Исследование уширения спектра генерации волоконных лазеров с модуляцией добротности резонатора тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.05, кандидат физико-математических наук Кузнецов, Алексей Геннадьевич

• Кузнецов, Алексей Геннадьевич
• кандидат физико-математических наук
• 2011

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Кузнецов, Алексей Геннадьевич

Список обозначений и сокращений.

Введение.

Глава I. Принципы волоконных Q-switched лазеров и возможности управления их спектром.

§1 Компоненты и схемы волоконных Q-switched лазеров

§2 Волоконные брэгговские решётки как селектор частоты лазеров.

§3 Механизмы уширения спектра генерации волоконных лазеров.

Выводы.

Глава II. Спектр генерации мощного иттербиевого ИК Q-switched лазера.

§4 Задающий лазер.

§5 Усилитель мощности.

§6 Модель уширения спектра и ее сравнение с экспериментом.

Выводы.

Глава III. Применения мощного иттербиевого ИК Q-switched лазера с управляемым спектром.

§7 Обработка материалов.

§8 Удвоение и утроение частоты генерации.

Выводы.

Глава IV. Полностью волоконный эрбиевый Q-switched лазер с узким спектром и его применение в сенсорной системе.

§9 Схема полностью волоконного лазера для сенсорных применений.

§10 Рефлектометрия комбинационного рассеяния с помощью Q-switched лазера. Спектральная фильтрация с помощью WDM и ВБР.

Выводы.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Исследование уширения спектра генерации волоконных лазеров с модуляцией добротности резонатора»

Волоконная оптика (и нелинейная волоконная оптика в частности) возникла в 60-70х годах, когда впервые начали применяться стеклянные световоды с относительно низкими потерями. Стоит отметить, что первые световоды имели потери -1000 дБ/км, что существенно ограничивало возможность применения их в линиях связи. Однако в процессе развития технологии потери были существенно уменьшены (до 20 дБ/км) [1], а дальнейший прогресс в оптоволоконной технике привел к появлению оптических волокон с потерями около 0.2 дБ/км в спектральной области максимальной прозрачности кварцевого стекла (-1,5 микрон). Этот уровень ограничен в основном фундаментальными процессами рэлеевского рассеяния. Первоначально предполагалось, что световоды будут применяться главным образом в линиях связи для передачи информации на большие расстояния, однако позже по мере более глубокого исследования нелинейных эффектов в оптических световодах открылись качественно новые применения оптоволокон. Перспективность использования световодов определяются их уникальными свойствами: низкими потерями и неизменностью размера поперечного сечения лазерного пучка на больших длинах распространения лазерного излучения по волокну, уникальными дисперсионными характеристиками и возможностью как одномодового, так и многомодового режимов распространения лазерного излучения по световоду. Основные нелинейные явления (вынужденное комбинационное рассеяние и рассеяние Манделыитама-Бриллюэна) были экспериментально и теоретически исследованы еще в 1972 г. [2, 3]. Эти работы стимулировали изучение других нелинейных явлений: параметрического четырехфотонного смешения [4], фазовой самомодуляции [5], оптически-индуцированного двулучепреломления [6] и т.д.

Одним из результатов исследований в области нелинейной волоконной оптики стала возможность создания непрерывных и импульсных волоконных лазеров, см. напр. [7] и цитируемую там литературу, которые имели ряд преимуществ перед классическими твердотельными и газовыми лазерами. Из преимуществ волоконных лазерных систем следует отметить следующие: волоконные лазеры имеют очень высокую (до -80%) эффективность преобразования излучения накачки в когерентное лазерное излучение благодаря большой длине взаимодействия и малому диаметру световедущей сердцевины (обычно от 4 до 20 мкм); для обеспечения их работы не требуется водяного охлаждения, а достаточно воздушного; высокое качество выходного пучка (М -1.1-1.5), определяемое волноводными свойствами оптоволокна, практически не зависит от мощности излучения. Еще одним немаловажным преимуществом является простота и надежность волоконных лазеров: резонатор может быть полностью выполнен на основе волоконных элементов, а световедущее волокно может быть компактно свернуто в кольца и изолировано от внешней среды, что исключает необходимость юстировки и постоянного обслуживания лазерной системы и в целом повышает стабильность работы при различных внешних условиях.

Существует несколько режимов генерации в волоконных лазерах, одним их которых является импульсная генерация с помощью модуляции добротности резонатора. В англоязычной литературе такие лазеры принято называть Q-Switched лазеры (где «Q» - параметр добротности резонатора, a «switch» - «выключатель») и в дальнейшем для краткости мы будем придерживаться данного термина. Такие лазеры применяется главным образом в обработке материалов и в качестве источника зондирующего излучения в сенсорных системах различного типа, в частности, в лидарах (LIDAR - Light Identification, Detection and Ranging) - получение информации об удалённых объектах с помощью активных оптических систем, использующих явления отражения и рассеяния света в прозрачных и полупрозрачных средах, рефлектометрах (OTDR - Optical Time Domain Reflectometery) - измерение параметров волоконно-оптических линий и окружающей среды [8, 9]. Волоконные лазеры с модуляцией добротности способны генерировать импульсы от десяти до нескольких сотен наносекунд с высокой пиковой мощностью (-10 кВт и более), что наряду с высоким качеством пучка незаменимо при гравировке и резке различных материалов. Кроме того, иттербиевый волоконный Q-Switched лазер, как и твердотельные лазеры на кристаллах, излучает на длине волны -1,06 мкм, что обеспечивает лучшее взаимодействие излучения с металлами, чем, например, для С02-лазера, излучающего на длине волны 10,6 мкм. Для модуляции добротности резонатора обычно используют электрооптические (ЭОМ) либо акустооптические (АОМ) модуляторы с волоконным вводом-выводом излучения, однако существуют и другие устройства позволяющие модулировать внутрирезонаторные потери. В качестве усиливающей среды используются световоды на основе кварцевого стекла, легированные такими редкоземельными элементами (РЗЭ) как Nd, Yb, Ег, Но, Тт. В таких лазерах внутри резонатора, помимо активной среды находится оптический переключатель, который модулирует потери в резонаторе. Первоначально затвор закрыт, и резонатор не замкнут, что не позволяет лазеру генерировать излучение. В это время излучение накачки поглощается в среде, создавая большую инверсию заселенности на лазерном переходе иона РЗЭ, и соответственно усиление на резонансной частоте. Количество запасенной энергии обычно ограничивается спонтанным излучением и если брать усиливающую среду с большим содержанием активных ионов, либо с большой длиной, то можно запасти огромное количество энергии. Затем, затвор открывается, добротность (Q) резонатора резко возрастает, и потери соответственно уменьшаются, и из шумового спонтанного излучения за несколько обходов резонатора очень быстро формируется лазерное излучение с большой мощностью. Когда внутрирезонаторная мощность достигает энергии насыщения активной среды, коэффициент усиления уменьшается. Пик импульса достигается в момент, когда усиление становится равным потерям в резонаторе (рис. 1). Однако все еще большая мощность продолжает опустошать верхний уровень лазерного перехода иона РЗЭ, и в течение этого времени мощность импульса спадает до нуля, таким образом, среда сама становится запирающим затвором.

Рис. 1. Временная характеристика потерь и усиления в резонаторе лазера с модуляцией добротности.

Твердотельные лазеры с модуляцией добротности достаточно хорошо изучены, в частности, исследовалась спектрально-временная динамика их генерации в различных схемах [10]. Работы по исследованию режимов генерации в волоконных лазерах с модуляцией добротности резонатора были начаты в 1980 годах, когда была построена модель формирования импульса в оптоволоконном резонаторе [11]. В те же годы были созданы первые волоконные (2-8\уксЬес1 лазеры [12, 13], которые, однако, из-за своих характеристик, таких как слишком длинные импульсы (сотни наносекунд) и небольшая пиковая мощность (не более нескольких Ватт), а также нестабильность работы, так и не смогли составить конкуренцию классическим твердотельным лазерам с модуляцией добротности резонатора. Причиной этого является, прежде всего, тот факт, что, в отличие от твердотельных лазеров, волоконные лазеры имеют длинный резонатор (и большое количество мод, соответственно), по которому распространяется излучение с высокой плотностью мощности, вследствие чего проявляются нелинейные эффекты, влияющие на такие выходные характеристики, как ширина спектра, длительность импульса, пиковая мощность и т.д. В дальнейшем были выполнены работы как по исследованию влияния качества световодов на стабильность работы [14], так и по разработке новых конфигураций лазеров [15, 16], в том числе и с эрбиевыми активными волокнами [17], однако во всех этих работах использовались элементы объемной оптики, что существенно снижало надежность таких лазеров.

