СИСТЕМА ДЛЯ ГЕНЕРАЦИИ МОЩНЫХ СУБПИКОСЕКУНДНЫХ ЛАЗЕРНЫХ ИМПУЛЬСОВ

Полезная модель относится к области оптики, в частности к технике оптических волоконных усилителей.
Известно, что распространение ультракоротких импульсов в активном нелинейном оптическом волокне, описывается нелинейным уравнением Шредингера (НУШ) с усилением:
Здесь А (z,τ) - медленно-меняющаяся амплитуда импульса, D(z) - дисперсия групповых скоростей (ДГС0 волокна, R(z) - коэффициент керровской (кубической) нелинейности и g(z) коэффициент усиления (потерь) в волокне, z - координата импульса, τ - время в сопутствующей импульсу системе координат.
Известно, что форма частотно-модулированного (ЧМ) ультракороткого лазерного импульса, распространяющегося в усиливающем оптическом волокне с постоянной нормальной ДГС, асимптотически стремится к параболическому виду, масштабирующемуся с ростом координаты импульса (Patent US 2004/0028326 A1, Fermann et al). В этом случае принято говорить о самоподобном (симиляритонном) усилении импульса. Характерной чертой этого процесса является сохранение параболическим импульсом постоянной скорости частотной модуляции α. Условием существования и устойчивости усиливаемого самоподобного ЧМ оптического импульса (симиляритона) в оптических волокнах с постоянной нормальной ДГС является соотношение между скоростью частотной модуляции импульса α, коэффициентом усиления g и значением ДГС волокна D:
g=3α D.
23
24
-2
-26
2
-1
Известно, что доступные источники субпикосекундных импульсов, которые могут быть использованы для получения симиляритонных ЧМ импульсов, как правило, обеспечивают (после прохождения дополнительных диспергирующих элементов) скорость частотной модуляции α не больше 10-10 с. Значения ДГС в используемых усиливающих оптических волокнах не превышают 3·10 с/м (У.Г.Ахметшин, В.А.Богатырев, А.К.Сенаторов, А.А.Сысолятин, М.Г.Шалыгин, Квант. электроника, 33, (3) 265-267 (2003), A.Latkin, S.K.Turitsyn and A.Sysoliatin, Optics Letters, 32, (6) 331-333 (2007)). Как следствие, коэффициент усиления активного однородного оптического волокна, должен быть существенно меньше 0,1 м, и для увеличения энергии импульса более чем на порядок длина волокна должна составлять десятки и сотни метров.
Из экспериментальных работ (А.Ю.Плоцкий, А.А.Сысолятин, А.И.Латкин, В.Ф.Хопин, П.Харпер, Дж.Харрисон, С.К.Турицын. Письма в ЖЭТФ, 85, (7) 397-401 (2007)), а также из результатов численного моделирования (Абдуллаев Ф.Х., Навотный Д.В. Письма в ЖТФ. 28, (22) 39-44 (2002)) известно, что самоподобные ЧМ импульсы весьма чувствительны к флуктуациям инкремента усиления и вариациям диаметра активного оптического волокна. В силу этого обстоятельства использование длинного (более 100 метров) оптического волокна для значительного (более чем на порядок) увеличения энергии импульса представляется затруднительным. Последнее является существенным недостатком схем усиления, построенных на базе таких оптических волокон.
Для устранения указанного недостатка предлагается данная полезная модель.
Цель: разработать оптическую волоконную систему с длиной активного волокна-усилителя не более 10 м для усиления энергии ультракоротких ЧМ импульсов более чем в 100 раз и получения импульсов с энергиями более 1 нДж.
Технический результат: повышение энергии ультракороткого ЧМ оптического импульса на выходе оптоволоконной системы более чем в 100 раз с использованием активного волокна с нормальной ДГС длиной менее 10 м, упрощение выполнения требований на вариацию диаметра волокна и флуктуации коэффициента усиления.
Технический результат достигается:
-1
1) за счет высокого значения коэффициента усиления (g>0,1 м) при использовании волокна с заданным профилем дисперсии групповых скоростей, обеспечивающем существование и устойчивость усиливаемого импульса параболической формы, при этом повышение энергии ЧМ импульса более чем на порядок происходит в укороченном, по сравнению с известными оптоволоконными системами активном оптическом волокне с нормальной ДГС,
2) за счет применения пассивного волокна-компенсатора с нормальной ДГС, в котором величина ДГС спадает до начального значения на входе в волокно-усилитель, что дает возможность соединить последовательно несколько каскадов из усилителя и компенсатора, при этом задается гиперболическая зависимость ДГС от длины волокна, обеспечивающая распространение ЧМ импульса в волокне-компенсаторе с постоянной скоростью частотной модуляции.
Авторами был проанализирован процесс распространения ультракоротких импульсов в активном нелинейном волокне с нормальной дисперсией, с изменяющимися по длине волокна показателями ДГС и нелинейности (I.О.Zolotovskii et al., International Journal of Optics, Vol 2012, ID 979632). Этот процесс описывается нелинейным уравнением Шредингера с усилением с переменными коэффициентами D(z), R(z), g{z). Анализ показал, что условие существования самоподобных ЧМ импульсов параболического типа в активном волокне с постоянной нормальной ДГС переходит в этом случае в обыкновенное дифференциальное уравнение первой степени с переменными коэффициентами (типа Бернулли) для функции D(z).
