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Scientific Reports volumen 6, Número de artículo: 22625 (2016) Citar este artículo

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Los láseres Raman aleatorios atraen ahora mucha atención ya que operan en medios de dispersión turbios o transparentes no activos. En el último caso, las fibras monomodo con retroalimentación mediante retrodispersión de Rayleigh generan un haz láser unidireccional de alta calidad. Sin embargo, tales láseres de fibra tienen propiedades espectrales y de polarización bastante pobres, que empeoran con el aumento de la potencia y el orden de Stokes. Aquí demostramos un láser Raman aleatorio en cascada polarizado linealmente en una fibra que mantiene la polarización. La eficiencia cuántica de convertir la bomba (1,05 μm) en la radiación de salida es casi independiente del orden de Stokes, ascendiendo al 79 %, 83 % y 77 % para la 1ª (1,11 μm), la 2ª (1,17 μm) y la 3ª (1,23 μm). μm) orden, respectivamente, en la relación de extinción de polarización> 22 dB para todos los órdenes. El ancho de banda del láser crece con un orden creciente, pero es casi independiente de la potencia en el rango de 1 a 10 W, que asciende a ~1, ~2 y ~3 nm para los órdenes 1 a 3, respectivamente. Por lo tanto, el láser Raman aleatorio no presenta degradación de las características de salida con el aumento del orden de Stokes. Se ha desarrollado una teoría que describe adecuadamente las características únicas del láser. Por lo tanto, se muestra una imagen completa del láser Raman aleatorio en cascada en las fibras.

Los láseres aleatorios representan ahora una clase de fuentes de luz en rápido crecimiento, en las que una cavidad óptica convencional se sustituye por una retroalimentación de dispersión múltiple en un medio de ganancia desordenada, como el cristal láser o los polvos semiconductores, consulte 1,2 para una revisión. Los desarrollos recientes en este campo incluyen mejoras en el rendimiento del láser aleatorio, así como demostraciones de láser en medios desordenados de nuevos tipos. Por lo tanto, el láser mejorado con plasmones de superficie de bajo umbral se demuestra en una matriz de nanoislas de oro distribuidas aleatoriamente recubiertas por una capa de guía de ondas de un polímero dopado con colorante3 o en un medio semiconductor activo (nanovarillas de ZnO) con nanoflakes de óxido de grafeno4 . Los dispositivos láser aleatorios fluídicos basados ​​en papel se fabrican mediante técnicas convencionales de litografía blanda en un papel habitual5. El láser aleatorio se puede obtener en medios tan exóticos como átomos de vapor frío6, o tejidos biológicos que incluyen huesos infiltrados con tinte activo7, alas de mariposa con nanopartículas semiconductoras de ZnO8 e incluso una sola célula9. Estos resultados inician el desarrollo de tecnologías avanzadas hacia la realización de componentes fotónicos activos biocompatibles e implantables8,9, bioimagen de un nuevo tipo que incluye el mapeo de tumores malignos10, diagnóstico/dinámica de medios granulares11 o turbios12 con un gran potencial en farmacología, así como así como el desarrollo de fuentes de baja coherencia adecuadas para microscopía de campo completo sin motas o sistemas de proyección de luz digital13.

Para el desarrollo de nuevas fuentes de luz, el rendimiento de un dispositivo competitivo se convierte en todo un desafío. En este sentido, los láseres aleatorios basados ​​en fibra14 se reconocen como fuentes de luz superiores a los láseres aleatorios de otros tipos y, en algunos casos, a los láseres convencionales. La estructura de la guía de ondas de fibra es casi unidimensional y forma un haz de salida de alta calidad (modo transversal único con un perfil de haz gaussiano) en la dirección deseada mediante el uso de la flexibilidad de la fibra. Para el láser aleatorio, incluso las fibras de telecomunicaciones convencionales son adecuadas. Como el material de la fibra (vidrio de sílice) es altamente transparente para la radiación, especialmente en la ventana espectral de telecomunicaciones de alrededor de 1,5 μm, los mecanismos de ganancia y retroalimentación aquí son bastante diferentes de los de los láseres aleatorios a granel. La ganancia de la fibra es inducida por la dispersión Raman estimulada inelástica (SRS) de la luz de la bomba al hacer vibrar las moléculas de SiO2 en una red de vidrio, mientras que la retroalimentación la proporciona la dispersión Rayleigh elástica de la onda de Stokes inducida por SRS en las irregularidades submicrónicas del vidrio. estructura, con una pequeña parte (~10−3) de luz dispersa que regresa a la fibra. Aunque la retroalimentación es muy débil, es suficiente para emitir láser en una fibra pasiva de kilómetros de largo dado que la ganancia Raman integral es proporcional a la longitud de la fibra y la potencia de bombeo.