Ситуация стала меняться в середине девяностых годов, когда линейные оптические потери в стандартных оптических волокнах были многократно снижены, что позволило создавать относительно короткие резонаторы с большой добротностью. Кроме того, именно в это время происходит развитие и применение двух ключевых технологий - технологии записи волоконных брэгговских решеток, см., например, [18] и цитируемую там литературу, и технологии изготовления активных волокон с двойной оболочкой - отпала необходимость в использовании объемных (неволоконных) оптических элементов, что позволило создать полностью волоконные Q-Switched лазеры. Волоконная брэгговская решетка (ВБР) представляет собой отрезок оптического волокна, в сердцевине которого с помощью ультрафиолетового излучения создано периодическое изменение показателя преломления. Излучение с длиной волны, близкой к брэгговской длине волны, отражается от подобной структуры. Варьируя параметры решётки показателя преломления, можно создавать волоконные зеркала (суть ВБР) с разной шириной спектра отражения (0.05-5 нм) и различными коэффициентам отражения (1-99.9%), тем самым формируя полностью волоконный резонатор на нужную длину волны и нужной добротности (рис. 2). Ас внедрением активных световодов с двойной оболочкой начали создаваться мощные одномодовые полностью волоконные лазеры, излучающие в области ~1-мкм [19, 20], с накачкой в первую оболочку с помощью многомодовых лазерных диодов с волоконным выходом. Таким образом была решена проблема эффективного ввода многомодового излучения накачки в волоконный световод без применения элементов стандартной неволоконной оптики, что особенно важно. Так, одной из первых публикаций, где был описан полностью волоконный лазер с модуляцией добротности резонатора, была работа [21]. В этой статье авторы создали кольцевой эрбиевый лазер с акустооптическим модулятором добротности, имеющим волоконный ввод и вывод излучения, в конфигурации задающего осциллятора с усилителем (МОРА - Master Oscillator with Power Amplifier), который генерировал очень короткие на тот момент импульсы (23 не) с пиковой мощностью более 2 кВт при частоте повторения импульсов 500 Гц. Однако у этого лазера был существенный недостаток - авторы не реализовали спектральной фильтрации излучения и можно предположить, что выходной спектр излучения был достаточно широким. Отличительной особенностью большинства первых волоконных лазеров с модуляцией добротности резонатора, было наличие множественных импульсов со спадающей амплитудой, идущих после основного импульса. Этому эффекту было посвящено много работ (напр. [22], [23]), в которых была построена модель формирования импульсов и выяснено, что вторичные пики являются следствием многократного усиления одного и того же импульса, проходящего несколько раз вдоль резонатора. Как правило, множественные пики проявляются в лазерах с длинными резонаторами и для их подавления требуется существенная оптимизация параметров усиливающей среды. и

Активное волокно лазерный диод

Брэгговские решетки Рис. 2. Схема волоконного лазера с диодной накачкой.

Оптимизация волоконных лазеров с модуляцией добротности отнюдь не ограничивается выбором оптимальной конфигурации схемы резонатора и расчетом длины резонатора и активного волокна. Важным элементом Q-Switch лазера, требующим детального рассмотрения, является модулятор добротности, от которого во многом зависят выходные характеристики излучения. В ранних работах в качестве такого затвора использовались, как правило, электрооптический либо акустооптический модуляторы с объемной оптикой, куда с помощью системы коллиматоров фокусировалось излучение. Пассивная модуляция (см. напр. [24]) также исследовалась, однако наряду со своими преимуществами (насыщающийся поглотитель более дешев по сравнению с активными модуляторами), эта техника имела и ряд недостатков: невозможность управлять импульсами, требуется тщательный расчет коэффициента отражения выходного зеркала, и т.д. Кроме того, при модуляции с помощью насыщающегося полупроводникового зеркала (SESAM -Semiconductor Saturable Absorber Mirror) высока вероятность повреждения его, так как внутрирезонаторная пиковая мощность достаточно большая. Последняя проблема, однако, была недавно успешно решена с помощью модуляторов на основе волоконных насыщающихся поглотителей (см. обзор работ [25]). Одним из методов, описанных в данном обзоре, является использование в резонаторе помимо основного активного волокна (напр., легированное Nd3+) дополнительного волокна (напр., легированного Сг4+), которое имеет пик поглощения на длине волны лазерного излучения и безызлучательную релаксацию. Существуют также и другие способы создания пассивной модуляции, например, помещая дополнительное активное волокно в свой, внутренний, резонатор на другой длине волны, отличной от основного лазерного излучения. Данные механизмы модуляции добротности позволили реализовать лазеры с длительностями импульсов ОТ 50 НС ДО 1 МКС и пиковой мощностью до нескольких кВт. К недостаткам можно отнести зависимость частоты повторения, длительности импульса и пиковой мощности от мощности накачки (в отличие от активной модуляции, где можно задавать фиксированную частоту повторения при данной пиковой мощности), а также недостаточно короткий импульс (>50 не).

На сегодняшний день в большинстве коммерческих (2-5\укс11ес1 лазеров используется активная модуляция различными устройствами, в том числе и принципиально нового типа, например, на основе волоконных ответвителей с переменным коэффициентом деления сигнала или модуляции двулучепреломления в волокне с сохранением поляризации, (см. напр. [26, 27, 28]), которые, однако уступают по стабильности работы и выходным характеристикам широко распространенным АО и ЭО модуляторам с волоконным вводом-выводом излучения.

В настоящее время мощные волоконные лазеры получили широкое распространение в обработке материалов и медицине, и составляют конкуренцию классическим твердотельным лазерам. Так для создания промышленных мощных волоконных лазеров для микрообработки материалов, наибольшее распространение получили оптоволокна, легированные YЪ, позволяющие генерировать лазерное излучение с длиной волны .07 мкм. Однако очевидно, что для требуемого качества микрообработки материалов лазер должен обладать определенными параметрами. К примеру, мощность излучения лазера должна обеспечить нагревание поверхности до Т~10000 К в зависимости от материала.

Типичный минимум плотности мощности, который требуется для гравировки, например, стали

•10° Вт/см или, для фокального пятна 100 мкм, требуется 1 кВт пиковой мощности [29]. Если пиковой мощности недостаточно, то в месте гравировки происходит неполное удаление жидкой фазы и качество обработки существенно снижается. Кроме того, особую роль играет длительность импульса, которая определяет как глубину гравировки, так и ширину реза. Необходимо также учитывать разные коэффициенты поглощения материалов на разных длинах волн, что делает лазеры с перестраиваемой и удвоенной частотой крайне перспективными для микрообработки. Генерация гармоник излучения таких лазеров позволила бы существенно расширить их возможности, однако работы в этом направлении в литературе практически не описаны. Это может свидетельствовать о наличии эффектов, препятствующих эффективной генерации гармоник полностью волоконного лазера с модуляцией добротности. Обычно для генерации гармоник используются гибридные схемы типа «твердотельный/полупроводниковый задающий лазер + волоконный усилитель» [30, 31], либо непрерывный узкополосный задающий волоконный лазер с последующей амплитудной модуляцией и усилением в широкоапертурном волокне [32]. Полностью волоконная схема может дать ряд преимуществ в сравнении с гибридными, в частности, благодаря тому что, волоконные лазеры имеют более широкую линию усиления [7] по сравнению с лазерами на кристаллах или полупроводниках, в пределах которой возможна плавная перестройка длины волны излучения при относительной простоте и высокой стабильности. Однако в этом случае при больших пиковых мощностях возникают нелинейные эффекты, приводящие к заметному уширению спектра, что снижает эффективность удвоения частоты излучения волоконных лазеров. Помимо перестройки частоты генерации, для увеличения эффективности генерации гармоник требуется научиться управлять формой спектра генерации мощных волоконных лазеров с модуляцией добротности.

