Исследование перестроечных характеристик непрерывного иттербиевого волоконного лазера с внутрирезонаторным удвоением частоты в кристалле КТР тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

005060033

На правах рукописи

Акулов Владимир Александрович

Исследование перестроечных характеристик непрерывного иттербиевого волоконного лазера с внутрирезонаторным удвоением частоты в кристалле КТР

01.04.05 «Оптика»

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

2 3 МАЙ 2013

Новосибирск — 2013

005060033

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте автоматики и электрометрии Сибирского отделения Российской академии наук (ИАиЭ СО РАН)

Научный руководитель кандидат физико-математических наук Каблуков Сергей Иванович

Официальные оппоненты: Скворцов Михаил Николаевич

доктор физико-математических наук, Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт лазерной физики Сибирь ского отделения Российской академии наук, руководитель группы

Суровцев Николай Владимирович доктор физико-математических наук, Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт автоматики и электрометрии Сибирского отделения Российской академии наук,

заведующий лабораторией

Ведущая организация Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт общей физики им. А. М. Прохорова Российской академии наук

Защита состоится «10» июня 2013 г. в 10Р° часов на заседании диссертационного совета Д 003.005.01 при Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте автоматики и электрометрии Сибирского отделения Российской академии наук, по адресу: 630090, Новосибирск, проспект Академика Коптюга, д. 1.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИАиЭ СО РАН.

Автореферат разослан «7» мая 2013 г.

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

Общая характеристика работы

Актуальность

Обладая рядом преимуществ по сравнению с традиционными лазерными источниками, волоконные лазеры используются наравне с другими типами лазеров, а в некоторых случаях и заменяют их. Помимо высокой эффективности преобразования накачки к преимуществам волоконных лазеров также можно отнести высокое качество выходного пучка, определяемое волновод-ными свойствами оптоволокна; отсутствие водяного охлаждения; простоту эксплуатации и надежность ввиду отсутствия объемной оптики, требующей юстировки.

Иттербиевые волоконные лазеры (ИВЛ) являются одними из наиболее изучаемых объектов в последние десять лет благодаря высокой эффективности преобразования излучения накачки, достигающей ~80% [1]. Привлекательность ИВЛ и их потенциал генерировать большую мощность были признаны еще в девяностых годах XX века [2]. Еще одной важной особенностью ИВЛ является широкий спектр люминесценции, позволяющий получать генерацию на любой длине волны от 975 до 1180 нм [2,3]. Более того, чувствительность длины волны отражения волоконной брэгговской решетки (ВВР), являющейся зеркалом резонатора волоконного лазера, к изменениям температуры и деформациям [4] дает возможность создавать перестраиваемые лазеры в полностью волоконном исполнении.

Волоконные лазеры различных конфигураций способны перекрыть достаточно широкий диапазон длин волн в ближней инфракрасной области от 0,9 до 2,2 мкм. Однако во многих практических и научных применениях требуется излучение видимого диапазона. Лазерные источники видимого излучения мощностью несколько сотен милливатт крайне важны, в частности для медицинских применений. К тому же, благодаря достаточно простой перестройке длины волны генерации волоконных лазеров на основе ВБР, создание перестраиваемых в видимом диапазоне источников на базе волоконных лазеров открывает новые горизонты их практических применений. Приоритетным направлением в разработке подобных волоконных источников является удвоение частоты генерации волоконных лазеров.

В большинстве случаев для преобразования частоты генерации волоконных лазеров используют внерезонаторные схемы [5] и генерацию второй гармоники (ГВГ) во внешнем резонаторе [6]. Данные методы преобразования частоты генерации являются достаточно эффективными, но их использование накладывает высокие требования к выходному излучению самого волоконного лазера. Так, во внерезонаторных схемах обычно используются кристаллы с регулярной доменной структурой, поэтому выходное излучение волокон-

ного лазера должно быть узкополосным и линейно поляризованным. Для преобразования частоты генерации во внешнем резонаторе требуется одно-частотное излучение. Несмотря на высокую эффективность преобразования, эти методы достаточно сложно применить для создания волоконных лазерных источников видимого излучения, перестраиваемых в широком диапазоне длин волн.

Для преобразования частоты генерации твердотельных лазеров обычно используются внутрирезонаторные схемы. Однако первые попытки по внут-рирезонаторной ГВГ волоконных лазеров на вынужденном комбинационном рассеянии, обычно имеющих случайную поляризацию, не принесли высоких результатов. В работах [7,8] было получено лишь 10 мВт второй гармоники при уровне мощности излучения иттербиевой накачки 12 Вт.

Исходя из вышесказанного, можно заключить, что одним из наиболее актуальных практических вопросов является создание достаточно простых схем генерации второй гармоники излучения перестраиваемых волоконных лазеров.

Цель работы

Цель диссертационной работы состоит в экспериментальном исследовании перестроечных характеристик непрерывного иттербиевого волоконного лазера с внутрирезонаторным удвоением частоты.

Задачи работы

Для достижения поставленной цели необходимо было решить следующие задачи:

1. Оптимизировать схему перестраиваемого ИВ Л для преобразования его излучения во вторую гармонику.

2. Для преобразования частоты генерации ИВЛ со случайной поляризацией выбрать нелинейный кристалл и рассчитать его геометрию для наиболее эффективной ГВГ с перестройкой частоты в широком спектральном диапазоне.

3. Выявить и исследовать различные эффекты, влияющие на эффективность внутрирезонаторной ГВГ перестраиваемого ИВЛ.

Научная новизна

Предложено использование кристаллов КТЮРО4 (КТР) со вторым типом синхронизма для эффективного преобразования частоты генерации непрерывного ИВЛ со случайной поляризацией. Показано, что наклонное падение

излучения на поверхность кристалла позволяет скомпенсировать эффект сноса для фиксированной длины волны и добиться достаточно высокой эффективности ГВГ в широком диапазоне длин волн перестраиваемого ИВЛ за счет изменения угла наклона кристалла.

