Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Распространение импульсного излучения в оптических волокнах 16
1.1. Строение и свойства оптических волокон 16
1.2. Модели световых импульсов 25
1.3. Нелинейное уравнение Шредингера 27
1.4. Дисперсия в оптическом волокне 29
1.5. Фазовая самомодуляция 31
1.6. Численные методы решения нелинейного уравнения Шредингера 32
1.7. Выводы к главе 34
Глава 2. Основные принципы формирования УКИ в волоконных резонаторах 35
2.1. Синхронизация мод как способ получения лазерных УКИ 35
2.2. Основные режимы стабильной импульсной генерации в волоконных резонаторах 36
2.3. Флуктуационная модель формирования УКИ 39
2.4. Способы амплитудной самомодуляции излучения в резонаторе 41
2.5. Нестабильность импульсной генерации, связанная с модуляцией добротности 53
2.6. Способы измерения длительности ультракоротких импульсов 53
2.7. Компрессия чирпованного импульса дифракционными решетками 59
2.8. Выводы к главе 62
Глава 3. Импульсные иттербиевые волоконные лазеры с модулятором на основе нелинейного волоконного зеркала 63
3.1. Пикосекундный лазер с НВЗ 64
3.2. Субнаносекундный волоконный лазер с НВЗ 74
3.3. Второй режим генерации волоконного лазера с НВЗ 81
3.4. Выводы к главе 86
Глава 4. Исследование насыщающегося поглощения композитных полимерных пленок на основе графена и ОУНТ 88
4.1. Методика получения и измерение параметров композитных пленок с углеродными наноструктурами 88
4.2. Многослойный графен, полученный механической эксфолиацией 94
4.3. Методики измерения свойств насыщенного поглощения 96
4.4. Измерение свойств нелинейного поглощения опытных образцов композитных пленок 99
4.5. Измерение свойств нелинейного поглощения листов графена, полученного механической эксфолиацией 105
4.6. Измерение порогов оптического разрушения образцов на основе полимера КМЦ 108
4.7. Выводы к главе 109
Глава 5. Импульсный иттербиевый волоконный лазер с нелинейным модулятором на основе композитной полимерной пленки с ОУНТ 111
5.1. Схема волоконного резонатора 111
5.2. Исследование параметров волоконного осциллятора с насыщающимся поглотителем ОУНТ-КМЦ 113
5.3. Обсуждение результатов 120
5.4. Выводы к главе 128 Заключение 129
Список литературы 131
- Дисперсия в оптическом волокне
- Флуктуационная модель формирования УКИ
- Второй режим генерации волоконного лазера с НВЗ
- Измерение свойств нелинейного поглощения опытных образцов композитных пленок
Дисперсия в оптическом волокне
Оптическое волокно представляет собой тонкую нить из оптически прозрачного материала, способную переносить свет за счет полного внутреннего отражения. Обычно волокно имеет круглое сечение и состоит из сердцевины и оболочки. Для выполнения условия полного внутреннего отражения сердцевина изготавливается из материала с большим показателем преломления, чем у оболочки. Световоды с низкими потерями изготавливаются из кварцевого стекла, состоящего из плавленого кварца SiO2. Для получения различных коэффициентов преломления сердцевины и оболочки в процессе изготовления применяют примеси. Для увеличения коэффициента преломления (сердцевина) кварца применяют GeO2 и P2O5. В оболочке обычно используют фториды, добавление которых приводит к уменьшению показателя преломления кварца. Большинство оптических волокон имеют ступенчатый профиль показателя преломления, обусловленный резким изменением показателя преломления кварцевого стекла при переходе от сердцевины к оболочке. В этом случае можно легко посчитать критический угол, при превышении которого нарушается условие полного внутреннего отражения и излучение начинает выходить из сердцевины волокна.
Важной особенностью волокна является передача излучения без потерь, даже при наличии изгибов волокна. Для стандартных волокон при радиусе изгиба волокна порядка 10 см потери излучения не наблюдается. Однако, при значительном изгибе угол падения излучения на стенку световода начинает превышать критический угол в результате чего часть излучения выходит из волокна. Также большие потери могут вносить микроизгибы волокна, связанные с шероховатостью поверхности, на которую закреплено волокно.
