Генерация субпикосекундных импульсов в различных схемах тулиевых волоконных лазеров с пассивной синхронизацией мод тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.21, кандидат наук Чернышева, Мария Анатольевна

• Чернышева, Мария Анатольевна
• кандидат наук
• 2013

Оглавление диссертации кандидат наук Чернышева, Мария Анатольевна

Содержание

Список используемых сокращений

Введение

Преимущества и особенности волоконных лазеров

Реализация непрерывного режима пассивной синхронизации мод

Нелинейная эволюция поляризации

Внутрирезонаторное управление дисперсией

Постановка задач диссертации

1. Тулиевые волоконные лазеры с пассивной синхронизацией мод с помощью полупроводникового насыщающегося поглотителя SESAM

11.1 Особенности генерации лазеров на основе тулиевых световодов

.2 Полупроводниковый насыщающийся поглотитель SESAM

1.3 Тулиевый волоконный лазер с пассивной синхронизацией мод с помощью SESAM с линейной геометрией резонатора

1.4 Нелинейное усиливающее кольцевое зеркало

1.5 Тулиевый волоконный лазер с гибридной пассивной синхронизацией мод с помощью SESAM и нелинейного усиливающего кольцевого зеркала

Выводы по главе 1

2. Тулиевые волоконные лазеры с пассивной синхронизацией мод с помощью углеродных наноструктур

2.1 Одностенные углеродные нанотрубки в качестве насыщающегося поглотителя в лазерной схеме

2.2 Тулиевый волоконный лазер с гибридной пассивной синхронизацией мод с помощью одностенных углеродных нанотрубок и нелинейного усиливающего кольцевого зеркала

2.3 Тулиевый кольцевой волоконный лазер с пассивной синхронизацией мод с помощью одностенных углеродных нанотрубок и нелинейной эволюции

поляризации

2.4 Тулиевый кольцевой волоконный лазер с пассивной синхронизацией мод с помощью одностенных углеродных нанотрубок и внутрирезонаторным управлением дисперсии

Выводы по главе 2

3. Усиление и сжатие ультракоротких импульсов

3.1 Тулий-иттербиевый световод с многоэлементной первой оболочкой

3.2 Однокаскадная схема тулий-иттербиевого волоконного усилителя

3.3 Двухкаскадная схема тулий-иттербиевого волоконного усилителя

Выводы по главе 3

Заключение

Благодарности

Литература

Список используемых сокращений

MCVD - modified chemical vapor deposition - модифицированное химическое осаждение из газовой фазы

VAD - vapor axial deposition - аксиальное осаждение из газовой фазы OVD - outside vapor deposition - внешнее осаждение из газовой фазы SPCVD - super plasmonic chemical deposition - метод химического осаждения их плазмы

ФСМ - фазовая самомодуляция ДГС - дисперсия групповых скоростей НЭП - нелинейная эволюция поляризации

SESAM - semiconductor saturable absorber mirror - полупроводниковый насыщающийся поглотитель ОУН - одностенные углеродные нанотрубки УД-солитон - солитон, управляемый дисперсией МВЕ - molecular beam epitaxy - молекулярно-лучевая эпитаксия MOCVD - metal-organic chemical vapor deposition - металло-органическое осаждение из газовой фазы

SBR - saturable Bragg reflector - насыщающийся Брэгговский отражатель УКИ - ультракороткий импульс

A-FPSA - anti-resonant Fabry-Perot saturable absorber - нерезонансный насыщающийся поглотитель типа резонатора Фабри-Перо

AR-FPSA - anti-reflection-coated Fabry-Perot saturable absorber - насыщающийся поглотитель типа резонатора Фабри-Перрох антиотражающим покрытием D-SAM - dispersive saturable absorber - дисперсионный насыщающийся поглотитель ВЗС - волоконное зеркало Саньяка MFD - mode field diameter - диаметр поля моды WDM - wavelength devision multiplexor - волоконный мультиплексор КП - контроллер поляризации SMF -single mode fiber - одномодовый световод

4

АКФ - автокорреляционная функция

CVD - chemical vapor deposition - химическое осаждение из газовой фазы HiPCO - high pressure СО conversion - метод разложения монооксида углерода СО под высоким давлением RMB - radial breathing mode - радиальная «дыхательная» мода КМЦ - карбоксиметилцеллюлоза ПВС - поливиниловый спирт

МПО-световод - световод с многоэлементной первой оболочкой

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Генерация субпикосекундных импульсов в различных схемах тулиевых волоконных лазеров с пассивной синхронизацией мод»

Введение

Преимущества и особенности волоконных лазеров

В 1961 году Е. ЗпИгег представил первый волоконный лазер на основе световода, легированного ионами неодима°'[2]. Однако интенсивное развитие исследований и разработки волоконных лазеров и усилителей началось после создания мощных и компактных полупроводниковых лазерных диодов, применяемых в качестве источников накачки[3]"[51 Вторым немаловажным аспектом развития явилась реализация световодов, обладающих низкими потерями (до 0,16 дБ/км на длине волны 1550 нм)[6][7], путем разработки и оптимизации методов изготовления преформ для их вытяжки, например мсуб[8][9] (модифицированного химического осаждения из газовой фазы), УА^10-1 (аксиального осаждения из газовой фазы), ОУО[11^ (внешнего осаждения из газовой фазы) и 8рсуб[12] (метода химического осаждения из плазмы). Это позволило создавать необходимый профиль показателя преломления световода, а также легировать его сердцевину и оболочку различными элементами для получения световодов с заданными параметрами.

В настоящее время благодаря своим неоспоримыми преимуществами волоконные лазеры все чаще заменяют объемные твердотельные во многих областях науки и тех-ники[,3][15]. Генерация твердотельных лазеров является нестабильной при различных внешних воздействиях, особенно механических, так как любое незначительное колебание элементов вызывает разъюстирование лазерной системы. Волоконные лазеры свободны от данного недостатка, им свойственна компактность и надежность конструкции, обусловленная простотой лазерной системы. В случае волоконных лазеров отсутствует необходимость механических юстировок, так как излучение распространяется в сердцевине световода за счет эффекта полного внутреннего отражения. Кроме того, волоконные лазеры не сталкиваются с проблемой с теплоотвода даже при достижении мощности генерируемого излучения более 100 Вт ввиду большой площади поверхности световодов по сравнению с диаметром. Волоконные лазеры также обладают высокой эффективностью накачки, выходное лазерное излучение имеет высокое качество, генерируются одномодовые, гауссовые пучки[16] с широким диапазоном

6

мощностей (от нескольких мВт до десятков кВт в непрерывном режиме) и длительностей импульсов при работе в импульсном режиме (от нескольких микросекунд до десятков фемтосекунд). Однако, полностью волоконная конфигурация лазерного резонатора усложняет процесс его разработки и оптимизации, так как в случае полностью замкнутой конструкции затруднено плавное варьирование параметров схемы (например изменения длины резонатора), введение излучения накачки в сердцевину световода, а также внедрение и регулировка внутрирезонаторных элементов, таких как линзы, призмы или дифракционные решетки.

Реализация непрерывного режима пассивной синхронизации мод

Задача разработки лазеров ультракоротких импульсов (УКИ) является актуальной в течение более двух десятков лет с момента их первой демонстрации^7], так как работа лазера в импульсном режиме генерации позволяет увеличить энергию и достичь высокую пиковую мощность излучения. При этом работа в непрерывном режиме генерации импульсов позволяет точно измерять их длительность, а также восстанавливать форму. Благодаря использованию методик измерения автокорреляционных функций интенсивности генерируемых ультракоротких импульсов, фемтосекундные лазеры имеют широкой круг применений как в нелинейной оптике, так и в прецизионной метрологии времени и длины[18], а также в спектроскопии[19] и астрофизике[20].

Для реализации генерации коротких и ультракоротких импульсов применяются методы модуляции добротности резонатора, пассивной синхронизации мод или их комбинация. Первые исследования режима пассивной синхронизации мод проводились еще в 1960-1970-х годах на примере твердотельных лазеров и лазеров на основе красителей1-2При этом в последних была достигнута достаточно короткая длительность импульсов, менее 100 фс[22]. Однако, ввиду малой эффективности генерации, сложности и непрактичности устройства они не нашли широкого применения вне лабораторий. С переходом в 1980-х годах к изучению нелинейных эффектов в оптических световодах произошел существенный прорыв в разработке лазеров ультракоротких импульсов, работающих на длинах волн ближнего ИК-диапазона[23].

