Nichtlineare spektrale Abstimmbarkeit eines gepulsten Faserlasers mit optischem Halbleiterverstärker

Mar 07, 2024

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 13799 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Wir untersuchen die spektralen Eigenschaften der Strahlung in gepulsten Faserlasern unter Verwendung des optischen Halbleiterverstärkers (SOA) als Verstärkungsmedium. Die komplexe Lichtdynamik, die sich aus dem Zusammenspiel zwischen den Faserausbreitungseffekten im Hohlraum, den nichtlinearen Effekten im SOA und der spektralen Filterung ergibt, verschiebt die erzeugte Strahlung von der zentralen Wellenlänge des Filters. Die resultierende Wellenlänge der Ausgangsstrahlung hängt von der SOA-Pumpleistung und der Bandbreite des Intracavity-Filters ab. Dies bietet die Möglichkeit einer spektralen Abstimmbarkeit der erzeugten Impulse durch nichtlineare Dynamik anstelle der herkömmlichen Verwendung eines abstimmbaren Filters.

Die Eigenschaften einer Reihe moderner Laser werden durch die nichttriviale Lichtdynamik definiert, die durch die nichtlinearen Effekte im Resonator entsteht. Nichtlinearität kann sowohl entlang des Hohlraums verteilt sein (z. B. Kerr-Effekt oder nichtlineare Polarisationsrotation in der optischen Faser) als auch durch eine punktförmige Wirkung einiger Elemente erzeugt werden (z. B. sättigbarer Absorber oder nichtlinearer Verstärker mit einer im Vergleich zur Länge des Resonators kleinen Skala). ). Nichtlineare Effekte sind zwar nicht einfach zu kontrollieren, könnten aber vielfältige Möglichkeiten für die Entwicklung einer Vielzahl neuer Laserquellen bieten1,2,3,4,5,6,7,8,9,10,11.

SOA ist ein bewährtes praktisches optisches Gerät mit zahlreichen attraktiven Eigenschaften, darunter kompakte Größe, große Verstärkungsbandbreite und die Möglichkeit einer direkten Verstärkungsmodulation durch Steuerung des Injektionsstroms. SOAs sind in einer Vielzahl von Anwendungen wichtig, darunter optische Signalverarbeitung12, Wellenlängenmultiplex (WDM), optisches Zeitmultiplex (OTDM)13, Wellenlängenumschaltung14, optische Taktrückgewinnung15,16, rauscharmes optisches Sampling mit hoher Bitrate17 und Andere.

Darüber hinaus ist SOA auch für Anwendungen außerhalb der herkömmlichen optischen Kommunikation und Halbleiterlaser vielversprechend. Beispielsweise kann es als Verstärkungsmedium in Faserlasern anstelle von mit seltenen Erden dotierten aktiven Fasern verwendet werden. Nach unserem besten Wissen erschienen die ersten Veröffentlichungen zu SOA-basierten Lasern Ende der 70er Jahre18,19,20,21,22,23,24,25. Matsumoto und Kumabe18 haben die AlGaAs-GaAs-Ringlaser mit verschiedenen dreidimensionalen Wellenleiterstrukturen, einschließlich Pillbox-Typ und Kreistyp, demonstriert. In den bahnbrechenden Arbeiten wurden Verbundlaser mit optischen Fasern und Hohlraumlaser sowie Ringlaser mit Halbleiter-optischen Fasern und modengekoppelten Lasern untersucht19,20,21,22. Die Theorie für die Linienbreite eines Halbleiter-Glasfaser-Ringlasers wurde 26 unter Verwendung gekoppelter Geschwindigkeitsgleichungen für den aktiven und passiven Hohlraum entwickelt. SOA-basierte modengekoppelte Laser können ultrakurze Impulse in der Größenordnung von Hunderten von Femtosekunden erzeugen27. Die Modenkopplung wurde durch eine externe optische Non-Return-to-Zero-Dateninjektion erreicht. Im Ring-Cavity-Faserlaser wurden 28 optische Impulse im Subpikosekundenbereich erzeugt, wobei die nichtlineare Polarisationsentwicklung in SOA als Modenkopplungsmechanismus diente. In29 wird ein modengekoppelter Laser mit Ringkavität vorgestellt, der Pulse erzeugt, die in einem externen Kompressor auf bis zu 274 fs komprimiert werden können. Hech et al. demonstrierten die Möglichkeit, im modengekoppelten Halbleiterringlaser Impulse mit einer Impulsdauer von bis zu 300 fs bei 1550 nm zu erzeugen30. Das Schema umfasst SOA und einen sättigbaren Absorber auf Basis der InP/InGaAsP-Technologie sowie passive Komponenten, die für Frequenzdispersion sorgen. Nyushkov et al. demonstrierter Faserlaser, modengekoppelt über SOA-Modulation mit Injektionsstromimpulsen und steuerbarer Form der Erzeugung von Lichtimpulsen31,32. Achterförmige SOA-basierte Faserlaser wurden in33,34 untersucht. Es wurde in34 beobachtet, dass die Pulswiederholungsrate nahezu linear vom Injektionsstrom des SOA abhängt und über einen weiten Bereich von 30 MHz bis 12,02 GHz variieren kann. In33 wurde ein selbststartender passiv harmonischer modengekoppelter Laser demonstriert, der eine Impulsfolge mit nahezu halbem Arbeitszyklus bei einer Wiederholungsrate von 1,7 GHz erzeugt. Eine Kombination von Faserresonator mit SOA zur Erzeugung gepulster Strahlung bietet auch eine interessante Möglichkeit, Systeme zu entwerfen, die auf der nichtlinearen Dynamik von Licht basieren.

