ПРИНЦИПЫ ЛАЗЕРОВ

ВОЛОКОННЫЕ ЛАЗЕРЫ ВЫСОКОЙ МОЩНОСТИ

До сих пор в нашем изложении мы делали упор лишь на очень умеренные мощности накачки одномодовых волокон, активированных ионами, кото­рые требуются либо для достижения лазерного порога, либо для обеспечения высокого коэффициента усиления. Однако волоконная геометрия также по­зволяет достигать высоких мощностей, даже до киловатт, также поддержи­вая режим одной моды низшего порядка. Эта привлекательная особенность работы в одномодовом режиме при высокой мощности находится в сильном контрасте с объемными лазерами на стержнях, где термические градиенты, наводимые накачкой, могут ухудшить качество лазерного пучка при значи­тельно меньших уровнях мощности. Сущность такой малой чувствительно­сти волоконных лазеров к термическим искажениям проистекает, во-пер­вых, из значительной длины волоконной среды, что уменьшает количество тепла, выделяемого на единицу длины, и, во-вторых, из малого диаметра сердцевины волокна, что способствует малым поперечным температурным градиентам внутри сердцевины. В результате наводятся только очень малое Двойное лучепреломление и тепловая линза, что слабо сказывается на пара­метрах распространяющейся моды.

Рис. 9.7а

Полное внутреннее поглощение падающего луча при запуске в торец в сердцевину волокна. Отметьте, что 0;п< соответствует критическому углу полного внутреннего отражения, который получается из уравнения = 8т04я| = (пс20 - п1с1 у'2/псо

В стремлении к большим выходным мощностям волоконных лазеров же­лание избежать оптического повреждения сердцевины приводит к необхо­димости использовать большие размеры сердцевины. Это, в свою очередь, создает проблему поддержания одномодового режима. Чтобы понять это об­стоятельство, мы сперва отметим, что условие полного внутреннего отраже­ния на границе сердцевина-оболочка приводит к требованию (рис. 9.7а):

Е<еш, =(п2С0-п^У/2/псо =ЫА/пС0, (9.2.2)

Где пс0, пс1 — показатели преломления сердцевины и оболочки соответствен­но, а А1А — величина числовой апертуры, которая определяет синус макси­мального угла падения для луча, способного испытать полное внутреннее отражение на границе сердцевина-оболочка. Условие одной моды можно сформулировать как требование того, что угловая расходимость Х/2псоа моды низшего порядка должна удовлетворять условию Х/2псоа > вш. Это, в свою очередь, приводит к тому, что для мод более высокого порядка, которые имеют большую расходимость, не удовлетворяется требование полного внут­реннего отражения, и эти моды не будут распространяться. Сопоставление этого неравенства с уравнением (9.2.2) дает условие для одиночной моды в виде 2а(МА)/Х ^ 1. Строгое требование для полей распространяющихся мод дает, по существу, тот же результат с небольшими изменениями числовых коэффициентов. Выраженный в виде так называемого К-фактора волокна этот строгий результат условия распространения одной моды в волокне со ступечатым показателем преломления (показатель преломления однороден как в сердцевине, так и в оболочке) представляется как

У= 2паИА/Х ^ 2,4. (9.2.3)

Из этого можно легко увидеть, что для поддержания условия одной моды увеличение радиуса а требует уменьшения разницы между показателями преломления сердцевины и оболочки. Крайние пределы пользования этим условием вызваны техническими трудностями изготовления волокон с тре­буемой малой разницей показателей преломления и сильной чувствительно­стью потерь распространения в волокне при изгибах волокна.