Формирование УКИ в лазерах с пассивной синхронизацией мод происходит

за счёт влияния механизма насыщения потерь, который инициирует и поддерживает режим непрерывной генерации[24], а также взаимного действия нелинейного эффекта фазовой самомодуляции (ФСМ), дисперсии групповых скоростей (ДГС) в лазерном резонаторе. Использование объемных дифракционных решеток или расположение на длине лазерного резонатора участков световодов, ДГС которых имеет разные знаки, позволяет управлять режимами генерации лазера и получать при этом импульсы с варьируемыми в достаточно широких пределах длительностью, энергией, а также формой и шириной спектра[25].

Формирование импульсов в лазерах с пассивной синхронизацией мод можно объяснить с помощью так называемой флуктуационной модели[26]. Непрерывное лазерное излучение представляет собой суперпозицию мод резонатора с хаотическим распределением фаз, которые в результате дают набор флуктуаций интенсивности. Число мод и средняя длительность подобных флуктуационных импульсов определяются не только длиной резонатора, но также шириной спектра усиления активной среды. Действие насыщающегося поглотителя похоже на дискриминатор по интенсивности, то есть он пропускает флуктуационные импульсы высокой интенсивности, способной вызвать его просветление. При многократном проходе излучения через насыщающийся поглотитель выделяется один флуктуационный импульс, который кроме того усиливается в активной лазерной среде. Основным параметром насыщающегося поглотителя является время релаксации хреп просветленного состояния, то есть время, за которое он восстанавливает свое первоначальное состояние. При достаточно коротком времени релаксации, меньшем интервала следования импульсов, селекция импульсов по интенсивности происходит более качественно, кроме того осуществляется сокращение длительности импульсов[27]. За время, равное нескольким обходам резонатора, наступает стадия насыщения усиления и полного просветления поглотителя. В результате чего остается только один импульс, циркулирующий в резонаторе. Таким образом, на выходе лазера наблюдается стабильная непрерывная последовательность импульсов с интервалом следования, равным периоду обхода излучением резонатора[26].

При реализации непрерывного стационарного режима пассивной синхронизации мод импульс, распространяясь вдоль резонатора, восстанавливает свою форму в конце каждого обхода. Данный факт позволяет описать зависимость амплитуды электрического поля Е в импульсе уравнением Гинзбурга-Ландау[27]:

-И1>-(1 + Ы) + д( 1 + Vn2cJ £ + iD £ + (у - i6)|£ I2] Е=0 (1)

где iр - сдвиг фазы, 1 и к - комплексные потери, g - усиление, ПуСИЛ - ширина полосы уширения, D - дисперсия групповых скоростей, у|£|2 и 5|£|2 - параметры действия насыщающегося поглотителя. Данное уравнение имеет решение в виде:

Е = Л05ес/1(7т)1+Ф (2)

где т - длительность импульса, - параметр чирпа импульса. При отрицательной ДГС D < 0 и р = 0 данное уравнение описывает спектрально ограниченные импульсы - со-литоны.

При распространении импульса потери в резонаторе компенсируются усилением в активной среде. Возникающая вследствие нелинейной зависимости показателя преломления кварцевого стекла от амплитуды импульса ФСМ совместно с аномальной дисперсией резонатора формируют при их балансе солитонный импульс[28].

Одним из основных методов инициации режима пассивной синхронизации мод является использование оптического эффекта Керра, то есть зависимости двойного лучепреломления от величины электрического поля световой волны, возникающего за счет создания нелинейного интерферометра внутри лазерного резонатора[28]. Данный эффект применяется в методе нелинейной эволюции поляризации (НЭП), при этом в интерференции участвуют ортогонально поляризованные моды, или в схемах с нелинейным кольцевым волоконным зеркалом[29][30]. Впервые НЭП был реализован в 1982 году в работе R.H. Stolen et.alP^на примере использования световода с высоким дву-лучепреломлением в лазерном резонаторе для уменьшения длительности генерируемых импульсов и подавления дополнительных малоинтенсивных более коротких импульсов. Первый волоконный лазер с пассивной синхронизацией мод с помощью НЭП был реализован в 1991 году группой М Hofer et а/.[32] на основе световода легированного неодимом. Лазер генерировал импульсы длительностью до 70 фс. Так как эффект

Керра связан с воздействием электромагнитного поля на электроны активной среды лазера, насыщающийся поглотитель, основанный на данном методе имеет малое время отклика порядка 10 фс, что позволяет генерировать импульсы длительностью менее 100 фс[33].

С момента своего изобретения в 1992 году[34] и по настоящее время для инициации импульсного режима модуляции добротности, пассивной синхронизации мод или одновременно этих двух режимов в твердотельных и волоконных лазерах в широком диапазоне длин волн генерации применяются полупроводниковые насыщающиеся поглотители (SESAM - semiconductor saturable absorber mirror/351, которые представляют собой зеркало резонатора с нанесенными на него слоями полупроводникового материала с наноразмерными объектами типа квантовых ям. Данной полупроводниковой структуре характерно свойство насыщения поглощения под действием интенсивного излучения определенной длины волны. Основным преимуществом таких насыщающихся поглотителей является возможность варьирования и контроля основных параметров (поток насыщения, время релаксации, вносимые потери) в процессе его изготовления, регулируя условия роста, задавая необходимую конфигурацию слоев и концентрацию вносимых в них тяжелых ионов[36]. Таким образом, современные полупроводниковые насыщающиеся поглотители SESAM способны реализовать генерацию импульсов длительностью от нескольких наносекунд до нескольких фемтосекунд в широком диапазоне длин волн от видимой до средней инфракрасной области и мощностью от нескольких милливатт до сотен ватт[37].

При поглощении излучения полупроводником электроны из валентной зоны переходят в зону проводимости. При достаточно высокой интенсивности падающего излучения наступает насыщение поглощения, так как согласно принципу Паули ни один электрон больше не может перейти на более высокий энергетический уровень. Применение полупроводниковых материалов объясняется наличием нескольких времен релаксации: быстрого, обусловленного внутризонной термализацией электронов при электрон-электронных соударениях, медленного, соответствующего внутризонным взаимодействиям электронов с фононами решетки, и очень медленного вследствие межзонной релаксации электронов[27][35]. Медленное время релаксации (большее, чем

период следования флуктуационных импульсов) способно снизить поток насыщения поглотителя (то есть интенсивность излучения, требуемую для просветления), так как в таком случае в процессе просветления участвуют одновременно несколько импульсов. Это приводит к упрощению само-запуска режима пассивной синхронизации мод. Короткое время релаксации (меньше периода следования флуктуационных импульсов) способствует сокращению длительности импульсов до суб-пикосекундной и фемтосе-кундной длительности.

В последние 5 лет на смену полупроводниковым насыщающимся поглотителям приходят одностенные углеродные нанотрубки (ОУН), обладающие полупроводниковыми свойствами. Изначально углеродные нанотрубки были получены как побочные продукты при производстве фуллеренов, однако, в настоящее время благодаря уникальным свойствам ОУН являются одним из наиболее востребованных материалов для создания различных электронных и оптических устройств. Впервые структуру многостенных углеродных нанотрубок удалось идентифицировать 5*. 1ута с помощью туннельной микроскопии[38]. Это открытие и аналитические расчеты /Ж МШт1ге е!.а1. о возможности создания одностенных углеродных нанотрубок, обладающих хорошими проводящими свойствами[39], послужили базой для проведения дальнейших исследований. В 2003 г. ОУН были впервые применены в качестве насыщающегося поглотителя в эрбиевых волоконных лазерах с кольцевой и линейной геометрией резонатора[40]. Преимуществами использования ОУН для инициации режима пассивной синхронизации мод являются не только ультракороткое время релаксации возбужденных электронных состояний и большой коэффициент нелинейности ОУН, но также простота их изготовления и внедрения в лазерную схему. Основными способами включения ОУН в резонатор лазера в качестве насыщающего поглотителя являются их диспергирование в полимерные пленки[41], оптическое осаждение на торец

г421г431

световода 1 я , а также напыление непосредственно жидкои суспензии на плоскую грань световода с Э-образно отполированной оболочкой [44] или волоконные перетяж-

Нелинейная эволюция поляризации

В одномодовых световодах обычно распространяются две взаимно ортогонально поляризованные моды с примерно одинаковым распределением интенсивности и имеющие одинаковую постоянную распространения. Однако данное равновесие мод нарушается в присутствии нелинейного двойного лучепреломления, которое вращает плоскость поляризации в зависимости от интенсивности излучения.