При перестройке частоты в схеме с внутрирезонаторной ГВГ проявляются эффекты, связанные с разностью фаз второй гармоники при генерации на прямом и обратном проходе через кристалл. Это изменение фазы влияет на мощность второй гармоники. Предложенный метод компенсации фазовых эффектов за счет внесения дополнительного дисперсионного элемента внутрь резонатора позволил добиться плавной зависимости мощности второй гармоники от длины волны генерации перестраиваемого ИВЛ в диапазоне более 20 нм.

Впервые достигнут уровень мощности второй гармоники 400 мВт при внутрирезонаторном удвоении частоты ИВЛ с многомодовой диодной накачкой мощностью 18 Вт.

Практическая значимость

Метод внутрирезонаторной ГВГ широко используется для эффективного преобразования частоты твердотельных лазеров. Что касается применения данного метода к стандартным ИВЛ, то он имеет ряд ограничений, связанных с уширением спектра при росте мощности. Уширение спектра уменьшает добротность резонатора и тем самым не позволяет получить столь же высокую эффективность преобразования, как в случае с твердотельными лазерами. Тем не менее экспериментально продемонстрирован уровень мощности в несколько сотен милливатт, достаточный для таких приложений, как проточная цитометрия и рамановская спектроскопия.

Иттербиевые волоконные лазеры с внутрирезонаторной ГВГ обладают компактными размерами, высокими эксплуатационными характеристиками, а также возможностью плавной перестройки частоты в широком диапазоне. Благодаря данным преимуществам, ИВЛ с внутрирезонаторной ГВГ в некоторых приложениях могут послужить заменой громоздким, сложным в эксплуатации перестраиваемым лазерам на красителях, для накачки которых к тому же требуется достаточно мощное видимое излучение твердотельных либо ионных лазеров. Перестраиваемые ИВЛ видимого диапазона также могут найти новые применения, для которых уровень мощности ~100 мВт является достаточным. Например, в рамановской спектроскопии при изучении новых образцов требуется отличать линии комбинационного рассеяния от линий люминесценции. Перестройка длины волны приведет к смещению линий комбинационного рассеяния, а положение линий люминесценции останется неизменным.

Апробация работы

Материалы, изложенные в диссертации, докладывались на следующих семинарах и конференциях: Advanced Solid State Photonics 2007 (28-31 January, 2007, Vancouver, Canada); 13th Int. Conf. on Methods of Aerophysical Research, ICMAR 2007 (5-10 February, 2007, Novosibirsk, Russia); 1-й Российский семинар no волоконным лазерам (4-6 апреля 2007 г., Новосибирск, Россия); ICONO-LAT 2007 (May 28 - June 1, 2007, Minsk, Belarus); 13th Int. Conf. "Laser Optics"(24-27 June 2008, St. Petersburg, Russia); 5th Int. Symposium Modern Problems of Laser Physics (24-30 August 2008, Novosibirsk, Russia); 19th International Laser Physics Workshop LPHYS (5-9 July 2010, Foz do Iguaqu, Brazil); 5-й Российский семинар по волоконным лазерам (27-30 марта 2012 г., Новосибирск, Россия). Результаты также докладывались на научных семинарах ИАиЭ СО РАН (21 октября 2010 г. и 1 ноября 2012 г.).

Защищаемые положения

1. В кристалле КТР с синхронизмом второго типа возможно эффективное внутрирезонаторное удвоение частоты генерации непрерывного иттер-биевого волоконного лазера со случайной поляризацией.

2. Удвоение частоты непрерывного случайно поляризованного излучения иттербиевого волоконного лазера с перестройкой в широком диапазоне осуществляется в кристалле КТР с компенсацией сноса излучения на фиксированной длине волны. Изменение частоты второй гармоники достигается путем синхронной перестройки волоконной брэгговской решетки лазера и поворота кристалла.

3. Увеличение эффективности генерации второй гармоники за счет увеличения внутрирезонаторной мощности излучения на основной частоте ограничено спектральными потерями, связанными с уширением спектра генерации иттербиевого волоконного лазера при росте мощности.

4. Диапазон плавной перестройки иттербиевого волоконного лазера с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники ограничен интерференционными эффектами, возникающими из-за разности фаз второй гармоники при генерации на прямом и обратном проходе через нелинейный кристалл. Компенсация дисперсии расширяет диапазон плавной перестройки.

Личный вклад автора

Основные результаты, изложенные в работе, получены автором лично. Он активно участвовал во всех этапах исследований: от планирования экспериментов до обсуждения результатов, теоретического анализа и подготовки статей.

Публикации

Соискатель имеет 10 опубликованных работ по теме диссертации, включая материалы конференций и семинаров. Четыре работы [А1-А4] опубликованы в ведущих рецензируемых научных журналах и изданиях, определенных Высшей аттестационной комиссией.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, списка цитируемой литературы, а также списка обозначений и сокращений. Работа изложена на 100 страницах текста, содержит 43 рисунка и 2 таблицы. Список литературы имеет 106 наименований.

Основное содержание работы

Во введении описана область, в которой проводились исследования; приведен обзор публикаций, подтверждающий актуальность работы; сформулированы цели работы и защищаемые положения. Также изложено основное содержание материала по главам.

Первая глава посвящена общим принципам работы иттербиевых волоконных лазеров. Глава состоит из двух параграфов. В первом параграфе приведены основные сведения о процессе генерации волоконного лазера на основе иттербиевого волоконного световода. Рассмотрена аналитическая модель генерации ИВ Л, описывающая зависимость выходной мощности лазера от мощности накачки. Во втором параграфе описаны методы перестройки длины волны генерации ИВЛ с помощью ВЕР. Также представлены различные способы накачки в активное волокно с двойной оболочкой. Выбор схемы ИВЛ определялся простотой исполнения и доступностью компонентов. Для выбранной схемы были проведены измерения выходной мощности лазера в зависимости от мощности многомодовой накачки. Эффективность преобразования излучения накачки в лазерную генерацию составила 76%. Проведено сравнение полученной зависимости выходной мощности с аналитической мо-

делью. Отклонение от теории выявило необходимость в термостабилизации лазерных диодов накачки.