Como se mostró recientemente12, un bombeo no resonante de alta potencia también permite el láser Raman en materiales aleatorios a granel no activos (por ejemplo, BaSO412), lo que hace posible el láser aleatorio en casi cualquier polvo "blanco", ofreciendo así una nueva dirección en el desarrollo de dispositivos y técnicas de diagnóstico. Sin embargo, los láseres Raman aleatorios basados ​​en fibra demuestran en este momento la mayor eficiencia de conversión de onda de bombeo a onda Stokes que supera el 70% tanto para el primer15,16,17 como para el segundo orden Stokes18, con una potencia de haz de salida de hasta 200 W19. . Dichos láseres de fibra Raman aleatorios (RRFL) generan un espectro sin modo casi continuo con la forma resultante definida por el estrechamiento de Schawlow-Townes cerca del umbral y la ampliación no lineal a altas potencias14,20. Los filtros espectrales basados ​​en fibra se pueden incrustar de forma relativamente sencilla en la parte de baja potencia de los RRFL, lo que proporciona una sintonización plana dentro de todo el rango espectral de ganancia Raman de >35 nm21, así como generación de longitudes de onda múltiples con ecualización de potencia22 y espectral de orden de magnitud. reducción de ancho definida por las características del filtro23. Los RRFL también otorgan configuraciones/regímenes similares a los de los láseres de fibra convencionales, como bombeo directo mediante diodos multimodo económicos y potentes24, modulación de intensidad interna25, operación pulsada a través de Q-switching activo26 o pasivo27, etc.

Aquí informamos sobre la primera demostración de láser Raman aleatorio de alto orden en una fibra de mantenimiento de polarización (PM) que permite una radiación de salida polarizada linealmente de estabilidad extrema, eficiencia y ancho de banda estrecho a un nivel de potencia de hasta ~10 W. A medida que la generación Los umbrales de los componentes de Stokes son dos veces más bajos que los de los RRFL despolarizados, obtuvimos hasta el cuarto orden en fibra de solo 1 km de largo. La generación en cascada de la RRFL en la configuración de PM de todas las fibras no presenta degradación de las características de salida con el aumento del orden de Stokes. Las características únicas del RRFL en cascada se analizan en el marco del modelo analítico desarrollado. En el esquema estudiado, todas las ondas tienen la misma polarización lineal, lo que simplifica la simulación de procesos de conversión de potencia y ensanchamiento espectral. Las fórmulas obtenidas predicen con alta precisión la potencia de salida y el ancho de banda en función de la potencia de bombeo y el orden de Stokes, lo cual es útil tanto en la investigación fundamental como en las aplicaciones prácticas de los láseres de fibra aleatorios.

Los RRFL que emplean fibras monomodo convencionales bajo bombeo despolarizado generan luz despolarizada (o polarizada aleatoriamente)14,15,16,17,18,19,20,21,22,23,24,25,26,27. Los primeros intentos de gobernar el estado de polarización de la radiación de salida RRFL enfrentaron algunos problemas. La implementación del bombeo polarizado linealmente28 en el esquema RRFL da como resultado la generación de radiación de salida parcialmente polarizada. Las características del láser (umbral, potencia de salida, eficiencia y grado de polarización) parecen estar significativamente influenciadas por el estado de polarización de la radiación de la bomba. Además, los resultados indican que la eficiencia del láser se reduce considerablemente en comparación con la del bombeo despolarizado. En otro experimento con la llamada configuración RRFL semiabierta que comprende el reflector de rejilla de Bragg en un lado de la fibra29, la implementación de la fibra PM bajo bombeo despolarizado da como resultado una polarización predominantemente lineal con una relación de extinción de polarización (PER) de 14 dB en el Nivel de vatios, pero se degrada casi por completo (PER < 3 dB) a medida que la potencia generada se acerca a 9,5 W a pesar de aplicar medidas especiales como un fuerte enrollado de fibra para la selección de un componente de polarización. Además, la eficiencia de conversión máxima también es bastante baja (~40%). Aquí proponemos e investigamos un nuevo esquema de un láser aleatorio en cascada basado en una configuración de todas las fibras de PM con bombeo30 polarizado linealmente que no adolece de los inconvenientes discutidos.

La configuración experimental se muestra esquemáticamente en la Fig. 1. La fuente de bombeo CW totalmente de fibra se basa en un esquema de amplificador de potencia de oscilador maestro (MOPA); consulte la sección Métodos para obtener más detalles. La radiación de la bomba a 1,05 μm se lanza a través de un puerto de 1050 nm de un multiplexor de división de longitud de onda filtrado (FWDM) PM de alta potencia de 1050/1100 nm que tiene un filtro interno que refleja la radiación de la bomba en el puerto común al que se conecta un solo 1 km de largo. Se conecta fibra modo PM del tipo Panda (Fujikura SM98-PS-U25D). El puerto de 1100 nm del FWDM se empalma a un acoplador de fibra PM con una relación de acoplamiento de 50/50 a 1,05 μm, que forma un espejo de bucle de fibra PM (FLM) después de unir sus puertos de salida. El coeficiente de reflexión R de FLM asciende al 91 % a 1,11 μm (1st Stokes), al 66 % a 1,17 μm (2nd Stokes), al 36 % a 1,23 μm (3rd Stokes) y al 12 % a 1,3 μm (4th Stokes) en correspondencia con la relación de acoplamiento del acoplador de fibra PM en estas longitudes de onda.