Режим пассивной синхронизации мод в волоконных лазерах может инициироваться нелинейным вращением плоскости поляризации импульсов, распространяющихся в резонаторе. Изменение состояния поляризации происходит за счет влияния ФСМ и фазовой кросс-модуляции. Механизм действия основан на различии интенсив-ностей ортогонально поляризованных компонент и возникающего вследствие этого нелинейного эффекта Керра[281 Нелинейная задержка фаз, таким образом, может быть определена из соотношения^461:

фх.у=г(\1ху\2+1\1у*\2) (3)

НЭП существенно зависит от даже сравнительно невысокого значения линейного двулучепреломления в световоде, которое возникает вследствие эллиптичности серд-

[47]

цевиньг .

6/3 « 0,4 ^ - 1) Дп2 (4)

Я \с£ 2 '

где ¿// и (¡2 - характерные диаметры эллиптичной сердцевины, Ап - разница коэффициентов преломления сердцевины и оболочки световода. Однако, небольшим линейным двулучепреломлением световода можно пренебречь в случае, когда длина лазерного резонатора Ь больше или сравнима с длиной поляризационных биений - длиной, на которой восстанавливается состояние поляризации Ьв = 2п/6/3. В случае существенной эллиптичности сердцевины световода групповая скорость разбежки двух взаимно ортогональных мод может оказаться больше длительности импульса. В таком случае наблюдается генерация двух стабильных солитонов с ортогональными состояниями поляризации.

КП РМ-изол. КП

Рис. 1 Принцип работы лазера с НЭП

На Рис. 1 представлена традиционная схема кольцевого волоконного лазера с НЭП. Поляризационно-чувствительный изолятор в подобной схеме играет двойную роль. Он обеспечивает однонаправленный режим генерации за счет действия эффекта Фарадея, основанном на вращении плоскости поляризации от величины магнитного поля, а также служит элементом, обладающим высоким двойным лучепреломлением, так как пропускает практически без потерь одну поляризацию, ослабляя ортогональную. Контроллеры поляризации, расположенные с двух сторон относительно изолятора играют роль поляризационных волновых пластин, применяемых в объемных схемах, и задают определенный сдвиг фаз'48' ортогонально поляризованным модам за счет возникающего двойного лучепреломления вследствие механической деформации световода.

При прохождении изолятора свет становится линейно поляризованным. Контроллер поляризации, установленный непосредственно за изолятором, меняет вид поляризации на эллиптическую. Как известно эллиптическая поляризация представляет собой сложение двух ортогональных линейно поляризованных компонент различной интенсивности. В процессе распространения импульса вдоль лазерного резонатора состояние поляризаций эволюционирует нелинейно под действием фазовых само- и

кросс-модуляций, которые возникают вследствие нелинейности световодов и создают сдвиг фаз между ортогонально поляризованными компонентами. Это приводит к вращению эллипса поляризации, но не к изменению его формы. Оптический световод является идеальной средой для реализации НЭП, так как обладает малым диаметром сердцевины, что позволяет получать высокие интенсивности излучения. Таким образом совместное действие высокой интенсивности и большой длины световода позволяет получить существенное нелинейное изменение состояния поляризации.

Непосредственно в импульсе состояние поляризации также не является однородным, так как возникает сдвиг фаз, зависящий от интенсивности излучения в пике и крыльях импульса. Поэтому второй контроллер поляризации, установленный перед изолятором, должен быть настроен таким образом, чтобы центральная часть импульса при прохождении через него оставалась линейно поляризованной. Проходя далее через поляризующий изолятор центральная часть импульса не претерпевает никаких изменений, в то время как крылья импульса малой интенсивности существенно ослабляются. В результате длительность импульса сокращается после одного прохода излучения через резонатор. Данный процесс схож с действием быстрого насыщающегося

[491

поглотителя1 \

Если первый контроллер поляризации установлен таким образом, что он задает сдвиг фаз (р, а второй - а, то при мощности Р за один проход излучения вдоль лазерного резонатора создается разность фаз взаимно ортогональных мод[46]'[47]:

— sin2a ■ coscp (5)

Нелинейное пропускание модуля НЭП таким образом может быть определено исходя из формулы:

Т(Р) = 1 — cos2<p ■ eos2ДФ + sin2A<t>(sin22a + cos22a ■ sin2ip) + • cos2a • sin2cp (6)

Для практических применений стабильность в рабочих, не лабораторных условиях является важным параметром. Источником наиболее критичных нестабильностей в лазерах с НЭП является большая длина лазерного резонатора, которая необходима для создания существенного сдвига фаз взаимно перпендикулярно поляризованных компонент излучения. Колебания температуры или механические напряжения способны

вызывать флуктуации двойного лучепреломления, что делает работу лазера в режиме

14

пассивной синхронизации мод крайне нестабильной^03. Данная проблема может быть решена путем сокращения длины резонатора, однако в таком случае необходимо применять световоды с высоким собственным двойным лучепреломлением, например световоды, сохраняющие поляризацию. В объемных схемах применяется Фарадеев-ское зеркало, отражающее поляризованное излучение, так что плоскость поляризации становится ортогональной. Таким образом, сдвиг фаз, вызванный линейным двойным лучепреломлением, полностью компенсируется, в то время как нелинейный сдвиг фаз остается без изменений[47].

В связи с увеличением порога нелинейных эффектов в волоконных световодах при смещении длины волны генерации в ИК-область инициация режима пассивной синхронизации мод вызывает затруднения и вынуждает использовать сравнительно большие длины резонаторов (до 35 м) или увеличивать мощность распространяющегося излучения. В связи с этим на настоящее время лишь несколько работ продемонстрировали режим пассивной синхронизации мод с помощью НЭП в тулиевом воло-

[51 ] [531

конном лазере J.

Внутрирезонаторное управление дисперсией

Световой импульс представляет собой набор электромагнитных волн непрерывной последовательности частот, которые распространяются с различными групповыми скоростями. Зависимость постоянной распространения излучения вдоль световода от его частоты описывает явление дисперсии^83.

= P0+P1{(ú- OJ0) + ~ ^оУ + " ^о)3 + - (7)

Режим работы лазера с пассивной синхронизацией мод и параметры генерируемых импульсов, такие как например длительность, определяются дисперсией второго порядка, параметром р2, имеющей название дисперсии групповых скоростей D2 (ДГС)[28].

02= — =- ЧРг (8)

2 dCJVg Я2 w

где vg- групповая скорость огибающей импульса, распространяющегося на частоте соо-ДГС складывается из материальной, волновой дисперсий, дисперсии профиля показателя преломления. ДГС D2 световодов может быть положительной (аномальной), ко-

гда высокие частоты распространяются быстрее низких, или в обратном случае - отрицательной (нормальной). Дисперсия стандартных одномодовых световодов SMF-28 является нормальной при длинах волн короче 1,3 мкм. Однако, при правильном подборе параметров световода, его конфигурации: диаметра сердцевины и числовой апертуры, возможно варьирование спектральной зависимости дисперсии, смещение длины волны нулевой дисперсии, сохраняя при этом параметр Д? неизменным.

