточной длине взаимодействия и отсутствию длинноволновой генерации. В случае образца длиной 11 метров отчетливо видно падение интенсивности в области более 2000 нм (рис. 22), что вызвано в основном 1 Мощность, отн.ед. 0,1 0,01 1E-3 1E-4 800 1200 1600 2000 2400 2800 Длина волны, нм Рис. 22 Спектр суперконтинуума в волокне, легированном оксидом германия (64 % ), длиной 11 метров. 50 существенными потерями в длинноволновой области и значительной перекачкой части мощности в коротковолновую область. Коротковолновое излучение было ожидаемо ввиду меньшего значения параметра дисперсии, однако это существенно уменьшает длинноволновую границу. Что хорошо заметно на спектре суперконтинуума, также в ходе эксперимента наблюдалось слабое зеленое свечение (вставка рис. 22). 1 Мощность, отн. ед. 0,1 0,01 1E-3 1E-4 800 1200 1600 2000 2400 2800 Длина волны, нм Рис. 23 Спектр суперконтинуума в волокне, легированном оксидом германия (64 % ), длиной 9 метров. Средняя мощность на выходе из волокна была 0.42 Вт, в то время как доля мощности в спектральной области 2000-2500 нм составляла не более 17%. При использовании образца длиной 9 метров был получен более широкий и плоский спектр в длинноволновой области (рис. 23), что подтверждает влияние потерь в волокне. В коротковолновой области, в свою очередь, наблюдается существенное уменьшение интенсивности излучения, ввиду недостаточной для параметрических процессов длины взаимодействия. Средняя мощность 51 на выходе из волокна была 0.49 Вт, доля мощности в спектральной области 2000-2600 нм составляла не более 55%. 1 Мощность, отн.ед. 0,1 0,01 1E-3 1E-4 800 1200 1600 2000 2400 2800 Длина волны, нм Рис. 24 Спектр суперконтинуума в волокне, легированном оксидом германия (64 % ), длиной 7 метров. При уменьшении длины волокна до 7 метров тенденция сохраняется. Длинноволновая граница отодвигается в область 2700 нм (рис. 24). Средняя мощность на выходе из волокна составляла 0.5 Вт, при этом доля мощности в спектральной области 2000-2700 нм составила 58%. Дальнейшее уменьшение длины волокна приводило к увеличению доли непреобразованного излучения и уменьшению доли мощности в области спектра более 2000 нм. Основным длинноволновую обладающее эффектом, область, большим приводящим является к ВКР. коэффициентом уширению Таким спектра образом, комбинационного в волокно, рассеяния, позволяет получить наиболее эффективную генерацию в области длин волн более 2000 нм. В стандартных кварцевых волокнах этот параметр крайне мал, а потери резко возрастают, что существенным образом ограничивает длинноволновую границу и эффективность. В германатном волокне, 52 напротив, коэффициент ВКР имеет большее значение, а потери имеют меньшее значение, по сравнению со стандартными телекоммуникационными волокнами. Как результат – смещение длинноволновой границы до 2700 нм. Также в германатном волокне выше нелинейный коэффициент, о чем говорит более значительное преобразование части спектра в коротковолновую область, по сравнению со стандартным волокном. Источники широкополосного излучения суперконтинуума на основе германатного волокна сочетают в себе достоинства полностью волоконных устройств и специальных нелинейных сред. Таким образом, продемонстрирован полностью волоконный источник суперконтинуума с длинноволновой границей около 2700 нм и высокой эффективностью преобразования наносекундного излучения задающего лазера. Подтверждена зависимость эффективности генерации от длины волокна. При этом максимальное значение преобразования излучения накачки в область 2000-2700 нм достигает 58%, а средняя выходная мощность составляет 0.5 Вт. Источник мощного импульсного излучения в диапазоне 2000-2500 нм может быть применим во многих областях. Возможно использование данного источника как в медицине и биологии, так в качестве накачки в спектроскопии, и системах атмосферного мониторинга и сканирования, безопасных для человека. Зачастую, системы, обладающие необходимыми характеристиками излучения, являются громоздкими, немобильными и чувствительными к внешним воздействиям. Это ограничивает их применение на уровне лабораторных исследований. Как известно, цельноволоконные системы не требуют дополнительных юстировок, являются довольно компактными и мобильными. 53 В данной главе были рассмотрены спектры генерации суперконтинуума по классической схеме: генератор импульсов - нелинейная среда. Исследованы стандартные оптические волокна на кварцевой основе при накачке наносекундными импульсами, показано, что длинноволновая граница генерации суперконтинуума для данного типа волокон составляет 2400 нм. В высоконелинейном волокне, с высокой концентрацией оксида германия в сердцевине (64 %) спектр суперконтинуума простирается до 2750 нм. Однако плотность мощности в области спектра более 2000 нм для всех случаев не превышает 1-2 Вт/нм. 54 Глава III Спектральное преобразование в волоконных усилителях двухмикронного диапазона Источники суперконтинуума, созданные по классической схеме позволяют получить довольно протяженные спектры и обеспечить необходимую яркость для большинства задач. Однако полная энергия излучения ограничивается задающим источником. Также, практически невозможно усилить локальный участок спектра выходного излучения. Выходом из данной ситуации может стать использование усиливающей среды, обладающей при этом нелинейными свойствами, которая позволит одновременно преобразовать инициирующий сигнал и усилить его. Общая схема генерации суперконтинуума для данного случая представлена на рисунке 25. S MF 12 m 1 1,0 0, 1 power, a.u. In ten city, r. u. 0,8 0,6 0,0 1 0,4 0,2 1E- 3 1400 0,0 220 240 260 280 300 320 1600 1800 2000 2200 2400 2600 wav elength, nm Time, ns Рис.25 Общая схема генерации суперконтинуума в усиливающей среде. Например, в работах [72, 73], была получена генерация в диапазоне 1000-1750 нм в иттербиевом волоконном усилителе. Так как приоритетом в данной работе являлось получение спектров суперконтинуума в области более 2000 нм, то среди возможных вариантов были гольмиевые и тулиевые волоконные усилители. Усилители 55 на основе вынужденного комбинационного рассеяния не рассматривались, так как для эффективного усиления требуются волокна большой длины, а предыдущие исследования показали, что эффективность генерации падает из-за потерь в длинноволновой области. 3.1 Нелинейно-оптическое преобразование в гольмиевых волоконных усилителях В последнее время были продемонстрированы серьезные успехи в генерации лазерного излучения с использованием накачки на 1125 нм [77, 78, 79, 80]. Была показана возможность создания мощного широкополосного источника усиленного спонтанного излучения [81], перестраиваемого лазера [82], а также генерация на длине волны 2210 нм [6]. Таким образом, с точки зрения усиления в области спектра более 2 мкм наиболее перспективным является использование волокон, легированных ионами гольмия. Схема уровней представлена на рисунке 26. При накачке на длине волны 1150 нм ионы гольмия переходят на 5I6 уровень, далее ионы безызлучательно переходят на уровень 5I7, с которого происходит излучательный переход. Данные факты говорят о возможности создания эффективного усилителя, работающего на длине волны 2000-2150 нм, и перспективах его использования в генераторах суперконтинуума. Рис. 26.Схема уровней ионов гольмия. 56 В работе использовались активные волокна, изготовленные по MCVD-методу (модифицированное осаждение из газовой фазы) [83, 84]. Легирование сердцевины заготовки осуществлялось по методу пропитки из раствора Исходные соединения активных добавок и алюминия окисляются, и соответствующие оксиды включаются в состав сетки стекла сердцевины. На последнем этапе происходит схлопывание трубчатой заготовки в сплошной стержень. В работе исследовалось два образца активных волокон. В таблице 3 приведены характеристики исследованных волокон. В качестве примера, приведены спектры поглощения и люминесценции ионов гольмия в образце 1 (рис. 27, 28) [85]. Образец n Al вес, % c, мкм N, 1019cm-3 1 0.006 0.8. 2.1 5.4 2 0.009 3 1.8 19 Таблица 3. Параметры исследованных волокон, легированных ионами гольмия. Поглощение, дБ/м 50 40 30 20 10 0 1600 1700 1800 1900 2000 2100 2200 Длина волны, нм Рис.27. Спектр поглощения ионов гольмия в образце 1. 57 Интенсивность, о.е. 