Configuración experimental: PM FWDM: polarización que mantiene el multiplexor de división de longitud de onda filtrada con 1050 nm, 1100 nm y puertos comunes; Acoplador PM: polarización que mantiene el acoplador de fibra fusionada con una relación de división de 50/50 a 1050 nm; FLM - espejo de bucle de fibra.

Dado que el extremo de la fibra de salida se corta con un ángulo de >10° para eliminar el reflejo de Fresnel, la retroalimentación en este esquema se proporciona mediante la retrodispersión aleatoria de Rayleigh distribuida a lo largo de la fibra PM y mediante el reflejo localizado del FLM. Cuando la ganancia Raman inducida por la bomba se vuelve más alta que las pérdidas de ida y vuelta en dicha cavidad semiabierta, el RRFL comienza a emitir un láser. La potencia del láser de salida y los espectros se miden con un medidor de potencia y un analizador de espectro óptico (OSA) Yokogawa AQ6370, respectivamente. Las propiedades de polarización de la radiación generada se investigan con el esquema de medición basado en el polarizador y el polarímetro de Glan-Thompson; consulte la sección Métodos para obtener más detalles. Como usamos bombeo polarizado linealmente cuyo eje coincide con un eje elegido (lento) de la fibra PM, la ganancia Raman para otro componente de polarización se discrimina fuertemente y se espera la generación de un componente polarizado linealmente (lento), similar a los láseres de fibra Raman convencionales. con bombeo polarizado31,32.

En el experimento, se observa un láser aleatorio en cascada a partir del primer (1,11 μm) orden de Stokes superior, que aparece consecutivamente en el espectro de salida (Fig. 2) con una potencia de bombeo de entrada creciente medida por delante de la fibra PM de 1 km de longitud. . Las líneas de Stokes son estables y suaves, en contraste con las del láser de fibra aleatorio basado en una fibra que no es PM con bombeo polarizado lineal, donde se observan picos agudos aleatorios en los espectros de salida del primer componente de Stokes28.

Espectros de salida medidos del PM RRFL en cascada a diferentes potencias de bombeo de entrada a 1,05 μm: (a) Amplio rango espectral; (b) bomba transmitida; (c) Primera ola de Stokes.

La Figura 3 muestra los datos de potencia individuales para las órdenes de la bomba residual (cuadrados), 1st Stokes (triángulos), 2nd Stokes (círculos) y 3rd Stokes (estrellas) en la salida como funciones de la potencia de entrada de la bomba. Solo la onda de bombeo residual ligeramente atenuada (en ~15 %) en la fibra pasiva de 1 km está presente en la salida de la fibra por debajo del umbral del láser. Su potencia crece proporcionalmente a la potencia de la bomba de entrada hasta el umbral de 1st Stokes (2,6 W). Luego, la potencia de 1st Stokes comienza a crecer y la potencia de la bomba de salida se agota siempre que casi toda la potencia de la bomba se convierta en láser Raman. La potencia del primer Stokes crece hasta el umbral del segundo Stokes (5,9 W) y luego comienza a agotarse y así sucesivamente para las órdenes de Stokes más altas. La potencia máxima de entrada de la bomba (Pin = 13,6 W) casi corresponde al umbral de la cuarta onda de Stokes, lo que revela una potencia de salida bastante baja (~0,02 W). La eficiencia óptica absoluta de la conversión de bomba a Stokes calculada como una relación de la potencia de Stokes de orden j correspondiente PSj (j = 1, 2, 3) a la potencia de la bomba de entrada Pin supera el 75 % para la primera y la segunda ondas de Stokes y se acerca al 70% para la tercera línea de Stokes. Esos valores están cerca de los límites cuánticos correspondientes (95, 90 y 86%, respectivamente) y establecen valores récord para la 2.ª y 3.ª ondas Raman Stokes en láseres de fibra aleatorios, que son solo ligeramente inferiores a la eficiencia máxima demostrada para la 1.ª orden (alrededor del 88%)19,30. La potencia generada también es alta ascendiendo a 4,4 W, 7,4 W y 9,1 W para j = 1,2,3, respectivamente. Tenga en cuenta que la potencia de salida en los RRFL con una cavidad entreabierta solo depende débilmente de la reflectividad FLM33, porque la potencia de Stokes en el espejo de terminación (y su pérdida en consecuencia) es menor en varios órdenes de magnitud que la potencia en el extremo de salida15 ,18. Por lo tanto, tenemos una alta eficiencia para todos los componentes a pesar de la reflectividad reducida del espejo final para pedidos más altos.

Potencia de salida del PM RRFL en cascada en función de la potencia de entrada de la bomba.

Los puntos corresponden a datos experimentales para bombeo transmitido (cuadrados) y órdenes generadas de 1st Stokes (triángulos), 2nd Stokes (círculos) y 3rd Stokes (estrellas). Las líneas continuas y punteadas muestran el modelo analítico de distribución de potencia calculado en gR = 2 y gR = gR3 = 1,3 (W*km)−1, respectivamente.