Во второй главе приведено описание перестройки и удвоения частоты генерации ИВЛ во внерезонаторной схеме. Глава состоит из четырех параграфов. В третьем параграфе описаны общие свойства двуосных кристаллов, в том числе снос излучения необыкновенной волны, влияющий на эффективность преобразования во вторую гармонику, и метод компенсации сноса для заданной длины волны за счет наклонного падения на поверхность кристалла [9]. Также приводятся зависимости показателя преломления от длины волны и температуры для кристалла КТР, необходимые для расчета геометрии кристалла. Описан пример расчета геометрии кристалла КТР с синхронизмом в плоскости XZ, с помощью которого можно определять геометрические параметры кристалла, позволяющие компенсировать разбегание лучей обыкновенной и необыкновенной волн излучения на основной частоте для фиксированной длины волны. В четвертом параграфе исследуется влияние фокусировки пучка излучения основной частоты в кристалл на эффективность преобразования во вторую гармонику. Экспериментальные данные позволяют выбрать оптимальный набор линз для дальнейших экспериментов.

Далее для трех различных геометрий кристалла КТР с синхронизмом в плоскости Х2 приведены расчетные значения угла сноса, углов между лучами обыкновенной и необыкновенной волн и углов падения излучения на поверхность кристалла в зависимости от длины волны синхронизма. На рис. 16 показаны зависимости углов разбегания лучей от длины волны для этих трех геометрий. Данные зависимости позволяют определить длину волны, на которой преобразование во вторую гармонику будет максимальным для определенного кристалла. Оптимум соответствует нулевому значению угла между лучами. Видно, что в этом случае разбегание лучей обыкновенной и необыкновенной волн компенсируется за счет наклонного падения на длинах волн ~1081, 1090 и 1102 нм. Также зависимости углов между лучами от длины волны позволяют оценить диапазон длин волн, в котором преобразование во вторую гармонику возможно без значительных потерь эффективности.

Стоит отметить, что выбором геометрии кристалла можно реализовать скалярный синхронизм, выполняющийся при нормальном падении. В этом случае в плоскости XZ разбегание лучей обыкновенной и необыкновенной волн основного излучения составит 5,5 мрад, 13,5 мрад и 19,7 мрад для длин волн 1081, 1090 и 1102 нм соответственно. Таким образом, наклонное падение на поверхность кристалла позволяет не только полностью компенсировать разбегание лучей для выбранной геометрии кристалла на фиксированной длине волны, но и значительно его уменьшить в достаточно широком спектральном диапазоне (рис. 16).

В этой же главе описана экспериментальная установка по удвоению ча-

-15

" (а) ХУ □ (б) С4-,........

□ □ □ □ □ - □ а 1 1 1 1 А ....... ' А - Ж 1 ' 1 ...... -г- ■ . |

1050 1060 1070 1080 1090 1100 1110 1120 5-1

0

(в)

-5-10-15-20

—I-1-1-■-1-1-1-1 I ' I 1 г-

1000 1020 1040 1060 1080 1100 1120

Длина волны синхронизма, нм

Рис. 1. Угол между лучами обыкновенной и необыкновенной волн основного излучения в зависимости от длины волны для кристаллов с синхронизмом в плоскостях: а) ХУ (кристалл оптимизирован для 1070 нм (□)); б) XZ (кристаллы оптимизированы для 1081 (ж), 1090 (■) и 1102 нм (•)); в) Уг (кристалл оптимизирован для 990 нм (★)).

стоты генерации перестраиваемого ИВЛ во внерезонаторной схеме. Для трех кристаллов длиной 10 мм с синхронизмом в плоскости ХЪ приводятся результаты измерений полного коэффициента эффективной нелинейности (отношение мощности второй гармоники Рг к квадрату мощности первой Рь Рг/Р?) в зависимости от длины волны (рис. 26).

В пятом и шестом параграфах рассматривается генерация второй гармоники перестраиваемого ИВЛ в кристаллах КТР с синхронизмом в плоскостях ХУ и У2. Для этих кристаллов, аналогично плоскости Х2, приведены расчетные значения углов между лучами обыкновенной и необыкновенной волн и углов падения на поверхность кристалла в зависимости от длины волны синхронизма. Кристаллы КТР с синхронизмом в плоскости ХУ широко распространены в связи с возможностью генерации второй гармоники

на длине волны 532 нм твердотельного К(1:УАС лазера. В случае перестраиваемого ИВЛ данная плоскость подходит для генерации второй гармоники в диапазоне длин волн меньше 540 нм. В работе использовался кристалл с геометрией, позволяющей компенсировать разбегание лучей обыкновенной и необыкновенной волн основного излучения при наклонном падении на поверхность кристалла на длине волны 1070 нм (рис. 1а). При этом для кристалла со скалярным синхронизмом при нормальном падении на этой же длине волны разбегание лучей составляет 2,7 мрад, то есть наклонное падение дает не такой большой выигрыш в компенсации разбегания лучей, как в плоскости Х2. Тем не менее в работе [9] для длины волны 1064 нм компенсация разбегания лучей за счет наклонного падения позволила на 20% увеличить эффективность преобразования по сравнению с нормальным падением.

Плоскость У2 отличается от двух других тем, что в ней возможна генерация второй гармоники во всем диапазоне длин волн стандартного ИВЛ. На рис. 1в показана зависимость угла разбегания лучей для выбранной геометрии кристалла. Видно, что компенсация разбегания лучей для данной геометрии осуществляется вблизи 1000 нм, что лежит за пределами спектра генерации стандартного ИВЛ. Обоснованность выбора данной геометрии заключается в следующем: полная компенсация разбегания лучей для плоскости

возможна в диапазоне 1000 1053 нм, но для Л = 1053 нм она достигается только при скользящем падении луча. Поэтому геометрия кристалла была выбрана такой, чтобы, во-первых, частично компенсировать снос в диапазоне генерации ИВЛ, во-вторых, углы падения не были слишком большими. Значительные углы падения на поверхность кристалла существенно влияют на коэффициент пропускания поверхности.

Также в главе представлены коэффициенты преобразования во вторую гармонику в зависимости от длины волны. На рис. 2 показано, как изменяется экспериментально измеренный полный коэффициент эффективной нелинейности от длины волны основного излучения для кристаллов КТР с синхронизмом в трех различных плоскостях. Как отмечалось выше, кристаллы с синхронизмом в плоскости Х2 имели длину 10 мм. Длина кристаллов с синхронизмом в плоскостях XУ и составляла 8 мм.

