Режимы синхронизации мод в сверхдлинных волоконных лазерах с различными конфигурациями резонаторов тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.21, кандидат физико-математических наук Иваненко, Алексей Владимирович

• Иваненко, Алексей Владимирович
• кандидат физико-математических наук
• 2012

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Иваненко, Алексей Владимирович

Оглавление

Введение

1. Обзор литературных данных

2. Синхронизация мод

Режимы синхронизации мод в коротких волоконных лазерах с нормальной суммарной внутрирезонаторной дисперсией

3. Сверхдлинные волоконные лазеры с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации

3.1. Режимы синхронизации мод в сверхдлинных волоконных лазерах

3.2. Сжатие импульсов сверхдлинных волоконных лазеров

3.3. Линейно-кольцевая схема резонатора в сверхдлинных волоконных лазерах

Заключение

Список используемой литературы

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Режимы синхронизации мод в сверхдлинных волоконных лазерах с различными конфигурациями резонаторов»

Введение

В настоящее время лазеры являются важными инструментами для фундаментальной науки и практических приложений. Революционный прогресс во многих областях науки обусловлен развитием мощных лазерных систем, генерирующих ультракороткие импульсы и генераторов с высокой энергией импульса.

Получение ультракоротких импульсов (УКИ) пико- и фемтосекундной длительности позволило перейти к изучению динамической картины быстропротекающих процессов. К таким процессам относятся релаксация колебательного и электронного возбуждений, внутреннее движение молекул, элементарные стадии химической реакций, релаксация фотовозбуждённых электронов в полупроводниках, первичные стадии преобразования света в фотосинтезирующих и зрительных пигментах и др. [1,2].

Ультракороткие импульсы лазерного излучения являются незаменимым прецизионным инструментом многих передовых исследовательских и технологических методов в индустрии наносистем и материалов. В качестве наиболее ярких примеров можно привести успешное применение таких импульсов для изучения плазмон-экситонного взаимодействия в гибридных наноструктурах (с помощью воздействия высокоэнергетичных ультракоротких импульсов на поверхность таких структур) [3, 4], для исследования химических процессов на атомно-молекулярном уровне (реализация новых оптических методов исследования молекул, позволяющих наблюдать за перемещениями электронов при изменении молекулой её формы), для характеризации квантовых наноструктур (квантовых точек и др.) [5], для технологий лазерного напыления наноструктурированных пленок и модификации поверхности конструкционных материалов, для записи микро- и наноструктур (волноводов и др.) в прозрачных средах [6-8], для оптических пинцетов [9-11], способных захватывать и перемещать объекты в наноразмерном диапазоне длин, для создания оптических

наноантенн, детектирующих флуоресценцию отдельных молекул, для активации металлических наночастиц, используемых для доставки лекарств или анти-опухолевых устройств внутри организма, для создания металлических наноигл, применяемых в сканирующей зондовой микроскопии.

Среди генераторов ультракоротких импульсов все большее распространение в различных областях науки и техники получают волоконные лазеры с синхронизацией мод.

Принципиальное преимущество волоконных световодов как лазерной среды по сравнению с объемными активными средами заключается в низких оптических потерях, большой длине взаимодействия и малом диаметре свето ведущей сердцевины (обычно 4-20 мкм), что обеспечивает высокую эффективность накачки излучением лазерных диодов. Полный КПД (относительно потребляемой электрической энергии) волоконных лазеров благодаря диодной накачке, а так же распределенному по длине волокна поглощению накачки и распределенному усилению, может превышать 30 %. Большое отношение площади поверхности волоконного световода (диаметром ~ 100 мкм) к его объему радикально решает проблему теплоотвода, позволяя создавать волоконные лазеры с выходной мощностью ~ 1 кВт и воздушным охлаждением [12 - 14]. Исключительно важным для многих применений является высокое качество выходного пучка волоконных лазеров.

Цельно-волоконные лазеры, в принципе, лишены большинства недостатков присущих лазерам на объемных элементах (разъюстируемость, подверженность вибро и акустическим воздействиям и т.д.). Габаритные размеры цельно-волоконных лазеров могут быть меньше размеров классических лазеров на объемных элементах и в значительной степени определяются габаритами используемой диодной накачки. Отсутствие у таких лазеров резонатора в классическом его представлении (в виде набора

объемных дискретных оптических элементов) практически снимает проблему устойчивости режима синхронизации мод по отношению к расстройкам резонатора и сильным акустическим возмущениям - что очень важно для транспортируемых и автономных устройств. Очевидным достоинством таких лазеров является также волоконный выход, упрощающий их использование в исследованиях связанных с волоконными световодами [13, 14]. Кроме того, волоконные импульсные лазеры предоставляют большую свободу в выборе и оптимизации частотно-временных характеристик импульсного излучения. Надлежащим конфигурированием волоконного лазера (выбором схемы резонатора, выбором активных и пассивных световодов с нужными дисперсионными и нелинейными характеристиками, выбором их длин и последовательности соединения и т.д.), можно получать генерацию импульсов различной формы (солитонной, гауссовой, параболической), длительности, а также варьировать знак и величину частотного чирпа импульсов.

Особый научный и практический интерес представляют сверхдлинные (с длиной резонатора сотни метров и километры) импульсные волоконные лазеры, поскольку в таких лазерах возможна генерация высокоэнергетичных импульсов (с энергией импульса сотни и более нДж). Разработка сверхдлинных волоконных лазеров с пассивной синхронизацией мод для генерации высокоэнергетичных световых импульсов с очень низкой (суб-мегагерцовой) частотой следования является новым и стремительно развивающимся направлением лазерной физики. Однако получение стабильного режима синхронизации мод в таких лазерах является весьма нетривиальной задачей. Возникновение нелинейных эффектов из-за высокой энергии импульсов и большой протяжённости оптических волокон приводит к изменениям в режиме синхронизации мод, распаду импульса или переходу в многоимпульсный режим генерации. Генерация высокоэнергетичных импульсов в таких лазерах достигается за счет нетривиального равновесия

между эффектами нелинейности, дисперсий и диссипативными механизмами. В случае резонатора с аномальной дисперсией в качестве баланса между нелинейными эффектами и дисперсией может быть использован солитонный механизм формирования импульсов. Однако при этом возникает ограничение по интенсивности и при высоких энергиях генерируется многоимпульсный режим [1]. При синхронизации мод в суммарной нормальной дисперсии могут генерироваться диссипативные солитоны, которые не имеют такого ограничения по максимальной энергии [2].

В связи с этим исследование режимов синхронизации в сверхдлинных волоконных лазерах представляет огромный научный и практический интерес. Моделирование и экспериментальное изучение особенностей синхронизации мод и динамики импульсов в таких лазерах, а также разработка и исследование новых схем являются важными задачами на пути создания высокоэнергетичных лазерных источников излучения с уникальными характеристиками, способных стать основой более совершенных технологий фотоники в индустрии, биомедицине, метрологии, телекоммуникациях.

Цель работы - исследование особенностей синхронизации мод в сверхдлинных волоконных лазерах с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с различными конфигурациями резонаторов и реализацию лабораторных образцов новых эффективных лазерных систем с высокой энергией ультракоротких импульсов.

В соответствии с поставленной целью решались следующие задачи: 1. Исследование режимов синхронизации мод в сверхдлинных волоконных лазерах с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации.

2. Исследование дисперсионного сжатия в оптических волокнах импульсов сверхдлинных волоконных лазеров с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с самосинхронизацией мод.

3. Разработка и исследование новых схем сверхдлинных с волоконных лазеров с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с самосинхронизацией мод.

Научная новизна работы.

1. Полученный стабильный режим самостартующей синхронизации мод с ультранизкой частотой повторения и высокой энергией импульса без распада волны обеспечивается использованием специального волокна с относительно большой нормальной внутрирезонаторной дисперсией и волокна со смещенной нулевой дисперсией в комбинации с уменьшением поляризационной нестабильности в длинном линейном плече резонатора.

2. Впервые зарегистрированные автокорреляционные функции интенсивности излучения сверхдлинного лазера с синхронизацией мод служат прямым экспериментальным подтверждением квазистохастической природы генерации в длинных и сверхдлинных лазерах. В сверхдлинных эрбиевых лазерах с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации характерными режимами одноимпульсной генерации являются режим шумоподобной импульсной генерации и режим импульсной генерации с высокочастотными флуктуациями интенсивности излучения.

3. Впервые экспериментально показано, что коэффициент дисперсионного сжатия импульсов сверхдлинных волоконных лазерах с суммарной нормальной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации достигает величины, равной 2, что согласуется с результатами численного моделирования.

4. Впервые получена стабильная самостартующая генерация суб-наносекундных относительно высокоэнергетичных импульсов с низкой частотой следования и низким уровнем спонтанной эмиссии в лазерной системе на базе сверхдлинного волоконного лазера за счёт оптимизации параметров излучения в двух линейных плечах «гамма»-схемы резонатора задающего генератора (уменьшение поляризационной нестабильности в длинном плече резонатора с подавлением спонтанной эмиссии, ограничением длительности импульсов, предотвращением их разрушения и перескоков длины волны генерации, конкуренции поляризационных мод в коротком плече резонатора).

Практическая ценность.

1. Создан импульсный сверхдлинный цельноволоконный кольцевой эрбиевый лазер с рекордной длиной резонатора 25 км для лазеров с синхронизацией мод.

2. Предложены линейно-кольцевые схемы резонаторов для оптимизации параметров излучения сверхдлинных волоконных лазеров:

- реализован сверхдлинный цельноволоконный лазер с линейно-кольцевой схемой резонатора, обеспечивающей самостартующий режим синхронизации мод и однонаправленный режим генерации в активной среде.

- разработан сверхдлинный цельноволоконный эрбиевый лазер с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с самостартующей синхронизацией мод, имеющий оригинальную «гамму» конфигурацию резонатора, предоставляющую расширенные возможности для оптимизации и стабилизации импульсных режимов генерации.

3. На основе сверхдлинного волоконного лазера с «гамма»-схемой резонатора реализована цельноволоконная лазерная система, позволяющая генерировать высокоэнергетичные суб-наносекундные импульсы с низким уровнем интенсивности спонтанной эмиссии.

Все разработанные волоконные лазеры и лазерные системы внедрены в производство на малом научно-техническом предприятии при НГУ ЗАО "Техноскан".

Публикации.

Основные результаты диссертации опубликованы в 19 работах, в том числе один патент RU 2426226 С1, 10 работ опубликованы в научных периодических изданиях, удовлетворяющим требованиям ВАК, из которых 6 работ - статьи в российских и зарубежных реферируемых журналах.

Апробация работы.

Результаты работы были представлены на российских и международных конференциях: IX Международная конференция Актуальные Проблемы Электронного Приборостроения, АПЭП 2008, (Новосибирск, 2008); III Всероссийский Семинар по Волоконным Лазерам (Уфа, 2009); IX Всероссийский Семинар по Волоконным Лазерам (Ульяновск, 2010); XVI Всероссийская Научная Конференция среди Студентов Физиков и Молодых Учёных, XVI ВНКСФ 2010 (Волгоград, 2010); XIV International Conference on Laser Optics, ICLO, (Санкт-Петербург, 2010); 36th European Conference and Exhibition on Optical Communication, ECOC 2010, (Турин, 2010); Фотоника и Оптические Технологии (Новосибирск, 2011).

Результаты работы были отмечены медалью Российской Академии Наук для молодых ученых РАН, других учреждений, организаций России за лучшие научные работы в области разработки/создания приборов, методик, технологий и новой научно-технической продукции научного и прикладного значения: работа "Волоконные лазеры ультракоротких импульсов для научных и высокотехнологичных применений".

