eng
Выпуск #1/2013
С.Смирнов, С. Кобцев, С. Кукарин, А.Иваненко
Ультрадлинные волоконные лазеры с синхронизацией мод излучения
Ультрадлинные волоконные лазеры с синхронизацией мод излучения
Просмотры: 4448
Образ "непритязательных" волоконных лазеров привлекает многих пользователей своими высокоэнергетичными сверхкороткими импульсами, превращаясь в их руках в стандартный инструмент. Достичь таких показателей позволяет конструкция лазера, выполненная либо по схеме MOPA (Master Oscillator Power Amplifier), либо по схеме с увеличенной длиной резонатора. Последняя реализована в коммерчески используемом сверхдлинном лазере компании "Техноскан – Лазерные системы". Описаны некоторые особенности лазеров со сверхдлинным резонатором, в частности они могут генерировать квазистохастические (шумоподобные) волновые пакеты.
Теги: fiber lasers hybrid lasers with a passive mode synchronization ultra-short high energy pulses generation волоконные лазеры генерация сверхкоротких высокомощных импульсов гибридные лазеры с пассивной синхронизацией мод
В последние годы заметно повышается интерес к волоконным лазерам и лазерным системам. Это связано как с прогрессом в области волоконно-оптических технологий, так и с реализацией в лазерах этого типа широкого круга параметров лазерного излучения, в том числе рекордных. Основные ожидания потенциальных пользователей волоконных лазеров связаны с тем, что волоконные лазеры в силу "закрытости" резонатора не требуют ручной настройки и обслуживания, в связи с этим просты в эксплуатации и обладают относительно высоким КПД. Необходимо отметить, что не все волоконные лазеры и системы удовлетворяют этим ожиданиям, в конструкциях многих лазеров заложены механические регулировочные элементы (например, контроллеры поляризации) или дискретные оптические элементы, не отвечающие концепции hand-off лазера. Тем не менее, сложившийся образ "непритязательных" волоконных лазеров является привлекательным для многих пользователей во многих областях.
К настоящему времени волоконные лазеры прочно заняли лидирующие позиции для выполнения разнообразных технологических операций в промышленности – резки, сварки, перфорации, модификации поверхностей и т.п. Применяемые в промышленности лазеры, как правило, являются мощными источниками непрерывного излучения. От таких источников в первую очередь требуют высокой надежности, большого ресурса работы, удобства в эксплуатации и высокого КПД. Наилучшие возможности могли бы быть реализованы с помощью диодных лазеров (что, возможно, и произойдет в будущем, по крайней мере для определенных технологических операций). Но пока диодные лазеры не могут обеспечить одновременно относительно высокую мощность излучения и высокое качество пучка излучения. Мощные технологические волоконные лазеры, по сути, трансформируют многомодовое излучение диодных лазеров накачки в собственное одномодовое излучение и предусматривают изменение только одного параметра излучения – мощности.
Для других применений (исследовательских, метрологических и т.д.) от волоконных лазеров требуется реализация набора фиксированных или вариабельных параметров излучения, аналогичных тем, которые получают в твердотельных лазерах, или даже лучше. Прогресс в этом направлении есть, современные волоконные и гибридные (волоконно-дискретные) лазерные системы обладают возможностью перестройки по длине волны, регулировке длительности и частоты следования импульсов и т.д. Но, пожалуй, одним из самых выдающихся достижений стал недавний успех волоконных лазеров в области генерации сверхкоротких оптических импульсов, традиционно занимаемой твердотельными оптическими генераторами. Долгое время задача генерации сверхкоротких импульсов в оптическом волокне казалась неразрешимой из-за хроматической дисперсии групповых скоростей, приводящей к значительному уширению импульсов в оптическом волокне. Успехи в технологии изготовления новых оптических волокон, а также поиск новых схем и режимов генерации сделал возможным получение в волоконных лазерах оптических импульсов длительностью всего 14 фс (1,4∙10–14 с) [1], что всего в несколько раз превышает длительность одного периода световой волны!