La figura 4a muestra la relación de extinción de polarización medida de la potencia de bombeo transmitida y las líneas de Stokes generadas. Parece que los valores PER de la bomba y todas las ondas de Stokes son casi iguales, cubriendo un rango de 22 a 26 dB con una ligera disminución en el valor PER promedio al aumentar la potencia (ver el ajuste RMS lineal que se muestra con la línea discontinua). Por lo tanto, la polarización del PM RRFL en cascada no se degrada con la potencia generada y el orden de Stokes. Además, la intensidad del orden de Stokes de salida es bastante estable en la escala de tiempo superior a 0,1 ms (ver la dinámica de intensidad promediada en la Fig. 4b) siendo completamente estocástica en la escala inferior a 1 ns de acuerdo con el espectro RRFL generado que consiste en frecuencias aleatorias con fases aleatorias de la estadística gaussiana20,34.

(a) Relación de extinción de polarización (PER) de la bomba transmitida (cuadrados), 1st Stokes (triángulos), 2nd Stokes (círculos) y 3rd Stokes (estrellas) órdenes en función de su potencia. La línea discontinua es un ajuste RMS. ( b ) Dinámica de intensidad de la bomba, la 1ª y la 2ª ondas de Stokes medidas con una resolución de 400 ps. La línea roja muestra la dinámica de intensidad promediada durante 0,2 ms. Se normaliza a la unidad.

El estado de polarización lineal de los componentes cambia principalmente la evolución de potencia de los espectros generados en comparación con la de la radiación despolarizada20. Como el perfil de ganancia Raman en las fibras de germanosilicato tiene dos picos casi iguales desplazados en ~440 y ~490 cm−1 en relación con la bomba14, el espectro de salida del 1er Stokes consta de dos líneas de generación a 1106 y 1111 nm, en consecuencia. La distribución entre líneas cambia apreciablemente con el aumento de la potencia generada14,17,28,33: a bajas potencias se genera mayoritariamente la primera línea, mientras que a altas potencias domina la segunda (ver Fig. 2с). La situación se vuelve diferente para los órdenes superiores de Stokes, para los cuales el primer pico siempre domina. Una razón probable es que la onda de Stokes que desempeña un papel de bomba para el siguiente pedido tiene un ancho de línea suficientemente mayor en comparación con la bomba YDFL, lo que conduce a la suavización del segundo pico relativamente estrecho en el espectro de ganancia Raman (ver el espectro más bajo en la Fig. 2c que caracteriza la emisión espontánea amplificada).

El ancho de línea del primer pico se traza para todos los órdenes de Stokes en función de la potencia en la línea correspondiente (Fig. 5). Además, se muestra el ancho de línea del segundo pico para la primera onda de Stokes en su dominio de potencia. Todas las líneas espectrales se comportan de manera similar, mostrando el estrechamiento de Schawlow-Townes cerca del umbral de generación y un ligero ensanchamiento con el aumento de la potencia de generación. El ancho de línea de generación para el pico Raman de 440 cm−1 varía en el rango de 1,1 a 1,5 nm, 1,4 a 2,5 nm y 2,3 a 3,4 nm para los componentes Stokes 1, 2 y 3, respectivamente, mientras que el pico de 490 cm−1 el pico de la primera onda de Stokes es considerablemente más estrecho (0,5 a 1,2 nm). La evolución del ancho de línea espectral que comprende un valor constante bastante grande en el umbral y una pequeña parte variable de potencia es principalmente diferente de la teoría20. Esta diferencia se vuelve especialmente evidente para los pedidos superiores de Stokes.

Anchos espectrales (FWHM) de la línea de Stokes individual en función de su potencia.

Los puntos corresponden a datos experimentales para la primera onda de Stokes generada a 440 cm−1 (diamantes) y 490 cm−1 (triángulos) desplazamiento Raman, componentes de segundo Stokes (círculos) y tercer Stokes (estrellas). Las líneas continuas muestran el modelo analítico del ancho de banda espectral.

Para explicar estas características únicas del láser de fibra aleatoria PM en cascada, desarrollamos una teoría analítica, que se describe en la siguiente sección.

Consideremos el proceso de Dispersión Raman Estimulada (SRS) para la dispersión inelástica de la onda electromagnética de bombeo con una potencia P0 en la onda electromagnética Stokes de orden j-ésimo a una longitud de onda λj con una potencia Pj en el marco del modelo de equilibrio descrito en el Sección de métodos. Bajo supuestos de igual atenuación para todas las ondas y relaciones especiales para sus coeficientes de ganancia Raman, logramos derivar soluciones analíticas para sus distribuciones de potencia Pj(x). La potencia de salida Pj(L) de la onda de Stokes de j-ésimo orden generada se expresa como