На защиту выносятся следующие положения диссертации:

1. В волоконных эрбиевых задающих генераторах с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации увеличение длины резонатора до нескольких километров позволяет получать импульсы с энергией до нескольких мкДж.

2. В сверхдлинных эрбиевых волоконных лазерах с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации возможна реализация одноимпульсных режимов генерации с высокочастотными флуктуациями интенсивности излучения.

3. Внутрирезонаторная спектральная и поляризационная фильтрация излучения с помощью волоконных решёток позволяет ограничивать длительность импульсов на уровне наносекунды, а также фиксировать длину волны генерации и подавлять усиленное спонтанное излучение в сверхдлинных волоконных лазерах с суммарной нормальной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации.

4. Эффективность дисперсионного сжатия в оптических волокнах импульсов сверхдлинных волоконных лазеров с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации ограничена из-за сложной временной структуры импульса.

Объём и структура диссертации.

Диссертация изложена на 103 страницах, включая список цитируемой литературы (122 наименований), список из 18 публикаций автора по теме диссертации, содержит 42 рисунок.

Во введении даётся общая характеристика работы; в первой главе приведён обзор литературных данных; главы 2-4 содержат описание проведённых исследований, их обсуждение и анализ; в заключении сформулированы основные результаты и выводы диссертационной работы.

Личный вклад автора.

Диссертационная работа является результатом работы автора в Отделе лазерной физики и инновационных технологий научно-исследовательской части Новосибирского национального исследовательского государственного университета, а также работы автора на кафедре лазерных систем Новосибирского государственного технического университета. Работа представляет собой обобщение научных исследований автора, выполненных совместно с сотрудниками НГУ, НГТУ, а также специалистами ИЛФ СО РАН и Астон Университета (Великобритания). Публикации данной работы выполнены в соавторстве, так как проводимые работы имели коллективный характер. Все полученные в диссертации результаты получены автором лично, либо при непосредственном участии.

Автор выражает благодарность:

Кобцеву Сергею Михайловичу, Дмитриеву Александру Капитоновичу за ценные указания, руководство и помощь в проведении работ и написании диссертации.

Нюшкову Борису Николаевичу за ценные советы и помощь в проведении работ.

Смирнову Сергею Валерьевичу, Кукарину Сергею Владимировичу, Федотову Юрию Сергеевич за плодотворное сотрудничество и дискуссии по проводимым работам.

Заставенко Юрию Николаевичу за оперативную помощь при разработке чертежей и создании деталей крепежей.

Всем коллегам Отдела лазерной физики и инновационных технологий НИЧ НГУ за сотрудничество и поддержку.

1. Обзор литературных данных.

Лазеры ультракоротких импульсов играют важную роль в открытии и экспериментальном подтверждении законов физики, определении точных значений фундаментальных констант, в создании оптических стандартов времени, частоты, длины и определении их единиц, а также в фундаментальных и прикладных исследованиях в физики, химии, биологии, а так же в развитии систем спутникового позиционирования и телекоммуникациях.

Создание волоконных лазеров является одним из наиболее ярких достижений квантовой электроники. Первый волоконный лазер был создан Снитцером в 1963 г. В качестве активного элемента использовался стеклянный волоконный световод, содержащий ионы неодима. Однако создание современных высокоэффективных и компактных волоконных лазеров стало возможным только благодаря разработке в начале 70-х годов стеклянных волоконных световодов с низкими оптическими потерями (менее 1 дБ км-1 в ближней ИК-области) и последующему бурному развитию волоконно-оптической связи. Простые волоконные Ег лазеры ультракоротких импульсов известны с 1990х годов. Методы генерации ультракоротких импульсов излучения весьма разнообразны и постоянно совершенствуются.

Для генерации ультракоротких импульсов в лазерах используют процесс синхронизации продольных мод резонатора лазера. При одинаковой фазе, навязанной всем продольным модам лазера, синфазное сложение амплитуд электрических полей приводит к генерации ультракоротких импульсов, длительность которых ограничена шириной спектра генерации [15].

Впервые идея о синхронизации мод была выдвинута и реализована в 1964 году [16, 17]. Первые эксперименты проводились на газовых лазерах [16, 18-20]. Режим синхронизации мод в этих работах осуществлялся путем активной модуляции параметров резонатора (потерь, оптической длины) на частоте межмодовых биений ~ с/£п1 (где с - скорость света в вакууме, п -

коэффициент преломления сердцевины волокна, 1 - длина волокна). Экспериментально в лазере были получены непрерывные последовательности коротких импульсов с характерной длительностью 600 пс и скважностью, равной времени полного обхода излучения по резонатору, что хорошо согласовывалось с развитыми теоретическими представлениями [17,21,22].

Более простым и доступным методом генерации ультракоротких импульсов оказалась самосинхронизация (пассивная синхронизация) мод, возникающая при внесении в резонатор лазера просветляющегося фильтра. Этим методом практически сразу были получены ультракороткие импульсы с длительностями, близкими к предельным [23-25] и интенсивностями порядка 1010 Вт/см2. Это обстоятельство привело к тому, что в последующем усилия исследователей оказались сосредоточенными главным образом на выяснении природы и совершенствовании техники пассивной синхронизации мод [2632].

При получении ультракоротких импульсов в оптоволоконных лазерах применяют аналогичные методы, что и в классических твердотельных лазерах на объёмны элементах: синхронная накачка, активная и пассивная синхронизации мод.

Пассивную синхронизацию мод в волоконных лазерах можно разбить на два типа - вынужденную (пассивная синхронизация мод за счёт насыщающихся поглотителей, таких как полупроводниковое насыщающеся поглощающее зеркало (SESAM - Semiconductor Saturable Absorber Mirror) [33] или углеродные нанотрубки); и самосинхронизацию, основанную на так называемом эффекте нелинейного вращения поляризации (с использованием контроллеров поляризации и элемент с поляризационно-зависимым пропусканием [34]).

На сегодняшний день разработанные насыщающиеся поглотители, такие как углеродные нанотрубки или SESAM нанесённые на торец волокна, в

принципе, не требуют каких-либо дополнительных юстированных элементов. Однако при использовании насыщающихся поглотителей возникают ограничения по энергии импульсов связанные с ограниченными модуляционными способностями таких поглотителей и пробоем самих насыщающихся поглотителей. При синхронизации мод за счёт нелинейной эволюции поляризации генерация импульсов может происходить в более широком диапазоне пиковых мощностей [35, 36].

Одной из наиболее интересных с научной точки зрения, а также важных для практических приложений отличительной особенностью лазерных систем с пассивной синхронизацией мод за счёт эффекта нелинейного вращения поляризации является возможность лазерной генерации в большом количестве различных режимов [36].

Волоконные лазеры с синхронизацией мод за счёт нелинейного вращения поляризации являются более перспективными с точки зрения практический приложений, так как такие лазеры обладают лучшими энергетическими характеристиками и представляют большую свободу в подстройке параметров выходного излучения (возможность изменения формы и длительности импульса, формы оптического спектра), а также возможность генерации импульсов в различных режимах синхронизации мод в зависимости от настройки контроллеров поляризации.

Сверхдлинные волоконные лазеры с синхронизацией мод за счёт нелинейного вращения поляризации.

Для целого ряда задач, таких как прецизионная обработка материалов, запись волоконных решёток, лидарных измерений, дальней оптической связи требуются лазеры с высокой энергией и достаточно низкой частотой повторения. Высокоэнергетичные ультракороткие импульсы лазерного излучения также являются незаменимым прецизионным инструментом

многих передовых исследовательских и технологических методов в индустрии наносистем и материалов. В качестве наиболее ярких примеров можно привести успешное применение таких импульсов для изучения плазмон-экситонного взаимодействия в гибридных наноструктурах (с помощью воздействия высокоэнергетичных ультракоротких импульсов на поверхность таких структур) [3,4], для исследования химических процессов на атомно-молекулярном уровне (реализация новых оптических методов исследования молекул, позволяющих наблюдать за перемещениями электронов.

Для достижения относительно высоких энергий импульсов лазерного излучения используются различные методы, в числе которых модуляция добротности резонатора лазера, усиление излучения с помощью дополнительных оптических усилителей, метод открытия закрытого резонатора лазера ("cavity dumping"), увеличение мощности излучения накачки задающего генератора.

Еще одним методом увеличения энергии импульсов излучения является уменьшение частоты следования импульсов лазера с синхронизацией мод за счет увеличения длины резонатора при сохранении средней мощности излучения. Реализация этого метода наиболее проста в волоконных лазерах, длина резонатора которых может быть легко увеличена за счёт включения в резонатор дополнительных бух с волокном без ухудшения стабильности генерации и т.д. [40-47,50]

Разработка сверхдлинных (длиной сотни метров и километры) волоконных лазеров с пассивной синхронизацией мод для генерации высокоэнергетичных световых импульсов с относительно низкой (суб-мегагерцовой) частотой следования является одним из новых и стремительно

«-» 1 ГЧ Л

развивающихся направлении лазерной физики. За небольшой промежуток времени, что прошел с момента демонстрации одного из первых высокоэнергетичных лазеров такого типа (в 2008 году) [50], было

опубликовано более полутора десятков работ, в которых сообщается о разработке различными научными группами сверхдлинных волоконных иттербиевых и эрбиевых лазеров самой разнообразной конфигурации и исследовании особенностей различных режимов синхронизации мод в них. Столь значительный интерес к данной тематике обусловлен открывающимися новыми перспективами создания высокоэнергетичных лазерных источников излучения с уникальными характеристиками, способных стать основой более совершенных технологий фотоники в индустрии, биомедицине, метрологии, телекоммуникациях.

К настоящему времени увеличение длины резонатора позволило достичь уровня энергии импульса 4 мкДж [48, 49] при умеренной мощности накачки и средней мощности лазера, не прибегая к модулированию добротности резонатора, разгрузке резонатора или дополнительного оптического усиления.

Кроме простоты реализации, непосредственной генерации мощных импульсов энергии из задающего генератора, сверхдлинные волоконные лазеры с пассивной синхронизацией мод обладают ещё такими потенциальными преимуществами, как низкая частота повторения импульсов и короткая длительность импульсов.

В последнее время исследования этого метода ведутся интенсивно как на базе волоконных УЬ лазеров, так и Ег лазеров.

Высокоэнергетичные сверхдлинные волоконные Ег лазеры представляют особый интерес, поскольку длина волны генерации эрбиевых лазеров лежит в телекоммуникационном диапазоне и является весьма востребованной для многих телекоммуникационных, метрологических, биомедицинских и лидарных приложений. Помимо этого, для данной длины волны разработано большое количество как волоконно-оптических элементов, так и различных типов волокон, что открывает широкие возможности по оптимизации

параметров излучения и созданию дешёвых источников импульсного излучения.

Большинство сверхдлинных лазеров выполнены по традиционной кольцевой схеме, наиболее простой и не требующей использования каких либо отражателей. Лазеры с нелинейными оптическими петлевыми зеркалами NOLM имеют резонаторы в форме восьмерки. Лазеры, в которых для синхронизации мод используется SESAM, выполнены по линейной [40, 41] или линейно-кольцевой схеме с коротким линейным плечом [42-44]. К интересным схемным решениям можно отнести сверхдлинный линейно-кольцевой лазер [45, 46], в котором большая часть оптического волокна сосредоточена в линейном плече резонатора, оканчивающемся фарадеевским зеркалом. Такое решение обеспечивает компенсацию поляризационной нестабильности почти по всей длине резонатора, что повышает стабильность характеристик излучения лазера при использовании волокон без сохранения поляризации. Кроме того, при одной и той же физической длине резонатора линейная схема может обеспечить двукратный выигрыш по энергии импульсов за счет в два раза более низкой частоты следования импульсов, чем в кольцевой схеме. Еще одно оригинальное схемное решение продемонстрировано в сверхдлинном лазере [47], изготовленном с использованием волокон с сохранением поляризации. Благодаря «тэта» конфигурации резонатора частота повторения импульсов этого лазера в два раза ниже, чем в обычном кольцевом лазере той же длины.