Одним из самых важных параметров оптического волокна является числовая апертура, которая характеризует способность волокна собирать в себя излучение. Числовая апертура это синус максимального угла, под которым излучение можно завести в волокно, чтобы оно распространялось без потерь, и, следовательно, определяет угол расходимости излучения на выходе из волокна. Как видно из определения апертура волокна связана с критическим углом и зависит от коэффициентов преломления сердцевины и оболочки. Для случая волокна со ступенчатым профилем показателя преломления числовую апертуру можно найти по формуле: NA = yjr12 - п22 (1.2) ,где П! - показатель преломления сердцевины, п2 - показатель преломления оболочки.
При прохождении излучения по оптическому волокну существует ограниченное количество возможных способов распространения. Если излучение по волокну может распространяться только одним способом, с гауссовым поперечным профилем интенсивности основной моды, его называют одномодовым, а если мод распространения несколько -многомодовым. Количество мод, распространяющихся по волокну определяется из решения уравнений Максвелла при соответствующих граничных условиях для пространственного распределения поля в волокне. Данная задача является достаточно сложной, поэтому обычно пользуются параметром V [2]:
Параметр V определяет количество мод, распространяющихся по волокну. Для случая ступенчатого профиля показателя преломления световод поддерживает только одному моду, когда параметр V меньше 2.405. Главное различие между одномодовыми и многомодовыми волноводами заключается в различии диаметра сердцевины. Так для одномодовых волокон диаметр сердцевины составляет примерно 3.6-8 мкм для длины волны 1 мкм, а для телекоммуникаций на длине волны 1.55 мкм - 9 мкм. Диаметр сердцевины многомодовых волокон обычно составляет несколько десятков микрометров. Диаметр оболочки не столь важен и должен удерживать в себе полностью поле излучения моды световода. Важным параметром для одномодовых волокон является длина волны отсечки, которая определяет минимальную длину волны, при которой волокно поддерживает только одну распространяемую моду. Для длин волн короче длины волны отсечки оптическое волокно является многомодовым. При распространении излучения по многомодовому волокну различные моды движутся под разными углами, в результате чего скорость распространения мод различна, что приводит к дисперсии импульса. Такая дисперсия называется многомодовой или модовой. В одномодовых волокнах этот вид дисперсии отсутствует.
Несмотря на то, что пространственные свойства оптических волокон играют малую роль в волоконных осцилляторах, существуют параметры, которые непосредственно используются в расчетах. Обычно для простоты расчетов используется гауссово приближение распределения поля основной моды (1.4) , которое с хорошей точностью описывает экспериментальные данные [3].
Диаметр сердцевины одномодового волокна сопоставим с длиной волны излучения, в результате чего излучение может распространяться только по одному пути, а именно непосредственно через середину волокна. Распространяющуюся по одномодовому волокну моду называют ТЕМ. Вектора электрического и магнитного поля для нее направлены перпендикулярно направлению распространения. Лазерное излучение в таком волокне проще всего представить в виде электромагнитной волны, так как представление в виде лучей для этого случая не работает. Электрическое и магнитное поле экспоненциально убывают при удалении от центра волокна. Однако, часть электромагнитного поля идет по оболочке. Получается, что излучение распространяется не только по сердцевине, но и по оболочке, поэтому для того чтобы охарактеризовать область, в которой движется излучение, переходят к рассмотрению поля моды. А радиусом оптического пучка в волокне считают расстояние от сердцевины до области, где поле убывает в е раз, а плотность мощности в е2 раз от максимального значения, и обозначают , которую можно найти по формуле (1.5). Значение называют диаметром поля моды излучения в волокне. Одномодовое волокно характеризуется также таким параметром, как длина волны отсечки, а именно минимальной длиной волны, при которой поддерживается одномодовый режим распространения излучения. Для меньших длин волн количество мод не равно 1.
Во избежание схватывания генерации на различных модах или возникновения дополнительных потерь в резонаторе в результате перехода части излучения накачки в нестабильную моду, волоконные резонаторы обычно делают на одномодовых волокнах. Только усилители и иногда предусилители делают на многомодовых волокнах. В данных случаях многомодовое волокно позволяет уменьшить пиковую плотность мощности лазерного излучения в волокне за счет увеличения диаметра сердцевины, что необходимо для предотвращения разрушения волокна в случае волоконных лазеров УКИ.
