Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Обзор развития непрерывных одномодовых лазеров на световодах с двойной оболочкой 9
1.1. Введение 9
1.2. Сравнение волоконных лазеров с другими типами мощных непрерывных лазеров (СОг и NdtYAG). Применение мощных непрерывных волоконных лазеров 11
1.3. Основные элементы конструкции волоконных лазеров 12
1.4. Световоды с двойной оболочкой 15
1.5. Обзор способов ввода излучения накачки в первую оболочку лазерного световода 19
ГЛАВА 2. Моделирование непрерывных одномодовых иттербиевых волоконных лазеров с двойной оболочкой 22
2.1. Расчет выходной мощности и эффективности иттербиевых волоконных лазеров с двойной оболочкой 22
2.2. Температура активного световода в мощных волоконных лазерах 27
2.3. Нелинейные эффекты в мощных непрерывных одномодовых волоконных лазерах 32
2.3.1. Порог ВКР в иттербиевом волоконном лазере 32
2.3.2. Порог ВРМБ в иттербиевом волоконном лазере 34
2.3.3. Влияние четырехволнового смешения на излучение мощного иттербиевого волоконного лазера 37
ГЛАВА 3. Исследование генерационных параметров иттербиевых волоконных световодов, легированных Р205 и А1 203 39
3.1. Сечения вынужденных переходов ионов иттербия в световодах на основе Р2О5
и А1203 40
3.1.1. Введение 40
3.1.2. Схема уровней иона Yb3+ 41
3.1.3. Методы измерений 42
3.1.4. Экспериментальные результаты 57
3.1.5. Анализ и обсуждение результатов 73
3.1.6. Заключение 77
3.2. Диапазоны длин волн генерации иттербиевых лазеров на световодах с двойной оболочкой на основе Р2О5 и АЬОз 79
3.3. Сравнительный анализ AI-Yb-Ge и P-Yb световодов с точки зрения достижения максимального поглощения накачки из первой оболочки 87
3.4. Влияние температуры сердцевины на поглощение накачки в Al-Yb-Ge и P-Yb световодах 91
ГЛАВА 4. Световоды с многоэлементной первой оболочкой 95
4.1. Структура МПО-световода 95
4.2. Расчет длины связи в МПО-световодах 97
4.3. Измерение длины связи в двухэлементных МПО световодах 103
4.4. Заключение 106
ГЛАВА 5. Непрерывные одномодовые иттербиевые волоконные лазеры на световодах с многоэлементной первой оболочкой .108
5.1. Источники излучения накачки для мощных волоконных лазеров 108
5.2. Лазер на двухэлементном МПО-световоде с многоэлементиой первой оболочкой 113
5.3. Лазер на трехэлементном МПО световоде с четырехточечной накачкой 117
5.3.1. Ввод накачки 118
5.3.2. Резонатор лазера 120
5.3.3. Схема измерений 120
5.3.4. Экспериментальные результаты ... 121
5.3.5. Уширение спектра в зависимости от диаметра поля моды активного световода и конфигурации резонатора :. 124
5.4. Масштабирование выходной мощности лазеров на МПО-световодах 126
Заключение 130
Защищаемые положения .'.' 132
Приложение 133
Литература
- Основные элементы конструкции волоконных лазеров
- Температура активного световода в мощных волоконных лазерах
- Диапазоны длин волн генерации иттербиевых лазеров на световодах с двойной оболочкой на основе Р2О5 и АЬОз
- Лазер на двухэлементном МПО-световоде с многоэлементиой первой оболочкой
Введение к работе
Настоящая работа посвящена созданию и экспериментальному исследованию мощных (100 Вт) непрерывных одномодовых полностью волоконных иттербиевых лазеров на фосфоросиликатных и алюмосиликатных световодах с многоэлементной первой оболочкой, исследованию генерационных параметров световодов для таких лазеров, и исследованию эффективности передачи излучения между элементами в структуре световодов с многоэлементной первой оболочкой.