Энергетические возможности сверхдлинных лазеров с синхронизацией мод определяются характером динамического баланса между дисперсионными, нелинейными, диссипативными и регенеративными процессами в стационарном режиме генерации. Если принципиальную роль в динамике импульсной генерации играют диссипативные процессы, как это обычно имеет место в волоконных лазерах с нормальной внутрирезонаторной дисперсией, то говорят о режиме генерации

диссипативных оптических солитонов [51, 52]. Режим генерации диссипативных солитонов описывается кубическим уравнением Гинзбурга-Ландау:

и* =ви+ (^ - ) и» + (а + г7)|С/|2[/ + 6\Щ4и.

Энергия диссипативных импульсов не квантуется [53]. Таким образом, эта особенность позволяет значительно увеличивать энергию импульсов за счет уменьшения частоты их следования путем увеличения длины резонатора, сохраняя при этом устойчивый режим синхронизации мод с одним импульсом на периоде резонатора. Однако, с другой стороны нескомпенсированная нормальная дисперсия в ультрадлинных резонаторах может являться причиной гигантского чирпа [54] и приводит к генерации импульсов большой длительности.

В сверхдлинных лазерах с аномальной дисперсией [55-58] режим синхронизации мод позволяет генерировать значительно более короткие (как правило, пикосекундные) импульсы. Однако энергия этих импульсов мала -она составляет менее 20 нДж. Попытки увеличить энергию импульсов в таких лазерах, как правило, ведут к распаду импульса и переходу в многоимпульсный режим генерации. Это объясняется тем, что принципиальную роль в динамике импульсной генерации в этих лазерах играет эффект взаимной компенсацией нелинейного и дисперсионного фазовых набегов, который накладывает ограничение на параметры солитонного импульса, энергия которого квантуется [59]. Тем не менее, в самых поздних работах [60, 61] удалось экспериментально продемонстрировать возможность генерации высокоэнергетических импульсов в сверхдлинных волоконных лазерах с аномальной дисперсией. Однако эти импульсы аналогичны по своим свойствам диссипативным солитонам и имеют относительно большую (наносекундную) длительность.

На сегодняшний день наибольшей энергии импульсов удается достичь в тех сверхдлинных волоконных лазерах, синхронизация мод в которых

осуществляется за счет эффекта нелинейной эволюции состояния поляризации в волокне. В лазерах этого типа максимальная энергия импульсов может достигать нескольких микроджоулей [46, 49, 50,] без использования каких либо вспомогательных методов накопления энергии в резонаторе. В тех же лазерах, в которых для синхронизации мод используются разного рода насыщающиеся поглотители, например, традиционные SESAM в работах [40-43] или же субстанции на основе углеродных нанотрубок в работах [47, 54], максимальная энергия импульсов не превышает нескольких десятков наноджоулей. Это объясняется как ограниченными модуляционными способностями таких поглотителей, так и спецификой динамики импульсной генерации в высокоэнергетических сверхдлинных волоконных лазерах. Сверхдлинные лазеры, в которых для синхронизации мод используются нелинейные оптические петлевые зеркала (NOLM), также характеризуются относительно небольшими значениями энергии генерируемых импульсов [57, 61].

Ещё одной особенностью ультрадлинных лазеров с синхронизацией мод является увеличение вероятности генерации цугов ультракоротких импульсов с увеличением длины резонатора лазера [62]. Во всех случаях длительность наблюдаемых импульсов (моноимпульсов или цугов) в ультрадлинных лазерах с нормальной дисперсией в режиме синхронизации мод составляет от нескольких единиц до нескольких десятков наносекунд. Недавно предложенный и теоретически исследованный способ вне резонаторного дисперсионного сжатия выходных импульсов таких лазеров позволяет рассчитывать на переход в суб-наносекундный диапазон длительностей без потери энергии импульсов [63]. В связи с вышесказанным, разработка новых конфигураций ультрадлинных волоконных лазеров с нормальной дисперсией и синхронизацией мод, и создание на их основе волоконных лазерных систем, способных обеспечить стабильную генерацию

суб-наносекундных высокоэнергетических импульсов с суб-мегагерцовой частотой следования, вызывает большой интерес.

Выводы.

Высокоэнергетичные импульсы излучения малой длительности требуются в самых разных областях: от спектроскопии [64, 65], в том числе и с высоким временным разрешением [66-68], позволяющей исследовать быстропротекающие процессы, до двухфотонной сканирующей лазерной микроскопии [69] и офтальмологии [70], записи волноводов в прозрачных средах [71-76] и лазерного ускорения частиц.

В последние годы в связи с бурным развитием волоконных и гибридных (волоконно-дискретных) систем и технологий появился большой интерес к генераторам высокоэнергетичных импульсов излучения малой длительности на основе этих систем и технологий, обеспечивающих ряд преимуществ по сравнению с традиционными твердотельными системами. К этим преимуществам относятся как высокая эффективность генерации и повышенная стабильность её параметров, так и компактность, простота эксплуатации, помехозащищенность, повышенный ресурс работы. Кроме того, волоконные и гибридные системы позволяют реализовать такие схемы и параметры, которые являются недостижимыми или чрезвычайно трудно достижимыми в традиционных твердотельных системах. Особый интерес при этом представляют предложенные недавно новые сверхдлинные (длиной сотни метров и километры) лазерные системы с суммарной положительной дисперсией внутрирезонаторной среды, работающие в режиме синхронизации мод. Выходные импульсы этих систем изначально уже обладают высокой энергией. А наличие у таких импульсов значительной фазовой модуляцией позволяет ещё усиливать их без традиционного временного «растяжения», а также хорошо компрессировать такие импульсы

вне лазерной системы, обеспечивая относительно малую длительность. Уникальные возможности, открываемые новыми волоконными и гибридными технологиями, позволяют создавать более совершенные источники излучения, однако эта работа требует определенного исследовательского задела.

В зависимости от предъявляемых к волоконным импульсным лазерам требований (габаритам, устойчивости и самозапуска режима синхронизации, частоты повторения импульсов) интерес могут представлять различные конфигурации (типы и различные длины) резонаторов лазера.

Надлежащим конфигурированием волоконного лазера (выбором схемы резонатора, выбором активных и пассивных световодов с нужными дисперсионными и нелинейными характеристиками, выбором их длин и последовательности соединения и т.д.), можно получать генерацию импульсов различной формы (солитонной, гауссовой, параболической), длительности, а также варьировать знак и величину частотного чирпа импульсов. Развитие новых схем и конфигураций волоконных лазеров представляет огромный как практический, так и научный интерес.

Моделирование и экспериментальное изучение особенностей синхронизации мод и динамики импульсов в волоконных лазерах, а также разработка и исследование новых схем являются важными задачами на пути создания высокоэнергетичных лазерных источников излучения с уникальными характеристиками, способных стать основой более совершенных технологий фотоники в индустрии, биомедицине, метрологии, телекоммуникациях.

2. Синхронизация мод.

Механизм самосинхронизации мод обязан своим существованием сильной фазовой самомодуляция излучения вследствие возникновения заметной нелинейной добавки к показателю преломления в активном элементе в момент прохождения через него мощного светового импульса (оптический эффект Керра [21]). Фазовая самомодуляция (ФСМ) является доминирующим нелинейным механизмом, ведущим к спектральному уширению импульсного излучения в волокне. Она является прямым следствием зависимости показателя преломления кварцевого стекла от интенсивности излучения [11]. С учетом зависимости от интенсивности показатель преломления может быть записан так:

п(0 = По+ПгЩ),

где I - интенсивность излучения в волокне , п0 - линейная составляющая показателя преломления, п2 - нелинейный коэффициент показателя преломления (так называемый коэффициент Керра), определяемый по формуле:

пг =

8 п

В кварцевых волокнах типичное значение коэффициента п2 составляет примерно -3-10"16 ст2т. Таким образом, нелинейная составляющая становится существенной только при очень высоких интенсивностях излучения.

Электрическое поле импульсного излучения распространяющегося в волокне (для простоты) упрощенно может быть представлено так:

где А(1) - функция огибающей (медленно меняющаяся амплитуда), со0 -несущая частота, /? - постоянная распространения в волокне. Произведение /Зг определяет фазу Ф:

п П

Ф = —Дг = —со—г.

с

Благодаря наличию Керровской нелинейности (нелинейного коэффициента показателя преломления п2), распространяющееся по волокну импульсное излучение испытывает самонаведенный, зависящий от времени, нелинейный фазовый сдвиг ФмЬ:

с

Это изменяет электрическое поле излучения в соответствии с преобразованием:

Нелинейная зависимость фазы от времени вызывает изменение мгновенной частоты, обычно обозначаемое термином «частотный чирп», которое пропорционально временной производной от

2

где / - длина волокна; 1(1)=\А(1)\ - интенсивность распространяющегося излучения. Таким образом, мгновенная частота может быть представлена как ю(0= соо+ЛсожО;).

Это значит, что при распространении импульсного излучения по волокну в спектре импульсов возникают новые частотные компоненты и, следовательно, спектр уширяется. Несмотря на то, что ФСМ уширяет спектр импульса, временная функция огибающей остается неизменной. Рисунок 2.1 иллюстрирует вызываемое ФСМ спектральное уширение Гауссова импульса.

Синхронизация мод в волоконных лазерах осуществляется аналогичными методами, что и в классических твердотельных лазерах на объёмны элементах: синхронная накачка, активная и пассивная синхронизации мод.

2,5 Г

3,5»

Частота

-1500 -1000

-500

500

1000 -1ч

Спектральный сдвиг (см")

1500

Рис. 2.1 Вызываемое ФСМ спектральное уширение Гауссова импульса при различных значениях нелинейного фазового сдвига Фнипах-

Наибольший научный и практический интерес представляют волоконные лазеры с синхронизацией мод за счёт нелинейного вращения поляризации. Такие лазеры обладают лучшими энергетическими характеристиками и представляют большую свободу в подстройке параметров выходного излучения (возможность изменения формы и длительности импульса, формы оптического спектра), а также возможность генерации импульсов в различных режимах синхронизации мод в зависимости от настройки контроллеров поляризации.

Эффект нелинейного вращения эллипса поляризации заключается в том, что эволюция состояния поляризации излучения, распространяющегося в оптическом волокне, зависит от интенсивности излучения. Нелинейная эволюция состояния поляризации - это результат совместного действия сильной керровской нелинейности (оптический эффект Керра [11]: п=п+п21) и

кпп п от отг 2л" .

слабого двулучепреломления: Ар = Д, - р, = —---— = —Ап.

с с '/1

Эффект нелинейной эволюции состояния поляризации проявляется при выполнении условия слабого двулучепреломления: Ап-Ьп?.

В результате изменение состояния поляризации (вращение эллипса поляризации) различно для волн с различной амплитудой (Рис. 2.2).

ывдлалтй ось

А Ь о с К £3

и

и

-Чт-

ет &

¿5?

<5?

Время, отн, ед.

Рис. 2.2 Эволюция состояния поляризации при распространении импульса вдоль волокна и

зависимость поляризации от интенсивности.

Если в волоконный резонатор поместить элемент с поляризационное зависимым пропусканием (например, поляризатор), то полученный механизм

амплитудной самомодуляции самосинхронизации мод.

может

быть

использован

для

1

О

£

и 0 т Д а А.

а

и у ?

и

2

А/4 А/2

5

о £

и

0

1

т £ и I <11 н

1

2

/к

\

я

а

О а . и

0 х й

3

1

и в Т

з

Длительность, от. ед.

