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Scientific Reports Band 6, Artikelnummer: 22625 (2016) Diesen Artikel zitieren

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Zufällige Raman-Laser erregen mittlerweile große Aufmerksamkeit, da sie in inaktiven, trüben oder transparenten Streumedien arbeiten. Im letzten Fall erzeugen Singlemode-Fasern mit Rückkopplung über Rayleigh-Rückstreuung einen hochwertigen unidirektionalen Laserstrahl. Allerdings weisen solche Faserlaser eher schlechte Spektral- und Polarisationseigenschaften auf, die sich mit zunehmender Leistung und Stokes-Ordnung verschlechtern. Hier demonstrieren wir einen linear polarisierten kaskadierten zufälligen Raman-Laser in einer polarisationserhaltenden Faser. Die Quanteneffizienz der Umwandlung der Pumpstrahlung (1,05 μm) in die Ausgangsstrahlung ist nahezu unabhängig von der Stokes-Ordnung und beträgt 79 %, 83 % und 77 % für die 1. (1,11 μm), 2. (1,17 μm) und 3. (1,23). μm) Ordnung bzw. bei einem Polarisationsextinktionsverhältnis >22 dB für alle Ordnungen. Die Laserbandbreite wächst mit zunehmender Ordnung, ist jedoch nahezu unabhängig von der Leistung im Bereich von 1–10 W und beträgt jeweils ~1, ~2 und ~3 nm für die Ordnungen 1–3. Daher zeigt der Zufalls-Raman-Laser keine Verschlechterung der Ausgangseigenschaften mit zunehmender Stokes-Ordnung. Es wurde eine Theorie entwickelt, die die einzigartigen Lasereigenschaften angemessen beschreibt. Somit wird ein vollständiges Bild des kaskadierten zufälligen Raman-Lasers in Fasern gezeigt.

Zufallslaser stellen heute eine schnell wachsende Klasse von Lichtquellen dar, bei denen ein herkömmlicher optischer Hohlraum durch eine mehrfach streuende Rückkopplung in einem ungeordneten Verstärkungsmedium wie Laserkristall- oder Halbleiterpulvern ersetzt wird (siehe 1,2 für eine Übersicht). Zu den jüngsten Entwicklungen auf diesem Gebiet gehören Verbesserungen der Zufallslaserleistungen sowie Demonstrationen des Laserns in ungeordneten Medien neuer Art. So wird oberflächenplasmonenverstärktes Lasern mit niedriger Schwelle in einer Matrix aus zufällig verteilten Gold-Nanoinseln demonstriert, die mit einer wellenleitenden Schicht aus einem farbstoffdotierten Polymer3 oder in einem aktiven Halbleitermedium (ZnO-Nanostäbe) mit Graphenoxid-Nanoflocken4 beschichtet sind . Flüssige, papierbasierte Zufallslasergeräte werden durch herkömmliche Softlithographietechniken auf einem gewöhnlichen Papier hergestellt5. Zufälliges Lasern kann in so exotischen Medien wie Kaltdampfatomen6 oder biologischen Geweben, einschließlich mit aktivem Farbstoff infiltrierten Knochen7, Schmetterlingsflügeln mit Halbleiter-ZnO-Nanopartikeln8 und sogar einer einzelnen Zelle9, erzielt werden. Diese Ergebnisse leiten die Entwicklung fortschrittlicher Technologien zur Realisierung biokompatibler und implantierbarer aktiver photonischer Komponenten8,9, Bio-Bildgebung einer neuen Art einschließlich Kartierung bösartiger Tumore10, Diagnostik/Dynamik körniger11 oder trüber12 Medien mit großem Potenzial in der Pharmakologie ein sowie die Entwicklung von Quellen mit niedriger Kohärenz, die für specklefreie Vollfeldmikroskopie oder digitale Lichtprojektorsysteme geeignet sind13.

Für die Entwicklung neuer Lichtquellen wird eine wettbewerbsfähige Geräteleistung zu einer ziemlichen Herausforderung. In diesem Sinne gelten faserbasierte Zufallslaser14 als Lichtquellen, die Zufallslasern anderer Typen und in einigen Fällen auch herkömmlichen Lasern überlegen sind. Die Faserwellenleiterstruktur ist nahezu eindimensional und erzeugt durch Nutzung der Faserflexibilität einen Ausgangsstrahl hoher Qualität (einzelne Transversalmode mit einem Gaußschen Strahlprofil) in einer gewünschten Richtung. Für Zufallslasern sind sogar herkömmliche Telekommunikationsfasern geeignet. Da das Fasermaterial (Quarzglas) für Strahlung hochtransparent ist, insbesondere im Telekommunikationsspektralfenster um 1,5 μm, unterscheiden sich die Verstärkungs- und Rückkopplungsmechanismen hier deutlich von denen in Bulk-Random-Lasern. Die Faserverstärkung wird durch inelastische stimulierte Raman-Streuung (SRS) des Pumplichts durch vibrierende SiO2-Moleküle in einem Glasgitter induziert, während die Rückkopplung durch elastische Rayleigh-Streuung der SRS-induzierten Stokes-Welle an Unregelmäßigkeiten im Submikrometerbereich des Glases erfolgt Struktur, wobei ein kleiner Teil (~10−3) des Streulichts in die Faser zurückfließt. Obwohl die Rückkopplung sehr schwach ist, reicht sie zum Lasern in einer kilometerlangen passiven Faser aus, da die integrale Raman-Verstärkung proportional zur Faserlänge und Pumpleistung ist.

