WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

На правах рукописи

Харенко Денис Сергеевич

Генерация и масштабирование диссипативных солитонов в полностью волоконной схеме фемтосекундного иттербиевого лазера

01.04.05 «Оптика»

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Новосибирск – 2012

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте автоматики и электрометрии Сибирского отделения Рос­ сийской академии наук (ИАиЭ СО РАН) и на кафедре квантовой оптики Федерального государственного бюджетного образовательного учреждения высшего профессионального образования «Новосибирский национальный ис­ следовательский государственный университет» (НГУ)

Научный консультант: доктор физико-математических наук Подивилов Евгений Вадимович

Официальные оппоненты: Смирнов Сергей Валерьевич кандидат физико-математических наук НГУ, старший научный сотрудник Курков Александр Семёнович доктор физико-математических наук Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт общей физики им. А. М. Прохорова Российской академии наук, ведущий научный сотрудник

Ведущая организация: Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт лазерной физи­ ки Сибирского отделения Российской акаде­ мии наук (ИЛФ СО РАН)

Защита состоится « » 2012 г. в часов на заседании дис­ сертационного совета Д 003.005.01 при Федеральном государственном бюд­ жетном учреждении науки Институте автоматики и электрометрии Сибир­ ского отделения Российской академии наук по адресу: 630090, г. Новосибирск, проспект Академика Коптюга, 1.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИАиЭ СО РАН.

Автореферат разослан « » 2012 г.

Ученый секретарь диссертационного совета д.ф.-м.н. Насыров К. А.

Общая характеристика работы

Актуальность работы. Из всего многообразия лазеров, представлен­ ных на текущий момент, одними из самых бурно развивающихся являются волоконные лазеры [1, 2]. Резонатор таких лазеров формируется из оптиче­ ского волокна — кварцевого световода с характерными диаметрами оболочки 125 мкм и сердцевины 6 мкм. Разницу показателей преломления между оболочкой и сердцевиной выбирают таким образом, чтобы световод поддер­ живал только одну поперечную моду для выбранного спектрального диапа­ зона. Для создания активных волоконных световодов сердцевину легируют редкоземельными элементами. Наиболее часто для этих целей применяют иттербий и эрбий [3]. Общими преимуществами лазеров на волоконных све­ товодах являются: высокое качество выходного излучения (поддерживается только основная поперечная мода); отсутствие юстировочных элементов (из­ лучение генерируется внутри волоконного резонатора) и объёмной оптики, требующих регулярного обслуживания; компактность и относительно высо­ кая эффективность ( 80% по накачке) [3]. Сама накачка является оптиче­ ской и, как правило, осуществляется полупроводниковыми лазерными диода­ ми с волоконным выводом излучения в сердцевину или в оболочку волокна, что обеспечивает высокую надёжность и простоту такого решения. Спектр волоконных лазеров чрезвычайно широк: от непрерывных одночастотных ла­ зеров с распределённой обратной связью [4] до импульсных широкополосных, включая наносекундные (лазеры с модуляцией добротности [5]), пикосекунд­ ные и фемтосекундные лазеры с синхронизацией мод [6].

В волоконных фемтосекундных лазерах из волокон с различными зна­ чениями дисперсии и нелинейности можно сконструировать добротный ре­ зонатор как с чисто аномальной, так и с близкой к нулю или нормальной дисперсией [7]. В зависимости от величины полной дисперсии резонатора ре­ ализуются существенно разные режимы импульсной генерации. В среде с чи­ сто аномальной дисперсией генерируются спектрально ограниченные оптиче­ ские импульсы, которые принято называть солитонами [8, 9], т. е. уединённы­ ми волнами, распространяющимися без изменения формы и длительности за счёт взаимной компенсации дисперсионного и нелинейного уширения. А пол­ ностью нормальная дисперсия позволяет получить режим так называемых чирпованных (с линейной частотной модуляцией) импульсов — диссипатив­ ных солитонов (ДС), энергия которых за счёт большей длительности при той же пиковой мощности может превышать энергию классических солитонов в десятки и сотни раз. Такие импульсы легко усиливаются и могут быть сжаты внешним компрессором до длительности 35–200 фс [10]. Энергия импульсов растёт с увеличением длины и диаметра сердцевины световода [11, 12], но при удлинении резонатора наблюдаются ограничения, связанные с потерей стабильности ДС. При этом в перспективной для применений полностью во­ локонной схеме иттербиевого лазера максимальная энергия ДС составляет 4 нДж [13], тогда как в частично-волоконной схеме при использовании стандартных одномодовых световодов энергия ДС достигает 20 нДж [11].