Известно, что спектр генерации волоконных лазеров заметно уширяется с увеличением мощности. Существует несколько основных механизмов уширения спектральных линий лазерной генерации, описывающих процессы в непрерывных и импульсных волоконных лазерах. Описание спектрального уширения когерентного излучения, например, последовательности спектрально-ограниченных импульсов лазера с синхронизацией мод, обычно рассматривается в рамках обобщенного нелинейного уравнения Шредингера [33]. Численный расчет временной эволюции импульса, включающий как линейные эффекты, такие как дисперсия, так и нелинейные эффекты, из которых наиболее важна фазовая само-модуляция (ФСМ), позволяет описать эффекты уширения спектра и, в частности, генерацию супер-континуума в волокнах, имеющего большое практическое значение (см. напр. [34, 35]).

Для частично когерентного или полностью некогерентного излучения, например, состоящего из большого количества продольных мод резонатора со случайной фазой каждой моды (что типично для непрерывных волоконных лазеров и лазеров с модуляцией добротности резонатора с линейным резонатором Фабри-Перо) [7, 36], описание спектра достаточно сложно, так как во временной области такое излучение является набором коротких стохастических импульсов с постоянной средней мощностью (для непрерывного лазера), либо с огибающей в виде наносекундного импульса (для лазера с модуляцией добротности резонатора). Для относительно длинных резонаторов (Ь>100 м) с небольшим усилением (например, непрерывные лазеры, основанные на вынужденном комбинационном рассеянии - ВКР-лазеры) количество продольных мод очень велико (>106) [36]. Соответственно, интенсивность каждой из них сравнительно низкая и нелинейное взаимодействие слабое, в то время как дисперсия достаточно велика. Данная задача естественно решается в частотной области, в которой необходимо рассмотреть всё множество процессов четырех-волнового смешения мод [37], однако для упрощения численных вычислений в данной работе использовались произвольные соотношения между фазами и амплитудами мод. Принимая во внимание слабое межмодовое взаимодействие и большое количество процессов четырех-волнового смешения, в которых каждая мода вовлечена, позднее был разработан стохастический подход в приближении Гауссовой статистики [36], основанный на кинетическом уравнении, полученном на основе теории слабой волновой турбулентности, см. [38]. Используя эту модель, было получено аналитическое выражение для спектра генерации с формой, описываемой гиперболическим секансом, которая качественно и количественно описывает экспериментальные спектры генерации ВКР-лазеров с длинным (Ь<1 км) резонатором с высокой добротностью, работающих в режиме нормальной дисперсии с почти постоянной амплитудой поля мод вдоль резонатора [36], а также дает качественное объяснение спектров ультра-длинных (Ъ~10-100 км) ВКР-лазеров с аномальной дисперсией и существенно неоднородным распределением внутрирезонаторной интенсивности. Аналитическая модель была проверена прямым численным расчетом динамики мод, используя систему связанных обыкновенных дифференциальных уравнений на основе обобщенного нелинейного уравнения Шредингера, включающего в себя описание процесса множественного четырех-волнового смешения [39, 40]. В случае ВКР-лазеров с достаточно высокой добротностью резонатора с отражателями, имеющими Гауссову спектральную форму, такое сравнение демонстрирует очень хорошее согласие численных результатов [40] с аналитическими выражениями и измеренными (усредненными) значениями мощности и её спектральной зависимости [36], однако при этом было обнаружено существенное отклонение от Гауссовой статистики для мгновенных значений. В рамках численной модели, основанной на нелинейном уравнении Шредингера, могут быть учтены более детальные свойства системы, в частности, такой анализ показал чувствительность спектра генерации ВКР-лазера от формы спектра отражения [41] и дисперсионных характеристик [42] внутри-волоконных зеркал - волоконных брэгговских решеток (ВБР). Также после более точного численного анализа динамики распространения излучения [43] было показано, что дисперсия волокна ведет к стабилизации нелинейного уширения после сотен метров распространения некогерентной квази-непрерывной волны в волокне.

Для лазеров с большим усилением (например, иттербиевых) и относительно короткими резонаторами (от нескольких до десятков метров) дисперсия в волокне незначительна, в то время как внутрирезонаторная динамика, вызванная усилением, оказывает сильное влияние на изменение интенсивности излучения и формы спектра вдоль резонатора. Насколько нам известно, не существует аналитической теории, описывающей формирование спектра в лазерах с такой усиливающей средой, в то время как численное моделирование динамики непрерывных иттербиевых лазеров, основанное на нелинейном уравнении Шредингера, дает хорошее согласие с экспериментальными результатами для конкретных схем иттербиевых лазеров с большим спектральным уширением [44].

Как было сказано выше, мощные волоконные лазеры с модуляцией добротности резонатора обычно состоят из задающего осциллятора, генерирующего наносекундные импульсы, и усилителя мощности на основе нескольких метров активного волокна с высоким коэффициентом усиления, в котором и происходит основное уширение спектра излучения. Предполагая, что задающий осциллятор многомодовый, вовлеченность мод во множественные нелинейные взаимодействия приводит к их стохастизации, аналогично случаю непрерывных волоконных лазеров [36, 44]. Поэтому для описания задающего осциллятора с модуляцией добротности обычно применяется модель некогерентного импульсного излучения. Спектральное уширение в волоконном усилителе обычно оценивается качественно с помощью аналитического выражения для спектральной ширины [45]. Это выражение было получено еще в 1985 году [46], где рассматривалось уширение спектра импульсов в квазимонохроматическом приближении (когда ширина спектра и длительность импульса связаны соотношением неопределенности - т.н. спектрально-ограниченный импульс). В этом случае уширение определяется фазовой самомодуляцией (ФСМ) в приближении отсутствия дисперсии групповых скоростей. ФСМ вызывает набег фаз, зависящий от интенсивности, тогда как форма импульса во времени остается неизменной. Уширение спектра происходит из-за зависимости интенсивности и соответственно набега фазы от времени, что означает сдвиг мгновенной оптической частоты от центральной частоты со0 при перемещении вдоль импульса. В [47] проведено экспериментальное исследование влияния уширения спектра на удвоение частоты лазерного излучения, которое показало существенное расхождение экспериментальной ширины спектра с теорией [45]. В качестве задающего осциллятора использовался полупроводниковый лазер с электрооптической модуляцией добротности резонатора, в то время как усилитель излучения был создан на основе УЬ волокна с двойной оболочкой. Чтобы получить лучшее согласие, авторы статьи достаточно произвольно подбирали значение эффективной нелинейной длины активного волокна усилителя. В работе [48] исследовалось спектральное уширение в многомодовых пассивных оптических волокнах с диаметром сердцевины 600 и 400 мкм. Для накачки волокна использовался Ш:УАС лазер с модуляцией добротности резонатора с пиковой мощностью до 160 кВт. В статье показывается, что в случае сильно многомодовых оптических волокон также наблюдается расхождение экспериментальных данных от предсказаний теории [45]. Расхождение с теорией зависит от длины волокна и пиковой мощности и для длинных волокон измеренное спектральное уширение оказалось меньше, чем расчетное. Главная причина упомянутых расхождений, по всей видимости, связана с использованием модели спектрально-ограниченных импульсов, что, очевидно, неприменимо для волоконных лазеров с модуляцией добротности резонатора.

Альтернативный подход развит в статье [49], где описывается модель расчета спектрального уширения за счёт самомодуляции фазы для стохастических мод лазерного излучения. В этом случае предполагается, что импульс имеет прямоугольный профиль огибающей интенсивности по времени с наполнением случайными короткими импульсами. При распространении по волокну происходит самомодуляция фазы такого случайно изрезанного импульса, что приводит к существенному спектральному уширению первоначального сигнала. В данной статье авторы получили аналитическую формулу, которая в принципе позволяет численно рассчитать форму уширенного спектра в случае прямоугольного импульса входного сигнала. Использование в работе прямоугольной формы импульса и специальной функции для описания спектра не позволило сравнить расчет с экспериментальными данными. Таким образом, можно констатировать, что уширение реальных экспериментальных спектров мощных импульсных волоконных лазеров практически не исследовалось.