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0,0 1800 1900 2000 2100 2200 Длина волны, нм Рис.28. Спектр люминесценции ионов гольмия в образце 1. Усиление спектра суперконтинуума С помощью непрерывной накачки на 1125 нм от иттербиевого волоконного лазера, мультиплексора на 1120/2100 нм и активного гольмиевого световода был собран усилитель (рис. 29). Рис. 29 Схема генерации суперконтинуума в гольмиевом волоконном усилителе. Схема волоконного иттербиевого лазера, работающего в непрерывном режиме представлена на рис. 30. Резонатор образован GTWave-световодом, легированного иттербием, и двумя брэгговскими решетками (ВБР) на концах 58 активного волокна, непрерывная диодная накачка на длине волны 915 нм вводилась в оболочку. Средняя мощность излучения на выходе на длине волны 1125 нм составляла 10 Вт. Диаметр волокна, на котором записана выходная решетка, соответствовал сердцевине волокна мультиплексора. Рис. 30. Непрерывный иттербиевый волоконный лазер для накачки гольмиевого усилителя. Спектр излучения на выходе из гольмиевого усилителя при различных уровнях накачки для образца 1 гольмиевого волокна представлен на рис. 31. При отсутствии дополнительной накачки выходное излучение занимает диапазон от 1500 до 1800 нм по уровню -30 дБ. После преодоления порогового значения накачки усилителя (~0.76 Вт) на спектре выходного излучения в области около 2 мкм сначала появляется усиленный участок суперконтинуума, а затем, при мощности 5.6 Вт, ВКР-каскад, ограниченный на больших длинах волн поглощением в оптическом волокне. При этом относительная доля непоглощенной накачки суперконтинуума (1590 нм) уменьшается. 59 Мощность, отн. ед. 1 0,1 3 1 0,01 2 1E-3 1400 1600 1800 2000 2200 2400 Длина волны, нм Рис. 31. Спектр выходного излучения для образца 1 при трех уровнях накачки на длине волны 1125 нм: 1) без накачки; 2) 0.76 Вт; 3) 5.6 Вт. Спектр излучения на выходе из гольмиевого усилителя для образца волокна 2 представлен на рис. 32. Мощность накачки на 1125 нм была максимальной и составляла 5.6 Вт. Спектр суперконтинуума находится в спектральном диапазоне от 2000 до 2500 нм. На участке от 2050 до 2450 нм изменение амплитуды не превышает 3 раз. Длинноволновая граница для обоих образцов была в районе 2500 нм. Однако последний характеризовался большей спектральной однородностью. Это могло быть вызвано меньшими потерями за счет меньшей длины 0.5 против 3 метров у первого образца. Потери на длине волны 2500 нм равны приблизительно 5 дБ/м. Также большая концентрация ионов гольмия во втором образце обеспечивала лучшее усиление в начале волокна, соответственно, можно предположить, что нелинейные длины были на одинаковом уровне. 60 Мощность, отн. ед. 1 0,1 2000 2200 2400 2600 Длина волны, нм Рис. 32. Спектр выходного излучения для образца 2, накачка на длине волны 1125 нм составляла 5.6 Вт. В ходе экспериментов были рассмотрены зависимости выходной мощности источника суперконтинуума от мощности накачки непрерывного лазера (рис. 33). Как видно из графика кривая имеет провал для значения мощности накачки около 0.76 Вт. Этот провал может быть объяснен поглощением суперконтинуума ионами гольмия в диапазоне 1700-2000 нм. Подача накачки в начале (0-0.76 Вт) способствует усилению на первых участках гольмиевого волокна и, следовательно, активному нелинейному преобразованию. Однако до достижения порога, большая часть ионов гольмия на конце волокна находится в невозбужденном состоянии и активно поглощает преобразованное излучение. После преодоления порога усилителя зависимость выходной мощности имеет вид прямой линии, что подтверждает наше предположение. 61 Рис. 33. Зависимость мощности суперконтинуума на выходе из усилителя при различных уровнях накачки для двух образцов волокон, легированных ионами гольмия с различной концентрацией. Как упоминалось ранее, наша установка позволяла отслеживать изменение импульса на разных длинах волн. Так были рассмотрены импульсы суперконтинуума на 2100 нм (рис. 34). Для сравнения представлен исходный импульс. Видно, что длительность импульса уменьшилась до 20 нс из-за обострения в процессе усиления. В целом, подобная длительность сохранялась на всем спектральном диапазоне. Частота следования импульсов соответствовала задающему генератору на 1590 нм. Пиковая мощность импульсов может быть оценена в 5 кВт, что соответствует спектральной плотности мощности в 10 Вт/нм. 62 Рис. 34. Сравнение форм инициирующего и выходного импульсов. Таким образом, впервые использован гольмиевый усилитель для увеличения мощности суперконтинуума в области 2000-2500 нм. Однако кроме усиленного спектра суперконтинуума получена каскадная ВКРгенерация в области аномальной дисперсии. В результате получен импульсный широкополосный источник на 2000-2500 нм со средней мощностью 0.4 Вт при длительности импульсов 20 нс и частоте 4 кГц, что соответствует пиковой мощности в 5 кВт и плотности мощности 10 Вт/нм, что превышает результаты, полученные в пассивных средах в 5 раз. 63 3.2 Гольмиевый волоконный усилитель Для оценки коэффициента усиления слабого наносекундного сигнала был собран гольмиевый волоконный усилитель. Данная работа была опубликована в статье [6]. Рис.35. Схема экспериментальной установки для исследования гольмиевого волоконного усилителя. Для имитации слабого сигнала был собран непрерывный гольмиевый волоконный лазер, работающий на длине волны 2100 нм. Далее лазерное излучение проходило через внешний электрооптический модулятор. Средняя мощность сигнала составляла 0.25 мВт. Длительность импульсов была около 50 нс, что близко по значению к длительности импульсов суперконтинуума (20-30 нс). Схема эксперимента, представленная на рис. 35, включает задающий генератор и волоконный усилитель. Задающий генератор, в свою очередь, объединяет непрерывный гольмиевый лазер с накачкой в торец от волоконного иттербиевого лазера, оптический изолятор, отрезок волокна, активированного ионами Sm3+, 64 электрооптический модулятор, изготовленный в Пермской научно-производственной приборостроительной компании (ПНППК). Гольмиевый лазер, входящий в состав задающего генератора, являлся источником непрерывного излучения на длине волны 2100 нм. Отрезок волокна, легированного ионами Sm3+ длиной 1.5 метра, использовался для фильтрации остаточного излучения накачки на длине волны 1125 нм. Непрерывное излучение гольмиевого лазера, впоследствии, модулировалось с помощью волоконного электрооптического модулятора. Значения длительности импульсов, полученных при модуляции излучения, достигли ста наносекунд при периоде следования импульсов в одну микросекунду. Таким образом, значение скважности задающего генератора составило 10, что более чем в три раза превысило величину скважности, полученную в режиме самомодуляции добротности гольмиевого лазера [86]. Средняя мощность излучения задающего генератора была понижена до 0.25 мВт. Для подавления генерации в объеме усилителя перед мультиплексором, объединяющем излучение иттербиевой накачки и усиливаемые импульсы, был установлен волоконный изолятор с индексом изоляции 21 дБ и потерями на прямое прохождение не превышающими 0.6 дБ. Волоконный усилитель был реализован на ряде активных волокон со значениями концентрации ионов гольмия порядка 5·1019 см-3 и длинами, оптимизированными для достижения максимального усиления. Активное волокно возбуждалось излучением иттербиевого лазера, значение длины волны отсечки для гольмиевого волокна составило ~2000 нм, разность показателя преломления сердцевины и оболочки - 0.01. Вариация концентрации активной примеси соответственно с оптимизацией длины волокна при заданном значении мощности накачки позволила повысить значение коэффициента усиления по сравнению с полученными ранее результатами[87]. Так, для гольмиевого световода с концентрацией 5·1019 см-3 максимальное значение средней мощности усиленного сигнала составило 175 мВт при исходной мощности сигнала 0.25 65 мВт, что соответствует коэффициенту усиления 28.5 дБ. Была исследована зависимость эффективности усиления от длины активного волновода усилителя, максимальный коэффициент усиления был достигнут при длине волокна 3.5 метра. На рис. 36 представлена зависимость коэффициента усиления от мощности поглощенной накачки для волокна с концентрацией ~5·1019 см-3. 30 Усиление сигнала 0.25 мВт Коэффициент усиления, дБ 25 20 15 10 5 0 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 4,0 4,5 Мощность поглощенной накачки, Вт Рис. 36. Зависимость коэффициента усиления от мощности накачки (длина волны 1125 нм) гольмиевого волоконного усилителя. В ходе эксперимента было достигнуто усиление в 28.5 дБ слабого сигнала со средней мощностью 0.25 мВт; средняя мощность на выходе усилителя, соответственно, подтверждают возможность составила 175 мВт. использования Данные подобных результаты конфигураций волоконных усилителей на основе гольмиевых активных волокон для генерации и усиления спектров суперконтинуума. 