Флуктуационная модель формирования УКИ
На рис. 2.14 А и В представлены спектрально-ограниченный и частотно-модулированный импульсы, соответственно. Так как автокорреляция интенсивности не учитывает временной фазы импульса, связанной с частотной модуляцией, оба импульса имеют одинаковые автокорреляции интенсивности. В данном случае импульсы имели гауссову форму, полученные автокорреляции интенсивности в 4Ї раз длиннее, чем интенсивности первоначальных импульсов. А 1 0 20 30 40 50 60
Два импульса А и В с соответствующими им автокорреляциями интенсивности Б, Г. Импульс А - спектрально-ограниченный. Импульс В с линейной частотной модуляцией Комбинацию двух рассмотренных ранее методов можно получить в случае генерации второй гармоники на выходе из интерферометра Майкельсона. Этот метод называют коллинеарной генерацией второй гармоники или автокорреляция с разрешением структуры (Рис.2.13). В этом случае измеряемая фотодиодом интенсивность записывается в следующем виде:
На рис. 2.16 А и В представлены спектрально-ограниченный и частотно-модулированный импульсы, соответственно. Для случая спектрально-ограниченного импульса ширина автокорреляции (рис. 2.16 В) равна ширине огибающей электрического поля. Наличие линейной частотной модуляции приводит к появлению пьедестала, связанного с автокорреляцией интенсивности, и уменьшению области интерференционных переколебаний (рис. 2.16 Г). Характерным параметром рассматриваемой автокорреляции является отношение максимума сигнала к крыльям, равное 8:1. А 50 -1 0 30 40
Выходной импульс волоконных лазеров без компенсации нормальной дисперсии резонатора имеет частотную модуляцию, поэтому для измерения его длительности подходит метод измерения автокорреляции интенсивности. При этом стоит учитывать, что данный метод не всегда дает правильное значение длительности импульса. Так в случае наличия в импульсе третьего порядка дисперсии [70], этот метод его не обнаружит. Отметим, что для большинства волоконных резонаторов нелинейные эффекты высоких порядков слабо сказываются на выходящем из резонатора излучении.
Для случая волоконных лазеров на длине волны вблизи 1 мкм, выполненных полностью на волокне с нормальной дисперсией, выходной импульс будет иметь положительную частотную модуляцию. Положительная частотная модуляция обозначает, что частота излучения нарастает от переднего фронта к заднему. При прохождении такого импульса через среду с аномальной дисперсией, длительность импульса на выходе из среды становится меньше начальной. Такой процесс называют компрессией импульса лазерного излучения. Для компрессии импульса с положительной линейной частотной модуляцией используют оптическое устройство состоящее из двух дифракционных решеток [71]. При этом значение аномальной дисперсии такой системы может регулироваться с помощью изменения расстояния между решетками b (Рис. 2.17). В статье [72] была получена формула для расчета второго порядка дисперсии, вносимого в импульс лазерного излучения с частотой при однократном проходе двух параллельных дифракционных решеток c плотностью штрихов d, отстоящих друг от друга на расстоянии b, угол падения излучения на решетку обозначается : ,где o - часть временной задержки, не зависящая от длины волны излучения. Третий порядок дисперсии для пары дифракционных решеток незначителен, поэтому его влиянием можно пренебречь. Отметим, что третий порядок дисперсии такой системы является положительным и может быть найден по формуле: (2 Г l + Asmr + smV (2.18) Наличие третьего порядка дисперсии в решетчатых компрессорах только увеличивает дисперсию этого порядка. Компенсация третьего порядка дисперсии лазерного импульса необходима в случае сильной нелинейности в волокне, которая наблюдается при взаимодействии мощного излучения на значительной длине оптического волокна.
Спектральные компоненты в решетчатом компрессоре диспергируют не только по времени, но и по пространству. В результате пучок лазерного излучения расходится между решетками и на выходе представляет эллипс, вытянутый по одной оси. Для компенсации пространственных искажений пучка используют обратный проход пучка в компрессоре [73]. Обратный проход кроме восстановления формы пучка удваивает величину дисперсии групповой скорости, в результате чего можно сократить расстояние между решетками в 2 раза.
Дифракционные потери в компрессоре связаны с эффективностью дифракции — N, что обычно составляет 80% в первом порядке дифракции. В случае четырех проходов решеток коэффициент пропускания компрессора будет T=N4 или 40%. Одним из путей увеличения оптического пропускания компрессора является применение прозрачных дифракционных решеток, для которых эффективность дифракции первого порядка может достигать величины 95%.