Поэтому актуальной является задача о повышении энергии импульсов ДС за счёт удлинения резонатора в полностью волоконной схеме. Фемтосекунд­ ные генераторы с высокой энергией в импульсе потенциально могут прийти на смену традиционным, гораздо более сложным и дорогим, системам уси­ ления фемтосекундных импульсов в таких приложениях, как генерация су­ перконтинуума и гармоник высоких порядков [14], генерация терагерцового излучения [15] и создание наноструктур в прозрачных диэлектрических ма­ териалах [16].

Цель диссертационной работы состоит в теоретическом и экспе­ риментальном изучении вопроса об увеличении энергии импульсов в схеме генератора чирпованных диссипативных солитонов (ДС) путём удлинения резонатора (уменьшения частоты повторения генерируемых импульсов). В рамках этого вопроса сформулированы следующие задачи:

Исследование причин потери стабильности диссипативного солитона при увеличении длины резонатора волоконного лазера с синхрониза­ цией мод на основе эффекта нелинейного вращения поляризации.

Исследование возможностей масштабирования диссипативного солито­ на по энергии за счёт увеличения длины резонатора волоконного лазера при сохранении стабильного режима генерации.

Создание полностью волоконного генератора сильночирпованных фем­ тосекундных импульсов с высокой энергией (10–100 нДж) и малой ча­ стотой повторения (1–10 МГц).

Получение и исследование предельных параметров генерируемых им­ пульсов и сравнение их с рассчитанными в рамках аналитической моде­ ли генерации сильночирпованных ДС [17].

Научная новизна. Впервые проведен анализ области применимости и стабильности приближенного аналитического решения [17], описывающего работу генератора сильночирпованных диссипативных солитонов и его срав­ нение с экспериментальными данными. Установлено, что отличие экспери­ мента от аналитики, возникающее при попытке масштабирования полностью волоконного генератора с нормальной дисперсией резонатора и синхрониза­ цией мод на основе эффекта нелинейного вращения поляризации, связано с чрезмерным вращением эллипса поляризации. Также впервые предложен и реализован принцип построения резонатора лазера из двух функциональ­ ных частей: длинного участка из волокна с сохранением состояния поляриза­ ции и короткого участка из стандартного одномодового волокна,— позволя­ ющий отделить эффекты, ответственные за формирование сильночирпован­ ного диссипативного солитона в длинном резонаторе, от эффекта нелинейно­ го вращения поляризации, ответственного за синхронизацию мод. В резуль­ тате энергия ДС в полностью волоконной схеме увеличена почти на порядок.

Установлено, что следующим фактором, ограничивающим масштабирование волоконного фемтосекундного генератора, является эффект вынужденного комбинационного рассеяния.

Практическая значимость. В работе продемонстрирована возмож­ ность эффективного масштабирования полностью волоконного генератора фемтосекундных импульсов по энергии за счёт увеличения длины резонато­ ра. Комбинация данного подхода с уже исследованной другими авторами воз­ можностью масштабирования путём увеличения диаметра моды открывает путь для создания полностью волоконных генераторов с энергией 500 нДж и длительностью 200 фс после сжатия во внешнем компрессоре.

На защиту выносятся следующие положения:

1. Для волоконного лазера с синхронизацией мод на основе эффекта нели­ нейного вращения поляризации в одномодовом световоде существует критический угол поворота эллипса поляризации ( /2), после пре­ вышения которого рост энергии диссипативного солитона (ДС) прекра­ щается, режим ДС становится неустойчивым, а синхронизация мод – стохастической.

2. Разделение эффектов, ответственных за синхронизацию мод и за фор­ мирование диссипативного солитона, возможно в резонаторе, состоя­ щем из короткого участка стандартного одномодового волокна, не со­ храняющего состояние поляризации, и длинного участка волокна, со­ храняющего состояние поляризации.

3. При удлинении участка резонатора, состоящего из волокна, сохраня­ ющего состояние поляризации, за счёт роста длительности ДС проис­ ходит значительное увеличение энергии импульсов без ухудшения их стабильности и эффективности сжатия внешним компрессором.