66 3.3. Генерация суперконтинуума в волокне, легированном ионами Tm3+ В предыдущем разделе для получения генерации в диапазоне 20002500 нм использовался гольмиевый усилитель. Целью настоящей работы являлось исследование генерации суперконтинуума длинноволнового диапазона в оптическом волокне, легированном ионами тулия. Как правило, излучение источников на его основе заключено между 1800 и 2000 нм. Схема уровней ионов тулия представлена на рис. 37. Однако в кристаллах получена лазерная генерация в районе 2300 нм. Такие данные позволяют предположить возможность использования тулиевых волокон в качестве усиливающей среды для суперконтинуума. Основные результаты для тулиевых усилителей и лазеров получены для накачки в районе 793 нм [88]. Рис. 37 Схема уровней ионов тулия. В данном разделе проведено исследование генерации суперконтинуума в оптических волокнах, легированных ионами тулия при накачках на длинах волн 1590 и 1200 нм. При этом предполагалось, что возможным являлось заселение уровня 3H4 за счет кооперативной апконверсии. Для качественной 67 оценки влияния концентрации ионов в сердцевине на характер усиления в волокне было предложено рассмотреть несколько образцов волокон. Рис.38. Схема экспериментальной установки. На рис.38 представлена схема эксперимента. В качестве задающего генератора используется волоконный лазер с модуляцией добротности [10]. Для генерации суперконтинуума использовались три образца волокон, с сердцевиной на основе алюмосиликатного стекла, легированной ионами тулия. Данные по образцам представлены в таблице 4. Образец Поглощение на Диапазон длин, м N, 1019см-3 1200 нм, дБ/м 1 10 1.5-7.5 1.8 2 300 0.5-1.5 23 3 92 0.5-2 6.1 Таблица. 4. Характеристики волокон, легированных ионами тулия. Для анализа использовался спектрального монохроматор с состава выходного фотоприемником 68 на излучения основе InGaAs, имеющий рабочий спектральный диапазон 1200-2600 нм и частотный отклик до 15 МГц. На рис.39 представлены спектры суперконтинуума на выходе отрезка образца 1 длиной от 3.5 до 7.5 м. Уширение спектра у основания импульса вызвано четырехволновым смешением (ЧВС) и модуляционной неустойчивостью. Преобразование в длинноволновое излучение обусловлено совместным действием вынужденного комбинационного рассеяния (ВКР) в области большой аномальной дисперсии и усилением на переходе 3F4→3H6. Возбуждение на уровень 3 F4 происходит за счет накачки эрбиевым импульсным лазером. В результате спектр суперконтинуума проявляет отчетливый максимум в области 1950 нм. 1 0,1 3.5 м Мощность, отн.ед. 0,01 1 1600 1700 1800 1900 2000 2100 0,1 5.5 м 0,01 1 1600 1700 1800 1900 2000 2100 0,1 7.5 м 0,01 1600 1700 1800 1900 2000 2100 Длина волны, нм Рис.39. Спектр суперконтинуума в волокне с концентрацией ионов тулия 1.8∙1019 см-3длиной от 3.5 до 7.5 метров. 69 Использование различных длин волокон позволило показать, что в коротких образцах доминирует усиление за счет ионов тулия. Отчетливо виден широкий пик в области 1800-2050 нм, характерный для перехода 3 F4→3H6. При этом первый каскад ВКР до конца не сформирован. Увеличение длины приводит к появлению первого (5.5 метров) и второго (7.5 м) каскадов ВКР. При этом спектр сглаживается и уширяется до 2100 нм. Суммарная средняя мощность на выходе активного волокна составила 100 мВт. 0.5 м 1 0,1 Мощность, отн.ед. 0,01 1 1600 1800 2000 2200 2400 2600 2800 3000 1м 0,1 0,01 1 1600 1800 2000 2200 2400 2600 2800 3000 1.5 м 0,1 0,01 1600 1800 2000 2200 2400 2600 2800 3000 Длина волны, нм Рис.40. Спектр суперконтинуума в волокне с концентрацией ионов тулия 23∙1019 см-3длиной от 0.5 до 1.5 метров. Для образца 2 с повышенной концентрацией ионов тулия наблюдалась качественно иная форма спектров суперконтинуума, представленных на рис. 40. Длина волокна варьировалась от 70 0.5 до 1.5 м. На данном спектре отчетливо видны две области усиления суперконтинуума – первая от 1700 до 2000 нм, вызванная переходом 3F4→3H6, вторая от 2100 до 2450 нм. Вторая область усиления не может быть объяснена нелинейными эффектами, в частности ВКР, так как разность длин волн спектральных пиков не соответствует ВКР-сдвигу, а длина волокон не способствует значительному уширению, если судить как по предыдущему случаю, так и по пассивным средам. Для объяснения этого эффекта следует обратиться к схеме уровней ионов Tm3+, представленной на рис. 37. Из схемы уровней следует, что существует оптический переход 4 5 3 H →3 H с длиной волны излучения в области 2300 нм. Следует отметить, что он эффективно использовался для получения лазерной генерации в области 2300 нм в твердотельных лазерах на основе Tm:YLF [89]. Заселение уровня 3H4 может происходить за счет передачи энергии в паре ионов, при их возбуждении на уровень 3F4. Этот кооперативный процесс характерен для волокон с высокой концентрацией активных ионов и достаточно хорошо исследован для волокон, активированных ионами эрбия [90, 91]. В образце 1 с относительно невысокой концентрацией активных ионов в пары объединяется лишь небольшая их доля, поэтому эффективного заселения уровня 3 H4 не происходит, что и объясняет различие в спектрах суперконтинуума, полученных для двух образцов. Выше обсуждалось использование излучения на 1595 нм как в качестве инициирующих суперконтинуум импульсов, так и накачки для ионов тулия. Такой подход дал значительные результаты, однако, имела место нестабильность излучения, что привело к большой изрезанности спектров выходного излучения. Для уменьшения поглощения излучения на 1590 нм было решено использовать дополнительный непрерывный волоконный лазер на 1200 нм. Двойная накачка волокна, легированного ионами тулия, реализована в следующей схеме (рис. 41). 71 Рисунок 41. Схема генератора суперконтинуума в волокнах, легированных тулием с двойной накачкой. Здесь использованы два волоконных лазера: эрбий-тулиевый импульсный лазер, использовавшийся в предыдущих разделах и непрерывный ВКР лазер, работающий на длине волны 1200 нм. Схема последнего представлена на рис. 42, максимальная мощность излучения ВКР лазера составляла 3 Вт. Рисунок 42. Непрерывный ВКР-лазер с длиной волны выходного излучения 1200 нм для накачки волокон, легированных ионами тулия. Для двух образцов волокон с концентрацией ионов тулия 6.1∙1019 см-3 и 2∙1020 см-3наблюдались спектры суперконтинуума (рис. 43). Длина волокон составляла 0.5 м. На данных спектрах также отчетливо видны две области усиления суперконтинуума – первая от 1700 до 2000 нм, вызванная переходом 3F4→3H6, вторая от 2100 до 2450 нм, как упоминалось выше, соответствует оптическому переходу 3H4→3H5 с центральной длиной волны излучения в области 2300 нм 72 Длинноволновая граница для волокна с меньшей концентрацией тулия составила 2500 нм. Для большей концентрации легирующих ионов граница сдвинулась до 2600 нм. Суммарная средняя мощность на выходе волокон составляла 100 мВт 1 Мощность, отн.ед. a) 0,1 1600 1800 2000 2200 2400 2600 Длина волны, нм 1 Мощность, отн.ед. б) 0,1 1600 1800 2000 2200 2400 2600 Длина волны, нм Рисунок 43. Спектры суперконтинуума в волокне с концентрацией ионов тулия: a) 6∙1019 см-3и б) 23∙1019 см-3 для схемы с двойной накачкой. 73 В работе проведено исследование генерации суперконтинуума в оптических волокнах, легированных ионами тулия. Полученные спектры существенно отличаются от спектров суперконтинуума, полученных в обычных или высоконелинейных волокнах, за счет того, что накачка на 1590 нм не только вызывает генерацию суперконтинуума, но и является накачкой тулиевого усилителя. Помимо ожидаемого усиления в области 1800 – 2000 нм в волокне с высокой концентрацией ионов тулия (2∙1020 см-3) обнаружено усиление в области 2100–2450 нм, которое свидетельствует о возможности оптического перехода 3H4→3H5 в волокне. Заселение уровня 3H4 может объясняться кооперативными эффектами. 74 3.4 Внутрирезонаторная генерация суперконтинуума Выше были рассмотрены случаи генерации при использовании волоконных усилителей. Активная среда одновременно являлась и областью нелинейного преобразования импульсов. Однако диапазон усиления и длина волны инициирующих суперконтинуум импульсов были разнесены по спектру. И имело место быстрое затухание импульса накачки. В ходе работы по изучению тулиевого волокна, как самонасыщающегося поглотителя для иттербиевого волоконного лазера, было замечено, что импульсы получаются с большой пиковой мощностью, но не достаточной для генерации супекронтинуума. Поэтому было решено поместить среду для нелинейного преобразования импульсов непосредственно в резонатор лазера. SMF 12 m 1 1 ,0 0, 1 power, a.u. Intencity , r.u. 0 ,8 0 ,6 0,0 1 0 ,4 0 ,2 1E- 3 14 00 0 ,0 220 240 260 280 300 320 1 60 0 18 00 2 00 0 22 00 240 0 2 600 wavelength, nm Time, ns Рис. 44 Общая схема внутрирезонаторной генерации суперконтинуума. Прежде всего, стоит подробнее рассмотреть иттербиевый лазер с насыщающимся поглотителем. По аналогии с основным источником накачки, который используется в данной работе, было использовано тулиевое волокно с высокой концентрацией ионов в сердцевине. Спектр пропускания данного волокна представлен на рис. 45. 