Разумеется, необходимым условием режима высокой мощности являет­ся возможность ввести высокую мощность накачки в активную сердцевину волокна. Однако в обычных одномодовых волоконных лазерах с накачкой в торец волокна необходим источник накачки, который сам должен быть ди­фракционно ограниченным. Таким образом, для диодной накачки можно использовать только устройства с одиночной излучающей областью (одно­модовый диод), как показано на рис. 6.9а. Мощность накачки ограничива* ется -1 Вт, и соответственно ограничивается выходная мощность. С друго
стороны, диодные лазеры высокой мощности (см. рис. 6.96 и 6.10) имеют довольно плохое качество пучка (значения М2 102 и более) и поэтому не го­дятся для прямого введения своего излучения в сердцевину волокна с торца, поскольку в этом случае будет использована лишь малая часть мощности. Решение этой проблемы получается с помощью методики, которая называ­ется накачкой через оболочку и иллюстрируется на рис. 9.66. Сердцевина (она может быть одномодовой) окружена внутренней оболочкой с меньшим показателем преломления (ее диаметр значительно больше, чем у сердцеви­ны), которая, в свою очередь, окружена внешней оболочкой, материал кото­рой еще меньше. Излучение накачки можно запустить с торца во внутрен­нюю оболочку. При этом требования к качеству пучка значительно мень­шие по сравнению со случаем запуска в сердцевину. Для этого, в частности, нужно иметь большое значение АТА для границы между внутренней и внеш­ней оболочкой. Тогда излучение накачки, распространяясь внутри внут­ренней оболочки, будет последовательно поглощаться в сердцевине с неко­торым эффективным коэффициентом поглощения, который меньше, чем истинный коэффициент поглощения вещества сердцевины на величину со­измеримую с соотношением площадей внутренней оболочки и сердцевины. Таким образом, при заданной концентрации активных ионов, длину волок­на нужно соответственно увеличить, чтобы обеспечить эффективное погло­щение мощности накачки. Если при таком увеличении длины волокна не происходит чрезмерного увеличения потерь накачки и лазерного излуче­ния в сердцевине, тогда можно осуществить накачку волокна с помощью многомодовых диодов и получить эффективную одномодовую генерацию. Таким образом, схема накачки через оболочку может обеспечить очень про­стой способ увеличения яркости источника накачки (диода) с помощью эф­фективного преобразования его излучения в одномодовое излучение воло­конного лазера.

Сочетание этой универсальной методики с прекрасными термическими свойствами волокон вызвало быстрое развитие одномодовых волоконных лазеров высокой мощности. Ключевым моментом такого развития стало про­грессивное увеличение размеров сердцевины (волокна, называемые ЬМА, с большой площадью моды вплоть до -1000 мкм2). Это было продиктовано не­обходимостью поддерживать лазерную интенсивность внутри сердцевины ниже порога повреждения материала (обычно он превышает 10 Вт/мкм2 в плавленом кварце при непрерывном режиме). Дополнительным преимуще­ством такого увеличения размера сердцевины является также повышение эффективности накачки через оболочку. Из-за уменьшения отношения пло­щадей внутренней оболочки и сердцевины увеличивается эффективность поглощения накачки, и это позволяет уменьшить длину волокна. Но, как было указано, увеличение размеров сердцевины создает проблемы одномо­дового режима и проблемы потерь при изгибах волокна. Другим следствием является увеличение тепла, выделяемого на единицу длины волокна. Это может привести к тому, что станет необходимым принудительное охлажде­ние волокна (по сравнению с простым, естественным охлаждением возду­хом, окружающим волокно). В противном случае температура в сердцевине

Может стать выше допустимого уровня или, что более вероятно, может по­вредиться внешнее защитное покрытие волокна, которое обычно делается из полимерных материалов. Дальнейшее увеличение диаметра сердцевины при­водит к еще большему увеличению термических эффектов, подобным тем, что имеют место в случае объемных лазерных стержней, работающих в ре­жиме больших мощностей (т. е. многомодовый режим, термически наводи­мые двойное лучепреломление и линза).

Несмотря на указанные факторы, ограничивающие предельную выход­ную мощность волоконных лазеров, уже удалось достичь весьма значитель­ных мощностей, например, в случае одномодового режима непрерывная мощ­ность превышает 1 кВт, а в многомодовом режиме достигает 15 кВт. Мы даем здесь численные примеры параметров конструкций, в которых получаются такие мощности.

