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Jul 13, 2023

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

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Los láseres Raman aleatorios atraen ahora mucha atención porque funcionan en medios de dispersión transparentes, turbios o inactivos. En el último caso, las fibras monomodo con retroalimentación mediante retrodispersión de Rayleigh generan un rayo láser unidireccional de alta calidad. Sin embargo, estos láseres de fibra tienen propiedades espectrales y de polarización bastante pobres, lo que empeora con el aumento de potencia y orden de Stokes. Aquí demostramos un láser Raman aleatorio en cascada con polarización lineal en una fibra que mantiene la polarización. La eficiencia cuántica de convertir la bomba (1,05 μm) en radiación de salida es casi independiente del orden de Stokes y asciende al 79%, 83% y 77% para el primero (1,11 μm), el segundo (1,17 μm) y el tercero (1,23). μm) orden, respectivamente, con una 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, ascendiendo a ~1, ~2 y ~3 nm para los órdenes 1 a 3, respectivamente. Por lo tanto, el láser Raman aleatorio no muestra degradación de las características de salida al aumentar el 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 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 un cristal láser o polvos semiconductores, ver 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 plasmón superficial de bajo umbral se demuestra en una matriz de nanoislas de oro distribuidas aleatoriamente recubiertas por una capa guía de ondas de un polímero dopado con colorante3 o en un medio semiconductor activo (nanobarras de ZnO) con nanocopos de óxido de grafeno4 . Los dispositivos láser aleatorios basados ​​en papel fluido se fabrican mediante técnicas convencionales de litografía blanda sobre un papel normal5. El láser aleatorio se puede obtener en medios tan exóticos como átomos de vapor frío6 o tejidos biológicos, incluidos huesos infiltrados con colorante activo7, alas de mariposa con nanopartículas semiconductoras de ZnO8 e incluso una sola célula9. Estos resultados inician el desarrollo de tecnologías avanzadas para la realización de componentes fotónicos activos biocompatibles e implantables8,9, bioimagen de un nuevo tipo que incluye 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 manchas o sistemas de proyectores de luz digitales13.

Para el desarrollo de nuevas fuentes de luz, el rendimiento competitivo de un dispositivo 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 una dirección deseada mediante el uso de la flexibilidad de la fibra. Para el láser aleatorio son adecuadas incluso las fibras de telecomunicaciones convencionales. Como el material de fibra (vidrio de sílice) es muy transparente a 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 en masa. La ganancia de 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 es proporcionada por la dispersión elástica de Rayleigh de la onda de Stokes inducida por SRS sobre irregularidades submicrónicas del vidrio. estructura, con una pequeña parte (~10-3) de luz dispersada regresando 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 actualmente la mayor eficiencia de conversión de onda de bomba a Stokes, superior al 70%, tanto para el primer15,16,17 como para el segundo orden de Stokes18, con una potencia del haz de salida de hasta 200 W19. . Estos láseres de fibra Raman aleatorios (RRFL) generan un espectro libre de modo casi continuo con la forma resultante definida por el estrechamiento de Schawlow-Townes cerca del umbral y el ensanchamiento no lineal a altas potencias14,20. Los filtros espectrales basados ​​en fibra pueden integrarse de forma relativamente sencilla en la parte de baja potencia de los RRFL, proporcionando 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 espectro 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 potentes y económicos24, modulación de intensidad interna25, operación pulsada mediante conmutación Q activa26 o pasiva27, 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 extrema estabilidad, 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 fibras de solo 1 km de largo. La generación en cascada del RRFL en la configuración PM totalmente de fibra no muestra degradación de las características de salida al aumentar el 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 los procesos de conversión de potencia y ampliación espectral. Las fórmulas obtenidas predicen con gran precisión la potencia de salida y el ancho de banda en función de la potencia de bombeo y el orden de Stokes, lo que 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 linealmente polarizado28 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 extremo. Nivel de vatios, pero se degrada casi por completo (PER < 3 dB) a medida que la potencia generada se acerca a los 9,5 W a pesar de aplicar medidas especiales como un fuerte bobinado de fibra para seleccionar 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 totalmente de fibra PM con bombeo polarizado linealmente30 que no sufre los inconvenientes discutidos.