75 Коэффициент пропускания, отн. ед. 1 0,1 0,01 1000 1100 1200 1300 1400 Длина волны, нм Рис.45. Спектр пропускания волокна, легированного ионами тулия для длины волокна 20 см. Как видно из рисунка, основная доля поглощения приходится на 1210 нм, однако для модуляции добротности будет достаточно поглощения на 1125 нм. Рис. 46. Схема лазера с самонасыщающимся поглотителем на основе волокна с высоким содержанием ионов тулия в сердцевине. Перекрытие области усиления ионов иттербия и поглощения ионов тулия сделало возможным создание 76 импульсного лазера на самонасыщающемся тулиевом поглотителе. В результате был получен импульсный режим генерации на длине волны 1125 нм. Спектр выходного излучения представлен на рис. 47. Мощность, отн.ед. 1 0,1 0,01 1000 1100 1200 1300 1400 Длина волны, нм Рис. 47. Спектр генерации лазера. В диапазоне от 1000 до 1300 нм наблюдались три мощных пика: 1125 нм - лазерная генерация, 1075 нм - усиленная иттербием антистоксовая компонента вынужденного комбинационного рассеяния, 1180 нм - стоксова компонента ВКР. Появление стоксовой и антистоксовой компонент говорило о высокой пиковой мощности полученных импульсов. Одиночный импульс представлен на рис. 48, последовательность импульсов представлена ниже (рис. 49). Импульсы имели сложную структуру, которая может быть объяснена нелинейными процессами, приводящими к расщеплению импульса. Их длительность по полувысоте составляла около 30 нс. 77 Амплитуда, отн.ед. 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0,0 -75 -50 -25 0 25 50 75 100 125 150 175 200 Время, нс Рис. 48. Импульсы иттербиевого лазера с самонасыщающимся поглотителем. Последовательность импульсов характеризовалась довольно сильным джиттером по амплитуде и частоте. Данный факт хорошо заметен на рисунке 49. Это может быть вызвано неоптимальной работой самонасыщающегося поглотителя в данном диапазоне. Амплитуда, отн.ед. 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0,0 -250 -200 -150 -100 -50 0 50 100 150 200 Время, мкс Рис. 49. Последовательность импульсов. 78 250 На рис. 50 показана зависимость частоты следования импульсов от мощности накачки. 34 32 Частота, кГц 30 28 26 24 22 20 18 16 5 6 7 8 9 10 11 12 Мощность накачки, Вт Рис. 50. Зависимость частоты следования импульсов от мощности накачки. Так как ее график близок к прямой линии, а длительность импульсов была постоянна, то можно судить о том, что лазер работает в режиме модуляции добротности. Мощность, отн.ед. 1 0,1 0,01 1050 1100 1150 1200 1250 1300 1350 1400 Длина волны, нм Рис. 51. Спектр излучения после высокоотражающей решетки. 79 Также был рассмотрен спектр излучения после HR-брегговской решетки (рис. 51). На данном рисунке отчетливо видна возможность уширения в длинноволновую область. Для более эффективной реализации преобразования спектра необходимо было увеличить длину среды. Таким образом, к выходному торцу лазера было приварено волокно длиной 30 метров с диаметром сердцевины 6 мкм. Рис. 52 Схема лазера с внутрирезонаторной генерацией суперконтинуума. Для уменьшения истощения накачки на выходе из дополнительного волокна была приварена вторая HR-брегговская решетка на 1125 нм. Схема полученного источника представлена на рис. 52. В результате на выходе было получено излучение в диапазоне от 1100 до 1600 нм. Спектр представлен на рис. 53. Как видно, он состоит из шести каскадов вынужденного особенностью является комбинационного переход от области рассеяния. Характерной нормальной в область аномальной дисперсии, которая приводит к смене отчетливых пиков комбинационного рассеяния к более размытым с увеличением длины волны. Следовательно, доминирующим эффектом комбинационное рассеяние. 80 является вынужденное Однако недостаточная мощность импульсов не позволила получить большее уширение. Мощность, отн.ед. 1 0,1 0,01 1100 1150 1200 1250 1300 1350 1400 1450 1500 1550 1600 Длина волны, нм Рис. 53. Спектр внутрирезонаторной генерации суперконтинуума. В результате, было продемонстрировано использование Tm-волокна в качестве самонасыщающегося поглотителя для модуляции добротности Yb-лазера на длине волны 1125 нм. Также показана широкополосного резонаторная возможность (1100 - 1600 нм) генерация внутрирезонаторной импульсного суперконтинуума генерации излучения. приводит к Внутри- уменьшению истощения накачки инициирующего импульса, что позволяет получить широкополосный источник при меньшей пиковой мощности инициирующих импульсов. 81 Глава IV Многокаскадное нелинейно-оптическое преобразование В предыдущей части работы были рассмотрены схемы генерации широкополосного излучения с использованием высоконелинейных волокон, в частности, с высокой концентрацией оксида германия в сердцевине, а также активных волокон, легированных ионами тулия и гольмия. В случае высоконелинейных волокон была достигнута максимальная длинноволновая компонента излучения и высокая степень преобразования излучения в область спектра более 2 мкм. Применение активных волокон и дополнительной накачки позволило получить усиленные компоненты суперконтинуума наряду с нелинейным преобразованием. Замечательным фактом стало увеличение спектральной плотности мощности выходного излучения. В дальнейшем исследовании было решено скомбинировать два подхода в многокаскадную схему генерации суперконтинуума. В ходе исследований были рассмотрены различные схемы с применением как тулиевого, так и гольмиевого активного волокна. Была проведена оптимизация схем первого (высоконелинейного) и второго (усиливающего) каскадов. Общая схема представлена на рис. 54. S MF 12 m 1 1,0 0 ,1 power, a.u. Intencity, r.u. 0,8 0,6 0 ,01 0,4 0,2 1E-3 1 4 00 0,0 22 0 24 0 26 0 28 0 300 3 20 1 60 0 1 80 0 20 0 0 22 0 0 2 4 00 2 6 00 wavelength, nm Time, ns Рис. 54 Общая схема двухкаскадной генерации суперконтинуума. Первый каскад включает нелинейную среду для уширения инициирующих импульсов в длинноволновую область. Второй включает в себя усилитель. 82 При проведении работы были рассмотрены два типа излучения задающего генератора. В первом случае использовалась наносекундная накачка, а во втором длительность импульсов составила несколько сотен фемтосекунд. Как было отмечено в литературном обзоре, генерация суперконтинуума должна была отличаться значительным образом, для проверки данного факта были собраны схемы с одинаковой нелинейной и усиливающей частями. 83 4.1 Комбинированный генератор суперконтинуума на основе гольмиевого усилителя для наносекундной накачки Для оценки влияния вклада высоконелинейного каскада было рассмотрено два случая одномодовое волокно. генерации. Схема Первый генератора включал представлена стандартное на рис. 55. Имеющийся источник суперконтинуума в области 1600-2400 нм, состоящий из импульсного волоконного лазера и участка стандартного одномодового волокна (LEAF), параметры волокна приведены во второй главе, был использован в качестве усиливаемого сигнала. Данный световод был выбран для первого каскада, так как обладал большим сигналом в диапазоне 20002200 нм (см. рис. 16), который соответствовал спектру пропускания мультиплексора. LEAF 1590 нм 35 нс Ho-волокно DWDM 1120/2100 Pump 1 1125 нм CW Pump 2 Рис.55 Генератор суперконтинуума с участком предуширения на основе стандартного одномодового волокна (LEAF) и гольмиевого волоконного усилителя в качестве усиливающего каскада. Усилитель был организован по уже использованной в предыдущей главе схеме. Усиливаемый сигнал и непрерывная накачка на 1125 нм от иттербиевого волоконного лазера вводились с помощью мультиплексора (DWDM) на 1120/2100 нм в активное гольмиевое волокно. В данной работе были использованы те же образцы световодов, что и третьей главе. 84 Спектр суперконтинуума после первого каскада был представлен в первой главе (рис. 16). Усиление уширенного излучения производилось в гольмиевом волокне. Возбуждение ионов гольмия производилось на длине волны 1125 нм. Спектр излучения на выходе из усилителя для максимального уровня накачки представлен на рис. 56. Мощность, отн.