Второй режим генерации волоконного лазера с НВЗ
Для использования насыщающихся поглотителей в лазерах УКИ необходимо знать нелинейные характеристики оптического поглощения, такие как интенсивность насыщения, ненасыщаемая часть поглощения, насыщаемая часть поглощения. Для нахождения этих характеристик в данной работе использовались два метода: z-сканирование и р-сканирование. Метод z-сканирования [83] часто используют благодаря его простоте. Для использования этого метода требуется высокая оптическая однородность исследуемого образца в поперечном сечении зондирующего пучка. Поэтому, наряду с z-сканированием, в данной работе применялся метод p-сканирования, далее проводилось сравнение результатов, полученных двумя разными методами.
В данном методе образец помещается вблизи фокальной плоскости линзы L1, фокусирующей лазерное излучение. Образец можно плавно перемещать вдоль оптической оси линзы (ось z) вблизи области перетяжки (z=0). При необходимости измерения параметров нелинейного поглощения образца регистрируется все проходящее через образец излучение. Фотодиод D1 и линза L2 используются для регистрации всего прошедшего излучения в область апертуры фотодиода с целью исключения влияния термолинзы и нелинейной рефракции. Значение падающей на образец мощности контролируется при помощи диода D2. При движении образца к точке z=0 (фокус линзы L1) происходит увеличение плотности мощности лазерного излучения на образце за счет уменьшения диаметра пучка. При этом начинают сказываться нелинейные эффекты, в результате чего, в случае насыщающегося поглотителя, можно наблюдать просветление образца и увеличение оптического пропускания. На рисунке 4.10 представлена типичная зависимость оптического пропускания образца от положения относительно перетяжки, полученная методом z-сканирования. В случае если, все проходящее через образец излучение попадает на фотодиод, зависимость коэффициента пропускания должна быть симметричной относительно точки z=0. Рис. 4.10. Типичная зависимость нелинейного пропускания образца, полученная методом z-сканирования
В данном методе изменение нелинейных свойств образца происходит вследствие изменения средней падающей мощности при неподвижном образце. Для изменения падающей на образец мощности в широком диапазоне обычно используют комбинацию полуволновой пластинки, при помощи которой вращают поляризацию лазерного излучения, и поляризатора G, который выступает в роли анализатора. Для увеличения диапазона перестройки падающей мощности использовали набор светофильтров F. Образец в данном методе измерения фиксируется стационарно в области фокальной плоскости линзы L1. Диоды D1 и D2 используются для регистрации прошедшего через образец излучения и падающего, соответственно. При вращении полуволновой пластинки и соответствующем увеличении интенсивности падающего на образец излучения, начинают сказываться нелинейные эффекты, в результате чего наблюдается просветление образца и увеличение оптического пропускания. Метод р-сканирования позволяет измерять параметры нелинейного поглощения в одной выбранной точке образца при неизменной площади падающего на образец излучения. Этот метод является наиболее подходящим для измерения нелинейных свойств неоднородных образцов. Один из недостатков метода – длительное время экспозиции на высоких интенсивностях, что может приводить к термическому разрушению образца вследствие недостаточного теплоотвода. Таким образом, сочетание двух методов позволяет получить более точную оценку для интенсивности насыщения и порога разрушения образцов.
.4. Измерение свойств нелинейного поглощения опытных образцов композитных пленок В зависимости от особенностей образца (неоднородность, небольшой размер) для измерения параметров нелинейного поглощения были использованы различные методы, такие как z-сканирование, p-сканирование и волоконное p-сканирование. Для измерения оптических нелинейных характеристик ОУНТ и графена в полимерной матрице карбоксиметилцеллюлозы использовались экспериментальные методики р- и z-сканирования, описанные выше. Схема эксперимента представлена на Рис.4.11. В обоих методах для зондирования использовался импульсный волоконный Yb-лазер с длиной волны 1060 нм и длительностью импульса 400 фс. Частота повторения импульсов была 1 МГц, энергия в импульсе 2 мкДж сразу на выходе из лазера. Z-сканирование осуществлялось по обычной схеме без диафрагмы для регистрации только нелинейного поглощения. Средняя мощность лазерного излучения варьировалась с помощью набора нейтральных фильтров F. Для фокусировки лазерного излучения использовалась линза L1 с фокусным расстоянием 24 см. Диаметр лазерного пучка измерялся в нескольких точках вдоль координаты сканирования методом последовательного перекрытия пучка в поперечном направлении острым краем прямой диафрагмы. Экспериментальные значения диаметра лазерного пучка аппроксимировались полиномом третьей степени для нахождения точного положения перетяжки и значения диаметра перетяжки. Зависимость диаметра лазерного пучка на уровне e-2 от расстояния до точки фокуса линзы L1 представлена на рисунке 4.12 (точками обозначены экспериментальные значения, штриховой линией аппроксимация). Диаметр перетяжки на уровне е-2 для линзы L1 составил 74 мкм.