Wie kürzlich gezeigt wurde12, ermöglicht ein nichtresonantes Pumpen mit hoher Leistung Raman-Lasern auch in inaktiven Massenzufallsmaterialien (z. B. BaSO412), was Zufallslasern in nahezu jedem „weißen“ Pulver ermöglicht und somit eine neue Richtung in der Entwicklung bietet von Geräten und Diagnosetechniken. Dennoch weisen faserbasierte Zufalls-Raman-Laser derzeit die höchste Effizienz der Pump-zu-Stokes-Wellenumwandlung auf, die sowohl für die erste15,16,17 als auch für die zweite Stokes-Ordnung18 über 70 % liegt, mit einer Ausgangsstrahlleistung von bis zu 200 W19 . Solche Zufalls-Raman-Faserlaser (RRFLs) erzeugen ein quasi-kontinuierliches modenfreies Spektrum, dessen resultierende Form durch die Schawlow-Townes-Verengung nahe der Schwelle und die nichtlineare Verbreiterung bei hohen Leistungen definiert wird14,20. Faserbasierte Spektralfilter können relativ einfach in den Niederleistungsteil von RRFLs eingebettet werden und bieten eine flache Abstimmung innerhalb des gesamten Spektralbereichs der Raman-Verstärkung von >35 nm21 sowie eine leistungsausgleichende Erzeugung mehrerer Wellenlängen22 und Spektralgrößenordnungen Breitenreduzierung definiert durch die Filtereigenschaften23. RRFLs ermöglichen auch Konfigurationen/Regime, die denen herkömmlicher Faserlaser ähneln, wie z. B. direktes Pumpen durch kostengünstige und leistungsstarke Multimode-Dioden24, interne Intensitätsmodulation25, gepulster Betrieb über aktive26 oder passive27 Güteschaltung usw.

Hier berichten wir über die erste Demonstration von Zufalls-Raman-Lasern hoher Ordnung in einer polarisationserhaltenden (PM) Faser, die eine linear polarisierte Ausgangsstrahlung von extremer Stabilität, Effizienz und schmaler Bandbreite bei einem Leistungsniveau von bis zu ~10 W ermöglicht. Als die Generation Da die Schwellenwerte der Stokes-Komponenten zweimal niedriger sind als die in depolarisierten RRFLs, haben wir in nur 1 km langen Fasern bis zur 4. Ordnung erhalten. Die kaskadierte Erzeugung des RRFL in der Vollfaser-PM-Konfiguration zeigt keine Verschlechterung der Ausgangseigenschaften mit zunehmender Stokes-Ordnung. Die einzigartigen Merkmale der kaskadierten RRFL werden im Rahmen des entwickelten Analysemodells analysiert. Im untersuchten Schema haben alle Wellen die gleiche lineare Polarisation, was die Simulation von Leistungsumwandlungs- und Spektralverbreiterungsprozessen vereinfacht. Die erhaltenen Formeln sagen mit hoher Genauigkeit die Ausgangsleistung und Bandbreite als Funktion der Pumpleistung und der Stokes-Ordnung voraus, was sowohl für die Grundlagenforschung als auch für praktische Anwendungen von Zufallsfaserlasern nützlich ist.

RRFLs, die herkömmliche Singlemode-Fasern unter depolarisiertem Pumpen verwenden, erzeugen depolarisiertes (oder zufällig polarisiertes) Licht14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24,25,26,27. Die ersten Versuche, den Polarisationszustand der RRFL-Ausgangsstrahlung zu steuern, stießen auf einige Probleme. Die Implementierung von linear polarisiertem Pumpen28 im RRFL-Schema führt zur Erzeugung teilweise polarisierter Ausgangsstrahlung. Die Lasereigenschaften (Schwelle, Ausgangsleistung, Effizienz und Polarisationsgrad) scheinen maßgeblich vom Polarisationszustand der Pumpstrahlung beeinflusst zu werden. Darüber hinaus deuten die Ergebnisse darauf hin, dass die Effizienz des Laserns im Vergleich zu der des depolarisierten Pumpens erheblich verringert ist. In einem anderen Experiment mit der sogenannten halboffenen RRFL-Konfiguration mit dem Bragg-Gitter-Reflektor auf einer Seite der Faser29 führt die Implementierung der PM-Faser unter depolarisiertem Pumpen zu einer überwiegend linearen Polarisation mit einem Polarisations-Extinktionsverhältnis (PER) von 14 dB Watt-Niveau, verringert sich jedoch fast vollständig (PER < 3 dB), wenn sich die erzeugte Leistung 9,5 W nähert, trotz der Anwendung spezieller Maßnahmen wie einer starken Faserwicklung zur Auswahl einer Polarisationskomponente. Dabei ist auch die maximale Umwandlungseffizienz eher gering (~40 %). Hier schlagen wir ein neues Schema eines kaskadierten Zufallslasers vor und untersuchen es, basierend auf einer All-PM-All-Faser-Konfiguration mit linear polarisiertem Pumpen30, das nicht unter den diskutierten Nachteilen leidet.

Der Versuchsaufbau ist in Abb. 1 schematisch dargestellt. Die CW-Pumpquelle aus reinen Fasern basiert auf einem MOPA-Schema (Master-Oscillator Power-Amplifier). Weitere Einzelheiten finden Sie im Abschnitt „Methoden“. Pumpstrahlung bei 1,05 μm wird über einen 1050-nm-Port eines Hochleistungs-1050/1100-nm-PM-gefilterten Wellenlängenmultiplexers (FWDM) eingeleitet, der über einen internen Filter verfügt, der Pumpstrahlung in den gemeinsamen Port reflektiert, zu dem ein 1 km langer Einzel- Es ist eine PM-Mode-PM-Faser vom Typ Panda (Fujikura SM98-PS-U25D) angeschlossen. Der 1100-nm-Port des FWDM ist mit einem PM-Faserkoppler mit einem Kopplungsverhältnis von 50/50 bei 1,05 μm gespleißt, der nach dem Zusammenspleißen seiner Ausgangsports einen PM-Faserschleifenspiegel (FLM) bildet. Der FLM-Reflexionskoeffizient R beträgt 91 % bei 1,11 μm (1. Stokes), 66 % bei 1,17 μm (2. Stokes), 36 % bei 1,23 μm (3. Stokes) und nur 12 % bei 1,3 μm (4. Stokes). Übereinstimmung mit dem Kopplungsverhältnis des PM-Faserkopplers bei diesen Wellenlängen.