Kürzlich haben wir sowohl numerisch als auch experimentell35 gezeigt, dass nichtlineare Eigenschaften eines SOA genutzt werden können, um die zentrale Wellenlänge von Eingangsimpulsen in einen blauen Teil des Spektrums zu verschieben, im Gegensatz zur bekannten Raman-induzierten Rotverschiebung36,37. In dieser Arbeit untersuchen wir nichtlineare spektrale Verschiebungen (von der zentralen Wellenlänge eines In-Cavity-Filters) von Impulsen, die in einem Faserlasersystem mit SOA erzeugt werden. Im betrachteten SOA-basierten Faserlaser spielt SOA sowohl die Rolle eines Verstärkungselements als auch eines nichtlinearen Impulstransformators. Wir bestimmen numerisch die Hohlraumparameter, die zu einer Einzelpulserzeugung führen, und analysieren die Abhängigkeit der spektralen Abstimmbarkeit um die zentrale Wellenlänge des Filters von der Filterbandbreite, der Hohlraumdispersion und der SOA-Verstärkung.

Abbildung 1 zeigt die schematische Darstellung des von uns untersuchten Faserlaseraufbaus. Der Laserhohlraum besteht aus einer polarisationserhaltenden Dispersionskompensationsfaser (PM DCF), einer polarisationserhaltenden Singlemode-Faser (PM SMF), einem optischen Halbleiterverstärker (SOA), einem sättigbaren Absorberelement (SA), einem Ausgangskoppler und einem Spektralfilter mit 1550 nm Zentralwellenlänge. Die Länge der SMF war ein Optimierungsparameter, der es uns ermöglicht, die Hohlraumdispersion von normal auf anomal zu variieren, um die Impulsausbreitungsregime zu ändern. Als Optimierungsparameter wurde auch die Filterbandbreite berücksichtigt, während die Parameter SOA und sättigbarer Absorber festgelegt wurden.

Schematische Darstellung eines SOA-basierten Faserlaseraufbaus.

Die Impulsausbreitung entlang der Faserabschnitte wird durch die standardmäßige nichtlineare Schr\(\ddot{o}\)dinger-Gleichung (NLSE) mit dem Verlustterm, allen Details der numerischen Modellierung für alle Hohlraumelemente einschließlich DCF, SMF, SOA und dem Sättigungselement gesteuert Absorber finden Sie im Abschnitt „Methoden“. Wir betrachten zunächst ein vereinfachtes Modell, das keine Verstärkungsabhängigkeit von der Wellenlänge berücksichtigt, da die Spektrumsbreite der Laserimpulse viel kleiner ist als die typische SOA-Verstärkungsbandbreite. Wir gehen von diesem Modell aus, um die wichtigsten Effekte zu demonstrieren, und werden in einem separaten Abschnitt den Einfluss des spektralen Verstärkungsprofils auf die Pulsbildung betrachten. Ein nach dem Gaußfilter platzierter Ausgangskoppler entnimmt dem Hohlraum 50 % der Strahlungsleistung.