4. Главным ограничением энергии импульса при масштабировании ДС за счёт увеличения длины резонатора является эффект вынужденного комбинационного рассеяния (ВКР), однако при этом режим генерации остается стабильным.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы докладывались на следующих конференциях и семинарах: Всероссийская кон­ ференция по волоконной оптике ВКВО-2011 (Пермь, Россия); 20th Interna­ tional Laser Physics Workshop - LPHYS-2011 (Sarajevo, Bosnia and Herzegovina);

Российский семинар по волоконным лазерам 2012 (Новосибирск, Россия);

Photonics Global Conference 2012 (Singapore); а также на совместных науч­ ных семинарах УНЦ «Квантовая оптика» ИАиЭ СО РАН и НГУ.

Публикации. Соискатель имеет 7 опубликованных работ по теме дис­ сертации, включая материалы конференций и семинаров. Три работы [A1, A2, A3] опубликованы в ведущих рецензируемых научных журналах и изда­ ниях, определённых Высшей аттестационной комиссией.

Личный вклад автора. Все экспериментальные результаты, изложен­ ные в работе, получены автором лично. Он также активно участвовал в поста­ новке задач для численного расчёта, в обсуждениях полученных результатов и их интерпретации, в подготовке научных статей. Автор провёл сравнение аналитической модели и численного расчёта с экспериментальными данны­ ми, а также осуществил реализацию и оптимизацию новой схемы полностью волоконного фемтосекундного лазера с разделением эффектов нелинейного и дисперсионного набега фаз и нелинейного вращения поляризации.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введе­ ния, трёх глав, заключения, списка литературы, содержания, а также списка условных обозначений и сокращений. Работа изложена на 88 страницах ма­ шинописного текста, содержит 23 рисунка и 2 таблицы. Список литературы содержит 102 ссылки.

Содержание работы Во Введении кратко перечислены преимущества волоконных лазеров в целом и особенности фемтосекундных волоконных лазеров, обоснована акту­ альность и практическая значимость исследований режима генерации силь­ ночирпованных диссипативных солитонов, приведено краткое описание про­ блемы на момент начала работы, сформулирована цель и представлены выно­ симые на защиту научные положения. Также изложено краткое содержание каждой из глав диссертации.

В первой главе содержится описание типичных экспериментальных реализаций фемтосекундных волоконных лазеров. Обсуждаются преимуще­ ства и недостатки наиболее часто используемых способов синхронизации мод в волоконных фемтосекундных лазерах. Особое внимание уделено описанию принципа синхронизации мод на основе эффекта нелинейного вращения поля­ ризации (НВП). В главе также приведены способы теоретического описания фемтосекундного генератора — скалярная модель на базе обобщенного урав­ нения Гинзбурга-Ландау (УГЛ), аналитическое решение УГЛ в приближении большого чирпа, векторная модель, позволяющая напрямую рассчитать дей­ ствие эффекта НВП. Обобщенное УГЛ записывается как [17]:

A 2 2 = i - |A|2 A + - + + |A|2 1 - |A|2 A, (1) z 2 t2 tгде — разница потерь и насыщенного усиления, — параметр спектральной фильтрации, 2 — коэффициент дисперсии оптического волокна, — коэф­ фициент нелинейности оптического волокна, — коэффициент амплитудной самомодуляции (АСМ), — коэффициент насыщения АСМ, A — амплитуда и |A|2 — интенсивность электромагнитного поля.

Описаны применяемые численные методы. Завершает главу параграф, содержащий результаты измерений параметров волоконных элементов экспе­ риментальной установки, которые использовались в последующем численном расчёте и различных оценках.

Во второй главе описаны теоретические предпосылки для поиска пара­ метров масштабирования. Особое внимание уделено случаю сильночирпован­ ных диссипативных солитонов (СЧДС). Для этого случая существует при­ ближенное аналитическое решение уравнения (1) [17], которое записывается в неявном виде:

(t) 1 (t) t arctanh + arctan =. (2) R R T 6 H(2 - 2) I() dz P (t)ei(t)-it , (3) 2 + R2где = 2/2 · Pm — максимальная отстройка частоты (полуширина спек­ тра СЧДС), Pm — пиковая мощность импульса, T = 62/(23(1 + R2)) — полудлительность импульса, (t) — мгновенная частота, H(x) — функция Хе­ висайда. Из вида этих уравнений следует, что форма как временной (2), так и спектральной (3) огибающих определяется только одним безразмерным па­ раметром R = ((1+2/2) (Pm)-5/3)1/2, из чего можно сделать вывод о 1. 0. 0. 0. 0. 0.2.1 м 0. 0.2.8 м 3.2 м 0. 0.4.2 м a) b) 0.2 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 200 250 300 350 4Длина волоконной части резонатора, м Мощность накачки, мВт Рис. 1. Энергия импульса на выходе из резонатора в зависимости от длины резонатора (символы — различные уровни накачки, пунктир — линейная аппроксимация по первым трём группам точек) (a) и отношение нелинейного и дисперсионного набегов фаз в резо­ наторе в зависимости от мощности накачки (при различных длинах резонатора)(b) возможности масштабирования данного решения по любой паре параметров, входящих в R в виде отношения. Например, одновременное увеличение сум­ марной дисперсии и нелинейности резонатора, что соответствует простому увеличению его длины, не изменяет параметр R, но приводит к линейному росту параметра чирпа импульса f = · T. Стабильность приближенного аналитического решения уравнения (1), область его существования и приме­ нимости (по величине параметра чирпа) исследовались численно.