Что касается возможных применений Q-Switched лазеров, они отнюдь не ограничивается микрообработкой и гравировкой материалов. В последние годы с развитием техники волоконных сенсоров такие лазеры становятся неотъемлемой частью сенсорных установок. Оптоволоконные сенсорные системы вызывают огромный интерес, как в научной, так и в прикладной сферах. Это связано, прежде всего, с тем, что волоконные схемы позволяют измерять температуру, давление, деформации и др. параметры окружающей среды и внешних воздействий без подключения датчиков к линиям электропередачи. Последнее особенно важно для отраслей, связанных с горючими и взрывоопасными материалами, например, в угле-, нефте- и газодобыче и пр. Кроме этого, сенсоры на основе оптоволокна достаточно компактны, не требуют систематического обслуживания и очень устойчивы к химическому воздействию. Волоконные датчики температуры также могут применяться в системах пожарной сигнализации различных сооружений. Необходимым критерием волоконного датчика является его надежность и долговременная стабильность работы, что в свою очередь требует полностью волоконной схемы. Также, для зондирования тестового волокна требуются достаточно короткие импульсы с высокой пиковой мощностью и со специально подобранными спектральными характеристиками. Волоконные лазеры с. модуляцией добротности резонатора должны быть сконструированы таким образом, чтобы удовлетворить всем этим требованиям.

Одним из перспективных волоконных датчиков является температурный сенсор на основе комбинационного рассеяния (КР) света в оптоволокне. Известно, что КР сопровождается заметным изменением частоты рассеиваемого спектра: если источник испускает монохроматический свет, то в спектре рассеянного излучения обнаруживаются дополнительные линии, число и расположение которых тесно связано с молекулярным строением вещества. Так как соотношение интенсивностей антистоксовой и стоковой компонент КР зависит от температуры, то, регистрируя его продольное распределение рефлектометрическим методом, можно проводить измерения температуры на протяжении всего волокна.

Оптоволоконные (ОВ) сенсорные системы на основе комбинационного рассеяния света начали упоминаться в статьях еще в 1980х годах. Так одной из первых научных работ, в которой предлагалось использовать эффект КР была статья [50]. В этой статье в качестве зондирующего излучения авторы использовали лазерный диод с длиной волны 900 нм, с пиковой мощностью 3 Вт и длительностью импульса 15 не. Обратного рассеяний в волокне свет направлялся делителем пучка на спектрометр, где и регистрировались спектральные компоненты КР света. При такой схеме устройства датчика происходят значительные потери как зондирующего излучения (авторам удалось завести лишь 30% излучения -1 Вт), так и регистрируемого сигнала. Все это потребовало большого числа усреднений полезного сигнала (до 400000).

В статье [51] впервые исследуется возможность создания распределенного температурного КР датчика на основе одномодового волокна и волоконного рамановского лазера с длиной волны 1400 нм. Авторам однако не удалось полностью исключить объемные коллимирующие элементы. Безусловным преимуществом данной схемы перед предшественниками является использование волоконного лазера, существенно улучшившего стабильность работы датчика. Однако длина волны лазера 1400 нм не оптимальна, так как антистоксова компонента находится около 1320 нм, что близко к длине волны отсечки волокна и это ухудшает чувствительность датчика.

В [52] предложено использовать в качестве зондирующего источника волоконный лазер с модуляцией добротности резонатора на 1.6 мкм, однако фильтрующая система сенсора осталась, по-большому счету, без изменений: использовался объемный фильтр на длине волны 1.53 нм, который не позволял зарегистрировать стоксову компоненту, а значит и исключалась возможность калибровки датчика. В данной работе для регистрации рассеянного света применялся PIN фотодиод с усреднением 219 раз, и это очень сильно снижало время отклика сенсора.

В статье [53] впервые исследуется возможность применения волоконных температурных датчиков в нефтяных скважинах. Данная работа интересна тем, что, помимо известных и упомянутых выше трудностей в технике данных сенсоров, выявлена постепенная деградация волокна. Авторы исследовали датчик на основе разных типов волокон, установленных в нефтяные скважины, и выявили эффект ухода измеряемой температуры от реальной, связанный с диффузией водорода в волокно, и как следствие, плохую повторяемость измеряемых данных.

В [54] авторам удалось создать полноценный датчик, способный непрерывно отслеживать распределение температуры в волокне с точностью 5°С, однако разработанная схема требует точной юстировки и настройки, так как по-прежнему включает в себя элементы объемной оптики.

Существует довольно много работ, описывающих методы повышения точности датчиков только лишь за счет программной оптимизации и новым методам регистрации полезного сигнала (см. напр. [55, 56]). Еще два направления научных работ - это исследование возможности применения новых типов волокон в качестве чувствительных элементов (см. [57]) и схем регистрации полезного сигнала с минимальными потерями (см. напр. [58, 59, 60] и др.).

Как показано в [61], оптимальной длиной волны зондирующего излучения является 1.5 мкм, поэтому эрбиевые лазеры в полной мере подходят для этих целей. Немаловажную роль также играет длительность импульса, которая с точки зрения пространственного разрешения должна быть минимальной, а спектр при этом должен оставаться достаточно узкий и стабильный. В [62] описывается лазер с очень коротким импульсом (менее 10 не), недостатком которого является не полностью волоконная схема, а также широкий мульти-пиковый спектр (ширина около 4 нм). Также авторы не указывают качество выходного пучка, однако можно предположить, что из-за использования многомодового волокна в резонаторе, качество пучка неудовлетворительное. Если говорить про полностью волоконные схемы иттербиевых лазеров, то в научных статьях описываются лазеры с недостаточно большой мощностью и длинными импульсами (см. напр. [63, 64] и др.).

Таким образом, на сегодняшний день так и не реализована полностью волоконная сенсорная КР система на основе одномодового волокна и 1.5мкм эрбиевого волоконного лазера с модуляцией добротности резонатора с коротким импульсом и спектральным контролем, точность которой удовлетворяла бы требованиям потенциальных потребителей (нефте- и газодобыча, пожарная сигнализация и т.д.). Что касается мощных импульсных 1-мкм иттербиевых волоконных лазеров с модуляцией добротности резонатора для микрообработки материалов, несмотря на существенный интерес со стороны потребителей, до сих пор так и не созданы полностью волоконные лазеры со спектральным контролем (узким спектром, перестраиваемой длиной волны генерации и т.д.). Кроме того, существует лишь ограниченное число публикаций, посвященных исследованиям формы спектра генерации полностью волоконных Switched лазеров и его влиянию на эффективность удвоения и утроения частоты генерации, при этом вопрос механизма уширения спектра генерации остается открытым, а эффективное удвоение и утроение в полностью волоконной схеме получено не было.

На основании проведенного обзора литературы и анализа проблем в данной области, цели данной диссертационной работы, начатой в 2007 году, были сформулированы следующим образом:

1. Исследование механизмов уширения спектра в мощном иттербиевом (2-8\укс11ес1 лазере, состоящем из задающего волоконного лазера и усилителя.

2. Разработка методов управления спектром генерации волоконных импульсных лазеров с модуляцией добротности резонатора.

3. Разработка методов перестройки частоты генерации волоконных 8\укс11ес1 лазеров.

4. Создание мощного иттербиевого (2-8\¥кс11ес1 лазера и его применение для обработки материалов.

5. Генерация второй и третьей гармоник излучения иттербиевого Switched лазера с узким спектром.

6. Создание эрбиевого (^-Б'^сЬес! лазера с управляемым спектром в полностью волоконной схеме резонатора и его применение в сенсорных системах.

Основная часть диссертации состоит из четырех глав.