Versuchsaufbau: PM FWDM – polarisationserhaltender gefilterter Wellenlängenmultiplexer mit 1050 nm, 1100 nm und gemeinsamen Ports; PM-Koppler – polarisationserhaltender Schmelzfaserkoppler mit Teilungsverhältnis 50/50 bei 1050 nm; FLM – Faserschleifenspiegel.

Da ein Ausgangsfaserende mit einem Winkel von >10° gespalten wird, um die Fresnel-Reflexion zu eliminieren, wird die Rückkopplung in diesem Schema durch zufällige Rayleigh-Rückstreuung bereitgestellt, die entlang der PM-Faser verteilt ist, und durch lokalisierte Reflexion vom FLM. Wenn der pumpeninduzierte Raman-Gewinn höher wird als die Umlaufverluste in einem solchen halboffenen Hohlraum, beginnt die RRFL zu lasern. Die Ausgangslaserleistung und -spektren werden mit einem Leistungsmesser bzw. einem optischen Spektrumanalysator (OSA) Yokogawa AQ6370 gemessen. Die Polarisationseigenschaften der erzeugten Strahlung werden mit dem Messschema untersucht, das auf dem Glan-Thompson-Polarisator und -Polarimeter basiert. Weitere Einzelheiten finden Sie im Abschnitt „Methoden“. Da wir linear polarisiertes Pumpen verwenden, dessen Achse mit einer gewählten (langsamen) Achse der PM-Faser zusammenfällt, wird die Raman-Verstärkung für eine andere Polarisationskomponente stark unterschieden und es wird die Erzeugung einer (langsamen) linear polarisierten Komponente erwartet, ähnlich wie bei herkömmlichen Raman-Faserlasern mit polarisiertem Pumpen31,32.

Im Experiment wird kaskadiertes Zufallslasern beginnend von der 1. (1,11 μm) bis zu höheren Stokes-Ordnungen beobachtet, die nacheinander im Ausgangsspektrum (Abb. 2) mit zunehmender Eingangspumpleistung erscheinen, gemessen vor der 1 km langen PM-Faser . Die Stokes-Linien sind stabil und glatt, im Gegensatz zu denen im Zufallsfaserlaser, der auf einer Nicht-PM-Faser mit linear polarisiertem Pumpen basiert, wo zufällige scharfe Peaks in den Ausgangsspektren der 1. Stokes-Komponente beobachtet werden28.

Gemessene Ausgangsspektren der kaskadierten PM-RRFL bei unterschiedlicher Eingangspumpleistung bei 1,05 μm: (a) Großer Spektralbereich; (b) Übertragungspumpe; (c) 1. Stokes-Welle.

Abbildung 3 zeigt individuelle Leistungsdaten für die Ordnungen Restpumpe (Quadrate), 1. Stokes (Dreiecke), 2. Stokes (Kreise) und 3. Stokes (Sterne) am Ausgang als Funktionen der Eingangspumpenleistung. Am Faserausgang unterhalb der Laserschwelle ist nur die Restpumpwelle vorhanden, die in der 1 km langen passiven Faser leicht (um ~15 %) gedämpft ist. Seine Leistung wächst proportional zur Eingangspumpenleistung bis zur 1. Stokes-Schwelle (2,6 W). Dann beginnt die 1. Stokes-Leistung zu wachsen und die Ausgangspumpleistung nimmt ab, solange fast die gesamte Pumpleistung in den Raman-Laser umgewandelt wird. Die Leistung des 1. Stokes steigt bis zum Schwellenwert des 2. Stokes (5,9 W) und beginnt dann abzunehmen und so weiter für die höheren Stokes-Ordnungen. Die maximale Eingangspumpleistung (Pin = 13,6 W) entspricht fast der Schwelle der 4. Stokes-Welle und zeigt eine eher niedrige Ausgangsleistung (~0,02 W). Der absolute optische Wirkungsgrad der Pump-zu-Stokes-Umwandlung, berechnet als Verhältnis der entsprechenden Stokes-Leistung j-Ordnung PSj (j = 1, 2, 3) zur Eingangspumpleistung Pin, übersteigt 75 % für die erste und zweite Stokes-Welle und nähert sich 70 % für die dritte Stokes-Linie. Diese Werte liegen nahe an den entsprechenden Quantengrenzen (95, 90 bzw. 86 %) und stellen Rekordwerte für die 2. und 3. Raman-Stokes-Welle in Zufallsfaserlasern dar, die nur geringfügig unter der für die 1. nachgewiesenen maximalen Effizienz liegen Bestellung (ca. 88%)19,30. Die erzeugte Leistung ist ebenfalls hoch und beträgt 4,4 W, 7,4 W bzw. 9,1 W für j = 1,2,3. Beachten Sie, dass die Ausgangsleistung in RRFLs mit halboffenem Hohlraum nur schwach vom FLM-Reflexionsvermögen abhängt33, da die Stokes-Leistung am Abschlussspiegel (und der entsprechende Verlust) um mehrere Größenordnungen niedriger ist als die Leistung am Ausgangsende15 ,18. Dadurch erreichen wir trotz reduzierter Reflektivität des Endspiegels bei höheren Ordnungen eine hohe Effizienz aller Komponenten.

Ausgangsleistung der kaskadierten PM-RRFL als Funktion der Eingangspumpenleistung.

Punkte entsprechen experimentellen Daten für übertragene Pump- (Quadrate) und erzeugte 1. Stokes-Ordnungen (Dreiecke), 2. Stokes-Ordnungen (Kreise) und 3. Stokes-Ordnungen (Sterne). Die durchgezogenen und gepunkteten Linien zeigen das analytische Modell der Leistungsverteilung, berechnet bei gR = 2 bzw. gR = gR3 = 1,3 (W*km)−1.