Zunächst erinnern wir uns an die wichtigsten Merkmale des Laserns in SOA-basierten Faserlasern ohne spektrale Filterung der Strahlung. Wenn wir den Gaußschen Spektralfilter aus der Laserkavität entfernen, ist es auch möglich, Bedingungen für die Erzeugung eines einzelnen Impulses zu finden. Wir definieren die Erzeugung eines Einzelimpulses als etabliert, wenn eine relative Variation der Impulsenergie, der Spitzenleistung und der Impulsbreite während der letzten 20 Rundläufe 0,1 % nicht überschreitet. Die kumulative Streuung des Hohlraums variierte im Bereich von 0,5 bis −0,5 ps\(^2\) über eine entsprechende SMF-Verlängerung von 0 bis 50 Metern, während das DCF-Stück auf 5 Meter fixiert war.

Es wurde beobachtet, dass im Falle einer anomalen Hohlraumdispersion \(\beta _2^{cum} < 0\) die oben genannten Pulsparameter stabilisiert werden können. Allerdings verschiebt sich die Mittenfrequenz des Impulses aufgrund des negativen Chirps im Hohlraum mit anomaler Dispersion kontinuierlich zur blauen Seite des Spektrums (Abb. 2a, b)35. Die Form der spektralen Leistungsverteilung des Pulses ändert sich während dieser kontinuierlichen spektralen Verschiebung nicht. Der Impuls wird im Zeitbereich mit der Ausbreitung beschleunigt (Abb. 2b) und seine zeitliche Position ändert sich ständig. Beachten Sie, dass eine ähnliche Solitonendynamik bei einer Glasfaserübertragung über große Entfernungen mit Halbleiterverstärkern untersucht wurde38,39,40.

Die beobachtete Impulsentwicklung mit unbegrenzter kontinuierlicher Wellenlängenverschiebung ist auf das vereinfachte Modell zurückzuführen, das eine unendliche Verstärkungsbandbreite annimmt. Daher sollte ein realistischeres Modell entweder eine endliche Verstärkungsbandbreite berücksichtigen oder diese kontinuierliche spektrale Verschiebung durch spektrale Filterung stabilisieren. Im nächsten Abschnitt wird dem Hohlraum ein Gaußfilter hinzugefügt, um die Einzelimpulserzeugung zu stabilisieren.

(a) Form des Intracavity-Spektrums nach SOA, dargestellt bei jedem 20. Umlauf durch den Hohlraum. Die schwarze Linie zeigt das anfängliche Spektrum. (b) Entwicklung der Spitzenleistungsposition und der zentralen Wellenlänge des Ausgangsimpulses während der ersten 200 Umläufe. Hier umfasst der Laserhohlraum 5 Meter DCF und 35 Meter SMF. Es wird kein Spektralfilter verwendet.

Im vorherigen Abschnitt haben wir beobachtet, dass ein im SOA-basierten Faserlaser (ohne Spektralfilter) erzeugter Impuls seine zeitliche Position und zentrale Wellenlänge am Hohlraumausgang kontinuierlich ändert. Darüber hinaus kann man erkennen, dass ein erzeugter Puls im betrachteten Satz von Systemparametern eine kontinuierliche spektrale Blauverschiebung aufweist. Diese spektrale Gleitdynamik kann durch einen Filter stabilisiert werden. Ohne Beschränkung der Allgemeinheit betrachten wir einen Gauß-förmigen Filter mit variabler Bandbreite, der nach SOA platziert ist. Die zentrale Wellenlänge des Filters lag bei 1550 nm, die Bandbreite variierte von 2 bis 50 Nanometer.