Актуальность темы
Развитие мощных непрерывных волоконных лазеров за последние несколько лет приблизило мощности таких лазеров к мощности СОг-лазеров и Nd:YAG лазеров. При этом, как правило, волоконные лазеры существенно превосходят газовые и твердотельные лазеры по таким характеристикам, как качество и стабильность излучения, долговечность, мобильность, эффективность и по некоторым другим параметрам.
Наиболее интересными при создании мощных волоконных лазеров являются волоконные световоды на основе плавленого кварца, легированные ионами Yb3+. Это обусловлено, в первую очередь, высокими лазерными характеристиками таких световодов, их высокой эффективностью и относительной простотой создания мощных лазеров на их основе.
Работы, опубликованные за последнее время, в данном направлении, в большей степени посвящены повышению выходной мощности одномодовых и маломодовых лазеров на световодах с двойной оболочкой. При этом анализутенерационных параметров различных типов волоконных световодов практически не уделяется внимания. Кроме того, до настоящей работы, в литературе отсутствовал анализ эффективности световодов с многоэлементной первой оболочкой (МПО-световоды), которые являются перспективными для создания мощных полностью волоконных одномодовых лазеров.
Таким образом, актуальность настоящей работы определяется необходимостью, дальнейшего повышения мощности иттербиевых волоконных лазеров, детального исследования генерационных параметров наиболее востребованных в мощных волоконных лазерах типов световодов, а именно фосфоросиликатных и алюмосиликатных световодов, легированных ионами Yb3+. Кроме того, в работе проводится экспериментальное исследование свойств нового типа световодов - световодов с многоэлементной первой оболочкой, которые являются перспективными для создания мощных полностью волоконных лазеров и усилителей.
Основные цели диссертационной работы
Исследование и сравнительный анализ генерационных параметров ФС и АС волоконных световодов, легированных ионами Yb3+, пригодных для создания мощных волоконных лазеров и усилителей;
исследование и анализ эффективности передачи излучения между пассивным и активным элементами в МПО-световодах;
создание и исследование свойств мощных непрерывных одномодовых иттербиеиых лазеров на основе МПО-световодов.
Научная новизна диссертационной работы
Измерены сечения вынужденных переходов ионов Yb + в алюмосиликатных и фосфоросиликатных световодах, по этим данным рассчитаны возможные диапазоны . длины волн генерации лазеров на таких световодах с двойной оболочкой;
Экспериментально исследована эффективность передачи мощности между пассивным и активным элементами в МПО-световодах и предложена приближенная модель для расчета эффективности такой передачи в зависимости от параметров МПО-световода, качественно согласующаяся с экспериментальными данными;
Создан ряд полностью волоконных непрерывных одномодовых иттербиевых лазеров на фосфоросиликатных световодах с многоэлементной первой оболочкой с выходной мощностью до 100 Вт.
Практическая значимость диссертационной работы
Полученные спектральные зависимости сечений лазерных переходов Yb3+ в фосфоросиликатном и алюмосиликатном световодах имеют большое значение при проектировании лазеров, усилителей и люминесцентных источников излучений на данных типах световодов. Рассчитанные диапазоны длин волн генерации позволяют подбирать более удобный тип световода в каждом конкретном случае в зависимости от требуемой длины волны генерации или полосы усиления.
Измеренные и полученные аналитически характеристики световодов с многоэлементной первой оболочкой позволяют эффективно проектировать более мощные полностью волоконные лазеры и усилители на таких типах световодов.
Созданные полностью волоконные непрерывные одномодовые иттербиевые лазеры мощностью до 100 Вт на МПО-световодах могут найти большое число применений в обработке материалов, медицине, метрологии, научных приложениях. Кроме того, реализованные на световодах такого типа схемы лазеров демонстрируют потенциальные возможности по масштабированию уровня выходной мощности.