Для получения импульсов столь малой длительности используется, как правило, двухступенчатая схема. Задающий лазер генерирует фазово-модулированные импульсы длительностью порядка 100 фс, которые затем дополнительно сжимаются, проходя через отрезок оптического волокна, за счет совместного действия нелинейности и дисперсии. Но даже генерация 100-фс импульсов в волоконном задающем генераторе является нетривиальной задачей. Для ее решения используют пассивную синхронизацию мод волоконного резонатора, принцип действия которой заключается в самоукорочении импульса при прохождении через насыщающийся поглотитель. Коэффициент пропускания насыщающегося поглотителя увеличивается с ростом интенсивности излучения, что вносит дополнительные потери на краях лазерного импульса и ведет к его укорочению, компенсирующему рост длительности импульса за счет дисперсии. В качестве насыщающихся поглотителей наиболее часто используются материалы с высокими нелинейными свойствами – полупроводниковые структуры на зеркалах (SESAM) и углеродные нанотрубки. Однако, как правило, лазеры на их основе не позволяют получать импульсы короче 1 пс, т.е. почти на два порядка величины больше рекорднокороткой длительности для волоконных лазеров. Это связано с ограниченным "быстродействием" нелинейного отклика полупроводников и метаматериалов. Для генерации более коротких импульсов необходимо использовать гораздо более "быструю" нелинейность среды, обусловленную деформацией электронных орбиталей атомов. Сама по себе керровская нелинейность не приводит к эффекту насыщающегося поглощения в веществе, однако на ее основе может быть создан быстродействующий искусственный насыщающийся поглотитель. Чтобы понять принцип его действия, рассмотрим линейно поляризованный импульс 1, проходящий через оптическую систему (рис.1). После прохождения через двулучепреломляющие пластинки λ/2, λ/4 импульс приобретает эллиптическую поляризацию 2, которая под действием керровской нелинейности поворачивается в оптическом волокне на угол α, пропорциональный мощности импульса (эффект нелинейной эволюции поляризации, НЭП). Далее, излучение пропускается через поляризационный делитель (PBS), через который проходит только одна из волн ортогональных поляризаций. Вторая волна выводится из резонатора, внося тем самым оптические потери, величина которых зависит от угла поворота α эллипса поляризации и, следовательно, от мощности импульса. Данное обстоятельство позволяет работать рассмотренной схеме в качестве сверхбыстрого насыщающегося поглотителя [2,3] и реализовать генерацию лазерных импульсов длительностью 100 фс и меньше.
После реализации в волоконном лазере генерации сверхкоротких импульсов длительностью всего в несколько десятков фемтосекунд и меньше, возникает новая задача: получить одновременно и высокую пиковую мощность излучения (высокую энергию импульсов). Эта задача является нетривиальной, так как сверхмалую длительность импульсов сложно сочетать с их высокой энергией из-за наличия фундаментальных физических ограничений – нелинейных процессов. Предельно высокие пиковые мощности, достигаемые в сверхкоротких высокоэнергетичных импульсах, вызывают целый ряд нелинейных эффектов в среде, через которую распространяются такие импульсы: вынужденное комбинационное рассеяние, уширение спектра импульсов за счет фазовой самомодуляции и параметрических процессов, самофокусировку и филаментацию излучения. Указанные эффекты приводят к быстрому распаду сверхкоротких высокоэнергетичных импульсов в нелинейной среде, а при еще более высоких мощностях – к физическому разрушению самой среды. Для предотвращения нежелательных нелинейных эффектов используется так называемая технология "растягивания импульсов" (pulse stretching). Смысл ее состоит в увеличении длительности импульсов за счет дисперсии групповых скоростей, в результате чего происходит пропорциональное уменьшение пиковой мощности импульсов и снижение эффективности нелинейных процессов. Такие "растянутые" импульсы усиливаются до необходимого уровня энергии и с помощью оптических компрессоров сжимаются до предела Фурье перед самой "мишенью", которой облучаются такие импульсы.
Таким образом, стандартным решением для получения высокоэнергетичных сверхкоротких лазерных импульсов является использование лазерной системы, состоящей из задающего генератора, временного "растягивателя" импульсов, одного или нескольких каскадов оптических усилителей мощности (в англоязычной литературе обычно их называют MOPA, Master Oscillator Power Amplifier) и оптического компрессора, восстанавливающего малую длительность импульсов. К недостаткам такой системы можно отнести ее относительную сложность, необходимость использования нескольких источников оптической накачки (каждый из которых имеет свои блоки питания, управления и охлаждения, что ведет к ухудшению массогабаритных характеристик всей системы), риск повреждения усилительных каскадов при возникновении режима "гигантских импульсов", а также в случае преждевременного включения усилительных каскадов.
Альтернативным решением, в значительной степени лишенным указанных недостатков, является повышение уровня энергии импульсов непосредственно в задающем генераторе. В основе этого подхода лежит простая и оригинальная идея: поскольку частота повторения импульсов, генерируемых лазерами с пассивной синхронизацией мод, обратно пропорциональна времени обхода резонатора, повышения уровня энергии импульса можно достичь за счет увеличения длины резонатора. Действительно, если в два раза увеличить длину лазера, период следования импульсов удвоится и, как следствие, удвоится энергия оптической накачки, накопленная за это время в виде инверсии населенностей квантовых уровней энергии лазера. Несмотря на простоту идеи, ее практическая реализация сопряжена со значительными техническими трудностями, поэтому до недавнего времени рекорд длины резонаторов составлял всего 100 м для твердотельных [4] и 400 м для волоконных [5, 6] лазеров с синхронизацией мод. В 2008 году нашей группе удалось получить синхронизацию мод в волоконном резонаторе существенно большей длины – 3,8 км [7], получив рекордный уровень энергии импульсов непосредственно в лазере с пассивной синхронизацией мод – 3,9 мкДж на рекордно низкой для таких лазеров частоте следования импульсов 77 кГц. В данной работе был использован гибридный (объемно-волоконный) лазерный резонатор, схема которого представлена на рис.2.