ед. 1 0,1 0,01 1600 1800 2000 2200 2400 2600 Длина волны, нм Рис.56 Спектр суперконтинуума, полученный в двухкаскадном генераторе с участком предуширения на основе стандартного одномодового волокна (LEAF) и гольмиевого волоконного усилителя в качестве усиливающего каскада. На спектре выходного излучения хорошо видны: непреобразованная накачка на 1590 нм, усиленный участок суперконтинуума, сгенерированного в одномодовом волокне и два ВКР-каскада. В экспериментах без предуширения спектра длинноволновая граница составляла 2500 нм. В данном случае она превысила это значение на 50 нм. Еще одним существенным отличием является появление второго каскада вынужденного комбинационного рассеяния, что говорит об увеличении пиковой мощности по сравнению с одним усилителем. 85 Таким образом, было продемонстрировано использование гольмиевого усилителя для увеличения мощности суперконтинуума в области 2000-2200 нм. Однако кроме усиленного спектра суперконтинуума получена каскадная ВКР-генерация в области аномальной дисперсии. В результате получен импульсный широкополосный источник на 2000-2550 нм со средней мощностью 0.35 Вт при длительности импульсов 20 нс и частоте 4 кГц, что соответствует пиковой мощности в 3 кВт. Так как волокна с большим содержанием германия в сердцевине имеют более высокие коэффициенты нелинейности и вынужденного комбинационного рассеяния, то они обеспечивают лучшее перераспределение мощности в область спектра более 2000 нм. Данный факт был успешно продемонстрирован в главе 3. Следовательно, при использовании данных волокон, увеличится вводимый в гольмиевый усилитель сигнал, что приведет к более эффективному нелинейному преобразованию во втором каскаде генератора суперконтинуума. Схема установки представлена на рис. 57. Она практически повторяет предыдущую схему, за исключением первого каскада, в котором стандартное одномодовое волокно заменено на волокно с содержанием оксида германия в сердцевине 64%. Рис.57 Генератор суперконтинуума с участком предуширения на основе волокна, легированного оксидом германием (концентрация оксида германия в сердцевине 64%) и гольмиевого волоконного усилителя в качестве усиливающего каскада. 86 Спектр на выходе из первого каскада аналогичен приведенному в разделе, посвященном "классическим" генераторам суперконтинуума (рис. 24). Спектр выходного излучения представлен на рис. 58. На спектре отчетливо видна часть прошедшего через мультиплексор и усиленного излучения, а также первый уширенный каскад вынужденного комбинационного рассеяния. Излучение занимает диапазон от 2000 до 2700 нм. Выходная мощность на длине волны более 2 мкм составила 500 мВт, что соответствует плотности мощности 12 Вт/нм. Мощность, отн.ед. 1 0,1 0,01 2000 2100 2200 2300 2400 2500 2600 2700 Длина волны, нм Рис. 58. Спектр суперконтинуума многокоскадного источника суперконтинуума с высоконелинейным первым каскадом на основе волокна с высокой (64 %) концентрацией оскида германия. Результатом применения дополнительного каскада для предуширения инициирующего излучения стал выходной спектр с длинноволновой границей близкой к высоконелинейной среде и высокой плотностью мощности. Длинноволновая граница для схемы германатное волокно гольмиевый усилитель достигла 2700 нм. Кроме того, была обнаружена зависимость формы спектра выходного излучения от уровня накачки и 87 состава схемы генератора. Следовательно, возможно создание суперконтинуума с заданной формой спектра. 4.2 Многокаскадная генерация суперконтинуума в волокне, легированном ионами Tm3+ Ввиду того, что в гольмиевых волоконных усилителях были получены значительные результаты, было решено применить подобный подход и к тулиевым волокнам. При работе с данными необходимости использовать мультиплексор, волокнами не было так как инициирующие импульсы, как было отмечены выше, выполняли двойную роль. Для уменьшения доли непреобразованного излучения накачки было решено использовать отрезок стандартного одномодового волокна длиной 7 метров, спектры на выходе из данного волокна представлены в четвертой главе. Схема эксперимента представлена на рис. 59. Концентрация тулия составляла 2.1020 см-1. Рис.59. Схема экспериментальной установки. В данном случае в тулиевое волокно вводилось уширенное излучение. А остаток накачки на 1595 нм возбуждал ионы тулия. В результате, спектр суперконтинуума (рис. 60) претерпел значительные изменения по сравнению с теми, что были получены на выходе непосредственно из тулиевых волокон (рис. 39, 40). Доля накачки уменьшилась в 10 раз, что вызвано перекачкой 88 значительной части излучения в длинноволновую область. Следовательно, увеличилась усиливаемая ионами тулия часть сигнала. Как результат, спектр принял колоколообразную форму с меньшей долей изрезанности. Его основная часть расположена в диапазоне от 1900 до 2400 нм. Данные характеристики могут свидетельствовать о равных долях усиления на 1900 и 2300 нм. Это вызвано иным заселением уровней за счет уменьшения плотности мощности на длине волны накачки. Интенсивность, отн.ед. 1 0,1 1400 1600 1800 2000 2200 2400 2600 Длина волны, нм Рис.60 Спектр суперконтинуума двухкаскадного генератора с использованием тулиевого волокна. Средняя выходная мощность составляла около 100 мВт. Однако преимуществом данного спектра является не увеличенная спектральная плотность мощности, а подавленность накачки и высокая спектральная однородность. Данные свойства могут быть полезны как спектроскопических исследованиях, так и во многих других приложениях. 89 в 4.3 Трансформация спектра в комбинированном генераторе при фемтосекундной накачке В предыдущих разделах работы были представлены результаты спектрального уширения для наносекундных импульсов с большой пиковой мощностью. Однако для ряда применений необходимо использование более коротких импульсов, длительность которых не превышает 1 пикосекунды. Также, как уже было упомянуто в поставленных задачах, большой интерес представляют спектры суперконтинуумов, полученных при различных длительностях инициирующих импульсов. В литературном обзоре было отмечено, что выделяют два режима генерации - квазинепрерывный, для импульсов более сотен пикосекунд и импульсный, для более коротких. Таким образом, было решено использовать задающий генератор с длительностью импульсов 300 фемтосекунд. Рис. 61. Экспериментальная установка Схема экспериментальной установки представлена на рис. 61. В качестве задающего генератора был использован коммерчески доступный лазер, производимый российской компанией "Авеста-Проект" [92]. Спектр излучения лазера представлен на рис. 62. Данный лазер работает в режиме синхронизации мод, длительность импульсов составляет 300 фс при частоте следования 58 МГц. Средняя мощность выходного излучения варьировалась от 45 до 60 мВт. Данные значения позволяют оценить максимальную пиковую мощность импульсов, как 1.5 кВт. 90 Рис. 62 Спектр на выходе задающего генератора. Для получения суперконтинуума в волокнах со значением коэффициента нелинейности порядка 10 (Вт.км)-1, подобные значения пиковой мощности близки к нижнему порогу генерации, получаемого из выражения (1). Следовательно, возникла необходимость усиления излучения. Следует отметить, что подобная практика довольно часто применяется при генерации суперконтинуума. Эрбиевый волоконный усилитель был использован для увеличения мощности задающего источника. Он состоял из изолятора, 10 метров волокна с двойной оболочкой, легированного ионами эрбия, с диаметром сердцевины 15 мкм и накачки на длине волны 975 нм. Данная схема позволяла реализовать усиление мощных импульсов на 10 дБ. Следует отметить, что аналогичные волокна были использованы для эффективного усиления на 1600 нм [93]. Максимальная выходная мощность достигала 500 мВт . На рис. 63 представлена автокорреляционная функция импульсов на выходе усилителя. Длительность импульса можно оценить как 300 фс, что соответствует результату работы [84] , где увеличение длительности импульса в процессе усиления не было существенным. 91 0,35 Амплитуда, отн.ед. 0,30 0,25 0,20 0,15 0,10 0,05 0,00 -1000 -800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800 1000 Время, фс Рис. 63 Автокорреляционная функция после усилителя. Далее излучение вводилось, как и в предыдущем разделе, в волокно с 64 мол. % GeO2 в сердцевине волокна. Спектр выходного излучения представлен на рис. 64. В ходе работы были использованы различные уровни накачки эрбиевого усилителя, которые позволяли менять пиковую мощность импульсов. Усиленное и преобразованное излучение задающего генератора, а также непрерывная накачка гольмиевого усилителя на 1125 нм объединялись в мультиплексоре направлялись в волокно, легированное гольмием. Накачка гольмиевого усилителя была аналогична вышеописанной, ее схема представлена на рис. 30. Подобная конфигурация была использована в предыдущих главах данной работы. 