Результаты работы, выносимые на защиту:
Экспериментально полученные спектральные зависимости сечений вынужденных переходов ионов Yb3+ в АС и ФС световодах. Рассчитанные диапазоны длин волн генерации лазеров на таких световодах с двойной оболочкой;
Экспериментально измеренные угловые и интегральные (по углу) зависимости скорости перераспределения мощности излучения накачки между пассивным и активным элементами в МПО-световодах от длины исследуемого образца. Приближенная модель для расчета эффективности такой передачи в зависимости от параметров МПО-световода и параметров излучения;
Создан ряд одномодовых непрерывных иттербиевых лазеров на ФС световодах с двухэлементной и трехэлементной первой оболочкой с выходной мощностью до 100 Вт.
Апробация работы
Результаты исследований, изложенные в диссертационной работе, опубликованы в трех статьях, препринте, и доложены на двух международных конференциях: 13th International Laser Physics Workshop LPHYS 2004 (г. Триест, Италия, 2004 г.), European Conference on Optical Communication ECOC-2004 (г. Стокгольм, Швеция, 2004 г.), а так же на семинарах НЦВО. Работа "Генерационные параметры иттербиевых волоконных световодов, легированных Р2О5 и АЬОз", являющаяся частью настоящей диссертации, получила первое место на конкурсе научных работ молодых ученых НЦВО.
Структура диссертационной работы
Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения, приложения и списка цитируемой литературы. Работа изложена на 125 страницах машинописного текста, содержит 70 рисунков и 10 таблиц. Список литературы содержит 77 наименований.
Основные элементы конструкции волоконных лазеров
Конструкция любого лазера включает в себя три основных элемента: активную среду, в которой происходит усиление проходящего света, резонатор, обеспечивающий устойчивую обратную связь для генерируемого излучения, и накачку, с помощью которой в среде создается инверсная населенность. Активная среда и накачка
Принцип усиления света основан на явлении вынужденного излучения впервые описанного Эйнштейном. Если фотон с определенной энергией падает на возбужденный атом, энергия возбуждения которого относительно какого-либо нижнего уровня равна энергии падающего фотона, то с некоторой вероятностью возбужденный атом испустит квант света и перейдет на этот более низкий уровень. При этом испущенный фотон будет идентичен падающему по всем параметрам - энергии, поляризации, направлению распространения. Используя этот принцип можно добиться таких условий в среде, при которых мощность проходящего через нее излучения, будет усиливаться. Что бы добиться усиления в среде необходимо создать инверсную населенность на рабочих уровнях, то есть ситуацию, когда на верхнем лазерном уровне (в возбужденном состоянии) находится большее число атомов, чем на нижнем лазерном уровне. Именно в этом случае количество актов вынужденного излучения будет превышать количество актов поглощения, так как вероятности этих процессов одинаковы. В обычных условиях (без внешнего воздействия) в среде распределение атомов по энергиям подчиняется статистике Больцмана, что исключает инверсную населенность, а значит и усиление.
Обычно среда, в которой создана инверсная населенность, называется активной, а атомы и ионы, которые непосредственно участвуют в усилении, называются активными.
Что бы достичь инверсной населенности в среде необходимо внешнее воздействие, направленное на перевод активных атомов в возбужденное состояние. Таким воздействием может быть оптическое, электрическое, химическое и любое другое воздействие позволяющее перевести атомы в нужное возбужденное состояние. Внешнее воздействие называется накачкой. В волоконных лазерах используется оптическая накачка, то есть возбуждение активных атомов осуществляется посредством внешнего оптического излучения.