Abbildung 4a zeigt das gemessene Polarisationsauslöschungsverhältnis der übertragenen Pumpleistung und der erzeugten Stokes-Linien. Es scheint, dass die PER-Werte der Pumpe und aller Stokes-Wellen nahezu gleich sind und einen Bereich von 22–26 dB abdecken, wobei der durchschnittliche PER-Wert mit zunehmender Leistung leicht abnimmt (siehe die lineare RMS-Anpassung, dargestellt durch die gestrichelte Linie). Somit verschlechtert sich die Polarisation der kaskadierten PM-RRFL nicht mit der erzeugten Leistung und der Stokes-Ordnung. Darüber hinaus ist die Intensität der ausgegebenen Stokes-Ordnung in der Zeitskala von mehr als 0,1 ms ziemlich stabil (siehe die gemittelte Intensitätsdynamik in Abb. 4b) und in der Skala von weniger als 1 ns gemäß dem erzeugten RRFL-Spektrum, bestehend aus, vollständig stochastisch Zufallsfrequenzen mit Zufallsphasen der Gaußschen Statistik20,34.

(a) Polarisationsauslöschungsverhältnis (PER) der übertragenen Pump- (Quadrate), 1. Stokes- (Dreiecke), 2. Stokes- (Kreise) und 3. Stokes- (Sterne) Ordnungen als Funktion ihrer Leistung. Die gestrichelte Linie ist die RMS-Anpassung. (b) Intensitätsdynamik der Pumpe, der 1. und der 2. Stokes-Welle, gemessen mit einer Auflösung von 400 ps. Die rote Linie zeigt die über 0,2 ms gemittelte Intensitätsdynamik. Es wird auf Eins normalisiert.

Der lineare Polarisationszustand der Komponenten verändert grundsätzlich die Leistungsentwicklung der erzeugten Spektren im Vergleich zu der für depolarisierte Strahlung20. Da das Raman-Verstärkungsprofil in Germanosilikatfasern zwei nahezu gleiche Peaks aufweist, die um ~440 und ~490 cm−1 relativ zur Pumpe verschoben sind14, besteht das 1. Stokes-Ausgangsspektrum dementsprechend aus zwei Generationslinien bei 1106 und 1111 nm. Die Verteilung zwischen den Linien ändert sich deutlich mit zunehmender erzeugter Leistung14,17,28,33: Bei niedrigen Leistungen wird hauptsächlich die erste Linie erzeugt, während bei hohen Leistungen die zweite Linie dominiert (siehe Abb. 2с). Anders verhält es sich bei den höheren Stokes-Ordnungen, bei denen immer der erste Peak dominiert. Ein wahrscheinlicher Grund dafür ist, dass die Stokes-Welle, die als Pumpe für die nächste Ordnung fungiert, im Vergleich zur YDFL-Pumpe eine ausreichend größere Linienbreite aufweist, was zur Glättung des relativ schmalen zweiten Peaks im Raman-Verstärkungsspektrum führt (siehe unterstes Spektrum). in Abb. 2c, die die verstärkte spontane Emission charakterisiert).

Die Linienbreite des ersten Peaks ist für alle Stokes-Ordnungen als Funktion der Leistung in der entsprechenden Linie aufgetragen (Abb. 5). Darüber hinaus wird die Linienbreite des zweiten Peaks für die erste Stokes-Welle in ihrem Leistungsbereich angezeigt. Alle Spektrallinien verhalten sich ähnlich und zeigen eine Verengung der Schawlow-Townes-Linie nahe der Erzeugungsschwelle und eine leichte Verbreiterung mit zunehmender Erzeugungsleistung. Die Erzeugungslinienbreite für den 440-cm-1-Raman-Peak variiert entsprechend im Bereich von 1,1–1,5 nm, 1,4–2,5 nm und 2,3–3,4 nm für die 1., 2. und 3. Stokes-Komponente, während der 490-cm-1 Der Peak der 1. Stokes-Welle ist erheblich schmaler (0,5–1,2 nm). Die Entwicklung der spektralen Linienbreite, die einen relativ großen konstanten Wert an der Schwelle und einen kleinen leistungsvariablen Teil umfasst, unterscheidet sich grundsätzlich von der Theorie20. Dieser Unterschied wird besonders deutlich bei den höheren Stokes-Ordnungen.

Spektralbreiten (FWHM) der einzelnen Stokes-Linien als Funktion ihrer Leistung.

Die Punkte entsprechen experimentellen Daten für die 1. Stokes-Welle, die bei 440 cm-1 (Rauten) und 490 cm-1 (Dreiecke) Raman-Verschiebung, 2. Stokes-Komponente (Kreise) und 3. Stokes-Komponente (Sterne) erzeugt wurde. Durchgezogene Linien zeigen das analytische Modell der spektralen Bandbreite.

Um diese eher einzigartigen Eigenschaften des kaskadierten PM-Zufallsfaserlasers zu erklären, haben wir eine analytische Theorie entwickelt, die im nächsten Abschnitt beschrieben wird.

Betrachten wir den Prozess der stimulierten Raman-Streuung (SRS) zur inelastischen Streuung der elektromagnetischen Pumpwelle mit einer Leistung P0 in die elektromagnetische Stokes-Welle j-ter Ordnung bei einer Wellenlänge λj mit einer Leistung Pj im Rahmen des im beschriebenen Gleichgewichtsmodells Abschnitt „Methoden“. Unter der Annahme gleicher Dämpfung für alle Wellen und spezieller Beziehungen für ihre Raman-Verstärkungskoeffizienten gelang es uns, analytische Lösungen für ihre Leistungsverteilungen Pj(x) abzuleiten. Die Ausgangsleistung Pj(L) der erzeugten Stokes-Welle j-ter Ordnung wird ausgedrückt als