Сравнение численного расчёта с аналитическим решением в характер­ ных точках области существования положительной ветви решения показало их совпадение с точностью до 10-2 - 10-4. Исследована зависимость формы огибающей решений от значения параметра R. При R = 2.5 форма импуль­ са хорошо приближается формулой sech2, т. е. близка к форме стандартного солитона УГЛ. C уменьшением R до 0.5 форма хорошо описывается пара­ болой. В предельном случае (R 0) импульс принимает вид, близкий к прямоугольному. Полученные теоретические результаты позволяют класси­ фицировать наблюдаемые экспериментально СЧДС и оптимизировать экс­ периментальные схемы для получения импульсов с различными формами и параметрами в условиях резонатора с полностью нормальной дисперсией.

Во втором параграфе главы экспериментально исследована зависимость энергии импульса и параметра чирпа от длины резонатора. Полученные за­ висимости энергии и баланса дисперсионного и нелинейного набега фаз от длины резонатора и мощности накачки (2P0/22 = 1, где P0 — средняя за обход пиковая мощность импульса) приведены на рис. 1. Вводится понятие критического угла поворота эллипса поляризации для резонатора волоконно­ го фемтосекундного лазера, состоящего из стандартного одномодового волок­ на, после превышения которого рост энергии прекращается, при этом во всём P / Энергия, нДж 2.2 1a) b) =5o =5o 1=9o =9o 1. 1=16o =16o 1. 1 1. 1.2 0. 0. 0. 0.2 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 Длина резонатора, м Длина резонатора, м Рис. 2. Векторная модель: энергия импульса на выходе из резонатора (a) и угол поворота эллипса поляризации за обход (b) в зависимости от длины резонатора и угла поворота четверть-волновой пластинки , определяющего эллиптичность излучения диапазоне экспериментальных параметров условие равенства дисперсионного и нелинейного набега выполняется с точностью 20% (рис. 1.b). Полученные экспериментальные зависимости согласуются с результатами численного рас­ чёта, выполненного в векторной модели [18], где эффект НВП моделируется непосредственно через взаимодействие ортогональных поляризаций в опти­ ческом волокне.

Зависимости рассчитанных значений выходной энергии лазера и значе­ ний нелинейного угла поворота эллипса поляризации от длины резонатора приведены на рис. 2.a и рис. 2.b соответственно. Здесь видно, что при ма­ лых длинах резонатора выходная энергия растёт линейно. Линейную зави­ симость даёт и аналитическая модель. Однако с дальнейшим увеличением длины характер кривой меняется — после определённой длины, при которой угол поворота начинает превышать некоторое критическое значение, харак­ тер роста энергии изменяется, что и наблюдается в эксперименте. Значение суммарного за проход резонатора угла поворота зависит от длины резонатора и эллиптичности излучения и растёт с увеличением эллиптичности. Умень­ шая эллиптичность, можно увеличить длину резонатора и энергию импульса без превышения критического угла поворота, однако в эксперименте мини­ мальная эллиптичность ограничена случайным двулучепреломлением в во­ локне. На рис. 2.b приведено значение угла нелинейного поворота эллипса поляризации излучения за проход резонатора. Видно, что при приближении к длине, при которой изменяется характер роста энергии, угол поворота ста­ новится близок к /2, что соответствует насыщению АСМ. Таким образом, если синхронизация мод в волоконном фемтосекундном лазере достигается за счёт эффекта НВП, то соотношение между эллиптичностью излучения, коэффициентом усиления и длиной резонатора должно быть таким, чтобы суммарный угол поворота эллипса был менее /2. Только в этом случае вы­ Энергия, нДж Угол поворота, град Рис. 3. Схема фемтосекундного лазера с новой PM-SM-конфигурацией резонатора ходная энергия излучения будет максимальной при устойчивом одноимпульс­ ном режиме. Иначе реализовывается многоимпульсный режим, либо теряется стабильность.