Выводы по ГВГ перестраиваемого ИВЛ во внерезонаторной схеме приводятся в конце главы. Для оптимизации эффективности ГВГ рассчитаны геометрии кристаллов с компенсацией разбегания лучей обыкновенной и необыкновенной волн основного излучения на различных длинах волн. Изучены их перестроечные характеристики. При удвоении частоты во внерезонаторной схеме для плоскостей Х2?и ХУ получены диапазоны перестроек 540-560 нм и 528-540 нм соответственно. В этих двух плоскостях диапазоны перестройки ограничены длиной волны 540 нм, где выполняется некритический коллине-арный синхронизм для кристалла КТР. Полный коэффициент эффективной

1,6-

н

га 1,2-

о

X 0,8-

ей

оГ 0,4-

0,0-

(а)

XY

¡cPD

к

CbDo

í (6)

xz

к A i

6420

(в)

YZ

*** + «*

1050 1060 1070 1080 1090 1100 1110 1120 Длина волны синхронизма, нм

Рис. 2. Полный коэффициент эффективной нелинейности в зависимости от длины волны для кристаллов с синхронизмом в плоскостях: a) XY (кристалл оптимизирован для 1070 нм (□)); б) XZ (кристаллы оптимизированы для 1081 (а), 1090 (■) и 1102 нм (•)); в) YZ (кристалл оптимизирован для 990 нм (*)).

нелинейности в случае достаточно широкого диапазона перестройки составил ~ 5 х Ю-4 Вт-1. При этом оптимальный коэффициент для некритического коллинеарного синхронизма кристалла КТР длиной 10 мм, который выполняется на длине волны 540 нм, составляет 2 х 10_3 Вт-1 [10]. Для плоскости YZ полный коэффициент эффективной нелинейности оказался на порядок ниже ~ 4 х Ю-5 Вт-1. Диапазон перестройки, который составил 24 нм (527 551 нм), ограничен механическими возможностями ВБР и может быть расширен на весь диапазон генерации стандартного ИВЛ.

В третьей главе описано внутрирезонаторное удвоение частоты генерации перестраиваемого ИВЛ. Глава состит из двух параграфов. В седьмом параграфе рассматриваются особенности оптической схемы резонатора для внутрирезонаторной генерации второй гармоники, позволяющие возвращать обратно в резонатор параллельные лучи основного излучения, сформированные на выходе кристалла из-за эффекта сноса. Далее приводится сравнение

экспериментальных данных по удвоению частоты генерации ИВЛ во внере-зонаторной и виутрирезонаторной схемах. Обсуждается влияние уширения спектра генерации ИВЛ на эффективность преобразования при внутрирезо-наторном удвоении частоты, которое приводит к увеличению пропускания ВБР и снижению добротности резонатора.

В восьмом параграфе опиываются фазовые эффекты, оказывающие влияние на эффективность ГВГ при внутрирезонаторном удвоении частоты. При перестройке частоты ИВЛ мощность второй гармоники изменяется неплавным образом в отличие от ГВГ во внерезонаторной схеме (рис. За). Причина появления данных эффектов связана с наличием внутри резонатора оптических элементов со значительной дисперсией, в которых происходит сдвиг фазы между второй гармоникой и основным излучением. Фазовые эффекты также описывались ранее в других схемах ГВГ [11,12). С целью качественного описания фазовых эффектов в резонаторе волоконного лазера рассмотрена схема ГВГ в двух последовательных кристаллах, между которыми расположен фазосдвигающий элемент. Для такой схемы приведено решение системы укороченных уравнений для ГВГ в случае цилиндрически симметричного гауссова пучка при рассмотрении некритического синхронизма первого типа. В этом случае мощность второй гармоники пропорциональна следующему интегралу:

где I — длина кристалла, ДА; — волновая отстройка, г0 — положение перетяжки пучка в кристалле, Ь - конфокальный параметр. В случае плоских волн (когда конфокальный параметр Ъ —> оо) данный интеграл сводится к

Такое же выражение (с точностью до обозначений) получено в работах [11,12]. Таким образом, варьируя фазу Ф, можно добиться максимальной мощности второй гармоники. Далее описан метод компенсации фазы, который позволяет получить плавную зависимость мощности второй гармоники от длины волны (рис. 36) за счет внесения внутрь резонатора дополнительного дисперсионного элемента.

В конце главы приводятся выводы по перестройке частоты ИВЛ с виутрирезонаторной ГВГ. Выявлено, что основным фактором, влияющим на снижение добротности резонатора, является уширение спектра генерации волоконного лазера. При перестройке частоты генерации ИВЛ с генерацией второй гармоники во виутрирезонаторной схеме проявляются фазовые эффекты,

2

е-

500 400 300 '200 100

1055 1060 1065 1070 1075 1080 Длина волны синхронизма, нм

1055 1060 1065 1070 1075 1080 Длина волны синхронизма, нм

Рис. 3. Мощность второй гармоники в зависимости от длины волны для кристалла с синхронизмом в плоскости ХУпри ГВГ во внутрирезонаторной схеме Р^ без компенсации фазы (а) и с компенсацией фазы (б). р^1П®1е — мощность второй гармоники при ГВГ во внерезонаторной схеме.

влияющие на выходную мощность видимого излучения. Внесением дополнительного дисперсионного элемента внутрь резонатора удается скомпенсировать дисперсию и получить плавную перестройку, схожую с генерацией второй гармоники во внерезонаторной схеме. Получены диапазоны перестройки 528-540 нм и 540-550 нм для кристаллов с синхронизмом в плоскостях ХУ и ХИ соответственно.

При внутрирезонаторном удвоении частоты в кристалле с синхронизмом в плоскости ХУ удалось увеличить мощность второй гармоники в пять раз по сравнению с внерезонаторной схемой (с 90 до 450 мВт). Для кристалла с синхронизмом в плоскости ХЪ мощность увеличилась в три раза (с 120 до 350 мВт). Отличие в коэффициенте увеличения связано с большим уширени-ем спектра генерации ИВЛ во втором случае, поскольку использовавшееся активное волокно было длиннее, чем в первом случае, соответственно нелинейные эффекты сильнее сказывались на уширении спектра генерации ИВЛ.