Hier sind λ0 und Pin die Wellenlänge bzw. die Eingangsleistung der Pumpwelle, α ist der durchschnittliche Dämpfungskoeffizient, L die Gesamt- bzw. effektive Faserlänge und gR der eingestellte Raman-Verstärkungskoeffizient der 1. Stokes-Welle auch für höhere Ordnungen und ist die Leistungsschwelle für die j-te Stokes-Welle, da es keine Schwelle für die Pumpwelle gibt). Die Ausgangsleistung der erzeugten Stokes-Welle nähert sich exponentiell dem Maximalwert der Eingangspumpleistung (wenn j = 1) oder der vorherigen Stokes-Komponente, die bei j > 1 die Rolle einer Pumpe spielt. Damit beträgt die Leistung der Pumpwelle (oder die vorherige Stokes-Komponente) beginnt mit zunehmender Eingangspumpenleistung über den Schwellenwert exponentiell abzunehmen:

Die aus den Gleichungen (1, 2) berechneten Leistungskurven (durchgezogene Linien) werden in Abb. 3 mit den experimentellen Daten für die Ausgangspumpe und Stokes-Wellen 1., 2. und 3. Ordnung verglichen. In den Berechnungen werden die experimentellen Werte für die Schwellenleistungen und Parameter L = 1 km, α = 0,15 km−1 und gR = 2 W−1*km−1 verwendet.

Ein Vergleich zeigt, dass die abgeleiteten Formeln recht gut mit den experimentellen Daten für die erste und zweite Ordnung der kaskadierten Raman-Generation übereinstimmen. Der Unterschied macht sich bei der Generation 3. Ordnung bemerkbar, deren Wellenlänge um 17 % länger ist als die der Eingangspumpe. Die Modellparameter beginnen merklich von den experimentellen abzuweichen. Ersetzt man in der Formel für die Ausgangsleistung 3. Ordnung den Modellverstärkungskoeffizienten gR durch den realen Wert ( gR3 = 1,3 W−1*km−1), wird die Übereinstimmung zwischen Theorie und Experiment deutlich besser. Darüber hinaus wirkt sich dieser Parameter nur auf den mittleren Leistungsbereich aus, während die maximal erzeugte Leistung unverändert bleibt. Es ist klar, dass das Leistungswachstum oberhalb des Schwellenwerts und die entsprechende Erschöpfung der vorherigen Komponente durch die von der Theorie für alle Ordnungen vorhergesagten Exponentialfunktionen angemessen beschrieben werden.

Die aus den Gleichungen (10, 11, 12) des Abschnitts „Methoden“ berechneten longitudinalen Leistungsverteilungen sind in Abb. 6 für zwei Werte der Eingangspumpleistung Pin = 6 und 9,7 W dargestellt, die nahezu der maximalen Leistung des 1. und 2. entsprechen Stokes-Wellen. Es ist ersichtlich, dass die Übergangsbereiche in der Leistungsverteilung durch die von der Theorie vorhergesagte steile hyperbolische Tangensfunktion beschrieben werden und verschiedene Wellen im Raum nahezu vollständig getrennt sind. Die Pumpverteilung konzentriert sich nahe dem linken Ende (x = 0), wohingegen die Ausgangs-Stokes-Ordnung am rechten Ende liegt (x = L) und dazwischen liegen mittlere Ordnungen. Die Ausgangsreihenfolgenummer wird nur durch die verfügbare Pumpleistung und Faserlänge definiert.

Längsleistungsverteilung für verschiedene Komponenten, berechnet bei einer Eingangspumpenleistung von 6 W (a) und 9,7 W (b). Die gestrichelte Linie zeigt die Dämpfung der Pumpleistung entlang der Faser.

Um die spektralen Eigenschaften der kaskadierten Raman-Erzeugung mit der Rayleigh-Rückkopplung zu erhalten, sollte man kinetische Gleichungen20,35 behandeln, die den Effekt der Selbstphasenmodulation (SPM) für die erzeugte Welle beschreiben. Um die SPM-Linienbreite für die j-te Stokes-Ordnung zu erhalten, wurde das kinetische Modell entsprechend modifiziert, wobei berücksichtigt wurde, dass das Experiment im Vergleich zur integralen Nichtlinearität und Raman-Verstärkung durch eine relativ große Gruppengeschwindigkeitsdispersion gekennzeichnet ist. Einzelheiten finden Sie im Abschnitt „Methoden“. Die resultierende FWHM-Linienbreite wird als Kubikwurzelfunktion der Ausgangsleistung der j-ten Stokes-Welle Pjout ausgedrückt:

Dies wird durch den pumpinduzierten Kreuzphasenmodulationseffekt (XPM) ergänzt. Der XPM-Beitrag kann am entsprechenden Schwellenwert geschätzt werden, ähnlich wie im Fall der 1. Stokes-Wellengeneration in RFLs20,36:

Hier sind γSPM und γXPM die Kerr-Nichtlinearitätskoeffizienten für die SPM- und )-te Stokes-Welle (oder Pumpwelle, wenn j = 1) entsprechend der j-ten Stokes-Erzeugungsschwelle und Δg(j) ist die HWHM-Breite des spektralen Peaks der Raman-Verstärkung. Die durchgezogenen Kurven in Abb. 5 zeigen die Gesamtlinienbreite ∆FWHM = ∆SPM + ∆XPM, berechnet mit den nichtlinearen Koeffizienten γSPM = γXPM/2 = 6 W−1*km−1 und experimentellen Werten für die Leistung und Raman-Breiten Δg( j ), geschätzt aus dem ASE-Spektrum bei niedrigen Leistungen (siehe Abb. 2), die in Tabelle 1 zusammen mit den Dispersionskoeffizienten für alle Ordnungen gesammelt sind. Dadurch erhalten wir eine sehr gute Übereinstimmung dieser Formeln mit dem Experiment.