В конце главы на основе проведённых исследований предложен новый подход, позволяющий значительно увеличить длину резонатора без превы­ шения критического угла. Он заключается в использовании волокна с сохра­ нением поляризации совместно с отрезком волокна без сохранения поляриза­ ции. На участке с сохранением поляризации будут набираться нелинейный и дисперсионный набеги фазы, необходимые для формирования сильночирпо­ ванного диссипативного солитона, а на участке с волокном без сохранения поляризации — вращение эллипса поляризации, необходимое для устойчивой синхронизации мод.

В третьей главе приведено подробное описание и экспериментальная реализация предложенного подхода в полностью волоконной схеме резонато­ ра. Новая схема эксперимента состоит из длинного участка волокна, сохра­ няющего состояние поляризации (polarization maintaining - PM), и короткого участка стандартного одномодового (single mode - SM) волокна. На основа­ нии проведённых исследований было установлено, что именно эта конфигура­ ция резонатора может обеспечить возможность дальнейшего масштабирова­ ния ДС по энергии при сохранении стабильного режима генерации. Описаны возможные варианты взаимного расположения элементов резонатора. Опти­ мальное расположение было найдено экспериментально, и представлено на рис. 3. Здесь, часть резонатора, состоящая из SM-волокна, включает в се­ бя отрезок пассивного волокна (Nufern 1060-XP) и короткий (15 см) участок сильно-легированного активного волокна (CorActive Yb-17-05). Перечислен­ ные элементы выделены в пунктирный блок (справа). Контроллер поляри­ зации (КП) и поляризационный делитель (PBS), установленные до и после внешн.

7 b) 20 a) -внутр.

0.- - 5 -10 0 -20-10 0 10 Время, пс Частота, кГц - - - - 980 1000 1020 1040 1060 1080 1100 -1.5 -1 -0.5 0 0.5 1 1.Длина волны, нм Время, пс Рис. 4. Характерный оптический спектр внутри (внутр.) и вне резонатора (внешн.) ла­ зера, на вставке — типичный вид радиочастотного спектра, измеренного вблизи частоты 750 МГц (a) и интерференционная АКФ сжатого импульса, на вставке — АКФ по интен­ сивности для чирпованного ДС (b) участка SM-волокна соответственно, обеспечивают синхронизацию мод на ос­ нове эффекта НВП. Полная длина SM-участка составляет L1 1.5 м и яв­ ляется оптимальной с точки зрения стабильности генерации и максимальной выходной энергии импульсов. При чрезмерном уменьшении данного участка увеличивается порог генерации по накачке, а при увеличении длины полу­ чить синхронизацию мод становится невозможным. При достаточно большой длине генерация начинается при меньшем уровне накачки, но с дальнейшим её увеличением становится нестабильной, переходя в стохастическую или мно­ гоимпульсную.

PM-часть состоит исключительно из компонент, сохраняющих состояние поляризации: длинный участок пассивного PM-волокна Nufern PM980-XP (L2 25 м), PM-изолятор, PM-ответвитель (для измерения внутрирезона­ торных характеристик) и спектрально-селективный ответвитель (PM-WDM) для ввода излучения накачки в резонатор. Соответствующая часть резонато­ ра также выделена пунктирным блоком (слева).

Частота повторения импульсов составила 7 МГц при полной длине ре­ зонатора 30 м, что почти в два раза больше, чем в [11] при том же уровне энергии импульса. Режим СЧДС остаётся стабильным, однако при большей длине появляются новые факторы, ограничивающие энергию, а именно, эф­ фект ВКР. В спектре генерации, представленном на рис. 4.a, видно, что по­ мимо спектра солитона, центрированного на 1010 нм, появился стоксов пик ВКР, отстоящий на 45 нм. Отметим, что о наблюдении стоксовой компоненты ВКР в высокоэнергетичном импульсном волоконном лазере сравнимой длины было упомянуто в работе [19], но этот факт остался без внимания и эффект I, дБ I, отн.ед.

Интенсивность, дБ Интенсивность, отн.ед.