В главе I обсуждаются основные принципы работы и устройство волоконного лазера с модуляцией добротности резонатора. В §1 приведены основные сведения о таких компонентах волоконных лазеров, как пассивные и активные волокна, модуляторы интенсивности (электрооптический и акустооптический модуляторы) и их типичные характеристики и т.д. Также дается детальное описание различных конфигураций (^-8\укс11ес1 лазеров, исторический анализ численных и аналитических моделей, использующихся для расчета и оптимизации импульсных волоконных лазеров и усилителей. Устройство и описание характеристик ВБР, как селектора частоты волоконных лазеров, дается в §2. Показано, что длина волны отражения волоконной брэгговской решетки проявляет зависимость от внешних условий, таких как температура и давление. Это позволяет использовать брэгговские решетки в сенсорных системах, а также в перестраиваемых лазерах. Наконец, в §3 дается обзор существующих на сегодняшний день моделей уширения спектров волоконных лазеров и усилителей. Приведен обзор турбулентного уширения спектра вследствие четырехволнового смешения (ЧВС) в длинном ВКР-лазере с непрерывным излучением, где вследствие большой длины резонатора рамановского лазера, в спектре содержится огромное число продольных мод со случайными фазами. Их участие в многочисленных процессах ЧВС при наличии большой дисперсии в волокне приводит к турбулентному уширению. Кроме того, в данной главе приводится обзор работ, в которых уширение спектра импульсных волоконных лазеров объясняется в рамках теории самомодуляции фазы стохастических мод лазерного излучения. В этом случае предполагается, что импульс состоит из множества несфазированных мод, что приводит к случайному временному наполнению импульса. При распространении в волокне эффект фазовой самомодуляции (ФСМ) приводит к существенному спектральному уширению первоначального сигнала даже в отсутствие дисперсии. На основе обзора предыдущих работ сделан вывод о том, что не существует модели в полной мере описывающей спектральное уширение спектрально неограниченных импульсов в волоконном лазере с модуляцией добротности и тем более не проводился численный расчет спектров.

Мощному иттербиевому импульсному лазеру, оптимизированному для микрообработки материалов, посвящена глава И. В §4 описывается задающий осциллятор данного лазера в различных конфигурациях. Также, сравниваются два типа лазеров в кольцевой и линейной схемах с пленочным фильтром и ВБР в качестве спектральных селектирующих элементов. В кольцевой схеме резонатора с пленочным фильтром длительность импульса составила 150 не при частоте повторения 20 кГц и ширине спектра излучения 2 нм. На 100 кГц длительность импульса существенно увеличивается и составляет 500 не при достаточно узком спектре 0.5 нм. С целью уменьшения длительности импульса был создан линейный резонатор, длительность импульса в котором при частоте повторения импульсов 20 кГц составила 20 не. Минимальная длительность импульса, которая была достигнута в таком резонаторе при частоте повторения 1 кГц, составила ~ 10 не. В описываемом лазере применялась ВБР, которая позволила существенно уменьшить спектральную ширину излучения для дальнейшего удвоения и утроения частоты. На основе лазера с ВБР был создан осциллятор, перестраиваемый в диапазоне длин волн 1060-1080 нм, характеристики которого также приводятся. Мощный волоконный усилитель и выходные характеристики усиленного сигнала с узким спектром представлены в §5. Средняя мощность усиленного излучения при 1 кГц и -20 Вт накачки усилителя составила 470 мВт, что соответствует усилению 18.9 дБ. Пиковая мощность составляет при этом 8 кВт, а ширина спектра 0.13 нм, что позволяет производить достаточно эффективное удвоение и утроение частоты выходного излучения. Однако также показано, что при больших пиковых мощностях в усилителе начинают играть значительную роль нелинейные эффекты, приводящие к значительному уширению спектра, что снижает эффективность преобразования частоты. Модель уширения и сравнение с экспериментальными данными приведены в §6. Нами впервые построена модель уширения некогерентных наносекундных импульсов с гауссовым профилем интенсивности, для которой был проведен расчет и сравнение спектров на выходе усилителя с реально полученными спектрами. Характер уширенных спектров двухмасштабный: в то время как центральная область спектра изменяется незначительно, «крылья» вносят существенный вклад в итоговую спектральную ширину и имеют экспоненциальный вид. Построенная модель хорошо согласуется с экспериментальными данными, что позволяет моделировать выходной спектр и процессы генерации гармоник излучения мощных волоконных лазеров с модуляцией добротности.

Заключение диссертации по теме «Оптика», Кузнецов, Алексей Геннадьевич

Выводы

На примере эрбиевого волоконного лазера с модуляцией добротности резонатора было проведено исследования возможности создания полностью волоконной схемы регистрации распределенной температуры в волокне. Благодаря широкому спектральному интервалу пропускания фильтра КР удалось, используя стандартные р-ьп фотодиоды, зарегистрировать пространственное распределение интенсивности антистоксовой компоненты КР вдоль волокна длиной 7 км.

В ходе работы были проведены исследования пространственного и температурного разрешения оптоволоконной сенсорной системы в зависимости от длительности и пиковой мощности зондирующего излучения. Достигнутое пространственное разрешение такого сенсора составило 10 м и ограничивается быстродействием регистрирующих фотодиодов. Температурное же разрешение составило 2°С и может быть улучшено использованием лавинных фотодиодов с большим коэффициентом усиления (уменьшение шумов при одном и том же времени накопления), а также подбором более оптимальной конфигурации фильтра КР с целью минимизации шумов, вносимых рэлеевским рассеянием. В качестве регистрирующего элемента использовались р-ьп фотодиоды с фильтрацией шумов, которые при относительно небольшом усреднении сигнала (-100) позволили достичь точности измерения около 2°С. Для демонстрации соответствия измеряемых температур, была снята зависимость показания датчика от реальной температуры тестового волокна. Полученный линейный отклик на изменение температуры совпадает с абсолютным значением температуры с точностью 2°С, что говорит о перспективности применения оптоволоконного температурного датчика для контроля протяженных объектов.

Таким образом, в результате работы удалось достичь поставленных целей, изучить влияние спектральных и временных характеристик зондирующего излучения на динамику рэлеевского и спонтанного комбинационного рассеяния вдоль оптоволоконной линии. Изучение эффективности комбинационного рассеяние света с последующей оптимизацией методов фильтрации полезного сигнала, в частности:

1) созданы полностью волоконные импульсные лазеры с электрооптической модуляцией добротности и волоконной брэгговской решеткой для управления спектром лазера;

2) разработан волоконный фильтр на основе серии направленных ответвителей, осуществляющий высокоэффективное разделение стоксовой и антистоксовой компонент комбинационного рассеяния;

3) установлена температурная зависимость в спектре комбинационного рассеяния света в оптоволокне.

Заключение

В результате проведенной работы получены следующие результаты:

1. Построена модель уширения спектра вследствие ФСМ в волоконном усилителе для некогерентных наносекундных импульсов с произвольной формой огибающей интенсивности по времени и по частоте. Показано, что модель хорошо описывает экспериментальные спектры на выходе усилителя мощного волоконного лазера с модуляцией добротности: форма спектра усиленного сигнала имеет двухмасштабный профиль с узкой центральной частью, копирующей входной спектр, и широкими «крыльями» из-за ФСМ в усилителе.

2. Установлено, что уширение спектра мощного волоконного лазера с модуляцией добротности резонатора вследствие ФСМ существенно снижают эффективность генерации гармоник в нелинейных кристаллах. Кроме того, на ГВГ и ГТГ значительным образом влияет несимметричная форма импульса с пологим задним фронтом. В результате показано, что при заданной энергии эффективность ГВГ и ГТГ имеет оптимум по длительности импульса.

3. Продемонстрирована возможность достаточно эффективной ГВГ и ГТГ с полностью волоконным источником ИК излучения на основе иттербиевого лазера с модуляцией добротности резонатора. За счёт оптимизации формы и спектра импульсов ИК волоконного лазера с модуляцией добротности, достигнута энергия более 60 мкДж в импульсе для второй (532 нм) и около 10 мкДж для третьей гармоники при частоте повторения 1 кГц, что соответствует эффективности преобразования энергии ИК импульсов на уровне 20% и 3% в зелёную и УФ область, соответственно. Расширение спектрального диапазона генерации за счёт плавной перестройки частоты и генерации гармоник излучения существенно увеличивают возможности применений мощного волоконного лазера с модуляцией добротности резонатора, например, в микрообработке материалов.