Инверсная населенность в среде может быть достигнута только при определенной конфигурации энергетических уровней. Например, в чисто двухуровневой среде нельзя создать стационарную инверсию с помощью оптической накачки. Существуют две основных схемы уровней атома, позволяющих получить инверсию при помощи оптической накачки - трехуровневая схема (Рис. 2а) и четырехуровневая схема (Рис. 26). В первом случае кванты накачки переводят активные атомы из состояния 1 в состояние 3, затем за счет безызлучательной релаксации атом переходит в состояние 2, откуда он под действием внешнего поля переходит обратно в состояние 1. Чтобы достичь инверсии в такой схеме необходимо мощное излучение накачки, которое было бы в состоянии перевести более половины атомов в возбужденное состояние. Если же использовать четырехуровневую схему требования к мощности накачке существенно ослабляются за счет того, что в данном случае для достижения инверсии между уровнями 1 и 2 достаточно накачки небольшой мощности, так как уровень 1 практически не заселен. Как правило, достичь генерации по четырехуровневой схеме значительно проще, чем по трехуровневой.
В волоконных лазерах в качестве активной среды используется сердцевина световода, легированная ионами Yb3+ или других активных ионов (Er +, Tm +, Nd3+, Рг+, Но3+ и др.) в зависимости от требуемой длины волны генерации. Резонатор
Для того чтобы из усилителя излучения сделать генератор - лазер требуется положительная обратная связь, возвращающая часть усиленного изучения обратно в активную среду. В отсутствии обратной связи или если она недостаточна для возникновения генерации система будет работать как усилитель проходящих сигналов, а так же собственного спонтанного и теплового излучения. Достаточной для возникновения генерации является такая обратная связь, потери на которой компенсируются усилением в активной среде при данном уровне накачки. При этом минимальная мощность накачки, позволяющая компенсировать потери, называется пороговой мощностью возникновения лазерной генерации. Величина пороговой мощности зависит от величины обратной связи - чем сильнее обратная связь, тем меньше пороговая мощность.
Элементы резонатора лазера могут служить для амплитудной, пространственной, частотной, фазовой и поляризационной фильтрации генерируемого излучения.
В конструкции резонатора лазера могут быть использованы такие элементы, как зеркала (металлические или диэлектрические, плоские или вогнутые и прочее), дифракционные решетки, волоконные брэгговские решетки показателя преломления, мультиплексоры и другие специальные элементы. Кроме того, в качестве элементов резонатора могут использоваться грани и сколы активной среды или каких либо других элементов лазера, например сколотый под прямым углом торец волоконного световода. Все указанные элементы могут использоваться в резонаторах как объемных, так и волоконных лазеров.
Температура активного световода в мощных волоконных лазерах
Мощные волоконные лазеры могут выделять много тепла в процессе своей работы. Это будет негативно сказываться на эффективности генерации по нескольким причинам. Во-первых, повышенная температура сердцевины световода увеличивает заселенность верхних подуровней нижнего лазерного уровня, что приводить к увеличению перепоглощения, а это, в свою очередь, увеличивает наиболее-эффективную с точки зрения КПД длину волны генерации, и снижает сам КПД генерации. Так же существуют другие эффекты, которые могут негативно влиять на характеристики лазера: термические напряжения в волокне, наведение дополнительного показателя преломления в световоде за счет изменения температуры, химические нестабильности в полимерном покрытии и др.. Однако, как показано в некоторых работах [34,35], на начальном этапе нагрева данные эффекты играют меньшую роль, нежели эффект, упомянутый в начале.
Источниками тепла в волоконных лазерах могут служить несколько механизмов. Во-первых, в виде тепла выделяется разница в энергиях возбуждающего и излученного фотонов (т.н. квантовый дефект). Мощность, выделяемая в лазере на единицу длины при dP dP таком механизме, может быть записана в виде —- (Л -Л )/Л , где —- - изменение dz dz мощности накачки на единицу длины за счет поглощения в сердцевине. В случае невысокой инверсной населенности, что практически всегда справедливо для квазичетырехуровневой схемы генерации, можно считать, что — - = «f/(„/( +(z) + p(z)) где oiciad - коэффициент поглощения накачки из первой оболочки. Здесь мы пренебрегаем серыми потерями излучения накачки по оболочке, так как они, как правило, более чем на порядок меньше поглощения. Другим механизмом тепловыделения могут быть безрадиационные переходы атомов с верхнего лазерного уровня в основное состояние вследствие многофононных процессов. При таких процессах вся энергия так же переходит в тепло. Возможны и другие причины выделения тепла не связанные с поглощением ионов Yb3+.