При работе на длинах волн в районе 2 мкм волоконные лазеры работают в условиях аномальной дисперсии, что соответствует режиму генерации солитонных импульсов. Несмотря на то, что солитоны обладают ультракороткой длительностью, они становятся крайне неустойчивыми из-за нестабильностей, возникающих когда период их восстановления приближается к величине равной 8Z0, где Z0 = r02/(2\fi2[) - период солитона, а т0 - его длительность'541, что соответствует приобретенному фазовому сдвигу 2л. В связи с тем, что восстановление солитонного импульса происходит за один обход резонатора длиной L, то минимальная длительность солитона не может быть сокращена ниже значения г,о =\f32\L/4. Кроме того энергия солитона является ограниченной вследствие баланса нелинейных и дисперсионных эффектов, что ограничивает длительность импульсов согласно соотношению'551:

Eso, = m/(2yro) (9)

Таким образом, условием генерации импульсов наименьшей длительности лазерами с пассивной синхронизацией мод является либо сокращение длины резонатора, что приводит к нестабильности генерируемых солитонных импульсов, либо уменьшение величины ДГС внутри резонатора. Для управления внутрирезонаторной дисперсией применяются объемные элементы, например дифракционные решетки'561, позволяющие создавать необходимую линию задержки, или чирпированные Брэгговские решетки'571. Кроме того применяются специальные световоды, компенсирующие дисперсию, например световоды с фотонной запрещенной зоной'581.

В связи с существенным различием величины и знака дисперсий световодов, образующих лазерный резонатор, внутрирезонаторная ДГС описывается с использованием понятия дисперсионной карты'591'601, термина, заимствованного из области волоконно-оптической связи. Режимы генерации лазеров с пассивной синхронизацией мод

16

и соответствующие им виды импульсов в зависимости от суммарного значения внут-рирезонаторной ДГС представлены на Рис. 2.

При наличии участков световодов с различной по знаку и величине ДГС генерируются так называемые солитоны, управляемые дисперсией (УД-солитоны). В отличие от классических солитонов они могут существовать даже при небольшой положительной суммарной дисперсии. При распространении УД-солитонам свойствена «дыхательная» динамика, то есть изменение своей длительности с пройденным расстоянием. При этом минимальную длительность, а следовательно и максимальную пиковую мощность, они имеют лишь на небольшом участке по сравнению с общей длиной резонатора, что в значительной степени уменьшает влияние ФСМ при заданной энергии импульса. Таким образом, при генерации УД-солитонов, уменьшается общий нелинейный сдвиг фаз при полном обходе резонатора, что дает возможность увеличения энергии и спектральной ширины импульса[59]. Изменение знака и величины дисперсии в лазерном резонаторе сокращает фазовый синхронизм, что также предотвращает образование боковых максимумов в спектре импульса.

В случае положительной ДГС внутри резонатора и наличии дисперсионной карты возможна генерация длинных чирпированных самоподобных импульсов - си-миляритонов[61]. Их особенностью является значительное превосходство энергии по сравнению с классическими солитонами[62]. Такой сравнительно длинный импульс можно сжать, используя подходящую дисперсионную линию задержки (например,

При наличии дисперсионной карты чирпировамньш

импульс

„_А__

Симиларитон

_А

УД Солитон ( \

а

"Л

Нормальная ДГС Аномальная ДГС

Без дисперсионной карты

Солитон Диссипативный Солитон

-_____/V__

¿Г (Г

Нормальная ДГС Аномальная ДГС

Рис. 2 Режимы генерации лазеров УКИ в зависимости от внутрирезонаторной ДГС,

пару дифракционных решёток или специальный световод).

И, наконец, в лазерах с полностью нормальной ДГС можно наблюдать стабильные импульсы, называемые диссипативными солитонами, стабильность которых определяется согласованием влияния не только нелинейных эффектов и дисперсии, но также потерь и усиления в лазерном резонаторе[63].

Ранее были реализованы различные схемы тулиевых волоконных лазеров с варьированием внутрирезонаторной дисперсии за счет применения чирпированных Брэг-говских решеток или специальных световодов и получены режимы генерации УД-солитонов[64][65], а также диссипативных солитонов[52].

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Чернышева, Мария Анатольевна, 2013 год

Литература

[1] Е. Snitzer, "Optical maser action of Nd3+ in barium crown glass", Physics Review Letters 7, 444(1961)

[2] C.J. Koester and E. Snitzer, "Amplification in a fiber laser", Applied Optics 3,1182 ( 1964)

[3] R. N. Hall, G. E. Fenner, J. D. Kingsley, T. J. Soltys, and R. 0. Carlson "Coherent Light Emission From GaAs Junctions", Physics Review Letters 9, 366 (1962)

[4] M.I. Nathan, W.P. Dumke, G. Burns, F.H.Jr Dill, and G. Lasher, "Stimulated Emission of Radiation from GaAs p-n Junctions", Applied Physics Letters 1,62-64 (1962)

[5] Ж.И. Алферов, Д.З. Гарбузов, B.C. Григорьева, Ю.В. Жиляев, JI.B. Крадинова, В.И. Корольков, Е.П. Морозов, О.А. Нинуа, E.JI. Портной, В.Д. Прочухан, М.К. Тру-кан "Инжекционная люминесценция эпитаксиальных гетеропереходов в системе GaP - GaAs", Физика Твердого Тела 9, 279 (1967)

[6] К. С. Као and G. A. Hockham, "Dielectric-fiber surface waveguides for optical frequencies", in Proc. Institution Electrical Engineering 113, 1151 (1966)

[7] Y. Yamamoto, M. Hirano, and T. Sasaki, "A new class of optical fiber to support large capacity transmission", in Proc. Optical Fiber Communication Conference and Exposition (OFC/NFOEC), OWA6, 2011

[8] D. Jablonowski, "Fiber manufacture at AT&T with the MCVD process", J. of Lightwave Technology, 8(4), 1016 (1986)

[9] E.M. Dianov, V.I. Karpov, A.S. Kurkov, V.N. Protopopov, G.G. Devyatykh, A.N. Guryanov, D.D. Gusovskij, S.V. Kobis, and Yu B. Zverev, "Erbium-doped high concentration fibers produced by the MCVD technology using volatile compound", in Proc of 21 European Conf. on Optical Communications, 721, Brussels (1995)

[10] N. Niizeki, N. Inagaki, and T. Edahiro, "Vapor-Phase Axial Deposition Method", in Proc. Optical Fiber Communications, 1(3) (1985)

[11] A.J.Morrow, A. Sarkar, and P.C. Schulyz, "Outside Vapor Deposition", in Proc. Optical Fiber Communications, 1(2) (1985)

[12] D. Pavy, M. Moisan, S. Saada, P. Chollet, P. Leprince, and J. Marrec, "Fabrication of optical fiber preforms by a new surface-plasma CVD process", in Proc.l2th European Conference on Optical Communications, 19 (1986)

[13] E. Yamanda, H. Takara, T. Ohara, K. Sato, t. Marioka, K. Jinguji, M. Itoh, and M. Ishii, "A high SNR, 150 ch supercontinuum cw optical source with precise 25 GHz spacing for 10 Gbit/s DWDM systems", in Proc. Optical Fiber Communication Conference (OFC) ME2 (2001)

[14] F. Markert, M. Scheid, D.Kolbe, and J. Walz, "4W continuous-wave narrow-linewidth tunable solid-state laser source at 545 nm by externally frequency doubling a ytterbium-doped single-mode iber laser system", Optics Express 15, 14476 (2007)

[15] M.J.F. Digonnet "Rare-Earth-Doped Fiber Lasers and Amplifiers", Marcell Dekker Inc., New York, 2001

[16] M. E. Fermann, A. Galvanauskas, and G. Sucha "Ultrafast lasers. Technology and applications" Marcell Dekker Inc., New York, 2001

[17] D.E. Spence, P.N. Kean, and W. Sibbett "60-fsecnpulse generation from a self mode-locked Ti:sapphire laser", Optics Letters 16(1), 42 (1991)

[18] M. Cui, M.G. Zeitouny, N. Bhattacharya, S.A. Van Der Berg, H.P. Urbach, and J.J. Braat "High-accuracy long-distance measurements in air with frequency comb laser", Optics Letters 34(13) 1982 (2009)

[19] B.C. Летохов, В.П. Чеботарев "Нелинейная лазерная спектроскопия сверхвысокого разрешения", М. Наука, 1990