Es ist ersichtlich, dass die spektrale Filterung zur Stabilisierung des Pulsspektrums und der zeitlichen Form führt (Abb. 3a, b). Beachten Sie, dass sowohl das Pulsspektrum als auch die zeitliche Form aufgrund des SOA-Einschwingverhaltens asymmetrisch sind. Das Regime der Einzelimpulserzeugung konvergiert nach etwa 40–50 Hohlraumumläufen zu einem stationären Zustand. Abbildung 3c zeigt die Konvergenz der relativen Energiedifferenz, die über die beiden aufeinanderfolgenden Rundläufe berechnet wurde ]{} 0\), wobei i die Umlaufzahl ist.

Entwicklung der Pulsleistung (a) und der spektralen Leistungsdichte (b) mit Hin- und Rückfahrten in einem SOA-basierten Faserlaser mit 34-nm-Gaußfilter. (c) Konvergenz der Variation der Ausgangsimpulsenergie auf Null während der ersten 100 Hohlraumumläufe.

Die in Abb. 4 dargestellte Entwicklung des Impulses innerhalb des Hohlraums weist mehrere charakteristische Merkmale auf. Es ist zu erkennen, dass die Geschwindigkeit der Impulsgruppe entlang des Resonators alterniert. Aufgrund des nach der Verstärkung erfassten nichtlinearen Frequenzchirps ändert sich das Vorzeichen der Gruppengeschwindigkeit von DCF zu SMF (Abb. 4a). Die einstellbare zeitliche Verschiebung der gechirpten Impulse in SOA-basierten Systemen wurde bereits in41 demonstriert und untersucht. Gleichzeitig ändert sich die Zentralwellenlänge der spektralen Leistungsdichte (Abb. 4b) entlang der Faserabschnitte nicht.

Entwicklung der Pulsleistung (a) und der spektralen Leistungsdichte (b) entlang der Faserabschnitte.

Eine Karte der stationären Einzelpulsregime ist in Abb. 5 dargestellt. Hier werden Filterbandbreite und kumulative Hohlraumdispersion als variable Parameter betrachtet. Die Energie (Abb. 5a) und die zentrale Wellenlänge (Abb. 5b) der Ausgangsimpulse werden farblich dargestellt. Wir können daraus schließen, dass die anomale Hohlraumdispersion mehr Flexibilität für die Erzeugung einzelner Impulse bietet. Es ist zu erkennen, dass sich im Falle einer anomalen Hohlraumdispersion die zentrale Wellenlänge des Ausgangslaserimpulses mit zunehmender Bandbreite des Spektralfilters vom roten zum blauen Teil des Spektrums verschiebt. Bei normaler (positiver) Hohlraumdispersion ist jedoch auch die Erzeugung einzelner Impulse möglich, jedoch in einem relativ kleinen Bereich und unter der Bedingung einer starken spektralen Filterung. Im Folgenden betrachten wir den Fall der anomalen Dispersion genauer, da er eine stabile Erzeugung und Wellenlängensteuerung des Ausgangsimpulses ermöglicht.

Ausgangsimpulsenergie (a) und zentrale Wellenlänge (b) als Funktionen der Filterbandbreite und der kumulativen Hohlraumdispersion.

Abbildung 6a zeigt, wie die Hauptimpulseigenschaften (Energie, spektrale Bandbreite, zeitliche Dauer und Mittenwellenlänge) bei einer festen Hohlraumdispersion von der Filterbreite abhängen. Hier beträgt die Hohlraumdispersion \(\beta _2^{cum} = - 0,18\) ps\(^2\) (35 Meter langes SMF). Leere Kreise zeigen die Ausgangsimpulseigenschaften im Hohlraum ohne Spektralfilter. Die zentrale Wellenlänge des Impulses verschiebt sich von −13 auf 6 Nanometer relativ zur zentralen Wellenlänge des Filters. Beispielsweise führt ein 50-nm-Filter zu einer blauen Spektralverschiebung von 13 nm. Je größer die Filterbandbreite, desto stärker ist die spektrale Verschiebung.

Abhängigkeit von Energie, Dauer, Bandbreite und spektraler Verschiebung des Intracavity-Pulses von: (a) der Filterbandbreite (die Cavity-Dispersion beträgt \(\beta _2^{cum} = - 0,18\) ps\(^2\)); und auf (b) die kumulative Dispersion (Filterbandbreite beträgt 45 nm). Leere Kreise entsprechen der Laserkavität ohne Filter.