Длительность, от. ед.

Длительность, от. ед.

Поляризационно-зависимый элемент

Рис. 2.3. Эволюция состояния поляризации при распространении импульса вдоль волокна и

зависимость поляризации от интенсивности.

Режимы синхронизации мод в коротких волоконных лазерах с нормальной суммарной внутрирезонаторной дисперсией.

Одной из ключевых характеристик лазерной генерации, в особенности в контексте её практического использования в различных конечных приложениях, является стабильность режима генерации. С течением времени характеристики системы могут изменяться за счёт дрейфа температуры окружающей среды, разъюстировки системы, колебаний напряжения питающей сети и тока диодов накачки, что может негативно сказываться на стабильности режима генерации. При этом возможны как количественные и обратимые изменения параметров генерируемого лазерного излучения, «отслеживающих» параметры внешней среды, напряжения питания и т.п., так и качественные изменения - переключения между режимами генерации. Более того, такие переключения в ряде случаев могут «фиксироваться», так что для повторного получения требуемого режима генерации необходимо будет выполнить определённые действия, такие как, например, подстройка резонатора, внесение возмущений с помощью вибраций зеркал резонатора, прерывания генерации и т.п.

Особую важность вопрос стабильности режима генерации представляет для лазерных систем с пассивной синхронизацией импульсов, поскольку процесс генерации в режиме с пассивной синхронизацией мод является достаточно сложным, и в генерацию одновременно выходит очень большое число продольных мод лазера (тем больше, чем короче лазерные импульсы и больше длина резонатора). Как правило, механизмы взаимодействия выходящих в лазерную генерацию продольных мод являются достаточно «тонкими», что приводит к существованию значительного числа различных решений (режимов генерации), которые могут сменять друг друга в процессе генерации при относительно небольших изменениях внешних условий. Исследования в данном направлении крайне важны для создания стабильных лазеров, предусматривающих возможность генерации сверхкоротких

оптических импульсов с заданными параметрами, которые бы при этом не изменялись во времени из-за флуктуаций температуры окружающей среды и активной лазерной среды, вибраций и других внешних воздействий. Стабильность лазерных систем в указанном смысле является одним из ключевых требований для их практического использования и определяет востребованность рынком конечного коммерческого продукта.

Одной из наиболее интересных с научной точки зрения, а также важных для практических приложений отличительной особенностью лазерных систем с пассивной синхронизацией мод за счёт эффекта нелинейного вращения поляризации является возможность стабильной лазерной генерации в большом количестве различных режимов [36].

Проведённые нами теоретический анализ экспериментов и численное моделирование по синхронизации мод за счёт нелинейного вращения поляризации в волоконных лазеров с нормальной внутрирезонаторной дисперсией позволили выявить три основных характерных режима генерации импульсов, отличающихся временной структурой импульса, формой АКФ интенсивности и формой оптического спектра: (1) стабильный одноимпульсный режим; (2) режим импульсной шумоподопной генерации -генерация квазистохастических волновых пакетов; и (3) режим генерации импульсов с высокочастотными флуктуациями интенсивности излучения.

Методика исследований.

Для изучения механизмов генерации в лазерных системах с пассивной синхронизацией мод за счет эффекта нелинейного вращения поляризации использовалась система связанных НУШ [53], описывающая эволюцию поляризованного излучения:

■ ] \ А \2 А 2 Л 2 Л 1 Л2 л* I а Л * О

2

(1)

1

(2)

где - х-компонента огибающая напряженности электрического поля, -у-компонента огибающая напряженности электрического поля, -дисперсионный коэффициент на частоте генерируемого лазерного излучения, у - нелинейный коэффициент для оптического волокна, а - коэффициент линейных потерь в волокне, г - пространственная координата (вдоль волокна).

Для активного волокна следует записать аналогичные уравнения с заменой члена, описывающего затухание (линейные потери) на усиление. Затухание в активном волокне можно, как правило, не учитывать ввиду малой длины такого волокна:

где Ах - х-компонента огибающая напряженности электрического поля, Ау -у-компонента огибающая напряженности электрического поля, /?2 -дисперсионный коэффициент на частоте генерируемого лазерного излучения, у - нелинейный коэффициент для оптического волокна, g(} - коэффициент слабого усиления, Е - энергия, Рш - мощность насыщения, г - время насыщения, г - пространственная координата (вдоль волокна).

Для моделирования генерации в режиме синхронизации мод необходимо многократно интегрировать уравнения (1) - (4), дополненные преобразованиями на других элементах лазерного резонатора (контроллерах поляризации, волоконном делителе поляризации и других). Интегрирование уравнений (1)-(4) производится аналогично тому, как это было сделано при

(3)

(4)

решении задачи о генерации суперконтинуума в оптических волокнах [100104].

На рисунке 2.4 представлена схема волоконного лазера, используемая в численном моделировании.

ДП *

выход лазера

Рис. 2.4. Схема лазера, использованная в численном моделировании. КП1,2 - контроллеры поляризации, ДП- делитель поляризации, БМР — стандартное пассивное одномодовое

волокно, УЬ - активное иттербиевое волокно, ДН - лазерный диод накачки, ИЗО -поляризационно-независимый оптический изолятор. Эволюция состояния поляризации

показана серым цветом.

Режимы генерации в коротких волоконных лазерах с нелинейной эволюцией поляризации.

В ходе проведенного численного моделирования стабильной лазерной генерации был выявлен ряд различных режимов синхронизации мод, которые в дальнейшем были подтверждены и экспериментально.

Вместе с режимом стабильной одноимпульсной синхронизации мод, список основных обнаруженных режимов генерации выглядит следующим образом:

1. Генерация одиночных колоколообразных импульсов.

2. Генерация квазистохастических волновых пакетов.

3. Генерация импульсов с частичным квазистохастических заполнением.

4. Генерация непрерывного излучения.

5. Генерация пар (последовательностей) волновых пакетов.

6. Генерация одиночных солитонов на непрерывном фоне.

7. Генерация пар (последовательностей) солитонов на непрерывном фоне. Стоит отметить, что не все рассмотренные режимы имеют одинаковую

практическую важность. Для использования излучения разрабатываемых лазерных систем с пассивной синхронизацией мод за счёт эффекта нелинейного вращения поляризации наибольший интерес представляют, очевидно, режим стабильной одноимпульсной генерации, режим квазистохастической генерации волновых пакетов и режим генерации импульсов с частичным квазистохастических заполнением.

Для подтверждения результатов численного моделирования в эксперименте использовались волоконный иттербиевый кольцевой лазер с полностью нормальной внутрирезонаторной дисперсией, схема которого представлена на рис. 2.5 и волоконный эрбиевый кольцевой лазер с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией (рис. 2.6).

к m ><

РС2

output

Рис. 2.5. Экспериментальная схема лазера: PC - контроллер поляризации, PH I -поляризационно не зависимый изолятор, FPBS - волоконный поляризационный ответвитель. Л) - лазерный диод накачки.

)роисвое

ВОЛОКНО

Выход

Рис. 2.6. Схема экспериментального эра и ев ого цельноволоконного лазера. ДН— диод накачки, ВМ - волоконный мультиплексор. КГ! - контроллер поляризации. ВПД -волоконный поляризационный делитель, SMF-2Se - стандартное одномодовое телекоммуникационное волокно; Metro Core - волокно с нормальной хроматической

дисперсией.

Для достижения суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсии в резонатор эрбиевого лазера включалось дополнительно 30 метров волокна Metro Core компании Corning с нормальной хроматической дисперсией -10 < D < -1 [пс/(нм*км)] в области длин волн от 1530 до 1605 нм. Суммарная дисперсия лазера являлась нормальной D ~ -120 [пс/(нм*км)].

Синхронизация мод излучения обоих лазеров осуществлялась с помощью эффекта нелинейного вращения поляризации излучения. Контроль поляризации излучения производился волоконными контроллерами поляризации.

В зависимости от настроек контроллеров поляризации и установленной мощности накачки в лазерах могут быть инициированы как многоимпульсные режимы генерации, так и режимы с одним импульсом на периоде резонаторе (одноимпульсные режимы). Формы и длительности импульсов также зависят от этих настроек. Импульсы, генерируемые в различных режимах, отличаются энергией и длительностью, формой огибающей и шириной спектра. Можно выделить три характерных режима одноимпульсной генерации (Рис. 2.7, 2.8):

1. режим генерации импульсов колоколообразной формы;

2. режим шумоподобной генерации;

3. режим генерации с высокочастотными флуктуациями интенсивности излучения.

Не смотря на отличие по длине волны в эксперименте с эрбиевым лазером (1.55 мкм) и моделировании (1.06 мкм) наблюдается качественное согласие полученных данных.

Стабильная Генерация импульсов с ВЧ Шумоподобвзя

одноимлульсная флуктуация ми генерация

генергция

О. ^ о

а. с£

б) и

о ь1

с о

л и

а

О □

£ о

и Е

К О £

Ч о <—

с

О

интенсивности излучения

II л ■

Заключение диссертации по теме «Лазерная физика», Иваненко, Алексей Владимирович

Выводы оптоволоконных элементов на основе световодов с аномальной дисперсией имеют минимально возможную длину(~ 15+25 см). Их вклад во внутрирезонаторную дисперсию вблизи длины волны генерации крайне мал и составляет всего около -0.07 пс . Величина дисперсии вносимой эрбиевым волокном также незначительна и составляет примерно -0.15 пс . Таким образом, суммарная внутрирезонаторная дисперсия (Sß2)c учетом двухпроходного включения DCF вблизи длины волны генерации превышает +433 пс2.

Оптимальные параметры для некоторых элементов, например ширина резонанса ВБР и коэффициент деления выходного ответвителя мощности были определены опытным путем. Критериями для них являлись устойчивость режима синхронизации мод, минимальная длительность и максимальная энергия генерируемых импульсов, стабильность рабочих характеристик лазера.

Измерение характеристик лазера осуществлялись с помощью оптического спектр-анализатора с максимальным разрешением 0.02 нм и высокочастотного осциллографа со сверхбыстрым фотоприемником обеспечивающих временное разрешение не хуже 400 пс.

В зависимости от настроек контроллеров поляризации и установленной мощности накачки в лазере могут быть инициированы как многоимпульсные режимы генерации, так и режимы с одним импульсом на периоде резонаторе (одноимпульсные режимы). Формы и длительности импульсов также зависят от этих настроек. Ниже приведены результаты исследования двух наиболее характерных режимов синхронизации мод, при которых обеспечивается устойчивая генерация импульсов с фундаментальной частотой следования: 1) «промежуточный» режим генерации импульсов с высокочастотными флуктуациями интенсивности излучения и 2) режим генерации шумоподобных импульсов. В первом режиме достигается наименьшая длительность импульсов (менее 1 не), режим легко инициируется и очень устойчив. Во втором режиме достигается наибольшая энергия в импульсах, однако их длительность больше, а режим менее устойчив. Динамика генерации в этих режимах имеет заметные различия. В первом режиме спектр генерации заметно уже, полосы пропускания внутрирезонаторного спектрально фильтра. Эффект такой «мягкой» фильтрации заключается в уменьшении уровня шума спонтанной эмиссии, повышении устойчивости режима самосинхронизации мод, улучшении стабильности параметров генерации. Во втором режиме, который реализуется при больших мощностях накачки, спектр излучения генерации становится заметно шире полосы пропускания внутрирезонаторного фильтра, т.е. имеет место «жесткая» фильтрация. Динамика генерации mode-locked волоконных лазеров с нормальной дисперсией и «жесткой» спектральной фильтрации теоретически рассматривались в работе [119]. Такая фильтрация позволяет сдерживать увеличение длительности импульсов при увеличении их энергии. Особенности динамики генерации при различных соотношениях ширины спектра генерации и полосы пропускания фильтра исследовались теоретически в работах [120, 121].