Образец перемещался с помощью моторизованной подвижки вдоль лазерного пучка (z-координата) вблизи области фокусировки. Прошедшее через образец излучение регистрировалось с помощью фотодиода D1. Для измерения падающей на образец мощности использовали фотодиод D2 в канале сравнения. Перед каждым экспериментом фотодиоды калибровались при помощи измерителя мощности Ophir.
Проводилась серия экспериментов при разных энергиях падающего на образец импульса. На каждой энергии импульса строилась кривая зависимости оптического пропускания от координаты. Характерные экспериментальные кривые z–сканирования на разных энергиях зондирующего импульса для композита ОУНТ-КМЦ представлены на Рис.4.13. Далее для построения зависимости коэффициента пропускания образцов от пиковой интенсивности использовались максимальные значения этих кривых в перетяжке лазерного пучка (в точке z=0). Перед каждым измерением образца с насыщающимся поглотителем производилась калибровка установки при помощи измерения отклика стеклянной подложки без образца.
В случае р-сканирования образец позиционировался точно в перетяжке лазерного пучка. Плотность мощности накачки плавно менялась вращением полуволновой пластинки, установленной перед призмой Глана-Томсона. В эксперименте измерялся коэффициент пропускания - отношение средней мощности прошедшего к средней мощности падающего на образец излучений. На Рис.4.14 и Рис.4.15 показаны зависимости коэффициентов пропускания пленочных образцов от пиковой интенсивности, снятые двумя разными методами сканирования. Пиковая интенсивность падающего излучения в перетяжке луча рассчитывалась из выражения: ,где EA – энергия светового импульса, падающая на модулятор; r0 радиус перетяжки на уровне е-2; – длительность лазерного импульса (полная ширина на полувысоте профиля интенсивности). Вследствие поглощения света в образце и последующего рассеяния тепловой мощности при определенных интенсивностях падающего излучения происходило разрушение пленочного композита. Оптическое разрушение образцов происходило начиная с пиковых интенсивностей 0.8 и 1.5 ГВт/см2 для ОУНТ и графен-содержащих композитов, соответственно.
Измерение свойств нелинейного поглощения опытных образцов композитных пленок
Когда неравенство (5.11) выполняется, лазер работает в режиме стабильной импульсной генерации. В противном случае импульсная генерация подвержена нестабильности, связанной с модуляцией добротности. Решение неравенства выполнялось для трех различных способов модуляции лазерного излучения в резонаторе: модулятор на основе ОУНТ-КМЦ, модулятор на основе эффекта НВП и комбинированный способ модуляции. Для решения неравенства (5.11) был использован графический метод. Правая часть выражения (5.11) не зависит от методов модуляции излучения и график ее зависимости от внутрирезонаторной энергии импульса представлен на рис.5.13 сплошной линией. Левая часть неравенства -производная коэффициента пропускания от энергии импульса в резонаторе.
Для вычисления производной были использованы зависимости коэффициента пропускания от интенсивности излучения, представленные на Рис.5.12. Для модулятора на основе насыщающегося поглотителя ОУНТ-КМЦ зона нестабильной генерации импульсов, когда левая часть выражения (5.11) больше правой, идет вплоть до энергии импульса 12 нДж (на Рис.5.13 точка пересечения не показана). Таким образом, стабильная генерации импульсов в резонаторе с пленочным модулятором ОУНТ-КМЦ возможна на энергиях превышающих 12 нДж, что создает угрозу оптического разрушения пленки ОУНТ-КМЦ.