Aquí λ0 y Pin son la longitud de onda y la potencia de entrada de la onda de bombeo, respectivamente, α es el coeficiente de atenuación promedio, L y son las longitudes de fibra total y efectiva, respectivamente, gR es el coeficiente de ganancia Raman de la primera onda de Stokes que se establece también para órdenes superiores y es el umbral de potencia para la j-ésima onda de Stokes ya que no hay umbral para la onda de bombeo). La potencia de salida de la onda de Stokes generada se acerca exponencialmente al valor máximo de la potencia de la bomba de entrada (si j = 1) o del componente de Stokes anterior que desempeña el papel de una bomba en j > 1. Por lo tanto, la potencia de la onda de la bomba (o el componente anterior de Stokes) comienza a disminuir exponencialmente al aumentar la potencia de entrada de la bomba por encima del umbral:

Las curvas de potencia (líneas sólidas) calculadas a partir de las ecuaciones (1, 2) se comparan en la Fig. 3 con los datos experimentales para la bomba de salida y las ondas de Stokes de 1°, 2° y 3° orden. Los valores experimentales para las potencias de umbral y los parámetros L = 1 km, α = 0,15 km−1 y gR = 2 W−1*km−1 se utilizan en los cálculos.

Una comparación muestra que las fórmulas derivadas concuerdan bastante bien con los datos experimentales para el primer y segundo orden de la generación Raman en cascada. La diferencia se vuelve notable para la generación de tercer orden cuya longitud de onda es un 17% más larga que la de la bomba de entrada. Los parámetros del modelo comienzan a desviarse notablemente de los experimentales. Si reemplazamos el coeficiente de ganancia del modelo gR en la fórmula para la potencia de salida de tercer orden por el valor real (gR3 = 1,3 W−1*km−1), la concordancia entre la teoría y el experimento mejora considerablemente. Además, este parámetro afecta solo al dominio de potencia intermedia, mientras que la potencia máxima generada permanece sin cambios. Está claro que el crecimiento de potencia por encima del umbral y el correspondiente agotamiento del componente anterior están adecuadamente descritos por las funciones exponenciales predichas por la teoría para todos los órdenes.

Las distribuciones de potencia longitudinales calculadas a partir de las ecuaciones (10, 11, 12) de la sección Métodos se muestran en la Fig. 6 para dos valores de la potencia de entrada de la bomba Pin = 6 y 9,7 W, que casi corresponden a la salida máxima de la 1.ª y 2.ª Stokes olas. Se ve que las regiones de transición en la distribución de potencia están descritas por la función de tangente hiperbólica empinada predicha por la teoría y las diferentes ondas están casi completamente separadas en el espacio. La distribución de la bomba se concentra cerca del extremo izquierdo (x = 0), mientras que el orden de Stokes de salida está en el extremo derecho (x = L) y los intermedios están en el medio. El número de orden de salida se define solo por la potencia de la bomba disponible y la longitud de la fibra.

Distribución de potencia longitudinal para diferentes componentes calculada a la potencia de entrada de la bomba de 6 W (a) y 9,7 W (b). La línea discontinua muestra la atenuación de la potencia de la bomba a lo largo de la fibra.

Para obtener las características espectrales de la generación Raman en cascada con la retroalimentación de Rayleigh, se deben tratar las ecuaciones cinéticas20,35 que describen el efecto de la automodulación de fase (SPM) para la onda generada. Para obtener el ancho de línea SPM para el j-ésimo orden de Stokes, el modelo cinético se modificó en consecuencia teniendo en cuenta que el experimento se caracteriza por una dispersión de velocidad de grupo relativamente grande en comparación con la no linealidad integral y la ganancia Raman, consulte la sección Métodos para obtener más detalles. El ancho de línea FWHM resultante se expresa como una función de raíz cúbica de la potencia de salida de la j-ésima onda de Stokes Pjout:

que se complementa con el efecto de modulación de fase cruzada inducida por bomba (XPM). La contribución de XPM se puede estimar en el umbral correspondiente, similar al caso de la primera generación de ondas de Stokes en RFL20,36:

Aquí, γSPM y γXPM son los coeficientes de no linealidad de Kerr para los procesos SPM y XPM, βj y Δβj son los coeficientes de dispersión de segundo orden y de reducción de la dispersión, respectivamente, Pmax(j−1) es la potencia máxima del (j − 1 Onda de Stokes de orden )-ésimo (o onda de bombeo si j = 1) correspondiente al umbral de generación de Stokes j-ésimo y Δg(j) es el ancho HWHM del pico espectral de ganancia Raman. Las curvas sólidas de la Fig. 5 muestran el ancho de línea total ∆FWHM = ∆SPM + ∆XPM calculado con los coeficientes no lineales γSPM = γXPM/2 = 6 W−1*km−1 y los valores experimentales para los anchos de potencia y Raman Δg( j ) estimados a partir del espectro ASE a bajas potencias (ver Fig. 2), que se recogen en la Tabla 1 junto con los coeficientes de dispersión para todos los órdenes. Como resultado, obtenemos muy buena concordancia de estas fórmulas con el experimento.