Режим №1

Длительность импульса в первом режиме составляет -1.1 не (рис. 3.3.9). Импульсы следуют с фундаментальной частотой -81.6 кГц (Рис. 3.3.10), определяемой временем обхода резонатора (~12.25мкс).

-2.5

-1.5

О 0,5 1 Время, не

Рис. 3.3,9, Осциллограмма импульса в од н о им пульс и ом режиме синхронизации мод (режим №1). На вставке - осциллограмма последовательности таких импульсов с* периодом равным времени обхода резонатора.

500

600 700 800

Частота, кГц

900

Рис. 3.3.10. Осциллограмма мс.жмодовых биении в одноимпульсиом режиме синхронизации мод (режим ,\Ы).

Средняя выходная мощность лазера в этом режиме составляет 1.5 мВт. Режим очень устойчив к любым внешним возмущениям и флуктуациям мощности накачки и может поддерживаться в течение всего рабочего дня.

Ширина спектра генерации в первом режиме составила 2 нм. Характерные резкие края оптического спектра с плавными спадами спектральной мощности у основания по аналогии с короткими лазерами свидетельствуют о реализации «промежуточного» режима генерации одиночных импульсов с высокочастотными флуктуация ми интенсивности (Рис. 3.3.11).

-40 ст

0¡ -45 -50 т g-55 1-| -60 с

3 -65 <

-70

Рис. 3.3. / I. Оптический спектр в первом режиме сиихроиизации мод.

В сверхдлиниых лазерах значительная доля энергии накачки может преобразовываться в ASE вследствие очень большого времени обхода резонатора. Например, в сверхдлинном эрбиевом лазере [471 энергетическая доля спонтанной эмиссии составляла от 10% до 50%, в зависимости от частоты следования импульсов. В нашем случае применение спектрального фильтра на основе ВБР позволило значительно снизить уровень спонтанной эмиссии в лазере, что особенно заметно при больших мощностях накачки. Энергетический вклад спонтанной эмиссии в выходное излучение лазера оценивался путем интегрирования спектральной плотности мощности в одноимпульсном режиме синхронизации мод, в непрерывном режиме, и в режиме спонтанной эмиссии источника (с отсоединённой ВБР) при одной и

Л

1536 1538 1540 1542 1544 1546 Длина волны, нм той же мощности накачки. Спектры лазера в этих режимах приведены на рис. 3.3.12 (средняя мощность излучения, подаваемого на входе анализатора, во всех случаях одна и та же). Так в рассмотренном одноимпульсном режиме №1 энергетическая доля спонтанной эмиссии в выходном излучении по нашим оценкам не превышает 5%. Соответственно, реалистичная оценка энергии генерируемых импульсов с учетом фактора спонтанной эмиссии дает значение -17.5 нДж. Эффект от внутрирезонаторной фильтрации в части подавления спонтанной эмиссии заметен даже при малых мощностях накачки. Наложение спектров излучения выводимого через выходной ответвитель и через ВБР в одноимпульсном режиме №1 позволяют сделать такое заключение (рис. 3.3.13).

-30 гЛ -40 л -50 -60

5 -70

S -80

1,520 1,530 1,540 1,550 1,560 Длина волны, мкм

Рис. 3.3.12. Оптические спектры излучения лазера: красный - в одноимпульсном режиме синхронизации мод (режим №1): чёрный - в режиме непрерывной генерации: темно зелёный -врежиме спонтанной эмиссии источника {когда ВБР отсоединена).

Длина волны, мкм

Рис. 3.3.13. Оптический спектр в одноимпульсном режиме Mal снятый со свободного вывода ВБР (синий граф) и спектр, снятый на выходе ответвителя (красный граф). Видно, что спектральная плотность мощности ASE компонент на выходе ВИР больше, чем на выходе ответвителя.

Произведение длительности на ширину спектра генерируемых импульсов превышает значения известные для спектрально-ограниченных оптических импульсов более чем в 100 раз, что говорит о гигантском чирпе импульсов.

Режим №2

Л \J vj \J

Одноимпульсныи режим синхронизации мод с «жесткой» спектральной фильтрацией инициируется при максимальной мощности накачки путем одновременной подстройки обоих контроллеров поляризации. В этом режиме генерируются импульсы длительностью чуть более 2 наносекунд (см. осциллограмму на рис. 3.3.14), ширина спектра которых больше полосы пропускания внутрирезонаторного фильтра.

Наложение оптических спектров полученных с выхода ответвителя и со свободного вывода ВБР позволяет увидеть эффект от спектрального профилирования (см. рис. 3.3.15). ВБР вырезает не только компоненты спонтанной эмиссии в спектре излучения, но и обуживает спектр импульса уширяющегося вследствие нелинейного самовоздействия на обходе резонатора. 1

0.8з 0.6и О) 0 4 о >

0.20

• ■ i

Times, ms

0 2 4 6

Time, ns

10 12

Рис. 3.3.14. Осциллограмма импульса в одно импуль сж>м реле им е синхронизации мод режим N92).

1,520 1.530 1,540 1,550

Wavelength, \im

1,560

Рис. 3.3.15. Оптический спектр в одноимпульсном режиме №2 снятый со свободного вывода ВБР (синий граф) и спектр, снятый на выходе ответвителя (красный граф). Видно, что ВБР вырезает не только ASE компоненты в спектре излучения, но и обуж ивает спектр импульса уширяющегося вследствие нелинейного самовоздействия на обходе резонатора.

Средняя выходная мощность в этом режиме генерации составила ~8 мВт. Вклад спонтанной эмиссии при этом составляет не более 15%. Соответственно реальная энергия импульсов может достигать -83,3 нДж.

Для режима характерен оптический спектр с плавной колоколообразной огибающей, что, по аналогии с короткими лазерами, свидетельствует о генерации шумоподобных импульсов. Данный режим генерации менее устойчив, чем первый одноимпульсный режим.

В дальнейшем при разработке и исследовании волоконной лазерной системы из задающего генератора и усилителя предпочтение было отдано первому из рассмотренных одноимнульсных режимов генерации, как наиболее устойчивому, малошумящему и коротко-импульсному.

Усиление импульсов.

Для увеличения энергии импульсов был разработан и исследован двухпроходный волоконно-оптический усилитель мощности, схема которого изображена на рис. 3.3.16. Двухпроходная конфигурация получена путем установки пиркулятора на входе обычного однопроходного усилителя и фарадссвского зеркала на другом его конце. Для достижения максимальной эффективности и минимизации нелинейных искажений в усилителе используется активное волокно с большой площадью моды и с предельно высокой концентрацией ионов эрбия (-4.7х1019 ст ) производства фирмы ЬгекЫ (Ег80-8/125). Длина активного волокна составляет -1.5м. Его накачка осуществляется с двух сторон лазерными диодами мощностью 350 мВт, каждый. Длина волны накачки - 1480 пм.

Input

Output

1 J \ г PC WDM 1 1 л. Er fiber \А/0М

1 г \1 »V ( 1.48Л.55 ,48/1.55 V

CIR

J ш

I FM

Pump

Pump

Рис. 3.3. J6. Схема двухпроходиого волоконно-оптического усилителя MOUfHocmii.CIR -циркулятор. WDM - волоконный мультиплексор. FBG - волоконная брэгговская решётка,

FM - фарадеевское зеркало.

Средняя мощность излучения после усиления составляет 116 мВт. Однако спектрограмма усиленного излучения (рис. 3.3.17) свидетельствуют о том, что большая часть мощности приходиться на спонтанную эмиссию (до 71%). С учетом этого реальная энергия в импульсах после усиления может составлять -412 нДж. Интересно, что в спектре практически отсутствуют коротковолновые компоненты спонтанной эмиссии. Это может быть объяснено резко ограниченной (с коротковолновой стороны) полосой пропускания \УОМ-1550/1480, используемых в усилителе для ввода излучения накачки. Для фильтрации спонтанной эмиссии на выходе усилителя был установлен полосовой фильтр на основе циркулятора и ВБР аналогичной решетке, используемой в резонаторе лазере. Спектр усиленного излучения после фильтраций приведен на рис. 3.3.18. Энергетическая доля спонтанной эмиссии не превышает 2%. Энергия в импульсах составляет около 350 нДж.

Для подавления длинноволновых компонент спонтанной эмиссии непосредственно в усилителе нами было предложено вместо широкополосного фарадеевского зеркала использовать в усилителе узкополосную ВБР, близкую по своим параметрам ВБР используемой в резонаторе лазера. К сожалению, предельные энергетические характеристики такого варианта двухпроходпого усилителя измерить не удалось по причине оптического повреждения циркулятора предположительно из-за большой пиковой мощности усиленного сигнала.

1,520

1,540 1,560

УУауе^пд^, |лп

1,580

Рис. 3.3.17. Оптический спектр лазерного излучения после усиления в Щухпроходнот усилителе мощности без применения фильтрации спонтанной эмиссии.

30-г

1,530 1,540 1,550

Waveleпgth, нт

1,560

Рис. 3.3.18. Оптический спектр усиленного излучения после фильтрации.

Примечателен гот факт, что после усиления длительность импульсов оказывается несколько меньше, чем до усиления. Осциллограммы на рис. 3.3.19 свидетельствуют о том, что импульсы на выходе усилителя имеют уже суб-наносекундную длительность.

Time, ns

Рис. 3.3.19. Осциллограммы лазерных импульсов до усиления (синий) и после (красный).

В принципе причиной уменьшения длительности импульсов в усилителе может быть как дисперсионное сжатие, обусловленное аномальной дисперсией активного волокна, так и спектральная фильтрация (в элементах с ограниченной полосой пропускания) обрезающая крылья сильиочирповаппых импульсов.

Сжатие импульсов в отрезках различной длинны одномодового волокна Sumitomo Pure Access с аномальной хроматической дисперсией, (17 ps/nm*km на длине волны генерации лазера), показало, что даже для того, что бы импульс сжался в такой же мере, в какой он сжимается в усилителе, ему требуется пройти более 2 км.

На рисунке 3.3.20 приведены осциллограммы импульсов прошедших через отрезки волокна Sumitomo Pure Access различной длинны.

Time, ns

Рис. 3.3.20. Осциллограммы лазерных импульсов после прохождения через волокна стандарта G.652 различной длины. Исходная длительность импульсов -1.1 ns; длительность на выходе 4-км волокна ~ 0.9 ns; длительность на выходе 25-км волокна ~

0.6 ns.

Низкая эффективность сжатия связана со сложной временной структурой импульсов, поскольку лазер работает в режиме генерации импульсов с высокочастотными флуктуация ми интенсивности. Однако, полученные нами результаты позволяют сделать вывод о том, что наблюдаемое в усилителе незначительное укорочение импульсов, скорее всего, является следствием спектральной фильтрации, а не дисперсионного сжатия.

Разработанный и исследованный сверхдлинный цельноволоконный

V V» " и U эрбиевыи лазер с суммарной нормальной внутрирезонаторнои дисперсиеи и с самостартующей синхронизацией мод, имеющий оригинальную «гамму» конфигурацию резонатора, предоставляет расширенные возможности для оптимизации и стабилизации импульсных режимов генерации. В лазере успешно реализован целый ряд механизмов компенсации и элиминации деструктивных факторов в динамике генерации, а именно механизмы компенсации поляризационной нестабильности, подавления спонтанной эмиссии, ограничения длительности импульсов, предотвращение их разрушения и перескоков длины волны генерации, конкуренции поляризационных мод. Указанные свойства лазера позволили создать на его основе стабильную цельноволоконную лазерную систему, способную осуществлять генерацию субнаносекундных высокоэнергетических импульсов с предельно низким уровнем шумов спонтанной эмиссии. Достигнутое сочетание высокой энергии импульсов и относительно высокой пиковой мощности способно расширить сферу применения сверхдлинных лазеров с синхронизацией мод.