Эта работа [7] вызвала большой интерес ввиду открывшихся перспектив генерации сверхкоротких высокоэнергетичных импульсов и послужила отправной точкой для бурных исследований в данной области в последующие годы (см., например, [8–19]). В частности, в работе [8] была экспериментально продемонстрирована генерация 1,7-нс импульса с гигантским чирпом в 1,2-км волоконном лазере с синхронизацией мод с использованием насыщающегося поглотителя на основе углеродных нанотрубок. Произведение длительности импульса на его спектральную ширину составило ~ 236, что в 750 раз больше предела Фурье для спектрально-ограниченных импульсов с формой огибающей, описываемой функцией sech2. В работе [9] был продемонстрирован лазерный резонатор с новой Θ-конфигурацией, выполненный из волокна с поддержкой поляризации (PM), синхронизация мод в котором также достигалась с помощью насыщающегося поглотителя на основе углеродных нанотрубок. Генерация в сверхдлинном лазере с аномальной дисперсией групповых скоростей была исследована в работе [10]. В работах [11, 12] сообщалось о получении пассивной синхронизации мод в сверхдлинных резонаторах с использованием насыщающихся полупроводниковых поглотителей на зеркалах (SESAM). В [13] авторы исследовали два различных режима генерации НЭП-лазеров (в том числе и с длинными резонаторами).
Необходимо отметить, что рекордно большие длины резонаторов допускают достаточно компактное исполнение – например, прототип коммерческого сверхдлинного лазера компании "Техноскан – Лазерные системы" (рис.3). Увеличение длины резонатора производится путем подключения бухты волокна через оптические разъемы к основному блоку волоконного лазера. Диаметр многокилометровой бухты волокна не превышает 25 см, ее высота – 10 см. Наибольшая оптическая длина резонатора волоконного лазера, в котором была осуществлена синхронизация мод излучения, составляет на сегодняшний день 37 км [20].
Одной из любопытных особенностей волоконных и гибридных лазеров с пассивной синхронизацией мод на основе эффекта НЭП является большое количество поддерживаемых ими режимов генерации, которые могут быть реализованы при различных уровнях мощности накачки и различных настройках внутрирезонаторных поляризационных элементов [13]. Еще более интересным является тот факт, что импульсы, генерируемые такими лазерами в различных режимах, могут отличаться не только количественными показателями (длительностью, уровнем энергии, величиной чирпа и т.п.), но и качественно. Так, помимо "обычного" стабильного одноимпульсного режима такие лазеры могут генерировать квазистохастические (шумоподобные) волновые пакеты, состоящие из большого количества суб-импульсов со случайными (флуктуирующими) параметрами – длительностью, длиной волны и энергией. Поскольку длительность таких суб-импульсов и расстояние между ними находится в фемтосекундном временном диапазоне, отдельные субимпульсы не могут быть разрешены даже с использованием самых быстрых современных фотодиодов и широкополосных осциллографов. О наличии в лазерном импульсе внутренней структуры можно судить лишь по наличию узкого центрального пика на автокорреляционной функции интенсивности [13]. Двухмасштабная (пико-фемтосекундная) АКФ напрямую связана с наличием двух масштабов временной когерентности таких импульсов: масштабом волнового пакета и заполняющих его субимпульсов. Как было показано позже в работах [16, 17], существуют также режимы генерации переходного типа, занимающие промежуточное место между стабильной одноимпульсной генерацией и генерацией стохастических волновых пакетов. АКФ таких "переходных" импульсов имеет колоколообразную форму с маленьким пиком в центре, свидетельствующем о наличии небольшой стохастической составляющей (шума) на фоне колоколообразных импульсов.
Проведенные в [18] исследования показали, что при увеличении длины лазерного резонатора вероятность получения стабильного одноимпульсного режима генерации падает, в связи с чем длинные лазеры с большой вероятностью генерируют квазистохастические волновые пакеты либо работают в промежуточном (полустохастическом) режиме генерации. Данное обстоятельство допускает достаточно простое объяснение. Так, с ростом длины лазерного резонатора его суммарная дисперсия линейно возрастает, в связи с чем растет и длительность генерируемых импульсов, а также их энергия. Как следствие, пиковая мощность таких импульсов остается приблизительно постоянной и не зависит от длины резонатора. Для получения стабильного режима генерации колоколообразных импульсов необходимо, чтобы кривая пропускания эффективного насыщающегося поглотителя (система волокно + фазовые элементы + поляризационный ответвитель) была гладкой на протяжении всего импульса и спадала на краях. Для выполнения этого условия необходимо, чтобы максимальный угол поворота эллипса поляризации не превосходил некоторого критического значения порядка π/2. Поскольку максимальный угол поворота эллипса поляризации пропорционален пиковой мощности импульса (которая, как было показано выше, остается приблизительно постоянной) и площади самого эллипса, необходимо, чтобы площадь эллипса поляризации уменьшалась обратно пропорционально длине резонатора. Уменьшение площади эллипса поляризации достигается за счет настроек фазовых пластин (либо контроллеров поляризации) в схеме лазера, однако неограниченно уменьшать площадь эллипса невозможно, что связано с наличием случайного двулучепреломления в длинных волокнах. Действительно, в процессе вытяжки волокно получатся не идеально круглым, а слегка эллиптическим, что приводит к наличию в нем хотя и слабого, но ненулевого двулучепреломления. Поскольку в достаточно длинных (несколько сотен метров – километр и более) волокнах ориентация эллипса в сечении оптического волокна меняется случайным образом, распространяющееся по волокну оптическое излучение не может сохранять свою линейную поляризацию и становится эллиптическим. Этот механизм приводит к ограничению на минимальную площадь эллипса поляризации импульсов и вносит стохастическую составляющую в генерацию сверхдлинных лазеров, уменьшая ее стабильность и делая чувствительной к деформациям волоконного резонатора.