В заключении сформулированы основные результаты диссертации.

Основные результаты

1. Показано, что кристалл КТР со вторым типом синхронизма, оптимизированный на определенную длину волны с компенсацией сноса за счет наклонного падения на поверхность кристалла, может быть использован для эффективной генерации второй гармоники непрерывного слу-

чайно поляризованного излучения иттербиевого волоконного лазера с перестройкой длины волны в диапазоне больше 40 нм.

2. Продемонстрирован диапазон плавной перестройки частоты второй гармоники 528 540 нм и 540 560 нм для кристаллов с синхронизмом в плоскостях XY и XZ соответственно. Полный коэффициент эффективной нелинейности (отношение мощности второй гармоники к квадрату мощности первой) во внерезонаторной схеме составил ~ 5 х Ю-4 Вт-1. Для кристалла с синхронизмом в плоскости YZ получен диапазон перестройки 527-551 нм, который ограничен механическими возможностями перестраиваемой волоконной брэгговской решетки. Полный коэффициент эффективной нелинейности в плоскости YZ на порядок ниже, чем в плоскостях XY и XZ.

3. Показано увеличение эффективности генерации второй гармоники иттербиевого волоконного лазера во внутрирезонаторной схеме до пяти раз по сравнению с внерезонаторной схемой. Установлено, что ушире-ние спектра с ростом мощности лазера приводит к увеличению эффективного пропускания волоконной брэгговской решетки. В результате снижается добротность резонатора, и ограничивается рост мощности основного излучения внутри резонатора.

4. Добавление внутрь резонатора дисперсионного элемента, компенсирующего сдвиг фазы волн второй гармоники, генерируемых на прямом и обратном проходе через нелинейный кристалл, позволяет достичь плавного изменения мощности второй гармоники при перестройке частоты иттербиевого волоконного лазера с внутрирезонаторным удвоением частоты.

Список работ, опубликованных по теме диссертации

[Al] Akulov V. A., Afanasiev D. М., Babin S. A., Churkin D. V., Kablukov S. I., Rybakov M. A., Vlasov A. A. Frequency tuning and doubling in Yb-doped fiber lasers // Laser Phys. - 2007. - Vol. 17, no. 2. - P. 124-129.

[A2] Akulov V. A., Babin S. A., Kablukov S. I., Vlasov A. A. Fiber lasers with a tunable green output // Laser Phys. - 2008. - Vol. 18, no. 11. - P. 12251229.

[A3] Akulov V. A., Babin S. A., Kablukov S. I., Raspopin K. S. Intracavity

frequency doubling of Yb-doped fiber laser with 540 550 nm tuning /'/' Laser Phys. 2011. Vol. 21, no. 5. P. 935 939.

[A4] Акулов В. А., Каблуков С. И., Бабин С. А. Удвоение частоты излучения перестраиваемого иттербиевого волоконного лазера в кристаллах КТР с синхронизмом в плоскостях XY и YZ // Квант, электроника. — 2012. - Т. 42, № 2. - С. 120-124.

[А5] Akulov V. A., Afanasiev D. М., Babin S. A., Churkin D. V., Kablukov S. I., Rybakov M. A., Vlasov A. A. Tunable green Yb-doped fiber laser // Proc. ASSP 2007, 28 31 January 2007, Vancouver, Canada. Paper MB22, P. 1 3.

[A6] Akulov V. A., Babin S. A., Churkin D. V., Ismagulov A. E., Kablukov S. I., Lobach I. A., Nikulin M. A., Shelemba I. S., Vlasov A. A. New operation modes of high-power Yb-doped fiber lasers // Proc. ICMAR XIII, 5-10 February 2007, Novosibirsk, Russia, part II. — P. 13-18.

[A7] Akulov V. A., Babin S. A., Churkin D. V., Kablukov S. I., Vlasov A. A. Powerful green Yb-doped fiber laser // Proc. SPIE 2007. Vol. 6731, International Conference on Lasers, Applications, and Technologies LAT 2007: Advanced Lasers and Systems. Eds.: Valentin A. Orlovich, Vladislav Panchenko, Ivan A. Scherbakov. — P. 67310L (6 pages).

[A8] Акулов В. А., Бабин С. А., Власов А. А., Каблуков С. И., Чуркин Д. В. Внутрирезонаторное удвоение частоты перестраиваемого иттербиевого лазера /'/ Материалы российского семинара по волоконным лазерам 2007. - Новосибирск, 2007. - С. 50-51.

[А9] Akulov V. A., Babin S. A., Kablukov S. I., Raspopin К. S. Intracavity frequency doubling of Yb-doped fiber laser with 540-550 nm tuning // 19th International Laser Physics Workshop - LPHYS'10. — Technical Digest. — Foz do Iguaqu, Brazil, 2010. P. 461.

[A10] Акулов В. А., Каблуков С. И., Бабин С. А.Удвоение частоты перестраиваемого иттербиевого волоконного лазера в различных плоскостях кристалла КТР // Материалы российского семинара по волоконным лазерам 2012. — Новосибирск, 2012. — С. 163-164.

Список цитируемых работ

[1] Курков А. С., Дианов Е. М. Непрерывные волоконные лазеры средной мощности // Квант, электропика. 2004. Т. 34, № 10. С. 881 900.

[2j Hanna D. C., Percival R. M., Perry I. R. et al. An ytterbium-doped monomode fiber laser: Broadly tunable operation from 1010 nm to 1162 nm and three-level operation at 974 nm // Journal of Modern Optics. — 1990. — Vol. 37, no. 4. P. 517 525.

[3] Kurkov A. S. Oscillation spectral range of Yb-doped fiber lasers // Las. Phys. Lett. 2007. Vol. 4, no. 2. P. 93 102.

[4] Kashyap R., Fiber Bragg grattings.— Academic Press, 1999.

[5] Thompson R., Tu M., Aveline D. et al. High power single frequency 780 nm laser source generated from frequency doubling of a seeded fiber amplifier in a cascade of PPLN crystals '// Opt. Exp. - 2003,- Vol. 11, no. 14,-P. 1709 1713.