Заключение.

В данной диссертационной работе рассмотрены режимы синхронизации в волоконных лазерах с различными конфигурациями резонаторов. В ходе проделанной работы были получены следующие результаты:

1. Получена генерация импульсов с энергией 1.7 мкДж с ультра-низкой частотой повторения 35,1 кГц непосредственно из цельноволоконного эрбиевого лазера с синхронизацией мод с линейно-кольцевым резонатором при использовании для удлинения резонатора специального волокна с нормальной внутрирезонаторной дисперсией и волокна со смещенной нулевой дисперсией на длине волны 1.55 мкм.

2. Продемонстрирована синхронизация мод в волоконном лазере с рекордной длиной резонатора 25 км. За счет значительного увеличения длины резонатора реализована ультра-низкая для лазеров с синхронизацией мод частота повторения импульсов 8.1кГц.

3. Экспериментально исследованы режимы синхронизации мод в сверхдлинных волоконных лазерах с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией. Впервые полученные автокорреляционные функции интенсивности излучения сверхдлинного лазера с синхронизацией мод служит прямым экспериментальным подтверждением сделанного ранее на основании результатов численного моделирования вывода о квазистохастической природе генерации длинных и сверхдлинных лазеров. В сверхдлинных эрбиевых лазерах с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации характерными режимами одноимпульсной генерации являются режим шумоподобной импульсной генерации и режим импульсной генерации с высокочастотными флуктуациями интенсивности излучения.

4. Исследована временная компрессия в стандартном одномодовом волокне импульсов сверхдлинных волоконных лазеров с суммарной нормальной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации. Максимальный коэффициент сжатия импульсов достигает величины, равной 2, что согласуется с результатами численного моделирования.

5. Разработан и исследован сверхдлинный цельноволоконный эрбиевый лазер с суммарной нормальной внутрирезонаторной дисперсией и с самостартующей синхронизацией мод, имеющий оригинальную «гамму» конфигурацию резонатора, предоставляющую расширенные возможности для оптимизации и стабилизации импульсных режимов генерации. В лазере успешно реализованы механизмы подавления деструктивных эффектов в динамике генерации, а именно механизмы уменьшения поляризационной нестабильности, уменьшения интенсивности спонтанного излучения, ограничения длительности импульсов и предотвращения их распада, предотвращения перескоков длины волны генерации. Это позволило создать на основе разработанного лазера стабильную цельноволоконную лазерную систему, способную генерировать субнаносекундные высокоэнергетические импульсы с относительно низким уровнем шумов спонтанной эмиссии. Данная лазерная система обеспечивает генерацию суб-наносекундных импульсов с энергией более 400 нДж с уровнем спонтанной эмиссии не превышающим 5% от энергии импульса и частотой следования 81.6 кГц.

В целом в диссертационной работе проведены исследования режимов синхронизации мод в сверхдлинных волоконных лазерах с суммарной внутрирезонаторной дисперсией и с синхронизацией мод за счёт нелинейной эволюции поляризации в резонаторах с различными конфигурациями. Разработаны и реализованы новые решения для резонаторов волоконных лазеров, позволяющие оптимизировать параметры излучения. Полученные результаты обеспечивают физическую основу для дальнейшего научного и технического развития волоконных лазеров с синхронизацией мод.

Основные публикации по теме диссертации:

1) Денисов В.И., Иваненко А.В., Корель И.И., Нюшков Б.Н., Пивцов B.C., Оптоволоконные фемтосекундные лазеры для метрологии и телекоммуникаций // Фотон-Экспресс,- 2007,- №6 (62).- С. 83.

2) Иваненко А.В. Оптоволоконный фемтосекундный лазер // Дни науки НГТУ, Новосибирск, Россия, 2007 г., С. 29.

3) Денисов В.И., Дмитриев А.К., Иваненко А.В., Нюшков Б.Н., Пивцов B.C. Фемтосекундный волоконный лазер для линейных измерений // Материалы IX международной конференции АПЭП - 2008, Том 5, Новосибирск, Россия, 2008, С. 21-24.

4) Денисов В.И., Иваненко А.В., Нюшков Б.Н., Пивцов

B.C. Фемтосекундный волоконный лазер с комбинированной линейно-кольцевой схемой резонатора // Квант. Электроника.- 2008.- Т.38,- №9.

C.801-802.

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

6) Nyushkov B.N., Denisov V.I., Kobtsev S.M., Pivtsov V.S., Kolyada N.A., Ivanenko A.V., Turitsyn S.K. Generation of 1.7-uJ pulses at 1.55um by a self-modelocked all-fiber laser with a kilometers-long linear-ring cavity // Laser Physics Letters.- 2010,- V.7.- №9,- P.661-665.

7) Ivanenko A.V., Kobtsev S.M., Kukarin S.V., Kurkov A.S. Femtosecond Er laser system based on side-coupled fibers //Laser Physics.- 2010,- V.20.- №2,-P.341-343.

8) Ivanenko A.V., Kobtsev S.M., Kukarin S.V. Femtosecond ring all-fiber Yb laser with combined wavelength-division multiplexer-isolator // Laser Physics.-2010,- V.20,- №2.- P.344-346.

9) Иваненко А.В, Турицин С.К., Дубов М.В., Кобцев С.М., Дмитриев А.К. Волоконный эрбиевый лазер с синхронизацией мод в резонаторе с длиной 25 км // ВНКСФ-16, Волгоград, Россия, 22-29 апреля, 2010, Сб. тез., 2010, С. 368-369.

10) Иваненко A.B., Кобцев С.М., Кукарин C.B., Курков A.C. Фемтосекундная эрбиевая волоконная система на основе сдвоенных световодов // III Российский семинар по волоконным лазерам, Уфа, Россия, апрель 2009, Сб. тез., 2009, С. 61- 62.

11) Иваненко A.B., Кобцев С.М., Кукарин C.B. Цельноволоконный фемтосекундный кольцевой иттербиевый лазер с мультиплексором-изолятором // II Российский семинар по волоконным лазерам, Уфа, Россия, апрель 2009, Сб. тез., 2009, С. 66- 67.

12) Иваненко А.В, Турицин С.К., Дубов М.В., Кобцев С.М., Дмитриев А.К. Волоконный эрбиевый лазер с синхронизацией мод излучения в резонаторе с оптической длиной 37 км // IV Российский семинар по волоконным лазерам, Ульяновск, Россия, апрель 2010, Сб. тез., 2010, С. 32-33.

13) Нюшков Б.Н., Денисов В.И., Кобцев С.М., Пивцов B.C., Коляда H.A., Иваненко A.B., Турицин С.К. Сверхдлинный цельноволоконный эрбиевый лазер с синхронизацией мод и энергией импульсов 1.7 мкДж // IV Российский семинар по волоконным лазерам, Ульяновск, Россия, апрель 2010, Сб. тез., 2010, С. 34-35.

14) Иваненко A.B., Кобцев С.М., Кукарин C.B., Курков A.C. Высокоэнергетичная фемтосекундная 1086/543-нм волоконная система для создания микро- и на ноструктур в прозрачных средах и на поверхностях твёрдых материалов // IV Российский семинар по волоконным лазерам, Ульяновск, Россия, апрель 2010, Сб. тез., 2010, С. 52-5367.

15) А. Иваненко, С. Кобцев, С. Турицин, Б. Нюшков, В. Денисов, В. Пивцов, «Гамма»-схема резонатора для высокоэнергетичных волоконных лазеров с синхронизацией мод // Фотоника и оптические технологии, Новосибирск, Россия, февраль, 2011, Сб. тез., 2011, С. 30.

16) Turitsyn S., Dubov М., Kobtsev S., Ivanenko A. Mode-Locking in 25-km Fibre Laser // 36th European Conference on Optical Communication (ECOC), Sep 19-23, 2010, Torino, Italy, Tu.5.D.l.

17) Nyushkov В., Denisov V., Kobtsev S., Pivtsov V., Kolyada N., Ivanenko A., Turitsyn S. High-pulse-energy mode-locked 3.5-km-long Er fibre laser // 14th International Conference "Laser Optics 2010", June 28 - July 02, 2010, St.Petersburg, Russia, FrRl-38.

18) Дмитриев A.K., Гуров М.Г., Кобцев C.M., Иваненко А.В. Квантовый стандарт частоты. Патент RU 2426226 С1, 11.01.2010.

19) B.N.Nyushkov, A.V.Ivanenko, S.M.Kobtsev, S.K.Turitsyn, C.Mou, L.Zhang, V.I.Denisov, V.S.Pivtsov. Gamma-shaped long-cavity normal-dispersion modelocked Er-fiber laser for sub-nanosecond high-energy pulsed generation. Laser Physics Letters.- 2012,- V. 9,.- №1,- P. 59-67.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Иваненко, Алексей Владимирович, 2012 год

Список используемой литературы.

1. Сверхкороткие световые импульсы, под ред. С. Шапиро, пер. с англ., М., 1981;

2. Спектроскопия с временным разрешением, под ред. Р. Кларка, Р. Хестера, пер. с англ., М., 1990;

3. Chen-Han Huang, Hsing-Ying Lin, Hsiang-Chen Chui, Yun-Chiang Lan, Shi-Wei Chu. The phase-response effect of size-dependent optical enhancement in a single nanoparticle // Opt. Express. - 2008. - V. 16. - P. 9580-9586.

4. Ki Youl Yang, Kyung Cheol Choi, Chi Won Ahn. Surface plasmon-enhanced energy transfer in an organic light-emitting device structure // Opt. Express. -2009. - V. 17.-P. 11495-11504.

5. K.-C. Je, H. Ju, M. Treguer, T. Cardinal, S.-H. Park. Local field-induced optical properties of Ag-coated CdS quantum dots // Opt. Express. - 2006. -V. 14.-P. 7994-8000.

6. R.S. Taylor, C. Hnatovsky, E. Simova, D.M. Rayner, M. Mehandale, V.R. Bhardwaj, P.B. Corkum. Ultra-high index of refraction profiles of femtosecond laser modified silica structures // Opt. Exp. - 2003. - V. 11. - P. 775-781.

7. 18 R. Osellame, N. Chiodo, V. Maselli, A. Yin, M. Zavelani-Rossi, G. Cerullo, P. Laporta, L. Aiello, S. De Nicola, P. Ferraro, A. Finizio, G. Pierattini. Optical properties of waveguides written by a 26 MHz stretched cavity Ti:sapphire femtosecond oscillator // Opt. Express. - 2005. - V. 13. - P. 612-620.

8. 19 T. Fukuda, S. Ishikawa, T. Fujii, K. Sakuma, H. Hosoya. Improvement on asymmetry of low-loss waveguides written in pure silica glass by femtosecond laser pulses // Proceedings of SPIE. - 2004. - V. 5279. - P. 21-28.

9. 20 Y. Liu, M. Yu. Investigation of inclined dual-fiber optical tweezers for 3D manipulation and force sensing // Opt. Express. - 2009. - V. 17. - P. 1362413638.

10. 21 J. Plewa, E. Tanner, D. Mueth, D. Grier. Processing carbon nanotubes with holographic optical tweezers // Opt. Express. - 2004. - V. 12. - P. 1978-1981.

11. 22 B. Agate, C. Brown, W. Sibbett, K. Dholakia. Femtosecond optical tweezers for in-situ control of two-photon fluorescence // Opt. Express. - 2004. -V. 12.-P. 3011-3017.