Несмотря на наличие стохастической составляющей, высокоэнергетичные импульсы, генерируемые ультрадлинными волоконными лазерами, могут представлять значительный интерес для приложений благодаря высокой пиковой мощности составляющих их субимпульсов, высокому уровню энергии и относительно малой длительности. К числу перспективных применений таких импульсов относятся генераторы суперконтинуума, многоволновые источники на основе эффекта генерации оптических гармоник, микро- и нанообработка оптических материалов, изготовление компонентов фотоники и другие перспективные направления. Дополнительным преимуществом длинных лазеров по сравнению с другими схемами генерации высокоэнергетичных импульсов является отсутствие необходимости стретчирования импульсов в случае использования дополнительных каскадов внерезонаторного усиления.
Необходимо отметить, что с точки зрения реализации одновременно малой длительности и высокой энергии импульсов излучения длина волоконного задающего генератора имеет некую "золотую середину" [18], лежащую в диапазоне 0,5–1,5 км. Энергии импульсов, достигаемые при этих длинах резонаторов, выше энергий импульсов коротких задающих генераторов, а генерация может оставаться "обычной" одноимпульсной, которая позволяет эффективно сжимать импульсы оптическим компрессором.
Литература
Takashi Hori, Norihiko Nishizawa and Toshio Goto. Generation of 14-fs ultrashort pulse in all fiber scheme by use of highly nonlinear hybrid fiber. – International Conference on Ultrafast Phenomena (UP), Niigata, Japan, 2004, July 25.
Chen C., Wai P., Menyuk C. Soliton fiber ring laser. – Optics Letters, 1992, 17 (6), p. 417–419.
Matsas V., Newson T., Richardson D., Payne D. Selfstarting passively mode-locked fiberring soliton laser exploiting non linear polarisation rotation. – El. Lett., 1992, 28 (15), p. 1391–1393.
Kolev V., Lederer M., Luther-Davies B., Rode A. Passive mode locking of a Nd:YVO4 laser with an extra-long optical resonator. – Optics Letters, 2003, 28 (14), p. 1275–1277.
Kang J., Posey J. Demonstration of supercontinuum generation in a long-cavity fiber ring laser. – Optics Letters, 1998, 23 (17), p. 1375–1377.
Fong К. et al. Generation of low-repetition rate highenergy picosecond pulses from a single-wall carbon nanotube mode-locked fiber laser. – Optical Amplifiers and their Applications Conference (OAA 2006), Canada, OMD4, June 2006.
Kobtsev S., Kukarin S., Fedotov Y. Ultra-low repetition rate mode-locked fiber laser with high-energy pulses. – Optics Express, 2008, 16, p. 21936–21941.
Kelleher E., Travers J., Ippen E. et al. Generation and direct measurement of giant chirp in a passively mode-locked laser. – Optics Letters, 2009, 34 (22), p. 3526–3528.
Senoo Y., Nishizawa N., Sakakibara Y. et al. Ultralow-repetition-rate, high-energy, polarization-maintaining, Er-doped, ultrashort-pulse fiber laser using single-wall-carbon-nanotube saturable absorber. – Optics Express, 2010, 18 (20), p. 20673–20680.
Li X., Liu X., Hu X. et al. Long-cavity passively mode-locked fiber ring laser with high-energy rectangular-shape pulses in anomalous dispersion regime. – Optics Letters, 2010, 35 (19) p. 3249–3251.
Chen L., Zhang M., Zhou C. et al. Ultra-low repetition rate linear-cavity erbium-doped fiber laser modelocked with semiconductor saturable absorber mirror. – El. Lett., 2009, 45 (14), p. 731–733.
Tian X., Tang M., Shum P. et al. High-energy laser pulse with a submegahertz repetition rate from a passively mode-locked fiber laser. – Optics Letters, 2009, 34 (9), p. 1432–1434.
Kobtsev S., Kukarin S., Smirnov S., Turitsyn S., Latkin A. Generation of double-scale femto/pico-second optical lumps in mode-locked fiber lasers. – Optics Express, 2009, 17, p.20707–20713.
Nyushkov B., Denisov V., Kobtsev S., Pivtsov V. et al. Generation of 1.7-uJ pulses at 1,55 um by a self-mode-locked all-fiber laser with a kilometers-long linear-ring cavity. – Laser Physics Letters, 2010, 7, p.661–665.
Nyushkov B., Ivanenko A., Kobtsev S., Turitsyn S et al. Gamma-shaped long-cavity normal-dispersion mode-locked Er-fiber laser for sub-nanosecond high-energy pulsed generation. – Laser Physics Letters, 2012, 9, p.59–67.
Смирнов С., Кобцев С., Кукарин С., Иваненко А. Новый режим одноимпульсной генерации волоконных лазеров с синхронизацией мод за счет нелинейной эволюции поляризации излучения.– Квантовая электроника, 2012, 42 (9), с. 781–784.