92 Рис.64. Выходной спектр после гольмиевого первого каскада преобразования. Для различных уровней накачки эрбиевого усилителя. Спектр суперконтинуума из первого каскада подбирался так, чтобы преобразованное излучение максимально попадало в спектр пропускания мультиплексора. На выходе волокна, легированного германием мы наблюдали ряд пиков вынужденного комбинационного рассеяния, который был похож на результаты работы [94] . В ходе экспериментов было обнаружено, что при различных уровнях накачки эрбиевого усилителя изменяется выходной спектр. Это вызвано отличием в пиковой мощности инициирующих импульсов, которая приводит к достижению порога ВКР каскада до определенного порядка. Спектры для различных уровней накачки приведены 93 на рисунке 64. Таким образом, мы могли настроить длину волны, чтобы попасть в область пропускания мультиплексора . Максимум которого соответствует максимум усиления гольмиевого волоконного усилителя. Нелинейно преобразованное в легированном волокне излучение, проходило через мультиплексор и активное волокно, легированное ионами гольмия. При этом спектральная форма претерпевала серьезные изменения. На рис. 65 а представлен выходной спектр этого излучения без дополнительной накачки на 1125 нм. Как видно, он состоит из интенсивного пика на длине волны задающего генератора, так как данное излучение находится за пределами поглощения ионов гольмия. Отсутствие других пиков можно объяснить диапазоном прозрачности мультиплексора и сильным поглощением волокна, легированного гольмием в диапазоне 19002000 нм. Средняя выходная мощность была около 20 мВт. Увеличение мощности накачки на 1125 нм до 2Вт (рис. 65 б ) , позволило получить три пика . Первый соответствует длине волны задающего генератора, второй сдвинутый за счет комбинационного рассеяния первый пик, а последний соответствует усиленному нелинейно преобразованному излучению от первого каскада нашей установки. Средняя выходная мощность составляла приблизительно 40 мВт . Когда мощность накачки гольмиевого усилителя была увеличена до 5.5 Вт выходной спектра принял вид (рис. 65 в). Мы наблюдали доминирующий пик в диапазоне 1900-2150 нм с шириной спектра около 200 нм. Мы полагаем, что это уширение спектра вызваны солитонным самосдвигом частоты. Другие два пика на 1590 нм и 1800 нм были в 10 и 100 раз ниже соответственно. Выходная мощность излучения в двухмикронном диапазоне составила 400 мВт . 94 1 a) 0,1 1400 1600 1800 2000 2200 1 Мощность, отн.ед. б) 0,1 1400 1600 1800 2000 2200 1 в) 0,1 1400 1600 1800 2000 2200 Длина волны, нм Рис.65. Выходной спектр после гольмиевого волоконного усилителя: а) без накачки на длине волны 1125 нм; б) 2 Вт; в) 5.5 Вт. В результате данной работы был реализован многокаскадный фемтосекундный источник суперконтинуума на основе гольмиевого волоконного усилителя. Форма выходного спектра контролировалась накачкой гольмиевого волоконного усилителя. Максимальная средняя 95 мощность в районе 2000 нм составляла около 400 мВт. Подобный тип источников может иметь широкое применение, в частности, для исследований в медицинской области. Важными характеристиками источников суперконтинуума являются: длительность и частота следования импульсов, спектральная ширина и плотность излучения. Поэтому одним из интересных вопросов является изучение эволюции излучения в зависимости от длительности импульсов. В данной работе рассмотрены два режима: фемтосекундный и наносекундный. При этом общая структура источников суперконтинуума была сохранена. Основное отличие заключалось в параметрах задающих генераторов. В первом случае в качестве задающего генератора был использован эрбиевый волоконный лазер, работающий в режиме модуляции добротности со значением пиковой мощности около 6 кВт и длительностью импульсов 35 нс. Во втором, была собрана схема с задающим генератором, работающим в режиме синхронизации мод. Для увеличения пиковой мощности выходное излучение данного лазера запускалось в эрбиевый волоконный усилитель. Далее излучение происходило усилитель распространялось нелинейное использовался в германатном преобразование. для световоде, Гольмиевый трансформации где волоконный полученных спектров суперконтинуума и увеличения плотности мощности в области 2000-2200 нм. Для наносекундных импульсов, кроме усиленного спектра суперконтинуума получена каскадная ВКР-генерация в области аномальной дисперсии (Рис. 58). В случае фемтосекундных импульсов уширение спектра не такое значительное (Рис. 65). Данные отличия могут быть вызваны различными режимами ВКР процесса. 96 Заключение Основными результатами и выводами настоящей диссертационной работы являются: 1. Показано, что длинноволновая граница генерации суперконтинуума при накачке наносекундными телекоммуникационных импульсами волокон составляет для 2400 стандартных нм. Впервые продемонстрировано, что волокне, с высокой концентрацией оксида германия в сердцевине, спектр суперконтинуума достигает 2750 нм. 2. Впервые получена эффективная генерация суперконтинуума в гольмиевых волоконных усилителях в диапазоне 2000-2500 нм со спектральной плотностью мощности более 10 Вт/нм. 3. Исследована генерация суперконтинуума в тулиевых волоконных усилителях с различными способами накачки (1200 нм и 1595 нм). Получены спектры суперконтинуума в диапазоне 1700-2800 нм со спектральной плотностью 3 Вт/нм. В волокнах с высокой концентрацией ионов тулия обнаружено усиление в области 2100– 2450 нм, которое свидетельствует о возможности оптического перехода 4 5 3H → 3 H . Заселение уровня 3H4 может объясняться кооперативными эффектами. 4. Впервые предложены и реализованы многокаскадные нелинейнооптические преобразователи спектра. Длинноволновая граница для схемы германатное волокно - гольмиевый усилитель достигла 2700 нм, а плотность мощности 8 Вт/нм. Была обнаружена зависимость формы спектра выходного излучения от уровня накачки и состава схемы генератора. Показана возможность создания суперконтинуума с заданной формой спектра. 5. Впервые проведено экспериментальное сравнение двух режимов генерации супекронтинуума для многокаскадных систем - наносекундного и фемтосекундного. Обнаружено, что при сходных 97 схемах генераторов и близких уровнях пиковой мощности инициирующих импульсов, в спектрах наблюдается существенное отличие. Несоответствие спектральных форм вызвано различными режимами процессов ВКР и возможным увеличением пиковой мощности в режиме наносекундной накачки за счет модуляционной неустойчивости. 98 Благодарности Автор считает своим долгом поблагодарить сотрудников лаборатории активных сред В.Ф. Серегина, твердотельных С.Я. Русанова, лазеров ИОФ заведующего РАН Ю.Н. Пыркова, лаборатории Цветкова Владимира Борисовича, без взаимодействия с которыми эта работа не была бы проделана. Отдельно хотелось бы выразить благодарность своему научному руководителю доктору физико-математических наук Куркову Андрею Семеновичу за выбор научного направления, постоянную поддержку и неоценимую помощь на всех этапах работы, что обеспечило высокий научный потенциал проводимых исследований. Автору хочется выразить признательность сотруднику лаборатории волоконной оптики НЦВО РАН О. И. Медведкову за изготовление волоконных брэгговских решеток, которые были использованы при выполнении работы, сотрудникам ФГУП «РФЯЦ - ВНИИТФ им. академика Е.И. Забабахина» А.В. Маракулину, Л.А. Минашиной за изготовление образцов кварцевого волокна, легированного ионами гольмия. Кроме того, автор выражает благодарность сотрудникам НЦВО РАН В.М Парамонову, С.А. Васильеву, А.Ф. Косолапову, аспирантам и молодым сотрудникам ИОФ РАН А.А. Веберу, А.Д. Ляшедько, А.И. Трикшеву, Е.М. Шолохову, М.Н. Васильевой, Я.Э. Садовниковой, С.О. Антипову, С.А. Филатовой и А.В. Бараникову за плодотворные обсуждения и помощь в работе. Особую благодарность хочется выразить Анастасии Евгеньевне Бедняковой (Институт вычислительных технологий Сибирского отделения Российской академии наук) за расчеты спектров суперконтинуума. 99 Список литературы 1 Jeong Y. E., Sahu J., Payne, D., Nilsson J. Ytterbium-doped large-core fiber laser with 1.36 kW continuous-wave output power // Optics Express. – 2004. – Т. 12. – №. 25. – С. 6088-6092. 2 IPG Photonics www.ipgphotonics.com. 3 Shen D. Y., Sahu J. K., Clarkson W. A. High-power widely tunable Tm: fibre lasers pumped by an Er, Yb co-doped fibre laser at 1.6 μm // Optics express. – 2006. – Т. 14. – №. 13. – С. 6084-6090. 4 Kurkov A. S., Sholokhov E. M., Marakulin, A. V., Minashina L. A. Dynamic behavior of laser based on the heavily holmium doped fiber // Laser Physics Letters. – 2010. – Т. 7. – №. 8. – С. 587. 5 Antipov S. O., Kurkov A. S. A holmium-doped fiber amplifier at 2.1 μm // Laser Physics Letters. – 2013. – Т. 10. – №. 