La configuración experimental se muestra esquemáticamente en la Fig. 1. La fuente de bomba 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 por división de longitud de onda (FWDM) filtrado PM de 1050/1100 nm de alta potencia que tiene un filtro interno que refleja la radiación de la bomba en el puerto común al que se conecta una sola placa de 1 km de longitud. Se conecta fibra modo PM del tipo Panda (Fujikura SM98-PS-U25D). El puerto de 1100 nm del FWDM está empalmado 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 FLM R asciende al 91 % a 1,11 μm (1.° Stokes), al 66 % a 1.17 μm (2.° Stokes), al 36 % a 1.23 μm (3.° Stokes) y tan solo al 12 % a 1.3 μm (4.° Stokes) en correspondencia con la relación de acoplamiento del acoplador de fibra PM en estas longitudes de onda.

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

Como el extremo de una fibra de salida se corta con un ángulo de >10° para eliminar la reflexión de Fresnel, la retroalimentación en este esquema la proporciona la retrodispersión aleatoria de Rayleigh distribuida a lo largo de la fibra PM y la reflexión localizada del FLM. Cuando la ganancia Raman inducida por la bomba es mayor que las pérdidas de ida y vuelta en dicha cavidad semiabierta, el RRFL comienza a emitir láser. La potencia y los espectros del láser de salida se miden mediante 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 polarímetro Glan-Thompson; consulte la sección Métodos para obtener más detalles. Como utilizamos un 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 láser aleatorio en cascada desde el primer orden de Stokes (1,11 μm) hasta el superior, que aparecen consecutivamente en el espectro de salida (Fig. 2) con una potencia de bomba de entrada creciente medida 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 aleatoria basado en una fibra no PM con bombeo polarizado linealmente, 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 con diferentes potencias de bomba de entrada a 1,05 μm: (a) Amplio rango espectral; (b) Bomba transmitida; (c) Primera ola de Stokes.

La Figura 3 muestra datos de potencia individuales para las órdenes de bomba residual (cuadrados), 1.° Stokes (triángulos), 2.° Stokes (círculos) y 3.° Stokes (estrellas) en la salida como funciones de la potencia de la bomba de entrada. Sólo la onda de bombeo residual ligeramente (~15%) atenuada en la fibra pasiva de 1 km está presente en la salida de la fibra por debajo del umbral láser. Su potencia crece proporcionalmente a la potencia de entrada de la bomba hasta el umbral del 1er Stokes (2,6 W). Luego, la potencia del primer Stokes comienza a crecer y la potencia de salida de la bomba se agota siempre que casi toda la potencia de la bomba se convierta en láser Raman. La potencia del 1.º Stokes crece hasta el umbral del 2.º 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 entre la potencia de Stokes de orden j PSj (j = 1, 2, 3) y la potencia de entrada de la bomba Pin excede el 75% para la primera y segunda ondas de Stokes y se acerca al 70% para la tercera línea Stokes. Esos valores están cerca de los límites cuánticos correspondientes (95, 90 y 86%, respectivamente) y establecen valores récord para la segunda y tercera ondas Raman Stokes en láseres de fibra aleatorios, que son solo ligeramente inferiores a la eficiencia máxima demostrada para la primera. 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 RRFL con una cavidad medio abierta depende solo débilmente de la reflectividad del FLM33, porque la potencia de Stokes en el espejo terminal (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 la bomba transmitida (cuadrados) y los órdenes de 1.º Stokes (triángulos), 2.º Stokes (círculos) y 3.º Stokes (estrellas) generados. Las líneas sólidas y punteadas muestran el modelo analítico de distribución de energía 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 la bomba transmitida y las líneas de Stokes generadas. Parece que los valores de PER de la bomba y de todas las ondas de Stokes son casi iguales, cubriendo un rango de 22 a 26 dB con una ligera disminución en el valor de PER promedio al aumentar la potencia (consulte 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 una escala de tiempo superior a 0,1 ms (consulte la dinámica de intensidad promediada en la Fig. 4b), siendo completamente estocástica en una escala inferior a 1 ns de acuerdo con el espectro RRFL generado que consta de frecuencias aleatorias con fases aleatorias de la estadística gaussiana20,34.