Smirnov S., Kobtsev S., Kukarin S., Ivanenko A. Three key regimes of single pulse generation per round trip of all-normal-dispersion fiber lasers mode-locked with nonlinear polarization rotation. – Optics Express, 2012, 20 (24), 27447–27453.
Kobtsev S., Smirnov S. Fiber lasers mode-locked due to nonlinear polarization evolution: golden mean of cavity length.– Laser Physics, 2011, 21 (2), p.272–276.
Smirnov S., Kobtsev S., Kukarin S., Turitsyn S. Mode-Locked Fibre Lasers with High-Energy Pulses. – Chapter 3 in book: Laser Systems for Applications, p. 39-58, ISBN 978-953-307-429-0, InTech, 2011.
Turitsyn S., Dubov M., Kobtsev S., Ivanenko A. Mode-Locking in 25-km Fibre Laser. –In: 36th European Conference on Optical Communication (ECOC), Sep 19-23, 2010, Torino, Italy, Tu.5.D.1
К настоящему времени волоконные лазеры прочно заняли лидирующие позиции для выполнения разнообразных технологических операций в промышленности – резки, сварки, перфорации, модификации поверхностей и т.п. Применяемые в промышленности лазеры, как правило, являются мощными источниками непрерывного излучения. От таких источников в первую очередь требуют высокой надежности, большого ресурса работы, удобства в эксплуатации и высокого КПД. Наилучшие возможности могли бы быть реализованы с помощью диодных лазеров (что, возможно, и произойдет в будущем, по крайней мере для определенных технологических операций). Но пока диодные лазеры не могут обеспечить одновременно относительно высокую мощность излучения и высокое качество пучка излучения. Мощные технологические волоконные лазеры, по сути, трансформируют многомодовое излучение диодных лазеров накачки в собственное одномодовое излучение и предусматривают изменение только одного параметра излучения – мощности.
Для других применений (исследовательских, метрологических и т.д.) от волоконных лазеров требуется реализация набора фиксированных или вариабельных параметров излучения, аналогичных тем, которые получают в твердотельных лазерах, или даже лучше. Прогресс в этом направлении есть, современные волоконные и гибридные (волоконно-дискретные) лазерные системы обладают возможностью перестройки по длине волны, регулировке длительности и частоты следования импульсов и т.д. Но, пожалуй, одним из самых выдающихся достижений стал недавний успех волоконных лазеров в области генерации сверхкоротких оптических импульсов, традиционно занимаемой твердотельными оптическими генераторами. Долгое время задача генерации сверхкоротких импульсов в оптическом волокне казалась неразрешимой из-за хроматической дисперсии групповых скоростей, приводящей к значительному уширению импульсов в оптическом волокне. Успехи в технологии изготовления новых оптических волокон, а также поиск новых схем и режимов генерации сделал возможным получение в волоконных лазерах оптических импульсов длительностью всего 14 фс (1,4∙10–14 с) [1], что всего в несколько раз превышает длительность одного периода световой волны!
Для получения импульсов столь малой длительности используется, как правило, двухступенчатая схема. Задающий лазер генерирует фазово-модулированные импульсы длительностью порядка 100 фс, которые затем дополнительно сжимаются, проходя через отрезок оптического волокна, за счет совместного действия нелинейности и дисперсии. Но даже генерация 100-фс импульсов в волоконном задающем генераторе является нетривиальной задачей. Для ее решения используют пассивную синхронизацию мод волоконного резонатора, принцип действия которой заключается в самоукорочении импульса при прохождении через насыщающийся поглотитель. Коэффициент пропускания насыщающегося поглотителя увеличивается с ростом интенсивности излучения, что вносит дополнительные потери на краях лазерного импульса и ведет к его укорочению, компенсирующему рост длительности импульса за счет дисперсии. В качестве насыщающихся поглотителей наиболее часто используются материалы с высокими нелинейными свойствами – полупроводниковые структуры на зеркалах (SESAM) и углеродные нанотрубки. Однако, как правило, лазеры на их основе не позволяют получать импульсы короче 1 пс, т.е. почти на два порядка величины больше рекорднокороткой длительности для волоконных лазеров. Это связано с ограниченным "быстродействием" нелинейного отклика полупроводников и метаматериалов. Для генерации более коротких импульсов необходимо использовать гораздо более "быструю" нелинейность среды, обусловленную деформацией электронных орбиталей атомов. Сама по себе керровская нелинейность не приводит к эффекту насыщающегося поглощения в веществе, однако на ее основе может быть создан быстродействующий искусственный насыщающийся поглотитель. Чтобы понять принцип его действия, рассмотрим линейно поляризованный импульс 1, проходящий через оптическую систему (рис.1). После прохождения через двулучепреломляющие пластинки λ/2, λ/4 импульс приобретает эллиптическую поляризацию 2, которая под действием керровской нелинейности поворачивается в оптическом волокне на угол α, пропорциональный мощности импульса (эффект нелинейной эволюции поляризации, НЭП). Далее, излучение пропускается через поляризационный делитель (PBS), через который проходит только одна из волн ортогональных поляризаций. Вторая волна выводится из резонатора, внося тем самым оптические потери, величина которых зависит от угла поворота α эллипса поляризации и, следовательно, от мощности импульса. Данное обстоятельство позволяет работать рассмотренной схеме в качестве сверхбыстрого насыщающегося поглотителя [2,3] и реализовать генерацию лазерных импульсов длительностью 100 фс и меньше.