не был исследован. Пик ВКР возрастает с увеличением мощности накачки и может достигнуть энергии, сравнимой с энергией СЧДС, тем самым суще­ ственно ограничивая максимальную энергию солитона. Несмотря на значи­ тельные потери энергии, режим генерации ДС остаётся стабильным и основ­ ной солитон не разрушается, а качество синхронизации мод, о котором можно судить по измерению радиочастотного спектра в районе 750 МГц, представ­ ленном на вставке рис. 4.a, не ухудшается. Пик радиочастотного спектра име­ ет ширину порядка 1 кГц, что определяется аппаратной функцией прибора, а контраст достигает 60 дБ, что говорит об очень качественной синхрони­ зации мод. Пример автокорреляционной функции (АКФ) по интенсивности для импульса СЧДС, генерируемого в резонаторе длиной 30 м, представлен на вставке рис. 4.b. Треугольная форма АКФ соответствует прямоугольной форме импульса с длительностью Tchirped 30 пс. Во внешнем компрессоре такой импульс был сжат до Tsl 200 фс, рис. 4.b.

Максимальное значение энергии, полученной на выходе из поляризаци­ онного делителя, составляет 23 нДж, что соответствует средней выходной мощности в 150 мВт при мощности накачки в 390 мВт. При этом 17–19 нДж, в зависимости от настройки, содержится непосредственно в СЧДС, а осталь­ ное — в излучении стоксова импульса. По нашим данным полученное значе­ ние энергии солитона почти на порядок больше, чем в предыдущих полно­ стью волоконных схемах [13] и сравнимо с лучшими результатами, получен­ ными в частично-волоконной схеме без применения волокон с увеличенным диаметром моды [11]. Таким образом было установлено, что представленная схема полностью волоконного фемтосекундного лазера, состоящая из корот­ кого участка SM-волокна и длинного участка PM-волокна, действительно позволяет провести масштабирование по энергии путём увеличения длины резонатора.

Также в главе продемонстрировано существование стабильного режима СЧДС при удлинении резонатора вплоть до 120 метров. Результаты экспери­ ментов представлены в таблице, где L — суммарная длина резонатора, F — Таблица. Параметры СЧДС при масштабировании по длине резонатора L, м F, МГц , нДж R, нДж Tsl, фс Tchirped, пс Tshift, пс 30 7.2 17–19 2–4 200–240 30 60 3.4 23 4 280 40 190 2.4 23 4.5 300 60 1120 1.7 20* 5 300 70 2частота повторения импульсов, — полученная энергия импульса СЧДС, R — энергия импульса ВКР, Tsl — длительность импульса СЧДС после сжа­ тия, Tchirped — длительность чирпованного импульса (соответствует ширине на полувысоте АКФ по интенсивности для формы импульса, близкой к пря­ моугольной), Tshift — величина задержки между импульсом солитона и им­ * пульсом ВКР на выходе из резонатора, — значение получено при меньшей мощности накачки.

Ширина пика радиочастотного спектра во всех случаях соответствовала аппаратной функции прибора, а его характерный вид соответствовал пред­ ставленному на вставке рис. 4.a. Также при всех длинах резонатора импульсы могли быть сжаты внешним компрессором (характерные значения получен­ ных длительностей сжатых импульсов приведены в таблице). С ростом длины резонатора 60 м энергия СЧДС насыщается, а коэффициент сжатия дости­ гает > 200, что по нашим данным на текущий момент является рекордным значением.

Особое внимание уделено исследованию эффекта ВКР, ограничивающе­ го увеличение энергии импульса при удлинении резонатора. Установлено, что генерация ВКР происходит с уровня шума за один обход резонатора. На входе в PM-часть резонатора происходит эффективная перекачка энергии в стоксову компоненту, а после уменьшения пиковой мощности СЧДС ниже порога генерации ВКР импульсы распространяются независимо. Приведены измерения АКФ стоксового импульса кросс-корреляционной функции между испульсом СЧДС и импульсом ВКР (измеренные значения задержки при­ ведены в таблице), подтверждающие сделанные выводы. Известно, что при увеличении диаметра сердцевины световода роль ВКР значительно снижает­ ся [19]. В последнем параграфе главы обсуждается одновременное масшта­ бирование по длине резонатора и диаметру моды как способ значительного увеличения энергии импульса в полностью волоконной схеме.

В Заключении приведены основные результаты работы:

1. На основе аналитической модели фемтосекундного генератора найдена область существования устойчивого сильночирпованного диссипативно­ го солитона (СЧДС). Экспериментально показано, что для СЧДС вы­ полняется равенство нелинейного и дисперсионного набегов фазы, а па­ раметр чирпа и энергия растут линейно при удлинении резонатора. При этом для волоконного фемтосекундного лазера с синхронизацией мод на основе эффекта нелинейного вращения поляризации (НВП) с резона­ тором из стандартного одномодового волокна существует критический угол поворота эллипса поляризации ( /2), после превышения кото­ рого рост энергии солитона прекращается, режим СЧДС становится неустойчивым, а синхронизация мод — стохастической.