12. E. M. Дианов, "Волоконные лазеры", УФН, 2004, 174 (10), 1139-1142.

13. V.I. Denisov, A.V. Ivanenko, B.N. Nyushkov, V.S. Pivtsov, "Femtosecond ebre laser with a hybrid linear-ring cavity", Quantum Electronics 38 (9) 801 - 802 (2008).

14. V. I. Denisov, A. K. Dmitriev, A.V. Ivanenko, Boris N. Nyushkov,Victor S. Pivtsov, "Femtosecond fiber laser for linear measurements", APEP - 2008, Vol. 5, Novosibirsk, NSTU, 2008, pp. 21-24.

15. Г.П. Агравал, "Нелинейная волоконная оптика", Москва, «Мир», 1996.

16. L. Е. Hargrove, R. L. Fork and М. A. Pollack, "Locking of He-Ne laser modes induced by synchronous intracavity modulation", App. Phys. Lett., vol. 5, no. l,pp. 4-5, Jul. 1964.

17. Di Domenico M. "Small signal analysis in internal (coupling type) modulation of laser". J. Appl. Phys., 1964, v. 35, No 10, p. 2870-2876.

18. M.H. Crowell., " Characteristics of mode coupled lasers". IEEE J. Quant. Electron., 1965, v. QE-1, No 1, p. 12-20.

19. S.E. Harris, R. Targ, "FM oscillation of He-Ne laser". Appl. Phys. Lett., 1964, v. 5, No 11, p. 202-204.

20. E.O. Ammann, blci'vlurtry B.J., Oshman L.K. Detailed experiments on He-Ne lasers. IEEE J. Quant. Electron., 1965, v. QE-1, No 6, p. 263-272.

21. S. E. Harris and O. P. McDuff, "Theory of FM laser oscillation", IEEE J. Quantum Electron., vol. QE-1, pp.245 - 262 , 1965.

22. A. Yariv: "Internal modulation in multimode laser oscillators," J. Appl. Phys., 36, pp. 388-391, (1965).

23. W. H.Glenn, Jr., andM. J. Brienza, "Time evolution of picosecond optical pulses," Appl.Phys. Lett., vol. 10, pp. 221-224, April 15,. 1967.

24. Т.Н. Кузнецова, В.И. Малышев, A.C. Маркин, "Самосинхронизация аксиальных мод в лазере с просветляющимся фильтром". ЮТФ, 1967, т. 52, вып. 2, с. 438-446.

25. С.Д. Кайтмазов, И.К. Красюк, П.П. Пашинин, A.M. Прохоров, "Характеристики ОКГ, работающего в режиме с синхронизацией мод". ДАН СССР, 1968, т. 180, № 6, с. I33I-I332.

26. A. J. DeMaria, W. Н. Glenn. Jr.. М. J. Brienza, and M. E. Mack,. "Picosecond laser pulses." Proc. IEEE, vol. 57, pp. 2-25, January. 1969.

27. P. G. Kryukov and V. S. Letokhov, "Fluctuation mechanism of ultrashort pulse generation by laser with saturable absorber,". IEEE J. Quantum Electron., 1972, v. QE-8, No 10, p. 766-782.

28. Б.Я. Зельдович, T.T. Кузнецова, "Генерация сверхкоротких импульсов света спомощью лазеров", УФН, Т. 106, Вып. 1, с 47-84,1972.

29. "Сверхкороткие световые импульсы" (под ред. С.Шапиро), Москва, Мир, 1981.

30. Херман И, Вильгельми Б. "Лазеры сверхкоротких световых импульсов", Москва, Мир, 1986.

31. Diels J.-C., Rudolph W. "Ultrashort laser pulse phenomena: fundamentals, techniques, and applications on femtosecond time scale", Boston, Academic Press, 1996.

32. Claude Rulliere, ed., "Femtosecond Laser Pulses", Berlin, Heidelberg, Springer-Verlag, 1998.

33. N. Haverkamp, H. Yundertmark, C. Fallnich, H.R. Telle, "Frequency stabilization of mode-locked Erbium fiber laser using pump power control", Applied Physics В 78, 2004

34. L.E. Nelson, D.J. Jones, K. Tamura, H.A. Haus, and E.P. Ippen, "Ultrashortpulse fiber ring lasers,"Appl. Phys. В 65, 277-294 (1997).

35. B.N. Nyushkov, V.I. Denisov, S.M. Kobtsev, V.S. Pivtsov, N.A. Kolyada, A.V. Ivanenko, and S.K. Turitsyn, "Generation of 1.7-microjoule pulses at 1.55 micron by a self-mode-locked all-fiber laser with a kilometers-long linear-ring cavity", Laser Physics Letters, Vol. 7, No. 9, pp.661-665 (2010).

36. S.Kobtsev, S.Kukarin, S.Smirnov, S.Turitsyn, A.Latkin. Generation of double-scale femto/pico-second optical lumps in mode-locked fiber lasers. Optics Express, v. 17, N 23, pp. 20707-20713 (2009).

37. В.И. Денисов, A.B. Иваненко, И.И. Корель, Б.Н. Нюшков, B.C. Пивцов, Оптоволоконные фемтосекундные лазеры для метрологии и телекоммуникаций // Всероссийская конференция по волоконной оптике 2007 (Пермь), Сборник по материалам конференции.

38. Brian R. Washburn, Scott A. Diddams, Nathan R. Newbury, Jeffrey W. Nicholson, Man F. Yan, Carsten G. Jorgensen, "Phase-locked two-branch erbium-doped fiber laser system for long-term precision measurements of optical frequencies", OPTICS LETTERS, 2004, Vol.29, No.3, C.250-252

39. M. E. Fermann, L.-M. Yang, M. L. Stock, M. J. Andrejco "Environmentally stable Kerr-type mode-locked erbium fiber laser producing 360-fs pulses", OPTICS LETTERS, Vol. 19, No. 1, 43-45 (1994)

40. M. Zhang , L. Chen, C. Zhou, Y. Cai, L. Ren, Z. Zhang, "Mode-locked ytterbium-doped linear-cavity fiber laser operated at low repetition rate," Laser Phys. Lett. 6, 657-660 (2009).

41. L. Chen, M. Zhang, C. Zhou, Y. Cai, L. Ren, Z. Zhang, "Ultra-low repetition rate linear-cavity erbium-doped fibre laser modelocked with semiconductor saturable absorber mirror," Electronics Lett. 45, 731-733 (2009).

42. X. Tian, M. Tang, P. Shum, Y. Gong, C. Lin, S. Fu, and T. Zhang, "High-energy laser pulse with a submegahertz repetition rate from a passively mode-locked fiber laser," Opt. Lett. 34, 1432-1434 (2009).

43. 4. X. Tian, M. Tang, X. Cheng, P. Shum, Y. Gong, and C. Lin, "High-energy wave-breaking-free pulse from all-fiber mode-locked laser system," Opt. Express 17, 7222-7227 (2009).

44. R. Song, H. Chen, S. Chen, J. Hou and Q. Lu, "A SESAM passively mode-locked fiber laser with a long cavity including a band pass filter," J. Opt. 13, 035201 (2011).

45. V. Denisov, B. Nyushkov, V. Pivtsov, "Self-mode-locked all-fibre erbium laser with a low repetition rate and high pulse energy," Quantum Electron.40, 2527 (2010).

46. B.N. Nyushkov, V.I. Denisov, S.M. Kobtsev, V.S. Pivtsov, N.A. Kolyada, A.V. Ivanenko, and S.K. Turitsyn, "Generation of 1.7-uJ pulses at 1.55um by a self-modelocked all-fiber laser with a kilometers-long linear-ring cavity," Laser Phys. Lett. 7,661-665 (2010).

47. Y. Senoo, N. Nishizawa, Y. Sakakibara, K. Sumimura, E. Itoga, H. Kataura, and K. Itoh, "Ultralow-repetition-rate, high-energy, polarization-maintaining, Er-doped, ultrashort-pulse fiber laser using single-wall-carbon-nanotube saturable absorber," Opt. Express 18, 20673-20680 (2010).

48. S. Kobtsev, S. Kukarin, S. Smirnov, A.I. Latkin, and S. Turitsyn, in: Conference Digest of the European Conference on Lasers and Electro-Optics and the Xl-th European Quantum Electronics Conference, Munich, Germany, June 14 - 19, 2009 (CLEO/Europe-EQEC 2009), paper CJ8_4.

49. S. M. Kobtsev, S. V. Kukarin, S. V. Smirnov, Y. S. Fedotov, "High-energy mode-locked all-fiber laser with ultralong resonator," Laser Phys. 20, 351-356 (2010).

50. S. Kobtsev, S. Kukarin, and Y. Fedotov, "Ultra-low repetition rate mode-locked fiber laser with high-energy pulses," Opt. Express 16, 21936-21941 (2008).

51. N. Akhmediev and A. Ankiewicz (eds.), Dissipative Solitons, Lecture Notes in Physics, Springer Series, Vol. 661 (Springer, Berlin/Heidelberg, 2005).

52. W.H. Renninger, A. Chong, and F.W. Wise, "Dissipative solitons in normaldispersion fiber lasers," Phys. Rev. A77, 023814 (2008).

53. G.P. Agrawal, Nonlinear Fiber Optics, Second ed. (Academic Press, New York, 1995).

54. E. J. R. Kelleher, J. C. Travers, E. P. Ippen, Z. Sun, A. C. Ferrari, S. V. Popov, and J. R. Taylor, "Generation and direct measurement of giant chirp in a passively mode-locked laser," Opt. Lett. 34, 3526-3528 (2009).

55. L. Chen, M. Zhang, C. Zhou, Y. Cai, L. Ren, Z. Zhang, "Ultra-low repetition rate linear-cavity erbium-doped fibre laser modelocked with semiconductor saturable absorber mirror," Electronics Lett. 45, 731-733 (2009).

56. Y. Senoo, N. Nishizawa, Y. Sakakibara, K. Sumimura, E. Itoga, H. Kataura, and K. Itoh, "Ultralow-repetition-rate, high-energy, polarization-maintaining, Er-doped, ultrashort-pulse fiber laser using single-wall-carbon-nanotube saturable absorber," Opt. Express 18, 20673-20680 (2010).

57. B. Ibarra-Escamilla, O. Pottiez, E. A. Kuzin, R. Grajales-Coutino, and J. W. Haus, "Experimental investigation of a passively mode-locked fiber laser based on a symmetrical NOLM with highly twisted lowbirefringence fiber," Laser Phys. 18, 914-919(2008).

58. V.I. Denisov, B.N. Nyushkov, V.S. Pivtsov, "High-energy pulses at a very low repetition rate from a self-mode-locked all-fiber erbium laser with large normal cavity dispersion," Proc. SPIE 7580, 75802U (2010).

59. L.E. Nelson, D.J. Jones, K. Tamura, H.A. Haus, and E.P. Ippen, "Ultrashortpulse fiber ring lasers,"Appl. Phys. B 65, 277-294 (1997).

60. X. Li, X. Liu, X. Hu, L. Wang, H. Lu, Y. Wang, and W. Zhao, "Long-cavity passively mode-locked fiber ring laser with high-energy rectangular-shape pulses in anomalous dispersion regime," Opt. Lett. 35, 3249-3251 (2010).

61. F. Ai, Z. Cao, X. Zhang, C. Zhang, B. Zhang, B. Yu, "Passively mode-locked fiber laser with kilohertz magnitude repetition rate and tunable pulse width," Optics & Laser Technology 43, 501-505 (2011).

62. S.Kobtsev, S.Kukarin, S.Smirnov, S.Turitsyn, and A.Latkin,"Generation of double-scale femto/pico-second optical lumps in mode-locked fiber lasers," Opt. Express 17, 20707-20713 (2009).

63. B.N. Nyushkov, I.I. Korel, V.I. Denisov, V.S. Pivtsov and N.A. Kolyada, "Sub-nanosecond high-energy pulses from ultra-long mode-locked erbium fiber lasers," Proc. SPIE 7994, 799406 (2010).