Abbildung 6b zeigt, wie sich die Hohlraumdispersion auf die erzeugten Impulsparameter auswirkt. Hier ist die Filterbandbreite fest und beträgt 45 nm. Wie erwartet nimmt die Pulsdauer ab, wenn die Dispersion gegen Null tendiert. Die Pulsbandbreite erhöht sich entsprechend. Es ist zu erkennen, dass eine Blauverschiebung der zentralen Pulswellenlänge im Bereich kleiner anomaler Dispersion zu Rot wechselt. Der Punkt mit der maximalen Rotverschiebung von 28 nm entspricht dem Laserhohlraum, der aus einem 5 Meter langen DCF und einem 27 Meter langen SMF besteht.

Spektrale und zeitliche Formen der erzeugten Impulse, die unterschiedlichen Filterbandbreiten bei fester Hohlraumdispersion entsprechen, sind in Abb. 7a, b dargestellt. Die spektrale Dichte und Leistung der Impulsleistung für unterschiedliche Dispersionen (mit fester Filterbandbreite) sind in Abb. 7c, d dargestellt.

Zeitliche Leistungsverteilung (a) und spektrale Leistungsdichte (b) der Laserpulse, entsprechend Spektralfiltern mit variierender Bandbreite (von 2 bis 50 nm) und fester zentraler Wellenlänge von 1550 nm (gestrichelte graue Linie). Zeitliche Leistungsverteilung (c) und spektrale Leistungsdichte (d) der Laserpulse entsprechend der variierenden kumulativen Dispersion der Laserkavität (von − 0,04 bis − 0,4 ps\(^{2}\)). Der Gaußsche Spektralfilter (45 nm) mit der Mitte bei 1550 nm wird durch die graue Linie dargestellt.

Die Bandbreite von Standard-SOAs kann in einem weiten Bereich beginnend bei 5 THz (40 nm)42 liegen. Kürzlich entwickelte SOA-Strukturen auf Basis von Quantenpunkten (QD-SOA) ermöglichten eine deutliche Erweiterung des Verstärkungsspektrums auf bis zu 90–120 nm43,44. Darüber hinaus wurde in45 das lösungsverarbeitete InGaAs/AlAs-QD-SOA mit überlagerter Quantenstruktur für die Entwicklung von Ultrabreitband-SOA vorgeschlagen. Durch die Änderung der Anzahl der Quantenpunktgruppen konnte die Bandbreite auf bis zu 1,02 μm erhöht werden.

Oben haben wir den SOA-basierten Faserlaser mit unendlicher Verstärkungsbandbreite betrachtet. In diesem Abschnitt überprüfen wir die Gültigkeit dieser Ergebnisse, indem wir einen realistischeren Fall untersuchen, der die Begrenzung der Verstärkungsbandbreite berücksichtigt. Das in Simulationen verwendete Verstärkungsprofil hat eine Lorentz-Form46 mit einer Halbwertsbreite von 200 nm und einer zentralen Wellenlänge von 1550 nm. Der in den Simulationen verwendete Laseraufbau ist derselbe wie in den vorherigen Abschnitten. Als variable Parameter werden auch die Filterbandbreite und die kumulative Dispersion des Hohlraums berücksichtigt. Die Abhängigkeit der zentralen Wellenlänge des Ausgangsimpulses von der Dispersion und der Filterbandbreite ist in Abb. 8 dargestellt. Abbildung 8a zeigt, wie sich die spektrale Verschiebung des Ausgangsimpulses, berechnet bei einem 45-nm-Filter, bei endlicher Verstärkungsbandbreite im Vergleich zum Fall unendlicher Verstärkung (leer) ändert Kreise entsprechen einem unendlichen Gewinn). Es ist zu erkennen, dass eine Blauverschiebung bei einem festen 45-nm-Gaußfilter um 20 % kleiner wird, während eine Rotverschiebung praktisch unverändert bleibt. Auch die vollständige Karte der stationären Regime, die in Abb. 8b dargestellt ist, ähnelt dem Fall der unendlichen Verstärkungsbandbreite (Abb. 5b). Die größte in Simulationen ermittelte Verschiebung beträgt 20 nm in Richtung des blauen Teils des Spektrums und 28 nm in Richtung des roten Teils.