После реализации в волоконном лазере генерации сверхкоротких импульсов длительностью всего в несколько десятков фемтосекунд и меньше, возникает новая задача: получить одновременно и высокую пиковую мощность излучения (высокую энергию импульсов). Эта задача является нетривиальной, так как сверхмалую длительность импульсов сложно сочетать с их высокой энергией из-за наличия фундаментальных физических ограничений – нелинейных процессов. Предельно высокие пиковые мощности, достигаемые в сверхкоротких высокоэнергетичных импульсах, вызывают целый ряд нелинейных эффектов в среде, через которую распространяются такие импульсы: вынужденное комбинационное рассеяние, уширение спектра импульсов за счет фазовой самомодуляции и параметрических процессов, самофокусировку и филаментацию излучения. Указанные эффекты приводят к быстрому распаду сверхкоротких высокоэнергетичных импульсов в нелинейной среде, а при еще более высоких мощностях – к физическому разрушению самой среды. Для предотвращения нежелательных нелинейных эффектов используется так называемая технология "растягивания импульсов" (pulse stretching). Смысл ее состоит в увеличении длительности импульсов за счет дисперсии групповых скоростей, в результате чего происходит пропорциональное уменьшение пиковой мощности импульсов и снижение эффективности нелинейных процессов. Такие "растянутые" импульсы усиливаются до необходимого уровня энергии и с помощью оптических компрессоров сжимаются до предела Фурье перед самой "мишенью", которой облучаются такие импульсы.
Таким образом, стандартным решением для получения высокоэнергетичных сверхкоротких лазерных импульсов является использование лазерной системы, состоящей из задающего генератора, временного "растягивателя" импульсов, одного или нескольких каскадов оптических усилителей мощности (в англоязычной литературе обычно их называют MOPA, Master Oscillator Power Amplifier) и оптического компрессора, восстанавливающего малую длительность импульсов. К недостаткам такой системы можно отнести ее относительную сложность, необходимость использования нескольких источников оптической накачки (каждый из которых имеет свои блоки питания, управления и охлаждения, что ведет к ухудшению массогабаритных характеристик всей системы), риск повреждения усилительных каскадов при возникновении режима "гигантских импульсов", а также в случае преждевременного включения усилительных каскадов.
Альтернативным решением, в значительной степени лишенным указанных недостатков, является повышение уровня энергии импульсов непосредственно в задающем генераторе. В основе этого подхода лежит простая и оригинальная идея: поскольку частота повторения импульсов, генерируемых лазерами с пассивной синхронизацией мод, обратно пропорциональна времени обхода резонатора, повышения уровня энергии импульса можно достичь за счет увеличения длины резонатора. Действительно, если в два раза увеличить длину лазера, период следования импульсов удвоится и, как следствие, удвоится энергия оптической накачки, накопленная за это время в виде инверсии населенностей квантовых уровней энергии лазера. Несмотря на простоту идеи, ее практическая реализация сопряжена со значительными техническими трудностями, поэтому до недавнего времени рекорд длины резонаторов составлял всего 100 м для твердотельных [4] и 400 м для волоконных [5, 6] лазеров с синхронизацией мод. В 2008 году нашей группе удалось получить синхронизацию мод в волоконном резонаторе существенно большей длины – 3,8 км [7], получив рекордный уровень энергии импульсов непосредственно в лазере с пассивной синхронизацией мод – 3,9 мкДж на рекордно низкой для таких лазеров частоте следования импульсов 77 кГц. В данной работе был использован гибридный (объемно-волоконный) лазерный резонатор, схема которого представлена на рис.2.
Эта работа [7] вызвала большой интерес ввиду открывшихся перспектив генерации сверхкоротких высокоэнергетичных импульсов и послужила отправной точкой для бурных исследований в данной области в последующие годы (см., например, [8–19]). В частности, в работе [8] была экспериментально продемонстрирована генерация 1,7-нс импульса с гигантским чирпом в 1,2-км волоконном лазере с синхронизацией мод с использованием насыщающегося поглотителя на основе углеродных нанотрубок. Произведение длительности импульса на его спектральную ширину составило ~ 236, что в 750 раз больше предела Фурье для спектрально-ограниченных импульсов с формой огибающей, описываемой функцией sech2. В работе [9] был продемонстрирован лазерный резонатор с новой Θ-конфигурацией, выполненный из волокна с поддержкой поляризации (PM), синхронизация мод в котором также достигалась с помощью насыщающегося поглотителя на основе углеродных нанотрубок. Генерация в сверхдлинном лазере с аномальной дисперсией групповых скоростей была исследована в работе [10]. В работах [11, 12] сообщалось о получении пассивной синхронизации мод в сверхдлинных резонаторах с использованием насыщающихся полупроводниковых поглотителей на зеркалах (SESAM). В [13] авторы исследовали два различных режима генерации НЭП-лазеров (в том числе и с длинными резонаторами).