4. Создан волоконный эрбиевый лазер с электрооптической модуляцией добротности, генерирующий излучение на длине волны окна прозрачности стандартного телекоммуникационного волокна (1.53 мкм), что совместно с применением волоконных ответвителей для фильтрации стоксовой и антистоксовой компонент комбинационного рассеяния позволило реализовать полностью волоконную схему измерения температуры вдоль одномодового волокна длиной до 10 км. Достигнутое пространственное разрешение такого сенсора составило 10 м, а температурное - 2°С.

Автор хотел бы выразить искреннюю благодарность С. А. Бабину за чуткое осуществление научного руководства. Обсуждение полученных результатов на семинарах под председательством А. М. Шалагина помогло выявить и устранить многие недостатки работы. Отдельного упоминания заслуживает С. И. Каблуков, чью помощь в проведении многих экспериментов трудно переоценить. Неустанные и оперативные усилия Е. В. Подивилова по теоретическому сопровождению экспериментальных результатов внесли неоспоримый вклад в достижение целей работы. Экспериментальные работы по удвоению и утроению частоты были проведены совместно с А. В. Денисовым, который внес неоценимый вклад в исследование физических процессов, обсуждаемых в данной работе. Также, автор выражает благодарность М. А. Никулину за изготовление волоконных ответвителей и А. А. Власову, изготовившему брэгговские решетки. Кроме того, несомненно, хочется выразить благодарность коллективу ООО «Инверсия Сенсор», ООО «Инверсия-Файбер» и ООО «СибСенсор» за постоянное содействие.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Кузнецов, Алексей Геннадьевич, 2011 год

1. Као К. С., Hockham G. A. Dielectric-fibre surface waveguides for optical frequencies // Proc. IEE- 1966. Vol. 113, no. 7. - Pp. 1151-1158.

2. Ippen E. P., Stolen R. H. Stimulated Brillouin Scattering in Optical Fibers // Appl. Phys. Lett. 1972. - Vol. 21. - Pp. 539-540.

3. Smith R. G. Optical Power Handling Capacity of Low Loss Optical Fibers as Determined by Stimulated Raman and Brillouin Scattering // Appl. Opt. 1972. - Vol. 11, no. 11. - Pp. 2489-2494.

4. Stolen R. H. Phase-matched stimulated four-photon mixing in silica-fiberwaveguides // IEEE J. Quantum Electr. 1975. - Vol. 11, no. 3. - Pp. 100-103.

5. Ippen E. P., Shank С. V., Gustafson Т. K. Self-phase modulation of picosecond pulses in optical fibers // Appl. Phys. Lett. 1974. - Vol. 24. -Pp. 190-192.

6. Stolen R. H., Ashkin A. Optical Kerr effect in glass waveguides // Appl Phys. Lett. 1973. - Vol. 22, No. 6. - Pp. 294-296.

7. Digonnet M. J. F., Rare Earth Fiber Lasers. New York: Marcel Dekker -2001.

8. Middleton W. E. K., Spilhaus A. F. Meteorological instruments // University of Toronto 3rd ed. - 1953

9. Matt Young Optics and Lasers : including fibers and optical waveguides. New York: Springer 2000.

10. Фолин К. Г., Гайнер А. В. Динамика свободной генерации твердотельных лазеров. Новосибирск: Наука 1979.

11. Gaeta С. J., Digonnet М. J. F., Shaw Н. J. Pulse Characteristics of Q-S witched Fiber Lasers // Journal of Lightwave Technology 1987. - Vol. 5, no. 12.-Pp. 1645-1651.

12. Alcock I. P. Tropper, A. C., Ferguson, A. I. et al. Q-switched operation of a neodynium-doped monomode fiber laser // Electron. Lett. 1986. -Vol. 22, no. 2.-Pp. 84-85.

13. Mears R. J. Reekie L., Poole S. B. et al. Low threshold tunable CW and Q-switched fiber laser operating at 1.55 pm 11 Electron. Lett. 1986. -Vol. 22, no. 3,-Pp. 159-160.

14. Stone D. H. Effects of Axial Nonuniformity in Modeling Q-Switched Lasers 11 Journal of Quantum Electronics 1992. - Vol. 28, no. 10. - Pp. 1970-1973.

15. Morkel P. R., Jedrzejewski K. P., Taylor E. R. et al. Short-Pulse, HighPower Q-Switched Fiber Laser 11 Photonics Technology Letters 1992. -Vol. 4, no. 6.-Pp. 545-547.

16. Abdulhalim /., Pannell C. N., Reekie L et al. High power, short pulse acousto-optically Q-switched fibre laser 11 Opt. Commun. 1993. - Vol. 99, no. 56.-Pp. 355-358.

17. Myslinski P., Chrostowski J., Koningstein J. A. et al. High Power Q-Switched Erbium Doped Fiber Laser // Journal of Quantum Electronics -1992. Vol. 28, no. 1. - Pp. 371-377.

18. Kashyap R. Fiber Bragg Gratings. London: Academic Press 1999.

19. Po H., Snitzer E., Tumminelli L. et al. Double Clad high brightness Nd fiber laser pumped by GaAlAs phased array // Proc. of Optical Fiber Communications Conference 1989. - P. Paper PD7.

20. Курков А. С., Карпов В. И., Лаптев А. Ю. и др. Высокоэффективный волоконный лазер с накачкой в оболочку на основе иттербиевого световода и волоконной брэгговской решетки // Кв. электр. 1999. -Т. 27, № 23. - С. 239-240.

21. Roy P., Pagnoux D., Моипеи L. et al. High efficiency 1.53pm all-fibre pulsed source based on a Q-switched erbium doped fibre ring laser // Electronics Letters 1997. - Vol. 33, no. 15 - Pp. 1317-1318.

22. Yong Wang, Chang-Qing Xu. Understanding multipeak phenomena in actively Q-Switched fiber lasers // Optics Letters 2004. - Vol. 29, no. 10. - Pp. 1060-1062.

23. Shoji Adachi, Yahei Koyamada. Analysis and Design of Q-Switched Erbium-Doped Fiber Lasers and Their Application to OTDR // Journal of Lightwave Technology 2002. - Vol. 20, no. 8. - Pp. 1506-1511.

24. Degnan J. J. Optimization of Passively Q-Switched Lasers // Journal of Quantum Electronics 1995. - Vol. 31, no. 11. - Pp. 1890-1901.

25. Kurkov A. S. Q-switched all-fiber lasers with saturable absorbers // Laser Physics Letters 2011 - Vol 8, no 5. - Pp. 335-342.

26. Wei Shi, Leigh M. A., Jie Zong et al. High Power All-Fiber-Based Narrow-Linewidth Single-Mode Fiber Laser- Pulses in the C-Band and Frequency Conversion to THz Generation // IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 2009. - Vol. 15, no 2. - Pp 377-384.

27. Leigh M., Wei Shi, Jie Zong et al. Compact, single-frequency all-fiber Q-switched laser at l\im II Optics letters 2007. - Vol. 32, no. 8. - Pp. 897899.

28. Joeng Y., Kim Y., Liem A. et al. Q-switching of Yb3+-doped fiber laser using a novel micro-optical waveguide on microactuating platform light modulator // Optics Express 2005. - Vol. 13, no. 25. - Pp. 1030210309.

29. Григоръянц А. Г. Основы лазерной обработки материалов. М.: Машиностроение -1989.

30. Popov S. V., Chernikov S. V, Taylor J. R. 6-W average power green light generation using seeded high power ytterbium fibre amplifier and periodically poled KTP // Opt. Commun. 2000 - Vol. 174, no. 1-4. -Pp. 231-234.

31. Kliner D. A. V., Teodoro F. D., Koplow J. P. et al. Efficient second, third, fourth, and fifth harmonic generation of a Yb-doped fiber amplifier // Opt. Commun. 2002. - Vol. 210, no. 3. - Pp. 393-398.