Попробуем оценить верхний предел температуры в активном световоде для мощного непрерывного иттербиевого лазера. Для определенности, положим, что отсутствуют такие эффекты как многофононная релаксация, поглощение из возбужденного состояния и кросс-релаксация, а основное энерговыделение в световоде складывается из двух составляющих: тепловыделение за счет квантового дефекта и за счет серых потерь излучения генерации по сердцевине (будем считать, что вся энергия, уносимая за счет серых потерь, идет в тепло). Таким образом, все тепловыделение будет сосредоточено в сердцевине волоконного световода, а выражение для тепловыделения на единицу длины примет вид:
Очевидно, что максимальное значение Q будет принимать на выходном конце лазера, где мощности накачки и генерации максимальны, поэтому наибольший интерес с точки зрения расчета температуры представляет именно точка z=L.
Предположим, что волоконные лазер работает в стационарном режиме, а между окружающим воздухом и световодом установилось тепловое равновесие. Пренебрежем теплопередачей на торцах световода, и примем, что поверхность световода охлаждается только окружающим воздухом без принудительного обдува. Будем считать, что коэффициент температуропроводности - к постоянен по радиусу для каждой области световода и не зависит от температуры. Радиус сердцевины обозначим - Re, радиус первой оболочки - Ri, радиус второй (полимерной) оболочки - R2, соответствующие каждой из указанных областей коэффициенты теплопроводности - kc, ki, кг- Коэффициент теплопередачи на поверхности световода - h. Используя закон Фурье для распространения тепла, записанный в цилиндрических координатах и закон Ньютона для теплопередачи на границе световода, можно получить выражения, описывающие радиальное распределение температуры в световоде [34]: где То - это температура окружающего воздуха. Коэффициент теплопередачи h вообще говоря зависит от радиуса световода и от разницы температур между охлаждающим воздухом и поверхностью световода. Для световода радиусом 125 мкм и разницы температур поверхности световода и воздуха порядка нескольких Кельвинов величина h лежит в диапазоне 50-100 Вт/(м К). Чтобы оценить верхний предел изменения температуры возьмем минимальное значение коэффициента h=50 Вт/(м2 К).
Распределение температуры по радиусу световода для различных значений выходной мощности: 1 - РоШ-70 Вт, 2 - Рои(=210 Вт.
На Рис. 15 представлено радиальное распределение температуры на выходе активного световода (z=L) при различных мощностях лазерной генерации, рассчитанное на основе уравнений (2.4) и (2.5). Были использованы следующие параметры световода: Rc=7 мкм, Rj=62.5 мкм, R2=125 мкм. Коэффициенты теплопроводности для сердцевины и первой оболочки - kc=ki=1.38 Вт/(м К), для полимерной оболочки - кг=0.26 Вт/(м К). Температура окружающего воздуха взята То=25 С. Длины волн излучения накачки и генерации Хр=974 нм, Xs=1070 нм, серые потери на длине волны генерации ces=0,02 дБ/м, поглощение излучения накачки из первой оболочки as=l дБ/м.
На Рис. 15 видно, что для световода, охлаждаемого только окружающим воздухом без принудительного обдува, наибольший перепад температур достигается на границе световод - воздух. При выходной мощности около 210 Вт, температура в световоде достигнет величины около 140 С, что будет существенно сказываться на поглощении накачки в волоконном световоде.