Необходимо отметить, что рекордно большие длины резонаторов допускают достаточно компактное исполнение – например, прототип коммерческого сверхдлинного лазера компании "Техноскан – Лазерные системы" (рис.3). Увеличение длины резонатора производится путем подключения бухты волокна через оптические разъемы к основному блоку волоконного лазера. Диаметр многокилометровой бухты волокна не превышает 25 см, ее высота – 10 см. Наибольшая оптическая длина резонатора волоконного лазера, в котором была осуществлена синхронизация мод излучения, составляет на сегодняшний день 37 км [20].
Одной из любопытных особенностей волоконных и гибридных лазеров с пассивной синхронизацией мод на основе эффекта НЭП является большое количество поддерживаемых ими режимов генерации, которые могут быть реализованы при различных уровнях мощности накачки и различных настройках внутрирезонаторных поляризационных элементов [13]. Еще более интересным является тот факт, что импульсы, генерируемые такими лазерами в различных режимах, могут отличаться не только количественными показателями (длительностью, уровнем энергии, величиной чирпа и т.п.), но и качественно. Так, помимо "обычного" стабильного одноимпульсного режима такие лазеры могут генерировать квазистохастические (шумоподобные) волновые пакеты, состоящие из большого количества суб-импульсов со случайными (флуктуирующими) параметрами – длительностью, длиной волны и энергией. Поскольку длительность таких суб-импульсов и расстояние между ними находится в фемтосекундном временном диапазоне, отдельные субимпульсы не могут быть разрешены даже с использованием самых быстрых современных фотодиодов и широкополосных осциллографов. О наличии в лазерном импульсе внутренней структуры можно судить лишь по наличию узкого центрального пика на автокорреляционной функции интенсивности [13]. Двухмасштабная (пико-фемтосекундная) АКФ напрямую связана с наличием двух масштабов временной когерентности таких импульсов: масштабом волнового пакета и заполняющих его субимпульсов. Как было показано позже в работах [16, 17], существуют также режимы генерации переходного типа, занимающие промежуточное место между стабильной одноимпульсной генерацией и генерацией стохастических волновых пакетов. АКФ таких "переходных" импульсов имеет колоколообразную форму с маленьким пиком в центре, свидетельствующем о наличии небольшой стохастической составляющей (шума) на фоне колоколообразных импульсов.
Проведенные в [18] исследования показали, что при увеличении длины лазерного резонатора вероятность получения стабильного одноимпульсного режима генерации падает, в связи с чем длинные лазеры с большой вероятностью генерируют квазистохастические волновые пакеты либо работают в промежуточном (полустохастическом) режиме генерации. Данное обстоятельство допускает достаточно простое объяснение. Так, с ростом длины лазерного резонатора его суммарная дисперсия линейно возрастает, в связи с чем растет и длительность генерируемых импульсов, а также их энергия. Как следствие, пиковая мощность таких импульсов остается приблизительно постоянной и не зависит от длины резонатора. Для получения стабильного режима генерации колоколообразных импульсов необходимо, чтобы кривая пропускания эффективного насыщающегося поглотителя (система волокно + фазовые элементы + поляризационный ответвитель) была гладкой на протяжении всего импульса и спадала на краях. Для выполнения этого условия необходимо, чтобы максимальный угол поворота эллипса поляризации не превосходил некоторого критического значения порядка π/2. Поскольку максимальный угол поворота эллипса поляризации пропорционален пиковой мощности импульса (которая, как было показано выше, остается приблизительно постоянной) и площади самого эллипса, необходимо, чтобы площадь эллипса поляризации уменьшалась обратно пропорционально длине резонатора. Уменьшение площади эллипса поляризации достигается за счет настроек фазовых пластин (либо контроллеров поляризации) в схеме лазера, однако неограниченно уменьшать площадь эллипса невозможно, что связано с наличием случайного двулучепреломления в длинных волокнах. Действительно, в процессе вытяжки волокно получатся не идеально круглым, а слегка эллиптическим, что приводит к наличию в нем хотя и слабого, но ненулевого двулучепреломления. Поскольку в достаточно длинных (несколько сотен метров – километр и более) волокнах ориентация эллипса в сечении оптического волокна меняется случайным образом, распространяющееся по волокну оптическое излучение не может сохранять свою линейную поляризацию и становится эллиптическим. Этот механизм приводит к ограничению на минимальную площадь эллипса поляризации импульсов и вносит стохастическую составляющую в генерацию сверхдлинных лазеров, уменьшая ее стабильность и делая чувствительной к деформациям волоконного резонатора.
Несмотря на наличие стохастической составляющей, высокоэнергетичные импульсы, генерируемые ультрадлинными волоконными лазерами, могут представлять значительный интерес для приложений благодаря высокой пиковой мощности составляющих их субимпульсов, высокому уровню энергии и относительно малой длительности. К числу перспективных применений таких импульсов относятся генераторы суперконтинуума, многоволновые источники на основе эффекта генерации оптических гармоник, микро- и нанообработка оптических материалов, изготовление компонентов фотоники и другие перспективные направления. Дополнительным преимуществом длинных лазеров по сравнению с другими схемами генерации высокоэнергетичных импульсов является отсутствие необходимости стретчирования импульсов в случае использования дополнительных каскадов внерезонаторного усиления.