[6] Markert F., Scheid M., Kolbe D., Walz J. 4W continuous-wave narrow-linewidth tunable solid-state laser source at 546 nm by externally frequency doubling a ytterbium-doped single-mode fiber laser system // Opt. Exp. — 2007. - Vol. 15, no. 22. - P. 14476-14481.

[7j Feng Y., Huang S., Shirakawa A., Ueda K.-I. Multiple-color cw visible lasers by frequency sum-mixing in a cascading Raman fiber laser // Opt. Exp. — 2004. Vol. 12, no. 9. P. 1843 1847.

[8] Feng Y., Huang S., Shirakawa A., Ueda K.-I. 589 nm light source based on Raman fiber laser // Jpn. J. Appl. Phys. -- 2004. Vol. 43, no. 6A. P. L722-L724.

[9] Asaumi K. Fundamental Walkoff-Compensated Type II Second-Harmonic Generation in KTi0P04 and LiB305 ,/./ App. Opt. 1998. Vol. 37, no. 3. P. 555-560.

[10] Ou Z. Y., Pereira S. F., Polzik E. S., Kimble H. J. 85% efficiency for cw frequency doubling from 1.08 to 0.54 цт // Opt. Lett. - 1992. - Vol. 17, no. 9. - P. 640-642.

[11] Gonzalez D., Nieh S., Steier W. Two-pass-internal second-harmonic generation using a prism coupler // IEEE Journal of Quant. Electron. — 1973. - Vol. 9, no. 1. - P. 23 - 26.

[12] Алферов Г. H., Бабин С. А., Драчев В. П. Нелинейная дисперсионная интерферометрия плазмы аргонового лазера // Оптика и спектроскопия. 1987. - Т. 63, № 3. - С. 594-599.

Подписано в печать 07.05.2013 г. Печать цифровая. Бумага офсетная. Формат 60x84/16. Усл. печ. л. 2 Тираж 100 экз. Заказ № 159.

Отпечатано в типографии «Срочная полиграфия» ИП Малыгин Алексей Михайлович 630090, Новосибирск, пр-т Академика Лаврентьева, 6/1, оф.104 Тел. (383) 217-43-46, 8-913-922-19-07

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт автоматики и электрометрии Сибирского отделения Российской академии наук

На нравах рукописи

04201359526

Акулов Владимир Александрович

Исследование перестроечных характеристик непрерывного иттербиевого волоконного лазера с внутрирезонаторным удвоением частоты в

кристалле КТР

01.04.05 «Оптика»

диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель

кандидат физико-математических наук

Каблуков Сергей Иванович

Новосибирск — 2013

Оглавление

Список обозначений 3

Введение 7

1. Иттербиевый волоконный лазер 23

§1. Общие принципы иттербиевого волоконного лазера .... 23 §2. Схемы и характеристики иттербиевого волоконного лазера

для генерации второй гармоники..............................27

Выводы................................................................36

2. Удвоение частоты ИВ Л во внерезонаторной схеме 38

§3. Общие свойства кристаллов КТР..............................38

§4. Оптимизация фокусировки в кристалл и ГВГ в плоскости

................................................................45

§5. ГВГ в плоскости XV............................................57

§6. ГВГ в плоскости YZ............................................60

Выводы................................................................64

3. Внутрирезонаторное удвоение частоты ИВЛ 65

§7. Влияние уширения спектра при внутрирезонаторной ГВГ . 65

§8. Фазовые эффекты и их компенсация............................73

Выводы................................................................84

Заключение 86

Список литературы 88

Список обозначений

а — радиус сердцевины волоконного световода А — радиус внутренней оболочки волоконного световода

— комплексные амплитуды волн основного излучения и второй гармоники соответственно

Аф— эффективная область, легированная активными ионами

Ь — конфокальный параметр

В — параметр двулучепреломлепия

— эффективная квадратичная нелинейность I) — вектор электрической индукции

Е — вектор напряженности электрического поля / — фокусное расстояние линзы Сгтах — максимальный коэффициент усиления к — постоянная Планка

1р,к, 1я,к интенсивность к-х волн накачки р и сигнала з соответственно к — волновой вектор К — волновой вектор второй гармоники

Кр, К8 — количество волн накачки и сигнальных волн соответственно I - длина кристалла

Ь — длина активного волоконного световода п — показатель преломления

пеЛ ~~ эффективный показатель преломления для основной моды, распространяющейся в световоде

Л^ — плотность активных ионов в единице объема сердцевины активного волоконного световода

А^ - плотность активных ионов на г-ом уровне в единице объема

Р — мощность излучения

Р — вектор поляризации, наведенной в среде

Рг,2 ™ мощность излучения на частоте основной и второй гармоник соответственно

Ре — коэффициент фотоупругости

— мощность насыщения поглощения накачки и генерируемого сигнала соответственно

г — радиус кривизны сферического зеркала

.й - коэффициент отражения

Ял — отношение площади внутренней оболочки активного волоконного световода к площади сердцевины

<5 — вектор Пойнтинга

Т — температура

тед — эффективное пропускание

— радиус гауссова пучка в перетяжке

о; — угол между поверхностью нелинейного кристалла и оптической осью Z

— линейная восприимчивость

ар>3 -- коэффициент поглощения слабого сигнала для излучения накачки и сигнала соответственно

¡3 — угол сноса (угол между волновым вектором и вектором Пойнтинга необыкновенной волны в нелинейном кристалле)

ГР]5 - интеграл перекрытия области, легированной активными ионами и направляемой модой на длине волны излучения накачки и лазерной генерации соответственно

5—1) -Р/дУ-Р^, отношение мощностей насыщения волн сигнала и накачки;

2) угол между лучами обыкновенной и необыкновенной волны в нелинейном кристалле

е — 1) диэлектрическая проницаемость;

2) относительное изменение длины волоконного световода

£о ~ диэлектрическая проницаемость вакуума

1 — Ег — потери на сварном шве двух оптических волокон

г] — дифференциальная эффективность преобразования излучения накачки в лазерную генерацию

щ — квантовая эффективность преобразования излучения накачки в лазерную генерацию

в — угол между направлением распространения необыкновенной волны в нелинейном кристалле и оптической осью Z кристалла

Л - длина волны излучения

^Вг ~~ резонансная длина волны волоконной брэгговской решетки

Л — период модуляции показателя преломления волоконной брэгговской решетки

V — частота колебаний волны электромагнитного поля

£ — параметр фокусировки

Ту — время распада с г-го уровня на у-и.