12. – С. 125106. 6 Камынин В. А., Антипов С. О., Бараников А. В., Курков А. С. Волоконный гольмиевый усилитель на длине волны 2.1 мкм // Квантовая электроника. – 2014. – Т. 44. – №. 2. – С. 161-162. 7 Антипов С. О., Камынин В. А., Медведков О. И., Маракулин А. В., Минашина Л. А., Курков А. С., Бараников А. В. Гольмиевый волоконный лазер с длиной волны излучения 2.21 мкм // Квантовая электроника. – 2013. – Т. 43. – №. 7. – С. 603-604. 8 Желтиков А. М. Да будет белый свет: генерация суперконтинуума сверхкороткими лазерными импульсами // Успехи физических наук. – 2006. – Т. 176. – №. 6. – С. 623-649. 100 9 Желтиков А. М. Микроструктурированные световоды для нового поколения волоконно-оптических источников и преобразователей световых импульсов // Успехи физических наук. – 2007. – Т. 177. – №. 7. – С. 737-762. 10 Alfano R. R., Shapiro S. L. Emission in the region 4000 to 7000 Å via four-photon coupling in glass // Physical Review Letters. – 1970. – Т. 24. – №. 11. – С. 584. 11 Bondarenko N. G., Eremina I. V., Talanov V. I. Broadening of Spectrum in Self Focusing of Light in Crystals // Soviet Journal of Experimental and Theoretical Physics Letters. – 1970. – Т. 12. – С. 85. 12 Stoicheff B. P. Characteristics of stimulated Raman radiation generated by coherent light // Physics Letters. – 1963. – Т. 7. – №. 3. – С. 186-188. 13 Jones W. J., Stoicheff B. P. Inverse Raman spectra: induced absorption at optical frequencies // Physical Review Letters. – 1964. – Т. 13. – №. 22. – С. 657. 14 Brewer R. G. Frequency shifts in self-focused light // Physical Review Letters. – 1967. – Т. 19. – №. 1. – С. 8. 15 Manassah J. T., Ho P. P., Katz A., Alfano R. R. Ultrafast supercontinuum laser source // Photonics Spectra. – 1984. – Т. 18. – №. 11. – С. 53. 16 Manassah J. T., Mustafa M. A., Alfano R. R., Po P. P. Induced supercontinuum and steepening of an ultrafast laser pulse // Physics Letters A. – 1985. – Т. 113. – №. 5. – С. 242-247. 17 Il'Ichev N. N., Koroblin V. V., Korshunov V. A., Malyntin A. A., Okroashvili T. G., Paining P. P. Superbroadening of the spectrum of 101 ultrashort pulses in liquids and glasses // JETP Lett. – 1972. – Т. 15. – С. 133-135. 18 Werncke W., Lau A., Pfeiffer M., Lenz K., Weigmann H. J., Thuy C. D. An anomalous frequency broadening in water // Optics Communications. – 1972. – Т. 4. – №. 6. – С. 413-415. 19 Fork R. L., Tomlinson W. J., Shank C. V., Hirlimann C., Yen R. Femtosecond white-light continuum pulses // Optics Letters. – 1983. – Т. 8. – №. 1. – С. 1-3. 20 Rothenberg J. E. Space–time focusing: breakdown of the slowly varying envelope approximation in the self-focusing of femtosecond pulses //Optics letters. – 1992. – Т. 17. – №. 19. – С. 1340-1342. 21 Bloembergen N. The influence of electron plasma formation on superbroadening in light filaments //Optics Communications. – 1973. – Т. 8. – №. 4. – С. 285-288. 22 Aközbek N., Scalora M., Bowden C. M., Chin S. L. White-light continuum generation and filamentation during the propagation of ultrashort laser pulses in air // Optics Communications. – 2001. – Т. 191. – №. 3. – С. 353-362. 23 Brodeur A., Chin S. L. Band-gap dependence of the ultrafast white-light continuum // Physical review letters. – 1998. – Т. 80. – №. 20. – С. 4406. 24 Lin C., Stolen R. H. New nanosecond continuum for excited state spectroscopy // Applied Physics Letters. – 1976. – Т. 28. – №. 4. – С. 216218. 102 25 Baldeck P. L., Alfano R. Intensity effects on the stimulated four photon spectra generated by picosecond pulses in optical fibers // Journal of Lightwave Technology. – 1987. – Т. 5. – №. 12. – С. 1712-1715. 26 Gross B., Manassah J. T. Supercontinuum in the anomalous groupvelocity dispersion region // JOSA B. – 1992. – Т. 9. – №. 10. – С. 18131818. 27 Beaud P., Hodel W., Zysset B., Weber H. P. Ultrashort pulse propagation, pulse breakup, and fundamental soliton formation in a singlemode optical fiber // IEEE Journal of Quantum Electronics. – 1987. – Т. 23. – №. 11. – С. 1938-1946. 28 Islam M. N., Sucha G., Bar-Joseph I., Wegener M., Gordon J. P., Chemla D. S. Femtosecond distributed soliton spectrum in fibers // JOSA B. – 1989. – Т. 6. – №. 6. – С. 1149-1158. 29 Stolen R. H., Lee C., Jain R. K. Development of the stimulated Raman spectrum in single-mode silica fibers // JOSA B. – 1984. – Т. 1. – №. 4. – С. 652-657. 30 Ilev I., Kumagai H., Toyoda K., Koprinkov I. Highly efficient wideband continuum generation in a single-mode optical fiber by powerful broadband laser pumping // Applied optics. – 1996. – Т. 35. – №. 15. – С. 2548-2553. 31 Hasegawa A., Tappert F. Transmission of stationary nonlinear optical pulses in dispersive dielectric fibers. I. Anomalous dispersion // Applied Physics Letters. – 1973. – Т. 23. – №. 3. – С. 142-144. 32 Mollenauer L. F., Stolen R. H., Gordon J. P. Experimental observation of picosecond pulse narrowing and solitons in optical fibers // Physical Review Letters. – 1980. – Т. 45. – №. 13. – С. 1095. 103 33 Shabat A. B., Zakharov V. E. A rigorous theory of two-dimensional self-focusing and self-modulation of waves in nonlinear media (Differential equation solution for plane self focusing and one dimensional self modulation of waves interacting in nonlinear media) // JETP. – 1971. – Т. 61. – С. 118-134. 34 Satsuma J., Yajima N. B. Initial Value Problems of One-Dimensional Self-Modulation of Nonlinear Waves in Dispersive Media // Progress of Theoretical Physics Supplement. – 1974. – Т. 55. – С. 284-306. 35 Stolen R. H., Tomlinson W. J., Mollenauer L. F. Observation of pulse restoration at the soliton period in optical fibers // Optics letters. – 1983. – Т. 8. – №. 3. – С. 186-188. 36 Kim J. H., Chen M. K., Yang C. E., Lee J., Yin S. S., Ruffin P., Luo C. Broadband IR supercontinuum generation using single crystal sapphire fibers // Optics express. – 2008. – Т. 16. – №. 6. – С. 4085-4093. 37 Buczynski R., Bookey H. T., Pysz D., Stepien R., Kujawa I., McCarthy J. E., Taghizadeh M. R. Supercontinuum generation up to 2.5 μm in photonic crystal fiber made of lead-bismuth-galate glass // Laser Physics Letters. – 2010. – Т. 7. – №. 9. – С. 666. 38 Qin G., Yan X., Kito C., Liao M., Chaudhari C., Suzuki T., Ohishi Y. Ultrabroadband supercontinuum generation from ultraviolet to 6.28 μm in a fluoride fiber // Applied Physics Letters. – 2009. – Т. 95. – №. 16. – С. 161103. 39 Swiderski J., Michalska M. Over three-octave spanning supercontinuum generated in a fluoride fiber pumped by Er & Er: Yb-doped and Tm-doped fiber amplifiers // Optics & Laser Technology. – 2013. – Т. 52. – С. 75-80. 104 40 Xia C., Kumar M., Kulkarni O. P., Islam M. N., Terry Jr F. L., Freeman M. J., Mazé G. Mid-infrared supercontinuum generation to 4.5 μm in ZBLAN fluoride fibers by nanosecond diode pumping // Optics letters. – 2006. – Т. 31. – №. 17. – С. 2553-2555. 41 Kurkov A. S., Sadovnikova Y. E., Marakulin A. V., Sholokhov E. M. All fiber Er-Tm Q-switched laser // Laser Physics Letters. – 2010. – Т. 7. – №. 11. – С. 795-797. 42 Камынин В. А., Курков А. С., Цветков В. Б. Генерация суперконтинуума в диапазоне 1.6-2.4 мкм с использованием стандартных оптических волокон // Квантовая электроника. – 2011. – Т. 41. – №. 11. – С. 986-988. 43 Kamynin V. A., Kurkov A. S., Mashinsky V. M. Supercontinuum generation up to 2.7 μm in the germanate-glass-core and silica-glasscladding fiber // Laser Physics Letters. – 2012. – Т. 9. – №. 3. – С. 219. 44 Sorokin E., Naumov S., Sorokina I. T. Ultrabroadband infrared solidstate lasers // Selected Topics in IEEE Journal of Quantum Electronics. – 2005. – Т. 11. – №. 3. – С. 690-712. 45 Spence D. E., Kean P. N., Sibbett W. 60-fsec pulse generation from a self-mode-locked Ti: sapphire laser // Optics letters. – 1991. – Т. 16. – №. 1. – С. 42-44. 46 Buczynski R., Pysz D., Martynkien T., Lorenc D., Kujawa I., Nasilowski T., Stepien R. Ultra flat supercontinuum generation in silicate dual core microstructured fiber // Laser Physics Letters. – 2009. – Т. 6. – №. 8. – С. 575. 105 47 Reeves W. H., Skryabin D. V., Biancalana F., Knight J. C., Russell P. S. J., Omenetto F. G., Taylor A. J. Transformation and control of ultra-short pulses in dispersion-engineered photonic crystal fibres // Nature. – 2003. – Т. 424. – №. 6948. – С. 511-515. 48 Genty G., Coen S., Dudley J. M. Fiber supercontinuum sources // JOSA B. – 2007. – Т. 24. – №. 8. – С. 1771-1785. 49 Agrawal G. P. Nonlinear Fiber Optics. – Academic Press, 2007. 50 Tai K., Hasegawa A., Tomita A. Observation of modulational instability in optical fibers // Physical review letters. – 1986. – Т. 56. – №. 