Необходимо отметить, что с точки зрения реализации одновременно малой длительности и высокой энергии импульсов излучения длина волоконного задающего генератора имеет некую "золотую середину" [18], лежащую в диапазоне 0,5–1,5 км. Энергии импульсов, достигаемые при этих длинах резонаторов, выше энергий импульсов коротких задающих генераторов, а генерация может оставаться "обычной" одноимпульсной, которая позволяет эффективно сжимать импульсы оптическим компрессором.
Литература
Takashi Hori, Norihiko Nishizawa and Toshio Goto. Generation of 14-fs ultrashort pulse in all fiber scheme by use of highly nonlinear hybrid fiber. – International Conference on Ultrafast Phenomena (UP), Niigata, Japan, 2004, July 25.
Chen C., Wai P., Menyuk C. Soliton fiber ring laser. – Optics Letters, 1992, 17 (6), p. 417–419.
Matsas V., Newson T., Richardson D., Payne D. Selfstarting passively mode-locked fiberring soliton laser exploiting non linear polarisation rotation. – El. Lett., 1992, 28 (15), p. 1391–1393.
Kolev V., Lederer M., Luther-Davies B., Rode A. Passive mode locking of a Nd:YVO4 laser with an extra-long optical resonator. – Optics Letters, 2003, 28 (14), p. 1275–1277.
Kang J., Posey J. Demonstration of supercontinuum generation in a long-cavity fiber ring laser. – Optics Letters, 1998, 23 (17), p. 1375–1377.
Fong К. et al. Generation of low-repetition rate highenergy picosecond pulses from a single-wall carbon nanotube mode-locked fiber laser. – Optical Amplifiers and their Applications Conference (OAA 2006), Canada, OMD4, June 2006.
Kobtsev S., Kukarin S., Fedotov Y. Ultra-low repetition rate mode-locked fiber laser with high-energy pulses. – Optics Express, 2008, 16, p. 21936–21941.
Kelleher E., Travers J., Ippen E. et al. Generation and direct measurement of giant chirp in a passively mode-locked laser. – Optics Letters, 2009, 34 (22), p. 3526–3528.
Senoo Y., Nishizawa N., Sakakibara Y. et al. Ultralow-repetition-rate, high-energy, polarization-maintaining, Er-doped, ultrashort-pulse fiber laser using single-wall-carbon-nanotube saturable absorber. – Optics Express, 2010, 18 (20), p. 20673–20680.
Li X., Liu X., Hu X. et al. Long-cavity passively mode-locked fiber ring laser with high-energy rectangular-shape pulses in anomalous dispersion regime. – Optics Letters, 2010, 35 (19) p. 3249–3251.
Chen L., Zhang M., Zhou C. et al. Ultra-low repetition rate linear-cavity erbium-doped fiber laser modelocked with semiconductor saturable absorber mirror. – El. Lett., 2009, 45 (14), p. 731–733.
Tian X., Tang M., Shum P. et al. High-energy laser pulse with a submegahertz repetition rate from a passively mode-locked fiber laser. – Optics Letters, 2009, 34 (9), p. 1432–1434.
Kobtsev S., Kukarin S., Smirnov S., Turitsyn S., Latkin A. Generation of double-scale femto/pico-second optical lumps in mode-locked fiber lasers. – Optics Express, 2009, 17, p.20707–20713.
Nyushkov B., Denisov V., Kobtsev S., Pivtsov V. et al. Generation of 1.7-uJ pulses at 1,55 um by a self-mode-locked all-fiber laser with a kilometers-long linear-ring cavity. – Laser Physics Letters, 2010, 7, p.661–665.
Nyushkov B., Ivanenko A., Kobtsev S., Turitsyn S et al. Gamma-shaped long-cavity normal-dispersion mode-locked Er-fiber laser for sub-nanosecond high-energy pulsed generation. – Laser Physics Letters, 2012, 9, p.59–67.
Смирнов С., Кобцев С., Кукарин С., Иваненко А. Новый режим одноимпульсной генерации волоконных лазеров с синхронизацией мод за счет нелинейной эволюции поляризации излучения.– Квантовая электроника, 2012, 42 (9), с. 781–784.
Smirnov S., Kobtsev S., Kukarin S., Ivanenko A. Three key regimes of single pulse generation per round trip of all-normal-dispersion fiber lasers mode-locked with nonlinear polarization rotation. – Optics Express, 2012, 20 (24), 27447–27453.
Kobtsev S., Smirnov S. Fiber lasers mode-locked due to nonlinear polarization evolution: golden mean of cavity length.– Laser Physics, 2011, 21 (2), p.272–276.
Smirnov S., Kobtsev S., Kukarin S., Turitsyn S. Mode-Locked Fibre Lasers with High-Energy Pulses. – Chapter 3 in book: Laser Systems for Applications, p. 39-58, ISBN 978-953-307-429-0, InTech, 2011.
Turitsyn S., Dubov M., Kobtsev S., Ivanenko A. Mode-Locking in 25-km Fibre Laser. –In: 36th European Conference on Optical Communication (ECOC), Sep 19-23, 2010, Torino, Italy, Tu.5.D.1
Отзывы читателей