[20] Т. Steinmetz, Т. Wilken, С. Anaujo-Hauck, R. Holzwarth, T.W. Hansch, L. Pasquini, A. Manescau, S. D'Odorico, M.T. Murphy, T. Kentischer, W. Schmidt, T. Udem "Laser frequency comb for astronomical observations", Science 321, 1335 (2005)

[21] A.J. DeMaria, D.A. Stetser, and H.Heynau "Self mode-locking of lasers with saturable absorbers" Applied Physics Letters 8(7), 174 (1966)

[22] R.L. Fork, B.I. Greene, and C.V. Shank "Generation of optical pulses shorter than 0.1 psec by colliding pulse mode-locking", Applied Physics Letters 38(9), 671, (1981)

[23] L.F. Mollenauer and R.H. Stolen "The soliton laser", Optics Letters 9(1) 13, (1984)

[24] В. K. Garside and Т. K. Lim, "Laser mode locking using saturable absorbers", J. Applied Physics 44 (5) 2335 (1973)

[25] S. K.Turitsyn, E.G.Shapiro, S.B.Medvedev, M.P.Fedoruk, and V.K. Mezentsev "Physics and mathematics of dispersion-managed optical solitons", Optic Telecommunications 4, 145 (2003)

[26] P.G. Kryukov and V.S. Letochov "Fliuctuation mechanism of ultrashort pulse generation", IEEE J. of Quantum Electronics QE-8, 766, (1972)

[27] П.Г. Крюков "Лазеры ульракоротких импульсов и их применения", ИД Интеллект, 2012

[28] G. Agrawal "Nonlinear fiber optics", 4th edition, Academic press, 2007

[29] N. J. Doran and David Wood, "Nonlinear-optical loop mirror", Optics Letters 13 (1), 56 (1988)

[30] M. E. Fermann, F. Haberl, M. Hofer, and H. Hochreiter "Nonlinear amplifying loop mirror", Optics Letters 15(13), 752 (1990)

[31] R. H. Stolen, J. Botineau, and A. Ashkin "Intensity discrimination of optical pulses with birefringent fibers", Optics Letters 7(10), 512 (1982)

[32] M. Hofer, M.E. Fermann, F. Haberl, M.U. Ober, and A.J. Schmidt, "Modelocking with cross-phase and self-phase modulation", Optics Letters 16(7), 502 (1991)

[33] K. Tamura, E.P. Ippen, H.A. Haus, and L.E. Nelson, "77 fs Pulse generation from a stretched-pulse mode-locked all-fiber ring laser", Optics Letters 18 (13), 1080 (1993)

[34] U. Keller, D. A. B. Miller, G. D. Boyd, Т. H. Chiu, J. F. Ferguson, and M. T. Asom "Solid-state low-loss intracavity saturable absorber for Nd:YLF lasers: an antiresonant semiconductor Fabry-Perot saturable absorber", Optics Letters 17(7), 505 (1992)

[35] U. Keller, "Semiconductor nonlinearities for solid-state laser modelocking and Q-switching", in Semiconductors and Semimetals, 59A (eds. A. Kost and E. Garmire), Academic Press, Boston (1999)

[36] L.R. Brovelli, U. Keller, Т.Н. Chiu, "Design and operation of antiresonant Fabry-Perot saturable semiconductor absorbers for mode-locked solid-state lasers", J. Optical Society of America B, 12, 311 (1995)

[37] D. J. H. C. Maas, A. R. Bellancourt, M. Hoffmann, B. Rudin, Y. Barbarin, M. Gol-ling, T. Sudmeyer, and U. Keller "Growth parameter optimization for fast quantum dot SESAMs" Optics Express 16(23), 18646 (2008)

[38] S. Iijima "Helical microtubules of graphitic carbon", Nature 354(6348) 56 (1991)

122

[39] J.W. Mintmire, B.I. Dunlap, and C.T. White "Are Fullerene Tubules Metallic?", Physics Review Letters 68 (5) 631 (1992)

[40] S. Y. Set, H. Yaguchi, Y. Tanaka, M. Jablonski, Y. Sakakibara, A. Rozhin, M. To-kumoto, H. Kataura, Y. Achiba, and K. Kikuchi, "Mode-locked Fiber Lasers based on a Saturable Absorber Incorporating Carbon Nanotubes", in Proc. Optical Fiber Communication Conference, PD44 (2003)

[41] A.B. Таусенев, Е.Д. Образцова, A.C. Лобач, А.И. Чернов, В.И. Конов, А.В. Ко-нященко, П.Г. Крюков, Е.М. Дианов "Самосинхронизация мод в эрбиевых волоконных лазерах с насыщающимися поглотителями в виде полимерных плёнок, содержащих синтезированные методом дугового разряда одностенные углеродные нанотрубки", Квантовая Электроника, 37(3), 205 (2007)

[42] К. Kashiwagi, S. Yamashita, and S. Y. Set, "Optically manipulated deposition of carbon nanotubes onto optical fiber end", Japanese J. Applied Physics 46, L988 (2007)

[43] J. W. Nicholson, R. S. Windeler, and D. J. DiGiovanni, "Optically driven deposition of single-walled carbon-nanotube saturable absorbers on optical fiber end-faces", Optics Express 15,9176 (2007)

[44] S.-W. Song, S. Yamashita, C.S. Goh, and S.Y. Set "Carbon nanotube mode lockers with enhanced nonlinearity via evanescent field interaction in D-shaped fibers", Optics Letters 32(2), 148 (2007)

[45] K. Kieu and M. Mansuripur "Femtosecond laser pulse generation with a fiber taper embedded in carbon nanotube/polymer composite", Optics Letters 32(15), 2242 (2007)

[46] G.P. Agrawal "Applications of nonlinear optics", Academic Press, 2001

[47] I.N. Duling, III, "Compact sources of ultrashort pulses", Cambridge University Press, 1995

[48] Secha G., Chemla D.S., and Bolton S.R. "Effects of cavity topology on the nonlinear dynamics of additive pulse mode-locked lasers", J. Optical Society of America В 15, 2847 (1998)

[49] L.E. Nelson, D.J. Jones, K. Tamura, H.A. Haus, and E.P. Ippen "Ultrashort-pulse fiber ring lasers", Applied Physics В 65 277, (1997)

[50] M.E. Fermann, L-M. Yang, M. L. Stock, and M. J. Andrejco "Environmentally stable Kerr-type mode-locked erbium fiber laser producing 360-fs pulses", Optics Letters 19(1), 43 (1994)

[51] L. E. Nelson, E. P. Ippen, and H. A. Haus, "Broadly tunable sub-500 fs pulses from an additive-pulse mode-locked thulium-doped fiber ring laser", Applied Physics Letters 67, 19(1995)

[52] Q. Wang, T. Chen, and K. Chen "Mode-locked Ultrafast Thulium fiber laser with all-fiber dispersion management", in Proc. OSA/CLEO/QELS, CFK7 (2010)

[53] M. Engelbrecht, F. Haxsen, A. Ruehl, D. Wandt, and D. Kracht "Ultrafast thulium-doped fiber-oscillator with pulse energy of 4.3 nJ", Optics Letters 33, 690 (2008)

[54] S.M. Kelly "Characteristic sideband instability of periodically amplified average soliton", Electronics Letters 28, 806 (1992)

[55] A. Hasegawa and F. Tappert "Transmission of stationary nonlinear optical pulses in dispersive dielectric fibers. I. Anomalous dispersion", Applied Physics Letters 23,142 (1973)

[56] O. E. Martinez, J. P. Gordon, and R. L. Fork, "Negative group-velocity dispersion using refraction," J. Optical Society of America A 1(10), 1003 (1984)

[57] W.H. Reeves, J. Knight, P. Russell, and P. Roberts "Demonstration of ultra-flattened dispersion in photonic crystal fibers" Optics Express 10(14) 609 (2002)

[58] F. Oullette "Dispersion cancellation using linearly chirped Bragg grating filters in optical waveguides", Optics Letters 12(10), 847 (1987)

[59] S. K. Turitsyn, E.G. Shapiro, S.B. Medvedev, M.P. Fedoruk, and V.K. Mezentsev "Physics and mathematics of dispersion-managed optical solitons", Optical telecommunications 4, 145 (2003)