El experimento y los cálculos muestran que el efecto XPM que surge de la bomba (o el orden anterior de Stokes) define el ancho de banda mínimo del espectro generado que asciende a 0,17–0,3, 0,48, 0,72 y 1,03 para las ondas de Stokes 1, 2, 3 y 4, respectivamente, creciendo casi proporcionalmente a la potencia de la bomba en el umbral correspondiente. Al mismo tiempo, el ancho de línea de SPM es una función de raíz cúbica de crecimiento lento de la potencia generada para todos los pedidos. Esto es bastante diferente de los resultados obtenidos para la primera generación de Stokes en condiciones de dispersión débil y no linealidad en comparación con la ganancia Raman, cuando el ancho de línea crece casi linealmente con la potencia generada20. En nuestro caso, el ancho de línea es casi constante en el amplio rango de potencias generadas, pero aumenta proporcionalmente al orden de Stokes. Otra diferencia principal es la presencia de un solo componente de polarización en contraste con la radiación polarizada aleatoriamente20, para la cual el ensanchamiento no lineal implica una modulación de fase cruzada adicional entre diferentes componentes de polarización con un coeficiente no lineal dos veces mayor. Como resultado de la eliminación de este efecto para la polarización lineal, los valores de ancho de línea absolutos se vuelven suficientemente más bajos. Las propiedades espectrales del RRFL estudiado también son diferentes del caso de los láseres de fibra Raman convencionales, donde el ancho espectral mínimo está definido por el ancho de banda del FBG (u otro elemento de filtrado)31,32,36, mientras que su ensanchamiento de potencia se comporta de forma lineal o función raíz cuadrada de la potencia generada en función de la relación entre no linealidad y dispersión36. Debido al débil ensanchamiento para todos los órdenes de generación en cascada en los RRFL polarizados, el ancho de línea del láser es más estrecho que los correspondientes espectros de ganancia Raman, porque el ensanchamiento de Schawlow-Townes no es superado por el ensanchamiento no lineal en todo el rango de potencia de los Stokes correspondientes. orden. Esto significa que la generación de la onda de Stokes de siguiente orden comienza antes de que el ancho de línea bajo el ensanchamiento no lineal alcance el ancho de banda de ganancia Raman, por lo que el RRFL en cascada polarizado linealmente desarrollado sigue siendo una fuente láser distinguible de una fuente ASE para todas las potencias y todos los órdenes de Stokes. .

Otro efecto espectral interesante observado en el láser estudiado es la reducción del ancho de línea para la radiación de bombeo transmitida en el régimen de su fuerte agotamiento por la generación Raman en cascada (ver Fig. 2b). Teniendo en cuenta que la conversión Raman ocurre predominantemente para picos de alta intensidad existentes en la traza estocástica en el dominio del tiempo (ver Fig. 4b), que corresponden a las amplias alas espectrales del espectro integral, el espectro de onda de bomba de dos escalas se ve afectado de manera diferente por el proceso raman. Por lo tanto, las colas espectrales de banda ancha adquiridas por la onda de bombeo durante su propagación en la fibra (a través de SPM) se convierten eficientemente en ondas de Stokes, mientras que el resto del espectro de entrada de banda estrecha (~0,1 nm de ancho) con fluctuaciones de intensidad mínimas sobrevive mejor y se convierte en dominando en el extremo de la fibra de salida con un fuerte agotamiento de la bomba (ver Fig. 2b). Esta es solo una explicación cualitativa y este efecto, que no está directamente relacionado con las características de salida estudiadas del láser Raman en cascada, requiere un estudio más detallado.

El comportamiento de potencia/eficiencia observado del RFL aleatorio en cascada también es bastante diferente al de los RFL convencionales, ya sea linealmente polarizados31,32 o no polarizados36,37, mostrando un crecimiento de potencia casi lineal con eficiencia limitada debido a las altas pérdidas para Stokes intermedios. componentes en la cavidad. El experimento para la RRFL respaldado por el modelo de equilibrio muestra que la potencia generada por encima del umbral se acerca exponencialmente al valor máximo estando cerca del límite cuántico, independientemente del orden de Stokes, es decir, casi todos los fotones de la bomba de entrada se convierten en los fotones de mayor orden de Stokes. fotones Esta característica de la RRFL se define por las distribuciones de potencia específicas a lo largo de la fibra, que se caracterizan por la intensidad cero de los componentes intermedios en los extremos de la fibra y por la potencia máxima del orden Stokes más alto en la salida (ver Fig. 6). Esto es bastante diferente de los RFL con cavidad convencional, donde los componentes intermedios se reflejan en los espejos de la cavidad en los extremos de la fibra, por lo que experimentan pérdidas37. La conversión Raman en la RRFL ocurre dentro de la fibra pasiva, por lo que aquí solo están presentes las pérdidas por dispersión de Rayleigh para todas las ondas. Son proporcionales a la longitud de la fibra y casi iguales para la bomba y los componentes Stokes de bajo orden. Por lo tanto, la máxima eficiencia cuántica está limitada por la transmisión de la fibra que asciende a alrededor de 0,85 en el esquema estudiado con una fibra PM de 1 km. Como resultado, casi todos los fotones de bombeo transmitidos se convierten en el orden de Stokes de salida. Los valores experimentales de la eficiencia cuántica superan el 79%, 83% y 77% para la 1ª, 2ª y 3ª ondas de Stokes, respectivamente. Además, el cuarto orden a 1,3 μm aparece con un bombeo de 13,6 W. Por lo tanto, la conversión de la onda de bombeo de 1,055 μm a la séptima orden de Stokes más allá de 1,55 μm con casi la misma eficiencia parece factible en nuestro esquema con una potencia de entrada de aproximadamente 26 W. El nivel de potencia de bombeo se reducirá proporcionalmente para fibras más largas en el a expensas de la disminución de la transmisión/eficiencia, pero se espera cierta compensación de la eficiencia a partir de una reducción suficiente de las pérdidas de Rayleigh que alcancen el valor mínimo de ~0,2 dB/km a 1,55 μm, similar al efecto del aumento del número de fotones transmitidos en RRFL no polarizados con un gran cambio Raman18.