В случае НВП модулятора лазер переходит в стабильный режим импульсной генерации начиная с энергии импульсов 1.3 нДж. Отсутствие самозапуска импульсной генерации можно объяснить отрицательной величиной производной коэффициента пропускания НВП модулятора при энергиях импульса близких к нулю, поэтому не происходит инициализация начального импульса из стохастического шума свободной генерации.
Комбинированный модулятор объединяет в себе преимущества двух рассмотренных ранее методов. Левая часть выражения (5.11) становится меньше правой при 1.4 нДж, что обеспечивает стабильную импульсную генерацию лазера при энергиях меньших порога разрушения модулятора ОУНТ-КМЦ. Производная коэффициента пропускания такого модулятора больше нуля на интервале энергий от 0 до 1.4 нДж, что обеспечивает самозапуск в результате быстрой инициализации начального импульса из стохастического шума. Таким образом, использование комбинированного модулятора позволяет достигать стабильного режима импульсной генерации с самозапуском вдали от порога разрушения полимерной пленки с ОУНТ.
. Графическое решение неравенства (5.11). Зависимость правой части неравенства (5.11) представлена сплошной линией A, зависимости левой части неравенства (5.11) построены для различных способов модуляции излучения: B — пленка насыщающегося поглотителя ОУНТ-КМЦ, C - нелинейное вращение эллипса поляризации, D - комбинированный вариант модулятора 5.4. Выводы к главе 1) Разработан новый способ комбинированной синхронизации мод в волоконном резонаторе, основанный на совместном действии нелинейного вращения эллипса поляризации и пленочного насыщающегося поглотителя с одностенными углеродными нанотрубками. 2) Исследованы режимы работы лазера с комбинированной синхронизацией мод. На основе полученных данных сделан вывод о совместном действии модулятора ОУНТ-КМЦ и эффекта НВП на режим импульсной генерации. Модулятор ОУНТ-КМЦ облегчает режим самозапуска импульсной генерации. В свою очередь модулятор на основе эффекта НВП позволяет снизить энергию импульсов, необходимую для стабильной генерации УКИ ниже порога оптического пробоя пленочного модулятора ОУНТ-КМЦ. 3) Предложена математическая модель работы комбинированного модулятора в импульсном волоконном лазере. 1) Разработана и исследована новая схема пикосекундного волоконного лазера с длиной волны генерации 1 мкм, выполненного полностью на волокне с поддержкой поляризации без компенсации нормальной дисперсии резонатора. Лазер имеет возможность перестройки длины волны генерации от 1.02 до 1.05 мкм и отличается температурной и поляризационной стабильностью. 2) Разработана и исследована полностью волоконная схема субнаносекундного волоконного лазера, выполненного полностью на волокне с поддержкой поляризации. Полная ширина спектра излучения лазера составляет 0.04 нм. Лазер отличается температурной и поляризационной стабильностью выходящего излучения. 3) Разработана программа для математического моделирования путем численного решения нелинейного уравнения Шредингера, описывающая распространение импульсного излучения в нелинейной среде. С помощью этой программы промоделированы условия генерации и параметры излучения волоконных осцилляторов, представленных ранее. Результаты программы с хорошей точностью описывают экспериментальные данные и дают возможность проследить эволюцию временных и спектральных характеристик импульса в резонаторе. 4) Проведен количественный и качественный анализ изготовленных в ИПХФ РАН пленочных образцов композитных материалов на основе карбоксиметилцеллюлозы с одностенными углеродными нанотрубками и с графеном. С помощью методик р- и z-сканирования изучены свойства оптического насыщающегося поглощения образцов и проведено их сравнение. Используя полученные данные определен диапазон интенсивностей, в котором могут работать данные модуляторы.
Основываясь на полученных данных, предложена схема комбинированной синхронизации мод в волоконном лазере на основе эффекта нелинейного вращения поляризации и насыщающемся поглощении одностенных углеродных нанотрубок. Используя предложенный комбинированный способ синхронизации мод, разработан волоконный лазер на длине волны 1 мкм без компенсации нормальной дисперсии резонатора. Исследованы режимы работы лазера с комбинированной синхронизацией мод. На основе полученных данных сделаны выводы о совместном влиянии модуляторов ОУНТ-КМЦ и НВП на режим импульсной генерации. Также было проведено теоретическое описание работы комбинированного модулятора в схеме волоконного осциллятора и отмечены преимущества предложенной схемы модулятора.