Диапазоны длин волн генерации иттербиевых лазеров на световодах с двойной оболочкой на основе Р2О5 и АЬОз
Сравнение формы спектров поглощения полученных экспериментально методом "облома" (кривая 1) и из спектра излучения при помощи ТМК (кривая 2-спектр излучения, нормированный в максимуме на пик поглощения, 3- спектр поглощения, полученный при помощи ТМК из кривой 2) На Рис. 34 представлены спектр поглощения АС световодов, полученный в результате прямых измерений (методом "облома"), и спектр поглощения, полученный с помощью ТМК из спектра излучения. Видно хорошее совпадение формы спектра, полученного с помощью ТМК с формой спектра, полученного экспериментально, в диапазоне 950-1100 нм. В диапазоне длин волн более 1100 нм наблюдается существенное различие в форме спектров (см. указатель на Рис. 34). Данное отличие объясняется наличием так называемых "серых" потерь в световоде, не связанных с поглощением иттербия. Так, в данном световоде величина серых потерь составляет около 10"4 (дБ/см). При учете серых потерь в диапазоне длин волн более 1100 нм разница между расчетным и экспериментальным спектрами существенно уменьшается. В целом, можно утверждать, что спектр поглощения, полученный из спектра излучения при помощи ТМК, совпадает со спектром поглощения, полученным в результате прямых измерений. Разница в величинах полученных сечений не превышает 10% в диапазоне 950-1030 нм. И составляет не более 25% вплоть до ПООнм. (с учетом серых потерь). При рассмотрении применимости ТМК было отмечено, что как однородное, так и неоднородное уширение может приводить к существенным искажениям формы спектра при его преобразовании. В данном случае, несмотря на различия полученных спектров, можно утверждать, что ТМК может быть использована для преобразования сечения вынужденного излучения в сечение поглощения.
Полученные значения сечений поглощения лежат в довольно широком диапазоне. Однако, как легко заметить, результаты, полученные методом насыщения люминесценции, по спектру люминесценции при помощи ТМК и методом поглощения слабого сигнала с определением концентрации иттербия по линии La - отличаются не более чем на 10%, что укладывается в погрешность эксперимента. Как уже отмечалось выше, метод поглощения большого сигнала обладает принципиальным недостатком, а именно - невозможно корректно измерить потери на сварке тестируемого образца с мультиплексором. Наличие же таких потерь будет приводить к занижению величины сечения поглощения, что, по-видимому, и объясняет результаты, полученные с использованием данного метода. Что касается сечений поглощения, полученных методом поглощения слабого сигнала с использованием рентгеноспектрального анализа по линий Ма, то результаты в этом случае имеют, по-видимому, значительную систематическую ошибку.
Данные рассуждения приводят к выводу, что наиболее достоверными являются результаты, полученные при помощи ТМК по спектрам люминесценции и времени жизни, методом насыщения люминесценции и методом поглощения слабого сигнала с определением концентрации по линии La иттербия. Окончательное значение сечения поглощения было выбрано как среднее арифметическое по этим методам: аа(реак)=1.4 пм2 (Еа=3.1 104, пм3) - для ФС световодов, и аа(реак)=2.7 пм2 (Еа=7.1 104, пм3) -для АС световодов. Длины волн максимумов сечений вынужденного излучения и поглощения практически (с точностью 0.5 нм) совпадают для каждого из типов стекол и составляют 974.5 нм для фосфоросиликатного световода и 976 нм для алюмосиликатного световода при комнатной температуре. Соответствующие спектральные зависимости сечений поглощения и вынужденного излучения приведены в Приложении
Значения сечения поглощения в ФС световодах согласуются с данными, по фосфатным стеклам представленными в литературе (см. Таб. 9).
Что касается алюминатных стекол, то опубликованных данных по ним меньше. В работе [59] приводится величина сечения поглощения в максимуме аа(реак)=2.3 пм2 для стекла с составом 31.17AI2O3-47.01CaO-10.41MgO-10.41BaO-lYb2O3. В работе [52] получены значения сечения поглощения в максимуме и интегральное сечение поглощения для состава ХУЬ20з 65Са035АІ20з - ста(реак)=1.4 пм2, Еэ=4 104пм3. Как видно, наши результаты отличаются от опубликованных данных довольно существенно. По-видимому, такое различие вызвано неодинаковостью состава стекол. С другой стороны, измерения сечений в германосиликатных световодах, легированных алюминием и бором, выполненные в работах [45] и [46], дают значения сечений в пределах 2.5-2.7 пм , что весьма близко к полученным в настоящей работе значениям сечений в АС световодах с небольшой добавкой двуокиси германия.