64. Pomraenke R., Ropers C., Renard J., Lienau C., Liier L., Polli D., Cerullo G. Structural phase contrast in polycrystalline organic semiconductor films observed by broadband near-field optical spectroscopy // Nano Lett. - 2007. - V.7. - P. 9981002.

65. Bakker R.M., Drachev V.P., Yuan H.K., Shalaev V.M. Near-field, broadband optical spectroscopy of metamaterials // Physica B: Condensed Matter -

2007.-V. 394.-P. 137-140.

66. E. Alerstam, S. Andersson-Engels, T. Svensson. Improved accuracy in time-resolved diffuse reflectance spectroscopy // Opt. Express. - 2008. - V. 16. - P. 10440-10454.

67. A. Pifferi, J. Swartling, E. Chikoidze, A. Torricelli, P. Taroni, A. Bassi, S. Andersson-Engels, R. Cubeddu. Spectroscopic time-resolved diffuse reflectance and transmittance measurements of the female breast at different interfiber distances // J. Biomed. Opt. - 2004. - V. 9. - P. 1143-1151.

68. T. Svensson, S. Andersson-Engels, M. Einarsdottir, K. Svanberg. In vivo optical characterization of human prostate tissue using near-infrared time-resolved spectroscopy// J. Biomed. Opt. - 2007. - V. 12. - P. 014022.

69. A. Nimmerjahn, P. Theer, and F. Helmchen. Two-photon laser scanning microscopy" in "Ultrashort Laser Pulses in Biology and Medicine // Springer Berlin Heidelberg, 2008.

70. J.F. Bille. Femtosecond lasers in ophthalmology: surgery and imaging // In "Ultrashort Laser Pulses in Biology and Medicine". Springer Berlin Heidelberg,

2008.

71. M.Pollnau, Y.E.Romanyuk. Optical waveguides in laser crystals // C. R. Physique. - 2007. - V. 8. - P. 123-137.

72. M.Pollnau. Waveguide fabrication methods in dielectric solids // "Advances in Spectroscopy for Lasers and Sensing", pp. 334-350, Springer Netherlands (2006).

73. H.Zhang, S.M.Eaton, P.R.Herman. Low-loss Type II waveguide writing in fused silica with single picosecond laser pulses // Opt. Express. - 2006. - V. 14. -P. 4826-4834.

74. M. Dubov, I. Bennion, S.A. Slattery, D.N. Nikogosyan. Strong long-period fiber gratings recorded at 352 nm // Opt. Lett. - 2005. - V. 30. - P. 2533-2535.

75. H. Zhang, S.M. Eaton, J. Li, P.R. Herman. Femtosecond laser direct writing of multiwavelength Bragg grating waveguides in glass. // Opt. Letters. - 2006. -V.31.-P. 3495-3497.

76. S. Nolte, M. Will, J. Burghoff, A. Tuennermann. Femtosecond waveguide writing: a new avenue to three-dimensional integrated optics // Applied Physics A. -2003. - V. 77.-P. 109-111.

77. E.B. Бакланов, П.В. Покасов, Оптические стандарты частоты и фемтосекундные лазеры // Квантовая Электроника 33, №5, 383-400 (2003).

78. N. Beverini, G. Carelli, A. De Michele, Е. Maccioni, В. Nyushkov, F. Sorrentino, A. Moretti, Coherent multiwave heterodyne frequency measurement of a far-infared laser by means of a femtosecond laser comb // Optics Letters, Vol. 30, No.l, pp. 32-34 (2005).

79. S.N. Bagayev, S.V. Chepurov, N.I. Chunosov, V.I. Denisov, V.M. Klementyev, I.I. Korel , S.A. Kuznetsov, B.N. Nyushkov, M.V. Okhapkin, V.S. Pivtsov, M.N. Skvortsov, A.V. Tyazhev, V.F. Zakharyash, Precision measurements of frequency, time and distance with frequency combs generated by femtsosecond lasers // The 18th International Conference on Laser Spectroscopy ICOLS 2007, Abstract Book and Proceedings.

80. Th. Udem, J. Reichert, R. Holzwarth and T. W. Hansch, "Absolute Optical Frequency Measurement of the Cesium D1 Line with a Mode-Locked Laser", Phys. Rev. Lett. 82, 3568 (1999)

81. Wayne H. Knox, Ultrafast Technology in Telecommunications // IEEE journal on selected topics in quantum electronics, vol. 6, № 6, November/December 2000.

82. Компоненты DWDM-систем и их характеристики // Lightwave Russian Edition №2, 50-56 (2005).

83. П. Г. Крюков, А. В. Таусенев, К. А. Загорулько, Волоконная оптика и лазеры ультракоротких импульсов, Фотон-Экспресс №6, 149-162, (2004).

84. S.Grayand, A.B.Grudinin, "Soliton fiber laser with a hybrid saturable absorber", OPTICS LETTERS, 1996, Vol.21, No.3, C.207-209

85. Бакланов E.B., Дмитриев A.K., Квантовая электроника, 32, 925 (2002).

86. Basnak D.V., Dmitriev A.K., Lugovoy A.A., Pokasov P.V. Quant. Electronics, 38 187 (2008).

87. Hall J.L. Rev. Mod. Phys., 78 (4), 1279 (2006).

88. Kaoru Minoshima and Hirokazu Matsumoto. Appl. Opt., 39, 5512 (2000).

89. Jun Ye. Optics Letters, 29, 1153 (2004).

90. Jonghan Jin et al., International Journal of Precision Engineering and Manufacturing vol. 8, no.4, pp.22-26 (2007).

91. Quinn T.J., Metrologia 40, 103 (2003).

92. Baklanov E.V., Denisov V.I., Beverini N., Carelli G., Laser Phys. Lett., 1, 570 (2004).

93. Baklanov E.V., Denisov V.I., Kuznetsov S.A., Pivtsov V.S., Quant. Electr., 35,767 (2005).

94. A.B.Grudinin, D.N.Payne, P.W.Turner, L.J.A.Nilsson, M.N.Zervas, M.Ibsen, M.K.Durkin. Патент США N 6826335, 30.11.2004.

95. A.B.Grudinin, D.N.Payne, P.W.Turner, L.J.A.Nilsson, M.N.Zervas, M.Ibsen, M.K.Durkin. Патент США N 7221822, 22.05.2007.

96. K.H.Yla-Jarkko, C.Codemard, J.Singleton, P.W.Turner, I.Godfrey, S.-U. Alam, J. Nilsson, J.K.Sahu, A.B.Grudinin. IEEE Photon. Tech. Lett., 15, 909-911 (2003).

97. A.S.Kurkov, V.M.Paramonov, O.I.Medvedkov, Y.N.Pyrkov, E.M.Dianov, S.E.Goncharov, I.D.I. Zalevskii. Laser Physics Lett, 3,151-153 (2005).

98. R.Horley, S.Norman, M.N.Zervas. Proc. SPIE, 6738, 67380K (2007).

99. J.K.Sahu, S.Yoo, A.J.Boyland, A.S.Webb, M.Kalita, J.N.Maran, Y.Jeong, J.Nilsson, W.A.Clarkson, D.N.Payne. Proc. SPIE, 7195, 719501 (2009).

100. S.M.Kobtsev, S.V.Kukarin. Quantum Electronics, 37, 993-995 (2007).

101. S.M.Kobtsev, S.V.Kukarin, Y.S.Fedotov. Opt. Express, 16, 21936-21941 (2008).

102. P.H.Pioger, V.Couderc, P.Leproux, P.A.Champert. Opt. Express., 15, 11358-11363 (2007).

103. S.T.Cundiff, B.C.Collings, W.H.Knox. Opt. Express, 1, 12-20 (1997).

104. F. He, H. S. S. Hung, J. H. V. Price, N. K. Daga, N. Naz, J. Prawiharjo, D.

C. Hanna, D. P. Shepherd, D. J. Richardson, J. W. Dawson, C. W. Siders, and C. P. Barty, Opt. Express, 16, 5813-5821 (2008).

105. G. Matras, N. Huot, E. Baubeau, and E. Audouard, Opt. Express, 15, 75287536 (2007).

106. K. H. Hong, T.J.Yu, S. Kostritsa, J. H. Sung, I. W. Choi, Y. C. Noh,

D. K. Ko, and J. Lee. Laser Physics, 16, 673-677 (2006).

107. B. Tan, A. Dalili, and K. Venkatakrishnan. Applied Physics A: Materials Science & Processing, 95, 537-545 (2008).

108. S. Gaspard, M. Forster, C. Huber, C. Zafiu, G. Trettenhahn, W. Kautek, M. Castillejo, Phys. Chem. Chem. Phys., 10, 6174-6181 (2008).

109. L. Shah, Z. Liu, I. Hartl, G. Imeshev, G. Cho, and M. Fermann, Opt. Express, 13, 4717-4722 (2005).

110. T.Schreiber, C. K. Nielsen, B. Ortac, J. Limpert, and A. Tunnermann, Opt. Lett., 31, 574-576 (2006).

111. V. P. Gapontsev and E. Scherbakov. 2-nd Intern. Symp. on High-Power Fiber Lasers and Their Applications, St.-Petersburg, Russia, 2003 (St.-Petersburg, 2003). Paper 2.1.

112. S.M.Kobtsev, S.V.Kukarin, S.V.Smirnov,"All-fiber high-energy supercontinuum pulse generator," Laser Physics 20, 375-378 (2010).

113. David M. Brown, Kebin Shi, Zhiwen Liu, and C. Russell Philbrick, "Long-path supercontinuum absorption spectroscopy for measurement of atmospheric constituents", Opt. Express 16, 8457-8471 (2008).

114. T.Erdogan, "Fiber grating spectra," J. of Lightwave Tech.15, 1277-1294 (1997).

115. C. Mou, K. Zhou, L. Zhang, and I.Bennion, "Characterization of 45°-tilted fiber grating and its polarization function in fiber ring laser," J. Opt. Soc. Am. B 26, 1905-1911 (2009).

116. C. Mou, H. Wang, B. Bale, K. Zhou, L. Zhang, and I.Bennion, "All-fiber passively mode-locked femtosecond laser using a 45°-tilted fiber grating polarization element," Opt. Express 18,18906 - 18911 (2010).

117. H.Inaba, Y. Akimoto, K. Tamura, E. Yoshida, T.Komukai and M.Nakazawa,"Experimental observation of mode behavior in erbium-doped optical fiber ring laser," Opt. Comm.180, 121-125 (2000).

118. F.W. Wise, A. Chong, and W.H. Renninger, "High-energy femtosecond fiber lasers based on pulse propagation at normal dispersion," Laser Photon.Rev. 2, 58-73 (2008).

119. Brandon G. Bale, and Stefan Wabnitz, "Strong spectral filtering for a mode-locked similariton fiber laser", Opt. Let., vol.35, pp. 2466-2468, 2010.

120. Brandon G. Bale, J. Nathan Kutz, Andy Chong, William H. Renninger, and Frank W. Wise, "Spectral filtering for high-energy mode-locking in normal dispersion fiber lasers," J. Opt. Soc. Am. B 25, 1763-1770 (2008).

121. 34. Brandon G. Bale, J. Nathan Kutz, "Spectral Filtering Highly Chirped Pulses in All-Normal Dispersion Fiber Lasers", Proceedings of the World Congress on Engineering 2009 Vol. I, WCE 2009, July 1 - 3, 2009, London, U.K.

122. L. M. Zhao, D. Y. Tang, J. Wu, X. Q. Fu, and S. C. Wen, "Noise-like pulse in a gain-guided soliton fiber laser", Opt. Express, vol. 15, pp.2145-2150 (2007).