[60] S.K. Turitsyn, B.G. Bale, M.P. Fedoruk "Dispersion-managed solitons in fibre systems and lasers", Physics Reports 521(4), 135 (2012)

[61] F.O. Ilday, J.R. Buckley, W.G. Clark, and F.W. Wise "Self-similar evolution of parabolic pulses in a laser", Physics Review Letters 92(21) 213902 (2004)

[62] H.A. Haus, J.G. Fujimoto, and E.P. Ippen "Structures for additive pulse mode-locking", J. Optical Society of America B 8(10) 2068 (1991)

[63] B.G. Bale, J.N. Kutz, W.H. Renninger, A. Chong, AND F.W. Wise "Spectral filtering for high-energy mode-locking in normal dispersion fiber lasers", J. Optical Society of America B 25(10), 1763 (2008)

[64] F. Haxsen, A. Ruehl, M. Engelbrecht, D. Wandt, U. Morgner, and D.Kracht "Stretched-pulse operation of a thulium-doped fiber laser", Optics Express 16(25) 20471 (2008)

[65] R. Gumenyuk, I. Vartiainen, H. Tuovinen, and O.G. Okhotnikov "Dissipative dispersion-managed soliton 2 pm thulium/holmium fiber laser", Optics Letters 36(5), 609 (2011)

[66] N.J. Scott, C.M. Cilip, and N.M. Fried "Thulium fiber laser ablation of urinary stones through small-core optical fibers", IEEE Selected Topics in Quantum Electronics 15(2) 435 (2009)

[67] T.R. Schibli, K. Minoshima, F.-L. Hong, H. Inaba, A. Onae, H. Matsumoto, I. Hatrl, and M.E. Fermann, "Frequency metrology with a turnkey all-fiber system", Optics Letters, 29, 2467 (2004)

[68] A.Tropper, R.G. Smart, I.R. Perry, D.C. Hanna, J.R. Lincoln, W.S. Brocklesby "Thulium-doped silica fiber lasers", in Proc. SPIE 1373, 152 (1991)

[69] S.D. Jackson "Cross relaxation and energy transfer upconversion processes relevant to the functioning of 2 fim Tm3+-doped silica fibre lasers", Optical Communications 230(1-3), 197 (2004)

[70] L.E. Nelson "Mode-locking of thulium-doped and erbium-doped fiber lasers": degree of PhD in Electrical Engineering: Massachusetts Institute of Technology, 1997. - 153 c.

[71] D. C. Hanna, I. M. Jauncey, R. M. Percival, I. R. Perry, R. G. Smart, P. J. Suni, J. E. Townsend, and A. C. Tropper, "Continuous-wave oscillation of a monomode thulium-doped fibre laser", Electronics Letters 24, 1222 (1988)

[72] D. C. Hanna, R. M. Percival, R. G. Smart, and A. C. Tropper, "Efficient and tunable operation of a Tm-doped fibre laser", Optics Communications 75, 283 (1990)

[73] D. C. Hanna, I. R. Perry, J. R. Lincoln, and J. E. Townsend, "A 1-Watt thulium-doped cw fibre laser operating at 2 pm", Optics Communications 80, 52- (1990)

[74] X. Mateos, M.Y. Segura, M.C. Pujol, J.J. Carvajal, M. Aguilô, F. Diaz, W.B. Cho, U. Griebner, and V. Petrov "Improved two-micron lasers for treating glaucoma and reducing skin wrinkles", in SPIE (2011)

[75] G. Htittmanna, C. Yaob, and E. Endl "New concepts in laser mcdicine: Towards a laser surgery with cellular precision", Medical Laser Application 20(2) 135 (2005)

[76] F. Poletti, E. Numkam, M.N. Petrovich, N.V. Wheeler, N. Baddcla, J.R. Hayes, and D.J. Richardson, "Hollow core photonic bandgap fibers for telecommunications: opportunities and potential issues", in Proc. OFC 2012: Optical Fiber Communication Conference and Exposition, OThlH.3 (2012)

[77] S. W. Henderson, P. J. M. Suni, C. P. Hale, S. M. Hannon, J. R. Magee, D. L. Bruns, and E. H. Yuen, "Coherent laser radar at 2 m using solid-state lasers", IEEE Trans. Geoscience and Remote Sensing 31,4 (1993)

[78] P. Kadwani, R. A. Sims, M. Baudelet, L. Shah, M.C. Richardson, J. Chia, and F. Altai "Atmospheric propagation testing using broadband thulium fiber systems", in Proc. OSA /FILAS, FWB3 (2011)

[79] D. Creeden, P.A. Ketteridge, P. A. Budm, S.D. Setzler, Y.E. Young, J.C. McCarthy, K. Zawilski, P.G. Schunemann, T.M. Pollak, E.P. Chicklis, and M. Jiang, "Mid-infrared ZnGeP2 parametric oscillator directly pumped by a pulsed 2 }.im Tin-doped fiber laser", Optics Letters 33 (4) 315 (2008)

[80] A. Hemming, J. Richards, S. Bennetts, A. Davidson, N. Carmody, P. Davies, L. Corena, and D. Lancaster, "A high power hybrid mid-IR laser source", Optics Communications 283 (20), 4041 (2010)

[81] G. Frith, T. McComb, B. Samson, W. Torruellas, M. Dennis, A. Carter, V. Khitrov, and K. Tankala, "Frequency Doubling of Tm-Doped Fiber Lasers for Efficient 950nm Generation", in Proc. Advanced Solid-State Photonics, (OSA) WB5 (2009)

[82] R. Paschotta, N. Moore, W.A. Clarkson, A.C. Tropper, D.C. Planna, and G. Maze "230 mW of blue light from a thulium-doped upconversion fiber laser", IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics 3(4) 1100 (1997)

[83] T. Ehrenreich, R. Leveille, I. Majid, K. Tankala, G. Rines, and P.1-". Moulton, "1 kW, all-glass Tm:fiber laser", in Proc. SPIE, 758016 (2010)

[84] L.R. Brovelli, U. Keller, T.H. Chiu, "Design and operation of antiresonant Fabry-Perot saturable semiconductor absorbers for mode-locked solid-state lasers"../. Optical Society of America B 12(2), 311 (1995)

[85]U. Keller "Short and ultrashort pulse generation", in Landolt-Bornstein Group VIII/1B1, Laser Physics and Applications, Subvolume B: Laser Systems Part 1, Sringer Verlag (2007)

[86] M. Guina, N. Xiang, and O.G. Okhotnikov "Stretched-pulse fiber lasers based on semiconductor saturable absorbers", Applied Physics В 74, S193 (2002)

[87] О. Okhotnikov and M. Pessa, "Dilute nitride saturable absorber mirrors foroptical pulse generation", J. Physics: Condensed Matter 16, S307 (2004)

[88] U. Keller, K. J. Weingarten, F. X. Kartner, D. Kopf, B. Braun, I. D. Jung, R. Fluck, C. Honninger, N. Matuschek, and J. Aus der Au, "Semiconductor saturable absorber mirrors (SESAMs) for femtosecond to nanosecond pulse generation in solid-state lasers", IEEE J. Selected Topics in Quantum Electronics 2(3), 435 (1996)

[89] D. Kopf, G. Zhang, R. Fluck, M. Moser, and U. Keller "All-in-one dispersion-compensating saturable absorber mirror for compact femtosecond laser sources", Optics Letters 21(7), 486 (1996)

[90] M. Guina, N. Xiang, A. Vainionpaa, O.G. Okhotnikov, T. Sajavaara, and J.Keinonon "Self-starting stretched-pulse fiber laser mode locked and stabilized with slow and fast semiconductor saturable absorbers", Optics Letters 26(22), 1809 (2001)

[91] E.P. Ippen "Principles of Passive Mode Locking" Applied Physics В 58, 159 (1994)

[92] R. Paschotta, U. Keller "Passive mode locking with slow saturable absorbers", Applied Physics В 73(7), 653 (2001)

[93] E.R. Thoen, E.M. Koontz, M. Joschko, P. Langlois, T.R. Schibli, and L.A. Kartner "Two-photon absorption in semiconductor saturable absorber mirrors", Applied Physics Letters 75,3841 (1999)