(a) Relación de extinción de polarización (PER) de los órdenes bomba transmitida (cuadrados), 1.º Stokes (triángulos), 2.º Stokes (círculos) y 3.º Stokes (estrellas) en función de su potencia. La línea discontinua corresponde al ajuste RMS. (b) Dinámica de intensidad de la bomba, la primera y la segunda onda de Stokes medidas con una resolución de 400 ps. La línea roja muestra la dinámica de intensidad promediada en 0,2 ms. Está normalizado 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 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 primer Stokes consta de dos líneas de generación a 1106 y 1111 nm, en consecuencia. La distribución entre las líneas cambia apreciablemente con un aumento en la potencia generada14,17,28,33: a potencias bajas se genera principalmente la primera línea, mientras que a potencias altas la segunda se vuelve dominante (ver Fig. 2с). La situación es diferente para los órdenes Stokes más altos, para los cuales el primer pico siempre domina. Una razón probable es que la onda de Stokes que desempeña el papel de bomba para el siguiente orden tiene un ancho de línea suficientemente mayor en comparación con la bomba YDFL, lo que conduce al suavizado del segundo pico relativamente estrecho en el espectro de ganancia Raman (consulte el espectro más bajo). en la Fig. 2c que caracteriza la emisión espontánea amplificada).

El ancho de línea del primer pico se traza para todas las 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 al aumentar 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 el primer, segundo y tercer componente de Stokes, respectivamente, mientras que el 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 parte pequeña de la variable de potencia es principalmente diferente de la teoría20. Esta diferencia se vuelve especialmente evidente para los pedidos de Stokes más altos.

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 en los componentes de desplazamiento Raman de 440 cm −1 (diamantes) y 490 cm −1 (triángulos), segunda de Stokes (círculos) y tercera de Stokes (estrellas). Las líneas continuas muestran el modelo analítico de ancho de banda espectral.

Para explicar estas características bastante 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 la bomba con una potencia P0 en el orden j. Alimenta la onda electromagnética de 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 orden j generada se expresa como

Aquí λ0 y Pin son la longitud de onda y la potencia de entrada de la onda de la bomba, 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 existe un 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 entrada de la bomba (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 bomba (o componente de Stokes anterior) comienza a disminuir exponencialmente al aumentar la potencia de entrada de la bomba por encima del umbral:

Las curvas de potencia (líneas continuas) 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 primer, segundo y tercer orden. En los cálculos se utilizan los valores experimentales para las potencias umbral y los parámetros L = 1 km, α = 0,15 km−1 y gR = 2 W−1*km−1.

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 hace evidente en 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 sólo 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 se describen adecuadamente mediante las funciones exponenciales predichas por la teoría para todos los órdenes.

Las distribuciones de potencia longitudinal calculadas a partir de las ecuaciones (10, 11, 12) de la sección de 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 del 1.º y 2.º Aviva las olas. Se ve que las regiones de transición en la distribución de energía están descritas por la pronunciada función tangente hiperbólica 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 las intermedias están en el medio. El número de orden de salida está definido únicamente por la potencia de bomba disponible y la longitud de la fibra.

Distribución de potencia longitudinal para diferentes componentes calculada con una 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 bombeo a lo largo de la fibra.

Para obtener las características espectrales de la generación Raman en cascada con retroalimentación de Rayleigh, se deben tratar ecuaciones cinéticas20,35 que describen el efecto de la modulación de fase propia (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 (XPM) inducido por la bomba. La contribución de XPM se puede estimar en el umbral correspondiente, similar al caso de la generación de la primera onda de Stokes en los 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 dispersión, respectivamente, Pmax(j−1) es la potencia máxima de (j − 1 ) onda de Stokes de orden (u onda de bomba 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 en 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 valores experimentales para la potencia y los anchos Raman Δg( j ) estimado 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 una muy buena concordancia de estas fórmulas con el experimento.