Por lo tanto, demostramos un láser Raman aleatorio en cascada polarizado linealmente en una pieza de 1 km de largo de una fibra PM terminada por un espejo de bucle de fibra en un lado. La eficiencia cuántica de convertir la radiación de la bomba (1,05 μm) en la onda de Stokes de salida es de alrededor del 80 %, independientemente del orden de Stokes, que está cerca del coeficiente de transmisión de la fibra de 1 km utilizada. La potencia de salida y la eficiencia de los componentes de Stokes en los RRFL en cascada con una cavidad semiabierta es casi independiente de la reflectividad del espejo de terminación, que es diferente para los diferentes órdenes de Stokes. Por lo tanto, el láser muestra una alta estabilidad de potencia y sus valores PER superan los 22 dB para todas las órdenes generadas sin ningún controlador de polarización.

El enfoque propuesto permite la generación de alta eficiencia de radiación láser polarizada linealmente de alta calidad en casi cualquier longitud de onda (incluido el rango de telecomunicaciones de alrededor de 1,55 μm) mediante el uso de fuentes de bombeo de alta potencia existentes cerca de 1 μm. Una descripción completa del láser Raman en cascada en fibras realizada aquí (tanto en teoría como experimentalmente) permite el desarrollo sobre esta base de dispositivos de alto rendimiento, que ofrecen amplias oportunidades para aplicaciones avanzadas, especialmente en telecomunicaciones y detección basada en enlaces de fibra óptica, en en los que los RRFL PM totalmente de fibra se pueden integrar fácilmente. La polarización lineal y una alta potencia en un ancho de banda relativamente estrecho (que puede reducirse aún más y volverse sintonizable mediante la inserción de un filtro espectral similar a 21,22,23) también ofrece una duplicación de frecuencia eficiente que transferirá el espectro generado en el rango visible (0,5 –0,8 μm es factible), lo que permite la implementación de esta fuente en tecnologías de visualización y bioimagen.

La fuente de bombeo MOPA con polarización lineal consiste en un láser de fibra dopada con Yb (YDFL) de cavidad anular bombeada por diodo láser multimodo con radiación de salida despolarizada y dos amplificadores de fibra dopada con Yb (YDFA) que mantienen la polarización. El divisor de haz de polarización de fibra colocado detrás del YDFL extrae el componente de radiación polarizado linealmente, que luego se lanza a los YDFA. Como resultado, el láser de bomba genera radiación polarizada linealmente a 1054,6 nm con una potencia de salida de hasta 15 W en el modo transversal fundamental.

Las propiedades de polarización de la bomba y la radiación de salida RRFL se midieron mediante un esquema especial que consiste en una lente, un atenuador de banda ancha, un polarizador Glan-Thompson y un polarímetro de espacio libre con un cabezal de sensor externo PAN5710IR2 (Thorlabs). La lente y el atenuador se utilizan para enfocar y atenuar la radiación de salida frente al polarizador. La relación de extinción de polarización se define como PER = 10log(Pmax/Pmin), donde Pmin y Pmax corresponden a las potencias mínima y máxima transmitidas por el polarizador durante la rotación de su eje óptico. La potencia transmitida se mide con el polarímetro, que proporciona un amplio rango dinámico (de −60 a 10 dBm) en regiones espectrales de 1000 a 1350 nm. No utilizamos elementos espectralmente selectivos en la configuración de la medición; por lo tanto, el valor PER de un componente espectral individual se mide cuando su potencia de salida domina sobre las demás (ver Fig. 3).

En el proceso SRS, cada cuanto de bombeo con una frecuencia ν0 es absorbido por el medio dando lugar al cuanto de onda de Stokes con una frecuencia ν1 y al cuanto de vibración del medio con una frecuencia Δνv = ν0 − ν1, independientemente de la frecuencia inicial ν0 . El mismo proceso ocurre durante la dispersión Raman de la onda de Stokes en la onda de Stokes de siguiente orden con una frecuencia ν2 = ν1 − Δνv. Las ecuaciones de equilibrio para el proceso SRS en cascada que convierte la potencia de la onda de bombeo (P0) en ondas de Stokes de orden j-ésimo, que co(+) y contra(-) se propagan con la onda de bombeo a lo largo del eje x de la fibra, se escriben como sigue34:

Aquí νj, αj y gR(j) son la frecuencia, la atenuación y el coeficiente de ganancia Raman para la onda de Stokes de j-ésimo orden, respectivamente; y α0 es el coeficiente de atenuación de la bomba. Una solución analítica bastante simple para el sistema de ecuaciones diferenciales (5, 6) es posible bajo la siguiente suposición. La onda de bombeo se lanza en la fibra en el punto x = 0, por lo que P0(0) = Pin. Además, el espejo reflectante también se coloca en x = 0, por lo tanto (0) = (0). La retroalimentación distribuida proporcionada por la retrodispersión de Rayleigh (con coeficiente ε) de la onda de co-propagación (Pj+) en la onda de contra-propagación (Pj−) puede ser sustituida por un reflector local con un coeficiente de reflexión Reff(j) ≪ 10− 4 colocado en el punto x = LRSj donde Pj+(x) alcanza su valor máximo:

La dispersión de Rayleigh de la onda en la onda se puede despreciar en comparación con la reflexión del espejo. En la aproximación de reflectores puntuales, se puede expresar vía como . Por lo tanto, la onda de contrapropagación es mucho más débil que la onda de copropagación y los valores de Pj− pueden despreciarse en el lado derecho de las ecuaciones (5, 6). Además, la condición de frontera en la ecuación (7) se reescribe como . Las ecuaciones simplificadas se pueden integrar bajo el supuesto de que el coeficiente de absorción es independiente de la longitud de onda α0 = αj = α y el coeficiente de ganancia Raman tiene la dependencia de la frecuencia del modelo:

Usando esta relación, podemos expresar el umbral de potencia para todas las órdenes de Stokes obtenidas del balance de pérdidas y ganancias en forma de iteración con un coeficiente de ganancia único gR1 = gR:

dónde .

Si el pin de alimentación de la bomba de entrada supera el umbral de generación para la j-ésima onda de Stokes, la distribución de energía de Stokes a lo largo de la fibra se vuelve no homogénea:

Aquí P0(x) y Pj(x) son las distribuciones longitudinales que implican una función tangente hiperbólica específica para la bomba (0) y las j-ésimas ondas de Stokes (j) en la k-ésima cascada (j = 1…k); y la coordenada

es el punto, donde . La validez de las soluciones aproximadas (10–12) se verificó hasta la tercera etapa del RRFL en cascada (ver información complementaria), su desviación de las soluciones exactas es insignificantemente pequeña. Las soluciones simplificadas para la potencia de salida Pjout en las ecuaciones (1, 2) del texto principal se derivan de las soluciones en las ecuaciones (10, 11, 12) en x = L bajo condiciones y .

Suponemos que la longitud de dispersión efectiva en el RRFL estudiado es mucho mayor que la longitud de ganancia, lo que nos permite despreciar el efecto de dispersión en las ecuaciones cinéticas20,35. Tomando la intensidad espectral de los componentes de Stokes en la forma

donde ω se desafina desde el centro de la línea y resuelve las ecuaciones (A2–A4) de 20 (ver información complementaria), podemos escribir la ecuación cinética como

donde γSPM es el coeficiente no lineal de Kerr para los procesos SPM, β es el coeficiente de dispersión de segundo orden y ΔRMS es la mitad del ancho espectral. El lado izquierdo describe la filtración espectral durante el viaje de ida y vuelta (por medio de la función espectral de ganancia) que conduce al estrechamiento espectral de Schawlow-Townes, mientras que el lado derecho describe el ensanchamiento inducido por SPM. La solución de esta ecuación es

y la densidad espectral correspondiente de la j-ésima componente de Stokes en el caso de gRPin ≪ βΔRMS2 es similar a la de la 1ra componente bajo la misma condición35.

Esta fórmula convertida al ancho de −3 dB se proporciona junto con el ancho de línea XPM estimado en las ecuaciones (3 del texto principal.

Cómo citar este artículo: Babin, SA et al. Láser Raman aleatorio de alto orden en una fibra PM con máxima eficiencia y ancho de banda estrecho. ciencia Rep. 6, 22625; doi: 10.1038/srep22625 (2016).

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Los autores reconocen el apoyo financiero de la Russian Science Foundation (proyecto No. 14-22-00118).

Instituto de Automatización y Electrometría SB RAS, Novosibirsk, 630090, Rusia

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

Universidad Estatal de Novosibirsk, Novosibirsk, 630090, Rusia

Sergey A. Babin y Evgeniy V. Podivilov

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SAB inició el estudio, SAB y SIK concibieron los experimentos, EAZ realizó los experimentos, EVP realizó los cálculos, SAB, SIK, EAZ y EVP analizaron los resultados. SAB escribió el artículo con contribuciones de todos los autores.

Los autores declaran no tener intereses financieros en competencia.

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Reimpresiones y permisos

Babin, S., Zlobina, E., Kablukov, S. et al. Láser Raman aleatorio de alto orden en una fibra PM con máxima eficiencia y ancho de banda estrecho. Informe científico 6, 22625 (2016). https://doi.org/10.1038/srep22625

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Recibido: 02 Diciembre 2015

Aceptado: 17 de febrero de 2016

Publicado: 04 marzo 2016

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

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