32. Liu A., Norsen M. A., Mead R. D. 60-W green output by frequency doubling of a polarized Yb-doped fiber laser // Opt. Lett. 2005. - Vol. 30, no. 1,-Pp. 67-69.

33. Haus H. A. Mode-locking of lasers // IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 2000 - Vol. 6, no. 6. - Pp. 1173-1185.

34. Dudley J. M., Genty G., Coen S. Supercontinuum generation in photonic crystal fibers // Rev. Mod. Phys. 2006. - Vol. 78, no. 4. - Pp. 1135— 1184.

35. Smirnov S. V., Ania-Castahon J. D., Ellingham T. J., et al. Optical spectral broadening and supercontinuum generation in telecom applications // Opt. Fiber Technol. 2006. - Vol. 12, no. 2. - Pp. 122147.

36. Babin S. A., Churkin D. V., Ismagulov A. E. et al. Four-wave-mixing-induced turbulent spectral broadening in a long Raman fiber laser // J. Opt. Soc. Am. B. 2007. - Vol. 24, no. 8. - Pp. 1729-1738.

37. Bouteiller J. C. Spectral modeling of Raman fiber lasers // IEEE Photon. Technol. Lett. 2003. - Vol. 15, no. 12. - Pp. 1698-1700.

38. Zakharov V. E., Lvov V., Falkovich G. Wave Turbulence. New York: Springer-Verlag 1992.

39. Babin S. A., Karalekas V., Podivilov E. V., et al. Turbulent broadening of optical spectra in ultralong Raman fiber lasers // Phys. Rev. A. 2008. -Vol. 77, no. 3. - Pp. 033803-033808.

40. Churkin D. V., Smirnov S. V., Podivilov E. V. Statistical properties of partially coherent cw fibre lasers // Opt. Lett. 2010. - Vol. 35, no. 19. -Pp. 3288-3290.

41. Turitsyna E. G., Turitsyn S. K., Mezentsev V. K. Numerical investigation of the impact of reflectors on spectral performance of Raman fibre laser // Opt. Express 2010. - Vol. 18, no. 5. - Pp. 4469-4477.in

42. Dalloz N., Randoux S., Suret P. Influence of dispersion of fiber Bragg grating mirrors on formation of optical power spectrum in Raman fiber lasers // Opt. Lett. 2010. - Vol. 35, no. 15. - Pp. 2505-2507.

43. Soh D. В., Koplow J. P., Moore S.W. et al. The effect of dispersion on spectral broadening of incoherent continuous-wave light in optical fibers // Opt. Express 2010. - Vol. 18, no. 21. - Pp. 22393-22405.

44. Turitsyn S. K., Bednyakova A. E., Fedoruk M. P. et al. Modeling of CW Yb-doped fiber lasers with highly nonlinear cavity dynamics // Opt. Express 2011. - Vol. 19, no. 9.- Pp. 8394-8405.

45. Агравал Г. Нелинейная волоконная оптика. М.: Мир 1996.

46. Pinault S. С., Potasek М. J. Frequency broadening by self-phase modulation in optical fibers /'/' J. Opt. Soc. Am. B. -1985. Vol. 2, no. 8. -Pp. 1318-1319.

47. Ryusuke Horiuchi, Koichi Saiki, Koji Adachi et al. High-Peak-Power Second-Harmonic Generation of Single-Stage Yb-Doped Fiber Amplifiers // Optical Review 2008. - Vol. 15, no. 3. - Pp. 136-139.

48. Feldman S. F., Staver P. R., Lotshaw W. T. Observation of spectral broadening caused by self-phase modulation in highly multimode optical fiber // Applied optics 1997. - Vol. 36, no. 3. -. Pp. 617-621.

49. Manassah J. T. Self-phase modulation of incoherent light revisited // Opt. Lett. 1991. - Vol. 16, no. 21. - Pp. 1638-1640.

50. Dakin J. P., Pratt D. J. Distributed optical fibre raman temperature sensor using a semiconductor light source and detector // Electr. Lett. -1985. Vol 21, no 13. - Pp. 569-570.

51. Takao Shiota, Fumio Wada. Distributed Temperature Sensors for Single Mode Fibers // Proc. SPIE 1992 - Vol. 1586 - Pp. 13-18.

52. Kee H. H., Lees G. P., New son T. P. Distributed optical fibre sensing at 1.65 (im using a Q-switched fibre laser // Proc. SPIE 2000 - Vol. 4074. - Pp.280-287.

53. Sanjay Kher, Srikant G., Smita Chaube et al. Design, development and studies on Raman-based fibre-optic distributed temperature sensor // Current science 2002. - Vol. 83, no. 11. - Pp. 1365-1368.

54. Bolognini G., Park J., Kim P. et al. Performance Enhancement of Raman-based distributed Temperature Sensors using Simplex Codes // Optical Fiber Communication Conference (OFC), Anaheim, California. -2006.

55. Soto M. A., Sahu P. K., Faralli S. et al. High performance and highly reliable Raman-based distributed temperature sensors based on correlation-coded OTDR and multimode graded-index fibers // Proc. SPIE 2007. - Vol. 6619. - Pp. 1-4.

56. Meng Ling, Jiang Ming-shun, Sui Qing-mei et al. Optical-fiber distributed temperature sensor: design and realization // Optoelectronics letters 2008. - Vol.4, no.6. - Pp. 415-418.

57. Ziheng Xu, Deming Liu, Hairong Liu et al. Design of distributed Raman temperature sensing system based on single-mode optical fiber // Front. Optoelectron. China 2009 - Vol. 2, No 2. - Pp. 215-218.

58. Zhang Zai-xuan, Wang Jian-feng, Liu Hong-lin et al. The long range distributed fiber raman photon temperature sensor // Optoelectronics letters 2007. - Vol.3, no.6. - Pp.404-405.

59. Limpert J., Deguil-Robin N., Petit S. et al. Sub-10 ns Q-switched Yb-doped photonic crystal fiber laser // Quantum Electronics and Laser Science Conference, May 22, 2005, Baltimore, Maryland. 2005. - Pp. JWB51.

60. Sousa J. M., Okhotnikov O. G. Multiple Wavelength Q-Switched Fiber Laser // IEEE Photonics Technology Letters 1999. - Vol. 11, No. 9. -Pp. 1117-1119.

61. Delgado-Pinar M., Zalvidea D., Diez A. et al. Q-switching of an all-fiber laser by acousto-optic modulation of a fiber Bragg grating // Opt. Express 2006. - Vol. 14, no. 3. - Pp. 1106-1112.

62. Кузнецов А. Г., Бабин С. А., Шелемба И. С. Распределенный волоконный датчик температуры со спектральной фильтрацией направленными волоконными ответвителями // Квант, электроника -2009.-Т. 39, №11.-С. 1078-1081.

63. Кузнецов А. Г., Бабин С. А., Шелемба И. С. Распределенный оптоволоконный датчик температуры на основе комбинационного рассеяния света с WDM-фильтрацией сигнала // Фотон-Экспресс -2009.-Т. 62, №6-С. 100-101.

64. Babin S. A., Kuznetsov A. G., Shelemba I. S. Comparison of Raman and fiber Bragg grating-based fiber sensor systems for distributed temperature measurements // Key Engineering Materials 2010. - Vol. 437 - Pp. 309-313.

65. Kuznetsov A. G., Babin S. A. Q-switched fiber laser with spectral control for frequency doubling // Laser Physics 2010. - Vol. 20, no. 5. - Pp.1266-1269.

66. Babin S. A., Ismagulov А. Е., Kuznetsov A. G. et al. Fiber-optic sensor systems and their applications. // Proc. of ISMTII-2009, S.-Petersburg, 29 June, 2009, publ. by D.S. Rozhdestvensky Optical Society. 2009. -Vol. 3.-Pp. 3-011-3-015.

67. Kuznetsov A. G., Babin S. A. Q-switched fiber lasers with spectral control for various applications // 18th International Laser Physics Workshop-LPHYS'09, July 13, 2009, Barcelona, Spain 2009 - Pp. 639.