Пример 9а. Волоконный лазер киловатной мощности. Мы рассматри­ваем особый случай Yb:волоконного лазера, описанного в работе [57]. Диа­метр сердцевины 40 мкм и отношение сердцевина/внутренняя оболочка, NA < 0,05 (следовательно, соответствующий коэффициент < 10~3), что дает для V значение 5,3 для лазерной длины волны -1 мкм. Хотя это значение допускает, в принципе, распространение нескольких мод высокого поряд­ка, эффект различия потерь для разных мод в случае изгибов волокна при­водит к преимущественному режиму генерации моды низшего порядка, что дает М2 ~ 1,4. Уровень примесей Yb 6000 ppm по весу (это соответствует плот­ности ~ 5 • 1019 Yb ионов/см3) приводит к ненасыщенному коэффициенту по­глощения накачки 430 дБ/м для сердцевины (сечение поглощения состав­ляет 2 • Ю-20см2 для 975 нм излучения накачки). Максимальный коэффици­ент поглощения накачки, запускаемой во внутреннюю оболочку, меньше, как было указано, в отношении двух площадей, т. е. в (40/600)2 раз, что дает полный коэффициент поглощения ~2 дБ/м. При экспериментальных измерениях этот коэффициент поглощения накачки для слабого сигнала оказался равным 1,5 дБ/м, что означает полное поглощение накачки на длине волокна 12 м. Отметим, что при этой оценке мы пренебрегаем насы­щением накачки, т. е. предполагается, что населенность основного состоя­ния Yb ионов не обедняется накачкой. На практике, однако, интенсивность накачки, даже при условии, что она запускается во всю площадь внутрен­ней оболочки, существенно выше интенсивности насыщения накачки при отсутствии генерации. С другой стороны, как только начинается генера­ция, эффективное время жизни Yb ионов на верхнем уровне сильно умень­шается, тем самым обеспечивая эффективное поглощение на относительно короткой длине волокна. Накачка диодных лазеров (использовались два, запускающие свои пучки с каждого конца волокна) имела значения М2 ~ 200. Действительно эффективный запуск накачки мог получаться с диаметром 600 мкм, с 0,45 NA, и для пучка с длиной волны 1 мкм и углом расходимо­сти 0,45 рад (соответствующего приведенному значению для NA) получает­ся М2 ~ 0,45/(k/D) ~ 200. С имеющейся полной накачкой 1,8 кВт в волокно запускалась мощность 1,6 кВт, что приводило к выходной мощности излу­чения волоконного лазера 1,36 кВт. Это означает, что дифференциальный КПД составляет 83%, а квантовая эффективность -95%. Столь высокая эффективность означает низкий уровень выделяемого тепла, а именно -20 Вт/м при уровне выходной мощности 1 кВт. Соответственно, увеличе­ние яркости при преобразовании излучения диодного лазера в излучение волоконного лазера составляет (М%1ойе)2 /(М21Ъег)2 -20000. При этом лазер­ная интенсивность внутри сердцевины (-1,5 Вт/мкм2) существенно ниже порога повреждения, так что вполне возможно дальнейшее продвижение в сторону больших мощностей и яркостей.

Мы видим, что прогресс в достижении высоких мощностей обусловлен увеличением размеров сердцевины, что также приводит к увеличению выде­ляемого тепла на единицу длины. Хотя увеличение длины волокна вполне допустимо для экспериментального осуществления режима высокой мощ­ности, следует отметить, что увеличение длины также в пределе приводит к недостаткам в виде различных нелинейно оптических процессов, таких как фазовая самомодуляция (см. 8.6.4.4) и вынужденное комбинационное рас­сеяние (ВКР). В последнем процессе существенная доля мощности усиливае­мого в волокне излучения преобразуется с уменьшением частоты на частот­ный сдвиг, соответствующий колебанию полосы SiO в плавленом кварце (-14 ТГц). Этот ВКР процесс возникает, когда достигается достаточно высо­кое значение произведения интенсивности на длину среды. Таким образом, существует предельная длина, которую можно использовать при заданной интенсивности. В случае импульсного режима, т. е. в режиме Q-модуляции с импульсами в наносекунд ном диапазоне, ограничения за счет ВКР и оптиче­ского повреждения более очевидны. С другой стороны, в случае более корот­ких импульсов в пикосекундном и фемтосекундном диапазоне можно эффек­тивно использовать метод усиления чирпированных импульсов (СРА, см. раз­дел 12.3.1), с помощью которого интенсивность в волоконном усилителе снижается до допустимого уровня, а после усиления импульсы растягивают­ся. Используя такой подход и волоконные лазеры, работающие в режиме син­хронизации мод, в схеме МОРА (т. е. задающий генератор с усилителем мощ­ности), получались непрерывные последовательности фемтосекундных им­пульсов со средней мощностью -100 Вт. Возможность достижения мощностей такого уровня, который существенно превышает уровень, достигаемый с по­мощью лазеров на Ti:сапфире, в сильной степени обусловлена тем, что систе­мы волоконных лазеров допускают прямую накачку от высокомощных ди­одных лазеров с плохим качеством пучка.