В случае оптических волокон с радиальным «W-профилем» показателя преломления (У.Г.Ахметшин, В.А.Богатырев, А.К.Сенаторов, А.А.Сысолятин, М.Г.Шалыгин, Квант. электроника, 33, (3) 265-267 (2003)) и постоянного по длине волокна коэффициента усиления g, получено решение данного уравнения
0
0
которое является условием существования самоподобных параболических импульсов в активных оптических волокнах данного типа. Здесь D - значение ДГС на входе в волокно (при z=0). Можно сделать вывод, что эффективное быстрое усиление ЧМ импульса возможно в случае g>3αD, при этом нормальная ДГС растет с длиной волокна.
s
0
0
Энергия самоподобного импульса при прохождении активного волокна с постоянным коэффициентом усиления растет экспоненциально: W=Wexp(2gz), что в данном случае (для малых z) близко к задаваемому для волокна профилю роста ДГС D(z)/D.
Способы производства волокон с заданным по длине профилем ДГС в настоящее время известны (У.Г.Ахметшин, В.А.Богатырев, А.К.Сенаторов, А.А.Сысолятин, М.Г.Шалыгин, Квант. электроника, 33, (3) 265-267 (2003)), они позволяют изготовлять оптические волокна с изменением ДГС по длине более чем на порядок, что в результате (при необходимом коэффициенте усиления) приводит к соответствующему росту энергии усиливаемого ЧМ импульса.
Вместе с тем ограничение на увеличение ДГС по длине волокна (при сохранении одномодового режима распространения) приводит к тому, что для достижения больших коэффициентов усиления необходимо применить процесс усиления неоднократно. При этом, чтобы «сшить» между собой волокна-усилители, необходимо соединить их пассивным волокном-компенсатором, в котором ДГС уменьшается (а диаметр волокна увеличивается) до значений близких к начальным.
Для пассивных оптических волокон с пренебрежимо малыми потерями профиль ДГС, обеспечивающий существование ЧМ импульса со скоростью частотной модуляции α, должен иметь гиперболический вид (Hirooka Т., Nakazava М. Optics Letters. 29, (5) 498-500 (2004)):
0
где D - значение ДГС на входе в волокно-компенсатор, равное значению ДГС на выходе волокна-усилителя.
24
-2
-1
-27
2
0
На фиг.1 представлен профиль ДГС, обеспечивающий распространение ЧМ импульса параболического типа с чирпом α=10с. В первом сегменте длиной 10 м поддерживается постоянный инкремент усиления g=0,15 м, при этом ДГС практически экспоненциально возрастает с начального значения D=10 с/м более чем в 15 раз. Во втором сегменте длиной около 155 м величина ДГС гиперболически спадает до начального значения.
На фиг.2 показано изменение энергии импульса при прохождении усилительного каскада. В первом сегменте энергия экспоненциально возрастает более чем в 15 раз. Во втором сегменте энергия импульса практически постоянна (коэффициент потерь в волокне <0,5 dB/км). На фиг.3 представлена схема оптической системы для генерации мощных субпикосекундных лазерных импульсов, включающая источник пикосекундных импульсов, связанный с источником модулятор для сообщения импульсу частотной модуляции (чирпа), оптического волокна-усилителя с нормальной дисперсией групповых скоростей, источника накачки, мультиплексора, через который к оптическому волокну-усилителю подключаются выход модулятора и источник накачки, оптического волокна-компенсатора с нормальной дисперсией групповых скоростей, вход которого связан с выходом волокна-усилителя, компрессора для погашения частотной модуляции, сжатия длительности импульса и увеличения его пиковой мощности, подключаемого к выходу волокна-компенсатора и состоящего из пары дифракционных решеток.
Соединив последовательно два подобных каскада, можно получить усиление энергии импульса более чем в 225 раз, а в случае трехкаскадной системы усиление более чем в 3375 раз. Схема трехкаскадной оптической системы для генерации мощных субпикосекундных лазерных импульсов представлена на фиг.4, каждый из каскадов состоит из оптического волокна-усилителя с нормальной дисперсией групповых скоростей, источника накачки, мультиплексора, через который к оптическому волокну-усилителю подключаются выход модулятора и источник накачки и оптического волокна-компенсатора с нормальной дисперсией групповых скоростей, вход которого связан с выходом волокна-усилителя. Таким образом, в трехкаскадном режиме входной импульс с энергией 1 пДж, может быть усилен до энергии более 3 нДж. Ограничением этой схемы является конечный спектр усиления в активном волокне, поэтому более перспективным представляется использование рамановского волоконного усилителя с многоволновой накачкой, обладающей широким «плоским» (flat) спектром.
Следует также отметить, что скорость ЧМ импульса в процессе усиления остается постоянной, что вместе с увеличением длительности импульса приводит к уширению его спектра. Таким образом, на выходном элементе-компрессоре, в качестве которого возможно использовать пару дифракционных решеток, длительность импульса может быть сжата до нескольких фемтосекунд, что позволит достичь пиковых мощностей до 1 МВт.