2. – С. 135. 51 Anderson D., Lisak M. Modulational instability of coherent optical-fiber transmission signals // Opt. Lett. – 1984. – Т. 9. – №. 10. – С. 468-470. 52 Hermansson B., Yevick D. Modulational instability effects in PSK modulated coherent fiber systems and their reduction by optical loss // Optics communications. – 1984. – Т. 52. – №. 2. – С. 99-102. 53 Tajima K. Self-amplitude modulation in PSK coherent optical transmission systems // Journal of Lightwave Technology. – 1986. – Т. 4. – №. 7. – С. 900-904. 54 Shukla P. K., Rasmussen J. J. Modulational instability of short pulses in long optical fibers // Optics letters. – 1986. – Т. 11. – №. 3. – С. 171-173. 55 Potasek M. J. Modulation instability in an extended nonlinear Schrödinger equation // Optics letters. – 1987. – Т. 12. – №. 11. – С. 921923. 106 56 Uzunov I. M. Influence of intrapulse Raman scattering on the modulational instability in optical fibres // Optical and quantum electronics. – 1990. – Т. 22. – №. 6. – С. 529-533. 57 Brainis E., Amans D., Massar S. Scalar and vector modulation instabilities induced by vacuum fluctuations in fibers: Numerical study // Physical Review A. – 2005. – Т. 71. – №. 2. – С. 023808. 58 Агравал Г. Нелинейная волоконная оптика. – Academic Pr, 1989. 59 Picozzi A., Montes C., Botineau J., Picholle E. Inertial model for stimulated Raman scattering inducing chaotic dynamics // JOSA B. – 1998. – Т. 15. – №. 4. – С. 1309-1314. 60 Chen C. J., Islam M. N., Stolen R. H., Menyuk C. R. Numerical study of the Raman effect and its impact on soliton-dragging logic gates // Optics letters. – 1991. – Т. 16. – №. 21. – С. 1647-1649. 61 Kumar S., Selvarajan A., Anand G. V. Nonlinear copropagation of two optical pulses of different frequencies in birefringent fibers // JOSA B. – 1994. – Т. 11. – №. 5. – С. 810-817. 62 Headley III C., Agrawal G. P. Noise characteristics and statistics of picosecond Stokes pulses generated in optical fibers through stimulated Raman scattering // IEEE Journal of Quantum Electronics. – 1995. – Т. 31. – №. 11. – С. 2058-2067. 63 Headley III C., Agrawal G. P. Unified description of ultrafast stimulated Raman scattering in optical fibers // JOSA B. – 1996. – Т. 13. – №. 10. – С. 2170-2177. 64 Stolen R. H., Ippen E. P. Raman gain in glass optical waveguides // Applied Physics Letters. – 1973. – Т. 22. – №. 6. – С. 276-278. 107 65 Lin C., Stolen R. H. New nanosecond continuum for excited-state spectroscopy // Applied Physics Letters. – 1976. – Т. 28. – №. 4. – С. 216218. 66 Lin C. Nonlinear optics in fibers for fiber measurements and special device functions // Journal of Lightwave Technology. – 1986. – Т. 4. – №. 8. – С. 1103-1115. 67 Birks T. A., Wadsworth W. J., Russell P. S. J. Supercontinuum generation in tapered fibers // Optics letters. – 2000. – Т. 25. – №. 19. – С. 1415-1417. 68 Dudley J. M., Provino L., Grossard N., Maillotte H., Windeler R. S., Eggleton B. J., Coen S. Supercontinuum generation in air–silica microstructured fibers with nanosecond and femtosecond pulse pumping // JOSA B. – 2002. – Т. 19. – №. 4. – С. 765-771. 69 Takayanagi J., Nishizawa N., Nagai H., Yoshida M., Goto T. Generation of high-power femtosecond pulse and octave-spanning ultrabroad supercontinuum using all-fiber system // Photonics Technology Letters, IEEE. – 2005. – Т. 17. – №. 1. – С. 37-39. 70 A Husakou A. V., Herrmann J. Supercontinuum generation of higherorder solitons by fission in photonic crystal fibers // Physical Review Letters. – 2001. – Т. 87. – №. 20. – С. 203901. 71 Beaud P. , Hodel, W., Zysset, B., & Weber, H. P. Ultrashort pulse propagation, pulse breakup, and fundamental soliton formation in a singlemode optical fiber // IEEE Journal of Quantum Electronics. – 1987. – Т. 23. – №. 11. – С. 1938-1946. 108 72 Fotiadi A. A., Mégret P. Self-Q-switched Er-Brillouin fiber source with extra-cavity generation of a Raman supercontinuum in a dispersion-shifted fiber // Optics letters. – 2006. – Т. 31. – №. 11. – С. 1621-1623. 73 Pioger P. H., Couderc V., Leproux P., Champert P. A. High spectral power density supercontinuum generation in a nonlinear fiber amplifier //Optics express. – 2007. – Т. 15. – №. 18. – С. 11358-11363. 74 Kamynin V. A., Volkov I. A., Nishchev K. N., Paramonov V. M., Kurkov A. S. Transformation of the supercontinuum spectra by the Hodoped fiber amplifier // Laser Physics Letters. – 2014. – Т. 11. – №. 5. – С. 055105. 75 А.С. Курков, Волоконные лазеры: принципы построения и основные свойства. УлГУ 2012. 76 Е.М. Дианов, И.А. Буфетов, В.М. Машинский, А.В. Шубин, О. И. Медведков, А.Е. Ракитин, М.А. Мелькумов, В.Ф. Хопин, А.Н. Гурьянов, Волоконные ВКР-лазеры на световоде с высоким содержанием оксида германия в сердцевине // Квантовая электроника, 35, 5, 435-441 2005. 77 Kurkov A. S., Sholokhov E. M., Medvedkov O. I. All fiber Yb-Ho pulsed laser // Laser Physics Letters. – 2009. – Т. 6. – №. 2. – С. 135-138. 78 Kurkov A. S., Sholokhov E. M., Medvedkov O. I., Dvoyrin V. V., Pyrkov Y. N., Tsvetkov V. B., Marakulin A. V., Minashina L. A. Holmium fiber laser based on the heavily doped active fiber // Laser Physics Letters. – 2009. – Т. 6. – №. 9. – С. 661-664. 109 79 Kurkov A. S., Sholokhov E. M., Marakulin A. V., Minashina L. A. Dynamic behavior of laser based on the heavily holmium doped fiber // Laser Physics Letters. – 2010. – Т. 7. – №. 8. – С. 587. 80 Курков А. С., Шолохов Е. М., Маракулин А. В., Минашина Л. А. Влияние концентрации активных ионов на эффективность генерации гольмиевых волоконных лазеров //Квантовая электроника. – 2010. – Т. 40. – №. 5. – С. 386-388. 81 Курков А. С., Шолохов Е. М., Парамонов В. М., Косолапов А. Ф. Широкополосный источник излучения в области 2 мкм на основе волоконного световода, легированного ионами Ho3+ // Квантовая электроника. – 2008. – Т. 38. – №. 10. – С. 981-982. 82 Kamynin V. A., Kablukov S. I., Raspopin K. S., Antipov S. O., Kurkov A. S., Medvedkov O. I., Marakulin A. V. All-fiber Ho-doped laser tunable in the range of 2.045–2.1 μm // Laser Physics Letters. – 2012. – Т. 9. – №. 12. – С. 893. 83. Poole S. B., Payne D. N., Mears R. J., Fermann M. E., Laming R. Fabrication and characterization of low-loss optical fibers containing rareearth ions // Journal of Lightwave Technology. – 1986. – Т. 4. – №. 7. – С. 870-876. 84. Белов А.В., Гурьянов А.Н., Гусовский Д.Д., Девятых Г.Г., Дианов Е.М., Зверев Ю.Б., Курков А.С., Хопин В.Ф. Одномодовый волоконный световод на основе высокочистого кварцевого стекла, легированного ионами эрбия // Высокочистые вещества. 1990. – №3. – с.205. 110 85 Шолохов Е.М. Лазеры на основе оптических волокон, легированных ионами гольмия: диссертация канд. физ.-мат. наук: 01.04.21/ Шолохов Евгений Михайлович. - М., 2012. -100 с. 86 Камынин В. А., Курков А. С., Минеева Е. А., Маракулин А. В., Минашина Л. А. Влияние параметров резонатора гольмиевого волоконного лазера на характеристики самомодуляции добротности // Квантовая электроника. – 2012. – Т. 42. – №. 7. – С. 588-590. 87 Antipov S. O., Kamynin V. A., Medvedkov O. I. Marakulin A. V., Minashina L. A., Kurkov A. S., Baranikov A. V. Holmium fibre laser emitting at 2.21 μm // Quantum Electronics. – 2013. – Т. 43. – №. 7. – С. 603-604. 88 Swiderski J., Michalska M. Mid-infrared supercontinuum generation in a single-mode thulium-doped fiber amplifier // Laser Physics Letters. – 2013. – Т. 10. – №. 3. – С. 035105. 89 De Matos P. S. F., Wetter N. U., Gomes L., Ranieri I. M., Baldochi S. L. A high power 2.3 µm Yb: Tm: YLF laser diode-pumped simultaneously at 685 and 960 nm //Journal of Optics A: Pure and Applied Optics. – 2008. – Т. 10. – №. 10. – С. 104009. 90 Myslinski P., Nguyen D., Chrostowski J. Effects of concentration on the performance of erbium-doped fiber amplifiers // Journal of Lightwave Technology. – 1997. – Т. 15. – №. 1. – С. 112-120. 91 Плоцкий А. Ю., Курков А. С., Яшков М. Ю., Бубнов М. М., Лихачев М. Е., Сысолятин А. А., Дианов Е. М. Усилительные свойства активных световодов с высокой концентрацией ионов эрбия // Квантовая электроника. – 2005. – Т. 35. – №. 6. – С. 559-562. 111 92 "Авеста-Проект", www.avesta.ru 93 Ivanenko A. V., Kobtsev S. M., Kukarin, S. V., Kurkov A. S., Femtosecond Er laser system based on side-coupled fibers // Laser Physics. – 2010. – Т. 20. – №. 2. – С. 341-343. 94 Anashkina E. A., Andrianov A. V., Koptev M. Y., Mashinsky V. M., Muravyev S. V., Kim A. V. Generating tunable optical pulses over the ultrabroad range of 1.6–2.5 μm in GeO 2-doped silica fibers with an Er: fiber laser source // Optics express. – 2012. – Т. 20. – №. 24. – С. 2710227107. 112