Das Experiment und die Berechnungen zeigen, dass der XPM-Effekt, der sich aus der Pumpe (oder der vorherigen Stokes-Ordnung) ergibt, die minimale Bandbreite des erzeugten Spektrums definiert, die 0,17–0,3, 0,48, 0,72 und 1,03 für die 1., 2., 3. und 4. Stokes-Welle beträgt. bzw. wächst nahezu proportional zur Pumpleistung am entsprechenden Schwellenwert. Gleichzeitig ist die SPM-Linienbreite eine langsam wachsende Kubikwurzelfunktion der erzeugten Leistung für alle Ordnungen. Dies unterscheidet sich erheblich von den Ergebnissen, die für die 1. Stokes-Generation unter Bedingungen schwacher Dispersion und Nichtlinearität erzielt wurden, im Vergleich zur Raman-Verstärkung, bei der die Linienbreite nahezu linear mit der erzeugten Leistung wächst20. In unserem Fall ist die Linienbreite im weiten Bereich der erzeugten Leistungen nahezu konstant, nimmt jedoch proportional zur Stokes-Ordnung zu. Ein weiterer wesentlicher Unterschied besteht darin, dass im Gegensatz zur zufällig polarisierten Strahlung20 nur eine Polarisationskomponente vorhanden ist, bei der die nichtlineare Verbreiterung eine zusätzliche Kreuzphasenmodulation zwischen verschiedenen Polarisationskomponenten mit einem doppelt so hohen nichtlinearen Koeffizienten beinhaltet. Durch die Eliminierung dieses Effekts bei linearer Polarisation werden die absoluten Linienbreitenwerte ausreichend geringer. Die spektralen Eigenschaften des untersuchten RRFL unterscheiden sich auch vom Fall herkömmlicher Raman-Faserlaser, bei denen die minimale spektrale Breite durch die Bandbreite des FBG (oder eines anderen Filterelements)31,32,36 definiert wird, während sich seine Leistungsverbreiterung wie ein linearer oder linearer Effekt verhält Quadratwurzelfunktion der erzeugten Leistung in Abhängigkeit vom Verhältnis zwischen Nichtlinearität und Dispersion36. Aufgrund der schwachen Verbreiterung für alle Ordnungen der kaskadierten Erzeugung in polarisierten RRFLs ist die Laserlinienbreite schmaler als die entsprechenden Raman-Verstärkungsspektren, da die Schawlow-Townes-Verengung nicht von der nichtlinearen Verbreiterung im gesamten Leistungsbereich der entsprechenden Stokes übertroffen wird Befehl. Dies bedeutet, dass die Erzeugung der Stokes-Welle nächster Ordnung früher beginnt, als die Linienbreite bei nichtlinearer Verbreiterung die Raman-Verstärkungsbandbreite erreicht, sodass die entwickelte linear polarisierte kaskadierte RRFL weiterhin eine Laserquelle ist, die sich für alle Leistungen und alle Stokes-Ordnungen von einer ASE-Quelle unterscheidet .

Ein weiterer interessanter spektraler Effekt, der im untersuchten Laser beobachtet wurde, ist die Verringerung der Linienbreite der durchgelassenen Pumpstrahlung im Bereich ihrer starken Verarmung durch die kaskadierte Raman-Erzeugung (siehe Abb. 2b). Wenn man davon ausgeht, dass die Raman-Umwandlung überwiegend für hochintensive Peaks auftritt, die in der stochastischen Zeitbereichsspur vorhanden sind (siehe Abb. 4b), die den breiten Spektralflügeln des Integralspektrums entsprechen, wird das zweiskalige Pumpwellenspektrum unterschiedlich beeinflusst der Raman-Prozess. So werden die breitbandigen spektralen Ausläufer, die die Pumpwelle während ihrer Ausbreitung in der Faser (über SPM) erfasst, effizient in die Stokes-Wellen umgewandelt, wohingegen das restliche schmalbandige Eingangsspektrum (~0,1 nm breit) mit den minimalen Intensitätsschwankungen besser überlebt und wird dominiert am Ende der Ausgangsfaser bei starker Pumpverarmung (siehe Abb. 2b). Dies ist nur eine qualitative Erklärung und dieser Effekt, der nicht direkt mit den untersuchten Ausgangseigenschaften des kaskadierten Raman-Lasers zusammenhängt, erfordert eine detailliertere Untersuchung.

Das beobachtete Leistungs-/Effizienzverhalten der kaskadierten Zufalls-RFL unterscheidet sich auch deutlich von dem herkömmlicher RFLs, entweder linear polarisiert31,32 oder nichtpolarisiert36,37, und zeigt einen nahezu linearen Leistungsanstieg mit begrenzter Effizienz aufgrund hoher Verluste bei mittleren Stokes-Werten Komponenten im Hohlraum. Das vom Gleichgewichtsmodell unterstützte Experiment für die RRFL zeigt, dass sich die erzeugte Leistung oberhalb des Schwellenwerts unabhängig von der Stokes-Ordnung exponentiell dem Maximalwert nahe der Quantengrenze nähert, d. h. fast alle eingegebenen Pumpphotonen werden in Stokes höchster Ordnung umgewandelt Photonen. Dieses Merkmal der RRFL wird durch die spezifischen Leistungsverteilungen entlang der Faser definiert, die durch die Nullintensität der Zwischenkomponenten an den Faserenden und durch die maximale Leistung der höchsten Stokes-Ordnung am Ausgang gekennzeichnet sind (siehe Abb. 6). Dies unterscheidet sich erheblich von RFLs mit herkömmlichem Hohlraum, bei dem die Zwischenkomponenten von den Hohlraumspiegeln an den Faserenden reflektiert werden und somit Verluste erleiden37. Die Raman-Umwandlung im RRFL erfolgt innerhalb der passiven Faser, sodass hier für alle Wellen nur die Rayleigh-Streuverluste vorhanden sind. Sie sind proportional zur Faserlänge und für die Pump- und Stokes-Komponenten niedriger Ordnung nahezu gleich. Somit wird die maximale Quanteneffizienz durch die Faserübertragung begrenzt, die im untersuchten Schema mit einer 1 km langen PM-Faser etwa 0,85 beträgt. Dadurch werden fast alle durchgelassenen Pumpphotonen in die Ausgangs-Stokes-Ordnung umgewandelt. Die experimentellen Werte der Quanteneffizienz übersteigen entsprechend 79 %, 83 % und 77 % für die 1., 2. und 3. Stokes-Welle. Darüber hinaus tritt bei 13,6 W Pumpleistung die 4. Ordnung bei 1,3 μm auf. Daher scheint die Umwandlung der 1,055-μm-Pumpwelle in die 7. Stokes-Ordnung über 1,55 μm hinaus mit nahezu der gleichen Effizienz in unserem Schema bei einer Eingangsleistung von etwa 26 W möglich zu sein. Der Pumpleistungspegel wird für längere Fasern proportional reduziert Kosten einer abnehmenden Transmission/Effizienz, aber ein gewisser Effizienzausgleich wird durch eine ausreichende Reduzierung der Rayleigh-Verluste erwartet, die den Mindestwert von ~0,2 dB/km bei 1,55 μm erreichen, ähnlich dem Effekt einer zunehmenden Anzahl übertragener Photonen in nicht polarisierten RRFL mit eine große Raman-Verschiebung18.