El experimento y los cálculos muestran que el efecto XPM que surge de la bomba (u orden de Stokes anterior) define el ancho de banda mínimo del espectro generado que asciende a 0,17–0,3, 0,48, 0,72 y 1,03 para la primera, segunda, tercera y cuarta ondas de Stokes. respectivamente, creciendo casi proporcionalmente a la potencia de la bomba en el umbral correspondiente. Al mismo tiempo, el ancho de línea SPM es una función de raíz cúbica de crecimiento lento de la energía 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 la introduce 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 absolutos del ancho de línea 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 filtrante)31,32,36, mientras que su ampliación de potencia se comporta como un espectro lineal o lineal. Función de 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 RRFL polarizados, el ancho de línea del láser es más estrecho que el correspondiente espectro de ganancia Raman, porque el estrechamiento de Schawlow-Townes no es superado por el ensanchamiento no lineal en todo el rango de potencia de los correspondientes Stokes. orden. Esto significa que la generación de la onda de Stokes de siguiente orden comienza antes de que el ancho de línea bajo ampliación 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 bomba 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 alas espectrales amplias del espectro integral, el espectro de onda de bombeo de dos escalas se ve afectado de manera diferente por el proceso raman. Así, 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 sólo 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 del de los RFL convencionales, ya sea polarizados linealmente31,32 o no polarizados36,37, exhibiendo un crecimiento de potencia casi lineal con eficiencia limitada debido a las altas pérdidas para los Stokes intermedios. componentes en la cavidad. El experimento para el 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 entrada de la bomba se convierten en el orden de Stokes de mayor orden. fotones. Esta característica del RRFL está definida por las distribuciones de potencia específicas a lo largo de la fibra, que se caracterizan por una intensidad cero de los componentes intermedios en los extremos de la fibra y por la potencia máxima del orden de 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, experimentando pérdidas37. La conversión Raman en 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 orden inferior. Por lo tanto, la eficiencia cuántica máxima está limitada por la transmisión de fibra que asciende a aproximadamente 0,85 en el esquema estudiado con una fibra PM de 1 km. Como resultado, casi todos los fotones de bomba transmitidos se convierten al orden de Stokes de salida. Los valores experimentales de la eficiencia cuántica superan el 79%, 83% y 77% para la primera, segunda y tercera onda 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 bomba de 1,055 μm al séptimo 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 la bomba se reducirá proporcionalmente para fibras más largas en el a expensas de disminuir la transmisión/eficiencia, pero se espera cierta compensación de eficiencia a partir de una reducción suficiente de las pérdidas de Rayleigh que alcanzan 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 turno Raman18.

Por lo tanto, demostramos un láser Raman aleatorio en cascada con polarización lineal en una pieza de fibra PM de 1 km de largo 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 terminal, que es diferente para diferentes órdenes de Stokes. Por lo tanto, el láser exhibe 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 cercanas a 1 μm. Una descripción completa del láser Raman en cascada en fibras realizado 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 qué 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 hacerse sintonizable mediante la inserción de un filtro espectral similar a21,22,23) 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 bomba MOPA polarizada linealmente consta de un láser de fibra dopada con Yb (YDFL) con 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 linealmente polarizado de la radiación, 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 consta de una lente, un atenuador de banda ancha, un polarizador Glan-Thompson y un polarímetro de espacio libre con un cabezal 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 ningún elemento espectralmente selectivo en la configuración de 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 bomba con una frecuencia ν0 es absorbido por el medio dando lugar al cuanto de ondas 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. Se escriben 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, que co(+) y contra(-) se propagan con la onda de bombeo a lo largo del eje x de la fibra. 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 orden j, 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 el siguiente supuesto. La onda de bombeo se lanza en la fibra en el punto x = 0, por lo tanto 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 copropagante (Pj+) en la onda contrapropagante (Pj−) puede sustituirse 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 dentro de la onda puede despreciarse en comparación con la reflexión especular. En la aproximación de reflectores puntuales, se puede expresar mediante 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 depende de la frecuencia del modelo:

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

dónde .

Si la potencia de la bomba de entrada Pin excede el umbral de generación para la j-ésima onda de Stokes, la distribución de potencia de Stokes a lo largo de la fibra se vuelve no homogénea:

Aquí P0(x) y Pj(x) son las distribuciones longitudinales que involucran una función tangente hiperbólica específica para la bomba (0) y las ondas j-ésima 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 comprobó hasta la tercera etapa del RRFL en cascada (ver información complementaria), su desviación de las soluciones exactas es insignificante. 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 en 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 ignorar 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 se resuelven las ecuaciones (A2 – A4) desde 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 (mediante 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 del j-ésimo componente de Stokes en el caso de gRPin ≪ βΔRMS2 es similar a la del primer componente en las mismas condiciones35.

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 agradecen el apoyo financiero de la Fundación Rusa para la Ciencia (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 no declaran tener intereses financieros en competencia.

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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. Representante científico 6, 22625 (2016). https://doi.org/10.1038/srep22625

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Recibido: 02 de diciembre de 2015

Aceptado: 17 de febrero de 2016

Publicado: 04 de marzo de 2016

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

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