Сечения переходов Yb в АС волоконных световодах: 1-сечение вынужденного излучения, 2-сечение поглощения. Как видно из представленных графиков, сечения вынужденных переходов в фосфоросиликатном и алюмосиликатном стеклах отличаются не только по абсолютному значению сечения в максимуме (почти в два раза), но и качественно - по форме спектров. Причем, очень важным с точки зрения применения в волоконных лазерах является полная ширина по половине высоты (FWHM) основного максимума, которая в АС световодах составляет AXFWHM=7.7 НМ, что на 60% больше, нежели в ФС световодах AA.FWHM=4.8 НМ. Такая разница приводит к гораздо большей толерантности лазера на основе АС световодов по отношению к длине волны излучения накачки, а значит к существенному снижению требований ее термостабилизации. Т.е. АС световоды с этой точки зрения выглядят более перспективными. С другой стороны, в АС световодах наблюдается провал в спектре поглощения в области 930-970 нм, что делает ФС световоды более удобными для накачки в этой области, так как у них в этой области наблюдается плато в спектре поглощения.
На Рис. 37 представлены нормированные в максимуме на единицу спектры сечений поглощения и вынужденного излучения в рассматриваемых стеклах в длинноволновой области. Подобная информация может быть весьма полезной при моделировании лазеров и усилителей. Спектры сечения поглощения получены из спектров люминесценции при помощи ТМК. На врезке представлены нормированные на единицу в максимуме сечения поглощения вблизи главного пика.
Для сравнения на Рис. 37 так же представлены сечения поглощения и люминесценции Yb3+ в германосиликатном стекле, легированном алюминием и бором [46]. Абсолютное значение сечения поглощения и люминесценции в указанной работе составило 2,7 пм2.
Лазер на двухэлементном МПО-световоде с многоэлементиой первой оболочкой
Экспериментальное исследование концепции иттербиевого волоконного лазера на световодах с многоэлементной первой оболочкой было начато с исследования характеристик схемы, представленной на Рис. 56. Данная схема реализована на двухэлементном МПО-световоде и обладает двумя свободными входами для излучения накачки. В качестве активной среды использовались световоды с фосфоросиликатной и алюмосиликатной сердцевиной, легированной ионами иттербия. Внешний диаметр обоих световодов из кварцевого стекла, входящих в МПО структуру составлял djnn=125 jam. Активный световод имел сердцевину круглого сечения, световод накачки не имел одномодовой сердцевины. Вторая оболочка была единой для обоих световодов и состояла из полимера типа СИЭЛ, обеспечивающего числовую апертуру в первой оболочке NA 0,4.
Излучение накачки вводилось посредством микрообъектива с числовой апертурой 0.6, а, в последствии, с помощью волоконного конуса, что позволило сократить потери мощности на вводе с 20% до 8%. Кроме того, волоконный конус значительно более надежен и не требует периодической подстройки в отличие от схемы с линзой.
Регистрация спектров проводилась на обоих концах резонатора за БР посредством спектроанализатора НР-70950В. Регистрация выходной мощности лазерной генерации, мощности лазерного излучения за глухой БР и непоглощенной мощности накачки проводилась с помощью колориметра SpectraPhysics-407A.
Резонатор лазера был образован парой брэгговских решеток, записанных в отдельных световодах, приваренных по краям активного световода, или брэгговской решеткой с коэффициентом отражения близким к 100% и сколом активного световода с коэффициентом отражения около 3.5%.