So haben wir einen linear polarisierten kaskadierten zufälligen Raman-Laser in einem 1 km langen Stück einer PM-Faser demonstriert, das an einer Seite durch einen Faserschleifenspiegel abgeschlossen ist. Die Quanteneffizienz der Umwandlung der Pumpstrahlung (1,05 μm) in die Stokes-Ausgangswelle beträgt etwa 80 %, unabhängig von der Stokes-Ordnung, was nahe am Transmissionskoeffizienten der verwendeten 1-km-Faser liegt. Die Ausgangsleistung und Effizienz der Stokes-Komponenten in den kaskadierten RRFLs mit halboffenem Hohlraum ist nahezu unabhängig vom Reflexionsvermögen des Abschlussspiegels, das für verschiedene Stokes-Ordnungen unterschiedlich ist. Dadurch weist der Laser eine hohe Leistungsstabilität auf und seine PER-Werte übersteigen 22 dB für alle erzeugten Ordnungen ohne Polarisationsregler.

Der vorgeschlagene Ansatz ermöglicht die hocheffiziente Erzeugung hochwertiger linear polarisierter Laserstrahlung bei nahezu jeder Wellenlänge (einschließlich des Telekommunikationsbereichs um 1,55 μm) unter Verwendung vorhandener Hochleistungspumpquellen nahe 1 μm. Eine vollständige Beschreibung des hier realisierten kaskadierten Raman-Laserns in Fasern (sowohl in der Theorie als auch im Experiment) ermöglicht die Entwicklung von Hochleistungsgeräten auf dieser Basis, die vielfältige Möglichkeiten für fortgeschrittene Anwendungen bieten, insbesondere in der Telekommunikation und Sensorik auf Basis von Glasfaserverbindungen welche Vollfaser-PM-RRFLs einfach integriert werden können. Lineare Polarisation und eine hohe Leistung bei einer relativ schmalen Bandbreite (die durch Einfügen eines Spektralfilters ähnlich wie 21,22,23 weiter reduziert und abstimmbar gemacht werden kann) bieten auch eine effiziente Frequenzverdopplung, die das erzeugte Spektrum in den sichtbaren Bereich (0,5) überträgt –0,8 μm ist machbar), was die Implementierung dieser Quelle in Bio-Imaging- und Display-Technologien ermöglicht.

Die linear polarisierte MOPA-Pumpquelle besteht aus einem Multimode-Laserdioden-gepumpten Ringhohlraum-Yb-dotierten Faserlaser (YDFL) mit depolarisierter Ausgangsstrahlung und zwei polarisationserhaltenden Yb-dotierten Faserverstärkern (YDFAs). Ein hinter dem YDFL platzierter Faserpolarisationsstrahlteiler extrahiert die linear polarisierte Strahlungskomponente, die dann in die YDFAs eingespeist wird. Dadurch erzeugt der Pumplaser linear polarisierte Strahlung bei 1054,6 nm mit einer Ausgangsleistung von bis zu 15 W im fundamentalen Transversalmodus.

Die Polarisationseigenschaften der Pump- und RRFL-Ausgangsstrahlung wurden mithilfe eines speziellen Schemas gemessen, das aus einer Linse, einem Breitbanddämpfer, einem Glan-Thompson-Polarisator und einem Freiraumpolarimeter mit einem externen Sensorkopf PAN5710IR2 (Thorlabs) bestand. Die Linse und der Abschwächer dienen zur Fokussierung und Dämpfung der Ausgangsstrahlung vor dem Polarisator. Das Polarisationsauslöschungsverhältnis ist definiert als PER = 10log(Pmax/Pmin), wobei Pmin und Pmax den minimalen und maximalen Leistungen entsprechen, die der Polarisator während der Drehung seiner optischen Achse überträgt. Die übertragene Leistung wird mit dem Polarimeter gemessen, das einen großen Dynamikbereich (von –60 bis 10 dBm) in Spektralbereichen von 1000–1350 nm bietet. Wir verwenden im Messaufbau keine spektral selektiven Elemente; Daher wird der PER-Wert einer einzelnen Spektralkomponente gemessen, wenn ihre Ausgangsleistung die anderen dominiert (siehe Abb. 3).

Beim SRS-Prozess wird jedes Pumpquant mit einer Frequenz ν0 vom Medium absorbiert, wodurch das Stokes-Wellenquant mit einer Frequenz ν1 und das Schwingungsquant des Mediums mit einer Frequenz Δνv = ν0 − ν1 entstehen, unabhängig von der Anfangsfrequenz ν0 . Der gleiche Vorgang findet bei der Raman-Streuung der Stokes-Welle in die Stokes-Welle nächster Ordnung mit einer Frequenz ν2 = ν1 − Δνv statt. Die Gleichgewichtsgleichungen für den kaskadierten SRS-Prozess, der die Leistung der Pumpwelle (P0) in Stokes-Wellen j-ter Ordnung umwandelt, die sich mit der Pumpwelle entlang der Faserachse x ko(+) und gegen(−) ausbreiten, werden geschrieben wie folgt34:

Hier sind νj, αj und gR(j) die Frequenz, die Dämpfung bzw. der Raman-Verstärkungskoeffizient für die Stokes-Welle j-ter Ordnung; und α0 ist der Pumpdämpfungskoeffizient. Eine recht einfache analytische Lösung für das Differentialgleichungssystem (5, 6) ist unter folgender Annahme möglich. Die Pumpwelle wird am Punkt x = 0 in die Faser eingekoppelt, also P0(0) = Pin. Darüber hinaus ist der reflektierende Spiegel auch bei x = 0 platziert, also (0) = (0). Die verteilte Rückkopplung, die durch die Rayleigh-Rückstreuung (mit Koeffizient ε) der sich mitausbreitenden Welle (Pj+) in die gegenläufige Welle (Pj−) bereitgestellt wird, kann durch einen lokalen Reflektor mit einem Reflexionskoeffizienten Reff(j) ≪ 10− ersetzt werden 4 platziert am Punkt x = LRSj, wo Pj+(x) seinen Maximalwert erreicht:

Die Rayleigh-Streuung der Welle in die Welle kann gegenüber der Spiegelreflexion vernachlässigt werden. In der Näherung von Punktreflektoren kann ausgedrückt werden durch: Daher ist die sich gegenläufig ausbreitende Welle viel schwächer als die sich mitausbreitende Welle und die Werte von Pj− können auf der rechten Seite der Gleichungen (5, 6) vernachlässigt werden. Darüber hinaus wird die Randbedingung in Gleichung (7) wie folgt umgeschrieben. Die vereinfachten Gleichungen können unter der Annahme integriert werden, dass der Absorptionskoeffizient unabhängig von der Wellenlänge α0 = αj = α ist und der Raman-Verstärkungskoeffizient die Modellfrequenzabhängigkeit aufweist:

Mithilfe dieser Beziehung können wir den Leistungsschwellenwert für alle Stokes-Ordnungen ausdrücken, die aus der Gewinn- und Verlustbilanz in der Iterationsform mit einem einzelnen Verstärkungskoeffizienten gR1 = gR erhalten werden:

Wo .

Wenn die Eingangspumpleistung Pin den Erzeugungsschwellenwert für die j-te Stokes-Welle überschreitet, wird die Stokes-Leistungsverteilung entlang der Faser inhomogen:

Hier sind P0(x) und Pj(x) die Längsverteilungen, die eine spezifische hyperbolische Tangensfunktion für die Pumpwelle (0) und die j-te Stokes-Welle (j) an der k-ten Kaskade (j = 1…k) beinhalten; und die Koordinate

ist der Punkt, an dem . Die Gültigkeit der Näherungslösungen (10–12) wurde bis zur 3. Stufe der kaskadierten RRFL überprüft (siehe Zusatzinformationen), ihre Abweichung von exakten Lösungen ist vernachlässigbar gering. Vereinfachte Lösungen für die Ausgangsleistung Pjout in den Gleichungen (1, 2) des Haupttextes werden aus den Lösungen in den Gleichungen (10, 11, 12) bei x = L unter den Bedingungen und abgeleitet.

Wir gehen davon aus, dass die effektive Dispersionslänge in der untersuchten RRFL viel größer ist als die Verstärkungslänge, was es uns ermöglicht, den Dispersionseffekt in den kinetischen Gleichungen zu vernachlässigen20,35. Nehmen wir die spektrale Intensität der Stokes-Komponenten in der Form

wobei ω eine Verstimmung vom Linienmittelpunkt darstellt und die Gleichungen (A2–A4) von 20 (siehe Zusatzinformationen) löst, können wir die kinetische Gleichung als schreiben

Dabei ist γSPM der nichtlineare Kerr-Koeffizient für die SPM-Prozesse, β der Dispersionskoeffizient zweiter Ordnung und ΔRMS die spektrale Halbwertsbreite. Die linke Seite beschreibt die spektrale Filterung über den Hin- und Rückweg (mittels der Verstärkungsspektralfunktion), die zur spektralen Verengung nach Schawlow-Townes führt, während die rechte Seite die SPM-induzierte Verbreiterung beschreibt. Die Lösung dieser Gleichung lautet

und die entsprechende spektrale Dichte der j-ten Stokes-Komponente im Fall von gRPin ≪ βΔRMS2 ist ähnlich der für die 1. Komponente unter der gleichen Bedingung35.

Diese in die −3-dB-Breite umgewandelte Formel wird zusammen mit der geschätzten XPM-Linienbreite in den Gleichungen (3) des Haupttextes angegeben.

Zitierweise für diesen Artikel: Babin, SA et al. Zufälliger Raman-Laser hoher Ordnung in einer PM-Faser mit höchster Effizienz und schmaler Bandbreite. Wissenschaft. Rep. 6, 22625; doi: 10.1038/srep22625 (2016).

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Die Autoren bedanken sich für die finanzielle Unterstützung der Russian Science Foundation (Projekt Nr. 14-22-00118).

Institut für Automatisierung und Elektrometrie SB RAS, Nowosibirsk, 630090, Russland

Sergey A. Babin, Ekaterina A. Zlobina, Sergey I. Kablukov und Evgeniy V. Podivilov

Staatliche Universität Nowosibirsk, Nowosibirsk, 630090, Russland

Sergey A. Babin und Evgeniy V. Podivilov

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SAB initiierte die Studie, SAB und SIK konzipierten die Experimente, EAZ führte die Experimente durch, EVP führte Berechnungen durch, SAB, SIK, EAZ und EVP analysierten die Ergebnisse. SAB hat das Papier mit Beiträgen aller Autoren verfasst.

Die Autoren geben an, dass keine konkurrierenden finanziellen Interessen bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Babin, S., Zlobina, E., Kablukov, S. et al. Zufälliger Raman-Laser hoher Ordnung in einer PM-Faser mit höchster Effizienz und schmaler Bandbreite. Sci Rep 6, 22625 (2016). https://doi.org/10.1038/srep22625

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Eingegangen: 2. Dezember 2015

Angenommen: 17. Februar 2016

Veröffentlicht: 4. März 2016

DOI: https://doi.org/10.1038/srep22625

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