сг2 — коэффициент нелинейной связи при генерации второй гармоники

a<sk-> арк (ask' арк) сечение излучения (поглощения) волн сигнала S и накачки р соответственно

ip — угол падения на поверхность нелинейного кристалла

Ф — сдвиг фазы

Xikj — квадратичная восприимчивость Ф — угол преломления обыкновенной волны ш — циклическая частота

MFD — диаметр поля моды (Mode Field Diameter)

NA — числовая апнертура

ВБР — волоконная брэгговская решетка

ВКР — вынужденное комбинационное рассеяние

ГВГ — генерация второй гармоники

ИВЛ — иттербиевый волоконный лазер

ИК — инфракрасный

РДС-кристалл — кристалл с регулярной доменной структурой РОС-лазер — лазер с распределенной обратной связью

Введение

С изобретения первых лазеров значительно расширился круг исследований во многих областях физики и оптики. В частности, использование излучения лазера как носителя информации не было оставлено без внимания специалистами по коммуникации. Возможности лазерного излучения для передачи информации в 10 ООО раз превышают возможности радиочастотного излучения, несмотря на то, что лазерное излучение не вполне пригодно для передачи сигнала на открытом воздухе. Таким образом, первоначально лазер представлял собой коммуникационный световой источник, не имеющий подходящей среды передачи.

В 1966 году Чарльз Као и Чарльз Хокхэм, работавшие в английской лаборатории телекоммуникационных стандартов, опубликовали статью о том, что волоконные световоды могут использоваться как среда передачи при достижении прозрачности, обеспечивающей затухание менее 20 дБ/км [1]. Они пришли к выводу, что высокий уровень затухания, присущий первым оптическим световодам (около 1000 дБ/км), связан с присутствующими в стекле примесями. Был также указан путь создания пригодных для телекоммуникации световодов, связанный с уменьшением уровня примесей в стекле. В 1970 году Роберт Маурер со своими коллегами из Corning Glass Works получил первый волоконный световод с затуханием менее 20 дБ/км. Не менее крупный успех был достигнут в области полупроводниковых источников и детекторов, соединителей, технологии передач, теории коммуникаций и других связанных с волоконной оптикой областях. Все это вместе с огромным интересом к использованию очевидных преимуществ волоконной оптики обусловило в середине и конце 70-х годов существенные продвижения на пути создания волоконно-оптических лазерных и телекоммуникационных систем.

Наиболее ярким достижением современной волоконной оптики и квантовой электроники являются волоконные лазеры. Обладая рядом преимуществ по сравнению с традиционными лазерными источниками, волоконные лазеры используются наравне с другими типами лазеров, а в некоторых случаях и заменяют их. К преимуществам волоконных лазеров (см., напр., [2]) можно отнести высокую эффективность (до 80%) преобразования оптической накачки в лазерное излучение; высокое качество выходного пучка, определяемое волноводиыми свойствами световода (М2~1.1-1.5); отсутствие водяного охлаждения; простота в эксплуатации и надежность ввиду отсутствия объемной оптики, требующей юстировки. Исследования волоконных лазеров получили бурное развитие в конце восьмидесятых годов прошлого столетия, когда было показано, что волоконный световод, легированный ионами Е13+, может использоваться в волоконных усилителях сигнала в диапазоне длин волн 1.53-1.56 мкм [3]. В 1989 году была предложена методика формирования внутри световода волоконных брэгговских решеток (ВБР) [4|. Всё это привело к разработкам различных лазерных конфигураций в полностью волоконном исполнении в отсутствие объемной оптики.

В качестве активного элемента волоконного лазера обычно используется волоконный световод, легированный ионами редкоземельных металлов (УЬ, Ег, N<1, Тт, Но). Данные элементы получили наибольшее распространение в качестве активных добавок волоконных световодов, поскольку обладают излучательным переходом в ближней ИК области спектра, где кварцевое стекло наиболее прозрачно. К тому же ионы редкоземельных металлов не имеют энергетических уровней с малым энергетическим зазором внутри оптического перехода. Так как энергия фо-нонов в кварцевом стекле составляет 400-1100 см^1, то наличие таких энергетических уровней приводило бы к безызлучательной релаксации, препятствуя появлению люминесценции. Область люминесценции данных элементов лежит в следующих диапазонах: УЬ3+ — 0.98-1.16 мкм; Ег3+ - 1.53-1.6 мкм; - 0.92-0.94 мкм, 1.05-1.1 мкм, 1.34 мкм; Тш3+ - 1.7-1.9 мкм; Но3+ - 1.9-2.1 мкм [5].

Иттербиовые волоконные лазеры (ИВЛ) являются одними из наибо-

лее изучаемых объектов волоконной оптики в последние 10 лет благодаря их высокой эффективности преобразования накачки, достигающей 80% (см., напр., [5]). Привлекательность иттербиевых волоконных лазеров и их потенциал генерировать большую мощность были признаны еще в девяностых годах XX века [6, 7, 8]. Последним достижением является демонстрация 10 кВт выходной мощности непрерывной генерации иттербиевого волоконного лазера в режиме одной поперечной моды [9]. Твердотельные лазеры никогда не показывали таких результатов, а волоконные лазеры на основе активных волоконных световодов, легированных другими элементами, имеют выходную мощность излучения на порядок ниже в одномодовом режиме генерации.

Ионы иттербия в кварцевом стекле имеют предельно простую схему уровней (рис. 1). Помимо основного имеется единственный возбужден-

920 нм 1 1 ~ 976 нм ~ 1060 нм

>

, 7/2

Рис. 1. Схема уровней и переходов между ними для иона УЬ3+ в стекле.