На Рис. 57 изображена фотография поперечного сечения двухэлементного МГТО-световода, цифрами обозначены: 1- сердцевина активного световода, легированная ионами иттербия, 2-активный световод, 3- световод для ввода накачки, 4-отражающая оболочка -СИЭЛ, 5- защитная оболочка.
Рассмотрим подробнее свойства лазера на двухэлементном МПО-световоде с фосфоросиликатной сердцевиной, легированной иттербием.
Схема лазера идентична представленной на Рис. 56. Длина волны отсечки второй моды световода лежала вблизи 1 мкм, серые потери на длине волны 1,3 мкм составляли около 17 дБ/км, поглощение из первой оболочки на длине волны 975 нм было асы=0,56 дБ/м, поле моды на 1,06 мкм составляло около 4,4 мкм., длина резонатора равнялась 46 м.
На Рис. 58 представлены зависимости мощности лазерной генерации, не поглощенной мощности излучения накачки и мощности, прошедшей через высоко-отражающую брэгговскую решетку (вследствие уширения спектра). Максимальный КПД наблюдался при мощности накачки около 80% от максимальной и составил 64%, при этом эффективность на максимальной мощности накачки составила 59%. Такое падение эффективности связано в первую очередь с более слабым поглощением излучения накачки на малых и на максимальных токах диодов из-за неоптимальной длины волны излучения накачки. Непоглощенная мощность накачки (см. Рис. 58) достигла 2,4 Вт при входной мощности накачки 26 Вт. Второй причиной падения эффективности является прохождение излучения лазерной генерации сквозь высоко-отражающую брэгговскую решетку в следствие уширения спектра генерации за счет нелинейных эффектов. Мощность прошедшего излучения достигла 1 Вт при мощности накачки 26 Вт.
В ходе проведенных исследований было экспериментально показано, что на основе двухэлементных МПО-световодов могут быть сконструированы эффективные волоконные лазеры, обладающие рядом преимуществ по сравнению с лазерами, собранными на традиционных световодах с двойной оболочкой а именно: существенно упрощается процесс сборки лазера, за счет того, что БР подвариваются к активному световоду со стандартной геометрией, и через световоды, на которых записаны БР не идет излучение накачки, кроме того, излучение лазерной генерации не попадает в источник накачки, что предотвращает его от повреждения и удлиняет срок службы.
После детального исследования выходных характеристик и отработки технологии изготовления лазеров основанных на МПО-световодах с двухэлементной первой оболочкой, были проведены исследования лазеров на трехэлементных МПО-световодах.
Поскольку данный лазер имел четыре входа для накачки, а в нашем распоряжении были только три блока накачки, было решено убрать сумматор с третьего блока и вводить излучение от каждого модуля этого блока независимо. Такая конфигурация позволяет избежать дополнительных потерь накачки на сумматоре и волоконном конусе.
Блок схема лазера со схемой ввода накачки и схемой измерения выходных характеристик представлена на Рис. 62. Как уже было сказано ранее, излучение обоих модулей первого блока накачки с выходом 100 мкм и числовой апертурой NA=0.22 объединялось сумматором с волоконным выходом диаметром 200 мкм без изменения числовой апертуры. Затем излучение вводилось в волоконный конус (на схеме ТІ-для первого блока и Т2-для второго блока накачки), на выходе которого волоконный световод имел следующие параметры: диаметр 125 мкм, числовая апертура 0,4. Полные потери на сумматоре, волоконном конусе и сварках (обозначены S1 и S2 на Рис. 62) составили около 19%. Излучение модулей второго блока накачки вводилось в лазер по точно такой же схеме, что и у первого блока (сварки на Рис. 62 обозначены S3 и S4). При этом суммарные потери составили около 12%. В данном случае уменьшение потерь связано с более низкими потерями в сумматоре и волоконном конусе. Излучение модулей третьего блока вводилось напрямую без конуса и сумматора. В данном случае потери в излучение накачки вносили только сварки (на Рис. 62 обозначены S5, S6, S7, S8). Полные потери излучения накачки по такой схеме ввода не превышали 3%.