2. Предложена и реализована новая схема полностью волоконного фем­ тосекундного лазера с резонатором, состоящем из короткого отрезка стандартного одномодового волокна и длинного волокна с сохранени­ ем поляризации, позволяющая разделить эффекты, ответственные за синхронизацию мод и формирование диссипативного солитона.

3. В предложенной схеме экспериментально продемонстрирована возмож­ ность масштабирования диссипативного солитона по энергии при удли­ нении PM-части резонатора за счёт большего чирпования импульса — в полностью волоконном кольцевом резонаторе длиной до 120 м получе­ на стабильная генерация диссипативных солитонов с параметром чирпа f = · T 200.

4. Установлено, что при увеличении длины резонатора рост энергии СЧДС ограничен эффектом ВКР: в резонаторе формируется стоксов импульс, которому передаётся значительная часть энергии СЧДС, но, несмотря на это, режим генерации остаётся стабильным. Показано, что импульс ВКР сдвинут от основного (СЧДС) по спектру (на стоксов сдвиг 45 нм) и по времени (из-за разницы групповых скоростей) и рождается на ко­ ротком начальном участке за один обход резонатора. Пороговая энергия СЧДС в иттербиевом лазере на основе волокна с диаметром сердцевины 5.5 мкм составляет 10 нДж внутри резонатора, при этом макси­ мальная энергия СЧДС на выходе достигает 25 нДж.

Список работ, опубликованных по теме диссертации [A1]. Kharenko D. S., Shtyrina O. V., Yarutkina I. A. et al. Highly chirped dissipative solitons as a one-parameter family of stable solutions of the cubic-quintic Ginzburg-Landau equation // Journal of the Optical Society of America B. –– 2011. –– Vol. 28, no. 10. –– P. 2314–2319.

[A2]. Kharenko D. S., Shtyrina O. V., Yarutkina I. A. et al. Generation and scaling of highly-chirped dissipative solitons in an Yb-doped fiber laser // Laser Physics Letters. –– 2012. –– Vol. 668, no. 9. –– P. 662–668.

[A3]. Kharenko D. S., Podivilov E. V., Apolonski A. A., Babin S. A. 20 nJ 2fs all-fiber highly-chirped dissipative soliton oscillator // Optics Letters. –– 2012. –– Vol. 37, no. 19. –– P. 4104–4106.

[A4]. Харенко Д. С., Бабин С. А., Подивилов Е. В. и др. Генерация силь­ ночирпованных диссипативных солитонов в волоконном резонаторе без спектральных фильтров // Фотон-экспресс (Спецвыпуск: 3 Всероссий­ ская конференция по волоконной оптике, г. Пермь, 12-14 октября 20г.). — 2011. — Т. 94, № 6. — С. 58–59.

[A5]. Kharenko D. S., Shtyrina O. V., Yarutkina I. A. et al. Highly-chirped dissipative solitons generated in the normal-dispersion fiber oscillator without spectral filtering // 20th International Laser Physics Workshop LPHYS’11. –– Technical Digest. –– Sarajevo, 2011. –– paper 8.4.4.

[A6]. Харенко Д. С., Бабин С. А., Подивилов Е. В. и др. Экспериментальная проверка аналитической модели генерации сильночирпованных диссипа­ тивных солитонов в волоконном лазере // Материалы Российского семи­ нара по волоконным лазерам 2012. — Новосибирск, 2012. — С. 117–118.

[A7]. Kharenko D. S., Podivilov E. V., Apolonski A. A., Babin S. A. New effects at cavity lengthening of an all-fiber dissipative soliton oscillator // Photonics Global Conference 2012. –– Technical Digest. –– Singapore, 2012. –– invited paper 3-3F-2.

Список цитируемых работ [1]. Агравал Г. Нелинейная волоконная оптика. — Москва : Мир, 1996.

[2]. Digonnet M. J. F. Rare-Earth-Doped Fiber Lasers and Amplifiers. –– Marcel Dekker Inc., 2001.

[3]. Курков А. С., Дианов Е. М. Непрерывные волоконные лазеры средней мощности // Квантовая электроника. — 2004. — Т. 34, № 10. — С. 881–900.

[4]. Kringlebotn J. T., Archambault J. L., Reekie L., Payne D. N.