[94] R. C. Sharp, D. E. Spock, N. Pan, and J. Elliot, "190-fs passively mode-locked thulium fiber laser with a low threshold", Optics Letters 21(12), 881 (1996)

[95] S. Kivisto, T. Hakulinen, M. Guina and O. G. Okhotnikov "Tunable Raman soliton

a

source using mode-locked Tm-Ho fiber laser", IEEE Photonics Technology Letters 19(12), 934 (2007)

[96] *A.A. Крылов, M.A. Чернышева, Д.С. Черных, Л.К. Сенаторов, И.М. Тупицын, П.Г. Крюков, Е.М. Дианов "Мощный ту.ч новый волоконный лазер

с внутрирезонаторным управлением дисперсией", Квантовая электроника 42(5), 427 (2012)

[97] *А.А. Krylov, М.А. Chernysheva, D.S. Chernykh, IM. Tupitsyn "High power MOPA-laser based on a mode-locked thulium-doped fiber oscillator with intracavity dispersion management", Laser Physics 23(4), 045108 (2013)

[98] E.M. Dianov, V.M. Mashinsky "Germania-based core optical fibers", J. Lightwave Technology 23(11), 3500 (2005)

[99] Yu. Yatsenko and A. Mavritsky "D-scan measurement of nonlinear refractive index in fibers heavily doped with Ge02", Optics Letters 32(22), 3257 (2007)

[100]J.W. Fleming "Dispersion in Ge02-Si02 glassesApplied Optics 23(24), 4486 (1984)

[101] H. Shimizu, S. Yamazaki, T. Ono, and K. Emura, "Highly Practical Fiber Squeezer Polarization Controller", Journal of Lightwave Technology, 9(10), 1217 (1991)

[102] J.-C. Diels and W. Rudolph "Ultrashort laser pulse phenomena", New York: Academic Press, 1996

[103] F. X. Kartner and U. Keller "Stabilization of solitonlike pulses with a slow saturable absorber", Optics Letters 20(1), 16 (1995)

[104] Irl N. Duling III "All-fiber ring soliton laser mode locked with a nonlinear mirror", Optics Letters 16(8), 539 (1991)

[105] H.A. Haus, E.P. Ippen, and K. Tamura "Additive pulse mode-locking in fiber laser", IEEE J.Quantum Electronics 30(1), 200 (1994)

[106] K. Sponsel, K. Cvecek, C. Stephan, G. Onishchukov, B. Schmauss , and G. Leuchs "Optimization of a nonlinear amplifying loop mirror for amplitude regeneration in phase-shift-keyed transmission", IEEE Photonics Technology Letters 19(22) 1858 (2007)

[107] K. Smith, N.J. Doran, P.G.J. Wigley "Pulse shaping, compression, and pedestal suppression employing a nonlinear-optical loop mirror", Optics Letters 15(22), 1294 (1990)

[108] P. Honzatko, Y. Baravets and F. Todorov "A mode-locked thulium-doped fiber laser based on a nonlinear loop mirror", Laser Physics Letters 10(7) 075103 (2013)

[109] C.W. Rudy, K.E. Urbanek, M.J. F. Digonnet, and R.L. Byer, "Amplified 2-pm Thulium-Doped All-Fiber Mode-Locked Figure-Eight Laser", J. Lightwave Technologies 31(11), 1809 (2013)

[110] S. Gray and A. B. Grudinin "Soliton fiber laser with a hybrid saturable absorber", Optics Letters 21(3) 207 (1996)

[111] *M.A. Chernysheva, A.A. Krylov, P.G. Kryukov, and EM. Dianov "Nonlinear amplifying loop mirror based mode-locked thulium doped fiber laser", IEEE Photonics Technology Letters 24(14) 1254 (2012)

[112] *M.A. Chernysheva, A.A. Krylov, P.G. Kryukov, and E.M. Dianov "230 fs mode-locked thulium-doped fiber laser based on the nonlinear amplifying loop mirror", in Proc. 15th International Conference on laser Optics, 0184 (2012)

[113] *M.A. Chernysheva, A.A. Krylov, P.G. Kryukov, N.R. Aratyunyan, A.S. Pozharov, E.D. Obraztsova, E.M. Dianov "All-fiber thulium-doped mode-locked lasers based on the nonlinear amplifying loop mirror", in Book of abstracts 20th International Conference on Advanced Laser Technologies ALT' 12, MO-4A-2-RO (2012)

[114] J. W. Wilder, L. C. Venema, A. G. Rinzler, R. E.Smalley, and C. Dekker "Electronic structure of atomically resolved carbon nanotubes", Nature, 391(6662), 59- (1998)

[115] А.И. Чернов "Нелинейно-оптические среды для лазеров на основе одностен-ных углеродных нанотрубок": дис. канд. физ.-мат. наук: 01.04.21 - М., 2011. - 126 с.

[116] A. Jorio, R. Saito, J. Н. Hafner, С. М. Lieber, М. Hunter, Т. McClure, G. Dressel-haus, and M. S. Dresselhaus "Structural (n, m) determination of isolated single-wall carbon nanotubes by resonant Raman scattering", Physical Review Letters 86(6), 1118 (2001)

[117] T. Hasan, Z. Sun, F. Wang, F. Bonaccorso, P.H. Tan, A.G. Rozhin, and A.C. Ferrari "Nanotube-polymer composites for ultrafast photonics", Advanced materials 21(38-39), 3874 (2009)

[118] Kataura H., Kumazawa Y., Maniwa Y. I. Umezu, S. Suzuki, Yo Ohtsuka, and Y. Achiba "Optical properties of single-wall carbon nanotubes", Synthetic Metals 103(1-3), 2555 (1999)

[119] C. Journet, W. K. Maser, P. Bernier, A. Loiseau, M. Lamy de la Chapelle, S. Lefrant, P. Deniard, R. Lee, and J. E. Fischer "Large-scale production of single-walled carbon nanotubes by the electric-arc technique", Nature 388,756 (1997)

[120] M.H. Ruemmeli, C. Kramberger, M. Loeffler, O. Jost, M. Bystrzejewski, A. Grueneis, T. Gemming, W. Pompe, B. Buechner, and T. Pichler "Catalyst volume to surface area constraints for nucleating carbon nanotubes", The Journal of Physical Chemistry В 111 28,8234 (2007)

[121] A. I. Chernov, E. D. Obraztsova, and A. S. Lobach "Optical properties of polymer films with embedded single-wall nanotubes", Physica Status Solidi (b) 244(11), 4231 (2007)

[122] A.G. Rozhin, Y. Sakakibara, H. Kataura, S. Matsuzaki, K. Ishida, Y. Achiba, and M. Tokumoto "Anisotropic saturable absorption of single wall carbon nanotubes aligned in polyvinyl alcohol", Chemical Physics Letters 405,288 (2005)

[123] A.I. Chernov and E.D. Obraztsova "Metallic single-wall carbon nanotubes separated by density gradient ultracentrifugation", Physica Status Solidi (b) 246(11 -12), 2477 (2009)

[124] S. Reich, C. Thomsen, J. Maultzsch "Carbon Nanotubes. Basic Concepts and Physical Properties", WILEY-VCH, 2004

[125] M. A. Solodyankin, E. D. Obraztsova, A. S. Lobach, A. I. Chernov, A. V. Tause-nev, V. I. Konov, and E. M. Dianov "Mode-locked 1.93 jxm thulium fiber laser with a carbon nanotube absorber", Optics Letters 33, 1336 (2008)

[126] 5. S. Kivisto, T. Hakulinen, A. Kaskela, B. Aitchison, D. P. Brown, A. G. Nasibu-lin, E. I. Kauppinen, A. Harkonen, and O. G. Okhotnikov "Carbon nanotube films for ultra-fast broadband technology," Optics Express 17(4) 2358 (2009)

[127] 4. K.Kieu and W.Wise "Soliton thulium-doped fiber laser with carbon nanotube saturable absorber," IEEE Photon Technology Letters 21(3), 128 (2009)