68. Кузнецов А. Г. Волоконный иттербиевый лазер с модуляцией добротности резонатора для микрообработки материалов // Материалы конференции «Фотоника и оптические технологии», Новосибирск, 10-12 февраля-2010.-С. 18.

69. Кузнецов А. Г. Распределенный оптоволоконный датчик температуры на основе КРС с использованием волоконного лазера с модуляцией добротности резонатора // Материалы конференции «Оптика и Фотоника 2008», Новосибирск, 10-11 ноября 2008.

70. Бабин С. А., Кузнецов А. Г., Шелемба И. С. Сравнение методов измерения распределения температуры с помощью брэгговскихрешёток и комбинационного рассеяния света в оптическом волокне // Автометрия 2010. - Т. 46, №4. с. 70-77.

71. Denisov А. V., Kuznetsov A. G., Kharenko D. S. et al. Frequency doubling and tripling of a fiber Q-switched laser // Laser Physics 2011. - Vol. 21, no. 2. - Pp. 277-282.

72. Кузнецов А. Г., Бабин С. А., Подивилов E. В. Уширение спектра генерации мощных волоконных лазеров с модуляцией добротности вследствие эффекта фазовой самомодуляции // Фотон-Экспресс -2011.-Т. 94, №6.-с. 56-57.

73. Стерлинг Д. Д. Волоконная оптика. М.: Лори 1998.

74. Курков А. С., Дианов Е. М. Непрерывные волоконные лазеры средней мощности // Квант, электроника 2004. — Т. 34, №10. — С. 881-900.

75. Paschotta R., Nilsson J., Barber P. R. et al. Lifetime quenching in Yb doped fibers // Opt. Commun. 1997. - Vol. 136, no. 5-6. - Pp. 375-378.

76. Suni P. J., Hanna D. C., Percival R. M. et al. Lasing Charecteristics of ytterbium, thulium and other rare earth doped silica based fibers // Fiber Lasers Sources and Amplifiers. Proc. SPIE 1171, pp 244-260 (1989).

77. Звелто О., Принципы лазеров. М.: Мир 1990.

78. Окоси Т., Окамото К, Оцу М. и др. Волоконно-оптические датчики. Ленинград: Энергоатомиздат 1991.

79. Ding-Wei Huang, Wen-Fung Liu, Yang С. С. Q-Switched All-Fiber Laser with an Acoustically Modulated Fiber Attenuator // IEEE Photonics Technology Letters. 2000. - Vol. 12, No. 9. - Pp. 1153-1155.

80. Babin S. A., Vlasov A. A., Kablukov S. I. et al. An interrogator for fiber Bragg sensor array based on the tunable erbium fiber laser // Laser Physics 2007. - Vol. 17, no. 11. - Pp. 1340-1344.

81. Wang Y. X., Yang D. Z., Jiang P. P. et al. Linearly polarized Q-switched pulse Yb fiber laser with average output power over 10 W // Laser Physics Letters 2009. - Vol. 6, no. 6. - Pp. 461-464.

82. Kashiyap R. Fiber Bragg gratings: Academic, 1999.

83. Babin S. A., Kablukov S. I., Vlasov A. A. Tunable fiber Bragg gratings for application in tunable fiber lasers // Laser Physics 2007. - Vol. 17, No. 11-Pp. 1323-1326.

84. Stolen R. H., Lin C. Self phase modulation in silica optical fibers // Phys. Rev. A. 1978. - Vol. 17, no. 4. - Pp. 1448-1453.

85. Ryusuke Horiuchi, Koichi Saiki, Koji Adachi et al. ffigh-Peak-Power Second-Harmonic Generation of Single-Stage Yb-Doped Fiber Amplifiers // Optical Review 2008. - Vol. 15, No. 3, - Pp. 136-139.

86. Feldman S. F., Staver P. R., Lotshaw W. T. Observation of spectral broadening caused by self-phase modulation in highly multimode optical fiber 11 Applied optics 1997. - Vol. 36, No. 3. - Pp. 617-621.

87. Philippov V., Sahu J. K., Codemard C. A. et al. All-fiber 0.4 mJ high-coherence eye-safe optical source Proc. ofSPIE - 2004. - Vol. 5620. -Pp. 284-288.

88. Jiang P. P., Yang D. Z„ Wang Y. X. et al. All-fiberized MOPA structured single-mode pulse Yb fiber laser with a linearly polarized output power of 30 W // Laser Physics Letters 2009. - Vol. 6, no. 5. - Pp. 384-387.

89. Крылов А. А. Импульсные лазеры на основе иттербиевых и висмутовых волоконных световодов // диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук 2009.

90. Babin S. A., Kablukov S. /., Vlasov A. A. Tunable Fiber Bragg Gratings for Application in Tunable Fiber Lasers // Laser Physics 2007. - Vol. 17, no. 11,-Pp. 1323-1326.

91. Peterka P., Maria J., Dussardier B. et al. Long-period fiber grating as wavelength selective element in double-clad Yb-doped fiber-ring lasers // Laser Physics Letters 2009. - Vol. 6, no. 10.- Pp. 732-736.

92. Liu D.-F., Wang C.-H. Single linearly polarized, widely tunable Yb3+-doped fiber laser with alternative polarization and wavelength // Laser Physics Letters 2010. - Vol. 7, no. 2. - Pp. 153-157.

93. Koechner W. Damage of Optical Elements // Springer Series in Optical Sciences 2006. - Vol. 1. - Pp. 680-701.

94. Koploxv J. P., Kliner D. A. V., Goldberg L. Single-mode operation of a coiled multimode fiber amplifier // Optics Letters 2000. - Vol. 25, no. 7 - Pp. 442-444.

95. Broderick N. G. R., Ojferhaus H. L., Richardson D. J. et al. Large mode area fibers for high power applications // Opt. Fiber Technol. 1999. -Vol. 5, no. 2.-Pp. 185-196.

96. Рыкапин H. H., Углоев А. А., Зуев И. В. и др. Лазерная и электроннолучевая обработка материалов. М.: Машиностроение 1985.

97. Schlueter Н. Advances in industrial power lasers // Proc. SPIE 2005. -Vol. 5777-Pp. 8-15.

98. Данилов В. И., Зуев JI. Б., Кузнецова Н. И. и др. Особенности лазерной резки листовой стали и мониторинг качества образцов после лазерного воздействия // Прикладная механика и техническая физика 2006. - Т, 47, №4. - С. 176-184.

99. Kliner D. А. V., Teodoro F. D., Koplow J. P. et al. Efficient second, third, fourth, and fifth harmonic generation of a Yb-doped fiber amplifier // Opt. Commun. 2002. - Vol. 210, no. 3-6. - Pp. 393-398.

100. Boyd G. D., Kleinman D. A. Parametric Interaction of Focused Gaussian Light Beams // J. Appl. Phys. 1968. - Vol. 39, no. 8. - Pp. 3597-3639.

101. Zondy J. J. Comparative theory of walk-off limited type II versus type I second harmonic generation with Gaussian beams // Opt. Commun. -1991. Vol. 81, no. 6. - Pp. 427-440.

102. Дмитриев В. Г., Тарасов JI. В. Прикладная нелинейная оптика. М.: Физматлит 2004.

103. Koechner W. Solid-state laser engineering. New York: Springer Verlag -2006.

104. Long D. A. Raman Spectroscopy. New York: McGraw-Hill 1977.

105. Stoddart P. RCadusch P. J., Pearce J. B. et al. Fibre optic distributed temperature sensor with an integrated background correction function // Meas. Sci. Technol. 2005. - Vol. 16, no. 3. - Pp. 1299-1304.

106. Курков А. С., Парамонов В. M. Гибридные источники для распределенных волоконных датчиков температуры // Труды российского семинара по волоконным лазерам, Новосибирск, 4-6 апреля, 2007 2007. - С. 73.

107. Stierlin R., Ricka J., Zysset В. et al. Distributed fiber-optic temperature sensor using single photon counting detection // Applied Optics 1987. -Vol. 26, no. 8. - Pp. 1368-1370.