ный уровень. Отсутствие других энергетических уровней означает, что в данной системе должно отсутствовать поглощение из возбужденного состояния. Это позволяет существенно увеличить концентрацию активных ионов, что, в свою очередь, позволяет уменьшить длину активной среды лазера. В данной схеме уровней ионы иттербия в кварцевом стекле имеют полосу поглощения в диапазоне длин волн от 900 до 980 нм, где лазерные диоды накачки к настоящему времени имеют достаточно высокую мощность. При этом генерация возможна в диапазоне от 975 [6, 10, 11, 12, 13] до 1180 им [14, 15]. Весь диапазон генерации иттербиевого волоконного лазера разделяют на три диапазона: коротковолновый (975-980 нм

и 1020-1060 им), стандартный (1060-1130 им) и длинноволновый (более ИЗО им) [16].

Генерация в коротковолновом диапазоне около 975 им очень привлекательна для таких применений как накачка активных световодов с помощью источника с большой яркостью, что гораздо эффективнее, чем использование многомодовых лазерных диодов. Более того, с помощью удвоения частоты такого излучения можно создать компактный источник в синей области спектра, способный заменить громоздкую и неэффективную конструкцию ионного аргонового лазера. Однако генерация в данном специфическом диапазоне длин волн представляет собой гораздо более сложную задачу, чем генерация на длинах волн >1020 нм. Это связано с тем, что сечение поглощения и сечение люминесценции около 975 нм практически совпадают. Поэтому, чтобы предотвратить перепоглощение, более 50% ионов должны находиться в возбужденном состоянии. О методах получения лазерной генерации в области 975 нм можно узнать в работах [10, 11, 13, 17, 18, 19]. В области ~1020 нм гораздо проще иолучить генерацию, чем около 975 нм. Тем не менее, для этого диапазона генерации характерны свои особенности: для смещения центра линии усиления от 1035 им в коротковолновую область в иттербиевый световод добавляют фосфоросодержащие примеси [20].

Отличительной особенностью длинноволнового диапазона генерации в области более 1130 нм является малое сечение люминесценции. Поэтому возникает сильная конкуренция с более короткими длинами волн около 1080 нм, где происходит усиление спонтанного излучения. Одним из решений является использование того факта, что сечение поглощения зависит от температуры: поглощение увеличивается с увеличением температуры [14, 16, 21, 22]. Увеличение поглощения снижает конкуренцию в области 1080 нм, поэтому появляется возможность генерации в длинноволновой области >1130 нм. Стоит также отмстить, что в диапазоне длин волн >1130 нм генерацию возможно получить с помощью ВКР-лазера [23], ВКР-усилителя [24], либо иттербиевого усилителя [25].

Для иттербиевого волоконного лазера наиболее просто получить генерацию в стандартном диапазоне 1060-1130 нм. Благодаря разработке

активных волоконных световодов с двойной оболочкой [26, 27], появилась возможность использовать в качестве накачки мпогомодовые лазерные диоды с волоконным выходом, мощность которых значительно превышает мощность лазерных диодов, излучающих в одной поперечной моде. Тем самым отпала потребность использования объемной оптики для эффективного заведения мпогомодового излучения накачки в активный световод, что значительно повысило надежность волоконных лазеров. Появилась возможность создания лазеров в полностью волоконном исполнении. В схеме волоконного лазера с накачкой в оболочку удалось достичь мощности непрерывной генерации более 1 кВт в одно-модовом режиме [28, 29, 30]. В этом случае основным ограничением для увеличения мощности генерации является квантовый дефект в случае использования традиционных лазерных диодов накачки с длиной волны генерации около 975 нм, который составляет примерно 9%. На высоких мощностях из-за квантового дефекта происходит сильный нагрев усиливающего световода, который может привести к его разрушению.

Другой важной особенностью волокоппоых лазеров является возможность эффективной генерации па любой длине волны внутри диапазона без каких либо значительных изменений самой схемы волоконного лазера. Другими словами, благодаря широкой линии усиления можно создать эффективный источник лазерного излучения, длину волны которого можно перестраивать в широком диапазоне, что несомненно расширяет возможности волоконных лазеров.

Существуют различные схемы перестройки длины волны генерации волоконного лазера. В работе [6] предложен метод перестройки длины волны с помощью призмы с высокой дисперсией. Принцип заключается в следующем: резонатор образуют два высокоотражающих зеркала, между которыми находится отрезок активного волоконного световода. Между одним из зеркал и световодом находится призма, часть излучения через которую проходит, а часть отражается, осуществляя вывод излучения. Выходящее из световода спонтанное излучение, пройдя через призму, после преломления разлагается па различные спектральные компоненты, распространяющиеся под разными углами. Из-за различ-

ного направления распространения отдельных спектральных компонент обратно в волоконный резонатор попадает только та спектральная компонента, которая распространяется под необходимым углом, создавая тем самым обратную связь. Поворачивая призму, изменяется направление распространения спектральных компонент, таким образом изменяется и длина волны генерации самого лазера. В такой схеме получен диапазон перестройки 1010-1162 нм.

Другой метод перестройки длины волны — использование дифракционной решетки. В этом случае селектирующим элементом волоконного лазера является объемная дифракционная решетка, с помощью которой задается длина волны генерации волоконного лазера (см., например [31, 32, 33, 34, 35]). Перестройка длины волны генерации осуществляется поворотом дифракционной решетки. Такой метод позволяет достичь диапазона перестройки в десятки нм. У данных двух методов есть недостаток, который заключается в использовании элементов объемной оптики, требующих точной настройки.

Существует ещё один метод перестройки длины волны генерации волоконного лазера. Поскольку ВБР позволяют создавать волоконные лазеры без использования объемной оптики, что значительно упрощает схему и повышает надежность лазера, то создание перестраиваемых волоконных лазеров па основе ВБР является наиболее привлекательным. Метод заключается в использовании свойств чувствительности длины волны отражения волоконной брэгговской решетки к температуре и деформациям [36, 37, 38]. Типичная зависимость сдвига резонансной длины волны ВБР от температуры носит линейный характер [39], что позволяет получить калибровку с хорошей точностью, по метод температурной перестройки длины волны является медленным. К тому же использов