[128] * M.A. Chernysheva, A.A. Krylov, P.G. Kryukov, N.R. Arutyunyan, A.S. Pozharov, E.D. Obraztsova, and E.M. Dianov "Thulium-doped mode-locked all-fiber laser based on NALM and carbon nanotube saturable absorber", Optics Express 20(26), B124-B130 (2012)

[129] * M.A. Chernysheva, A.A. Krylov, P.G. Kryukov, N.R. Arutyunyan, A.S. Pozharov, E.D. Obraztsova, and E.M. Dianov "Thulium-doped mode-locked all-fiber laser based on NALM and carbon nanotube saturable absorber," in Proc. European Conference and Exhibition on Optical Communication Tu.4.F.4 (2012)

[130] *Чернышева M.A., Крылов A.A., Крюков П.Г., Арутюнян Н.Р., Пожаров А.С., Образцова Е.Д., Рожин А.Г., Турицын С.К., Дианов Е.М. "Генерация инверсно-модифицированных солитонов в волоконных лазерах с пассивной синхронизацией мод" Тезисы докладов ВКВО-2013, Фотон-экспресс 6(110), 190 (2013)

[131] * M. Chernysheva, A. Krylov, С. Мои, R. Arif, A. Rozhin, М.Н. Rummeli, S. Turitsyn, E.M. Dianov "300-mW average output power hybrid mode-locked thulium-doped fiber laser", in Proc. European Conference and Exhibition on Optical Communication, P.1.9 (2013)

[132] J.-C.M. Diels, J.J. Fontaine, I.C. McMichael, F. Simoni "Controland measurements of ultrashort pulse shapes (in amplitude and phase) with femtosecond accuracy", Applied Optics 24(9), 1270 (1985)

[133] *М.А.Чернышева, A.A. Крылов, A.A. Оглезнев, П.Г. Крюков, H.P. Аратю-нян, А.С.Пожаров, Е.Д.Образцова, Е.М.Дианов "Управление параметрами генерации эрбиевого кольцевого волоконного лазера с пассивной синхронизацией мод с помощью углеродных наноструктур", Квантовая электроника 43(8), 691 (2013)

[134] *М.А. Chernysheva, А.А. Krylov, A.A. Ogleznev, N.R. Arutyunyan, A.S. Pozharov, E.D. Obraztsova, and E.M. Dianov "Transform-limited pulse generation in normal cavity dispersion erbium doped single-walled carbon nanotubes mode-locked fiber ring laser", Optics Express 20(21) 23994 (2012)

[135] E. Snitzer, H. Po, F. Hakimi, R. Tumminelli, and В. C. McCollum "Double-clad, offset core Nd fiber laser," in Proc. Optical Fiber Sensors, OSA, PD5 (1998)

[136] D.J. Ripin and L. Goldberg "High efficiency side-coupling of light into optical fibres using embedded v-grooves", Electronic Letters 31(25), 2204 (1995)

[137] A.B. Grudinin, D. N. Payne, P. W. Turner, J. Nilsson, M. N. Zervas, M. Ibsen, M.K. Durkin "Multi-fibre arrangements for high power fibre lasers and amplifiers", US patent 6,826,335 (2000)

[138] C. Codemard, K. Yla-Jerkko, J. Siglenton, P.W. Turner, I. Godfrey, S.-U. Alam, J. Nilsson, J. Sahu, and A.B. Grudinin "Low noise intelligent cladding pumped L-band EDFA", in Proc. ECOC'2002, PD1.6 (2002)

[139] И .А. Буфетов, M.M. Бубнов, M.A. Мелькумов, B.B. Дудин, A.B. Шубин, С.Л.Семенов, К.С. Кравцов, А.Н. Гурьянов, М.В. Яшков, Е.М. Дианов "Волоконные Yb-, Er-Yb- и Nd-лазеры на световодах с многоэементной первой оболочкой", Квантовая электроника 35, 328, (2005)

[140] D. Kouznetsov and J. V. Moloney, "Efficiency of pump absorption in double-clad fiber amplifiers. П. Broken circular symmetry", J. Optical Society of America В 19(6), 1259 (2002)

[141] D. Kouznetsov and J.V. Moloney "Highly efficient, high-gain, short-length, and power-scalable incoherent diode slab-pumped fiber amplifier/laser", IEEE Journal of Quantum Electronics 39(11) 1452 (2003)

[142] V. Filippov, Yu. Chamorovskii, J. Kerttula, K. Golant, M. Pessa, and O. G. Okhotnikov "Double clad tapered fiber for high power applications", Optics Express 16(3), 1929 (2008)

[143] K. Arai, H. Namikawa, K. Kumata,T. Honda, Y. Ishii, and T. Handa "Aluminium or phosphorus co-doping effects on the fluorescence and structural properties of neodymi-um-doped silica glass", J. Applied Physics 59, 3430 (1986)

[144] Y. R. Martin, V. D. Rodriguez, V. Lavin, and U. R. Rodriguez-Mendoza "Infrared, blue and ultraviolet upconversion emissions in Yb3+-Tm3+-doped fluoroindate glasses", Spec-trochimica Acta, Part A 55,941 (1999)

[145] J. Chang, Q. P. Wang, X. Zhang, Z. Liu, Z. Liu, and G. D. Peng "S-band optical amplification by an internally generated pump in thulium ytterbium codoped fiber", Optics Express 13(11), 3902 (2005)

i I

[146] S. D. Jackson "Power scaling method for 2-цт diode-cladding-pumped Tm -

•2 »

doped silica fiber lasers that uses Yb codoping", Optics Letters, 28(22), 2192 (2003)

[147] J.Pisarska W. Ryba-Romanowski, G. Dominiak-Dzik, T. Goryczka, and W.A.Pisarski "Energy transfer from Yb to X (X=Tm, Er) in lead borate glasses", Optica Ap-plicata 35(4), 837 (2005)

[148] L.F. Monllenauer, R.H.Stolen, and J.P.Gordon "Experimental observation of picoseconds pulse narrowing and solitons in optical fibers", Physics Review Letters 45(13), 1095 (1980)

[149] S. Gouveia-Neto, A. S. L. Gomes, J. R. Taylor "High-order soliton pulse compression and splitting at 1.32 pm in a single-mode optical fiber", IEEE Journal of quantum electronics, 23(7), 1193 (1987)

[150] Дианов E.M., Карасик А.Я., Мамышев П.В., Онищуков Г.И., Прохоров A.M., Стельмах М.Ф., Фомичев А.А. "100-кратное сжатие пикосекундных импульсов ПГС в

одномодовых волоконных световодах в области спектра 1,5 - 1,65 мкм", Письма в ЖЭТФ 40(4), 148 (1984)

[151] *А.А. Krylov, М.А. Chernysheva, D.S. Chernykh, P.G. Kryukov, E.M. Dianov "Picosecond pulse compression by means of soliton effects in single-mode silica glass fiber in the 2 цт spectral range", Laser Physics 23(7) 075107 (2013)

[152] *A. A. Krylov, M. Chernysheva, P. G. Kryukov, and E. Dianov, "High-power Dispersion Managed Soliton Thulium Doped Fiber Laser", in Lasers, Sources, and Related Photonic Devices, OS A Technical Digest (CD) (Optical Society of America, Washington, DC), JTh2A.27 (2012)

[153] E. M. Dianov, Z. S. Nikonova, A. M. Prokhorov, and V. N. Serkin, "Optimal compression of multisoliton pulses," Soviet Technical Physics Letters 12, 311 (1986)

[154] D. Anderson, M. Desaix, M. Lisak, and M. L. Quiroga-Teixeiro, "Wave breaking in nonlinear-optical fibers", J. Optical Society of America В 9,1358 (1992)

[155] E. M.Dianov, A. Ya.Karasik, P. V. Mamyshev, A. M.Prokhorov, V. N. Serkin, M. F.Stel'makh, A. A. Fomichev "Stimulated-Raman conversion of multisoliton pulses in quartz optical fibers" JEPTLetters 41(6), 294- 150 (1984)

[156] L.F. Mollenauer, R.H. Stolen, J.P. Gordon, and W.J. Tomlonson "Extreme picosecond pulse narrowing by means of soliton effect in single mode optical fibers", Optics Letters 8,289 (1983)