Er(3+):Yb(3+)-codoped fiber distributed-feedback laser. // Optics Letters. –– 1994. –– Vol. 19, no. 24. –– P. 2101–2103.

[5]. Gaeta C. J., Digonnet M. J. F., Shaw H. J. Pulse Characteristics of QCwitched Fiber Lasers // Journal of Lightwave Technology. –– 1987. –– Vol.

LT-5, no. 12. –– P. 1645–1651.

[6]. Haus H. A., Fellow L. Mode-Locking of Lasers // IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics. –– 2000. –– Vol. 6, no. 6. –– P. 1173–1185.

[7]. Lim H., Ilday F. O., Wise F. W. Generation of 2-nJ pulses from a femtosecond ytterbium fiber laser. // Optics Letters. –– 2003. –– Vol. 28, no. 8. –– P. 660–662.

[8]. Duling IN III. Subpicosecond all-fibre erbium laser // Electronics Letters. –– 1991. –– Vol. 27, no. 6. –– P. 544–545.

[9]. Nakazawa M, Yoshida E, Kimura Y. Generation of 98 fs optical pulses directly from an erbium-doped fibre ring laser at 1.57 mkm // Electronics Letters. –– 1993. –– Vol. 29, no. 1. –– P. 63–65.

[10]. Rothhardt J., Hdrich S., Gottschall T. et al. Compact fiber amplifier pumped OPCPA system delivering Gigawatt peak power 35 fs pulses. // Optics Express. –– 2009. –– Vol. 17, no. 26. –– P. 24130–24136.

[11]. Chong A., Renninger W. H., Wise F. W. All-normal-dispersion femtosecond fiber laser with pulse energy above 20 nJ. // Optics Letters. –– 2007. –– Vol. 32, no. 16. –– P. 2408–2410.

[12]. Lefranois S., Kieu K., Deng Y. et al. Scaling of dissipative soliton fiber lasers to megawatt peak powers by use of large-area photonic crystal fiber. // Optics Letters. –– 2010. –– Vol. 35, no. 10. –– P. 1569–1571.

[13]. Mortag D., Wandt D., Morgner U. et al. Sub-80-fs pulses from an allfiber-integrated dissipative-soliton laser at 1 mkm. // Optics Express. –– 2011. –– Vol. 19, no. 2. –– P. 546–551.

[14]. Hartl I., Schibli T. R., Marcinkevicius A. et al. Cavity-enhanced similariton Yb-fiber laser frequency comb: 3x1014 W/cm2 peak intensity at 1MHz // Optics Letters. –– 2007. –– Vol. 32, no. 19. –– P. 2870–2872.

[15]. Hoffmann M. C., Yeh K.-L., Hwang H. Y. et al. Fiber laser pumped high average power single-cycle terahertz pulse source // Applied Physics Letters. –– 2008. –– Vol. 93, no. 14. –– P. 141107/1–3.

[16]. Schaffer C. B., Brodeur A., Garca J. F., Mazur E. Micromachining bulk glass by use of femtosecond laser pulses with nanojoule energy. // Optics Letters. –– 2001. –– Vol. 26, no. 2. –– P. 93–95.

[17]. Podivilov E. V., Kalashnikov V. L. Heavily-chirped solitary pulses in the normal dispersion region: New solutions of the cubic-quintic complex Ginzburg-Landau equation // Письма в ЖЕТФ. — 2005. — Т. 82, № 8. — С. 524–528.

[18]. Tang D. Y., Zhao L. M., Zhao B., Liu A. Q. Mechanism of multisoliton formation and soliton energy quantization in passively mode-locked fiber lasers // Physical Review A. –– 2005. –– Vol. 72, no. 4. –– P. 043816/1–9.

[19]. Kobtsev S. M., Kukarin S. V., Fedotov Y. S., Ivanenko A. V. High-energy femtosecond 1086/543-nm fiber system for nano- and micromachining in transparent materials and on solid surfaces // Laser Physics. –– 2011. –– Vol. 21, no. 2. –– P. 308–311.

Подписано в печать 07.11.2012 г. Печать цифровая.

Бумага офсетная. Формат 60х84/16. Усл. печ. л. 1.

Тираж 100 экз. Заказ № 121.

Отпечатано в типографии «Срочная полиграфия» ИП Малыгин Алексей Михайлович 630090, Новосибирск, пр-т Академика Лаврентьева, 6/1, оф.1Тел. (383) 217-43-46, 8-913-922-19-




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.