(a) Verschiebung der Wellenlänge des erzeugten Impulses von der zentralen Wellenlänge des optischen Filters für variierende kumulative Dispersion (hier beträgt die Filterbandbreite 45 nm). Leere Kreise entsprechen dem Laser mit der unendlichen Verstärkungsbandbreite. (b) Ausgangsimpulswellenlänge als Funktion der Filterbandbreite und der kumulativen Hohlraumdispersion.

Wenn also die 200-nm-Verstärkungsbandbreite im numerischen Modell berücksichtigt wird, ändert sich die nichtlineare Impulsdynamik nicht wesentlich, während der Bereich der spektralen Abstimmung um 20 % kleiner wird. Es ist wichtig, die Verstärkungsbandbreite genauer zu berücksichtigen, wenn der Bereich der spektralen Abstimmung nahe an der Verstärkungsbandbreite liegt.

In vielen Lasern definiert eine zentrale Frequenz des optischen Bandpassfilters die spektrale Position des Peaks der spektralen Leistungsdichte der erzeugten Strahlung. Wie wir in den vorherigen Abschnitten beobachtet haben, wird die zentrale Wellenlänge der erzeugten Impulse im betrachteten Lasersystem nicht nur durch die spektrale Position eines optischen Filters definiert, sondern auch durch die nichtlineare Dynamik der Strahlung im Hohlraum. Die zentrale Wellenlänge von Impulsen kann durch Änderung der Hohlraumdispersion oder der Filterbandbreite verschoben werden. Obwohl eine Möglichkeit zur Abstimmung der zentralen Wellenlänge der Strahlung durch Änderung von Hohlraumparametern, die sich auf die nichtlineare Lichtdynamik auswirken, interessant ist, ist die flexible Anpassung der Dispersion oder Filterbandbreite nicht so einfach und auf effiziente Weise umsetzbar. Daher untersuchen wir in diesem Abschnitt eine praktischere Möglichkeit zur Steuerung der zentralen Wellenlänge des Ausgangsimpulses durch Variation der SOA-Pumpleistung (oder in Bezug auf unser Modell durch Änderung des Kleinsignalverstärkungsparameters \(h_0\)). Wir variieren die Kleinsignalverstärkung \(h_0\) im Bereich von 15 bis 30 dB, für drei Werte der kumulativen Dispersion (\(\beta _2^{cum} = -0,017, -0,18, -0,48\) ps\ (^2\)) und beobachten Sie die spektralen Eigenschaften der resultierenden Pulserzeugung. Dabei sind die Gaußfilterparameter auf die Zentralwellenlänge von 1550 nm und eine Bandbreite von 40 nm festgelegt.

Abbildung 9 zeigt die spektralen (links) und zeitlichen (rechts) Profile der stationären Impulse entsprechend: \(\beta _2^{cum} = -0,017\) ps\(^2\) (a), \( \beta _2^{cum} = -0,18\) ps\(^2\) (b) und \(\beta _2^{cum} = -0,48\) ps\(^2\) (c). Wenn die kumulative Dispersion klein und nahe Null ist (\(\beta _2^{cum} = -0,017\) ps\(^2\)), kommt es bei \(h_0 \ge 25\) zu einer stabilen Pulserzeugung im Laser. dB. Eine Variation der Kleinsignalverstärkung (Pumpleistung) führt nicht zu großen Änderungen in der Lage des Spektrums. Der Peak des Spektrums ist am Punkt der maximalen Verschiebung relativ zur zentralen Filterwellenlänge (1550 nm) um etwa 28 nm rotverschoben.

Spektrale (links) und zeitliche (rechts) Profile der stationären Pulse für unterschiedliche Hohlraumdispersion und Kleinsignalverstärkung (in den Abbildungen markiert): (a) \(\beta _2^{cum} = -0,017\) ps \(^2\), (b) \(\beta _2^{cum} = -0,18\) ps\(^2\), (c) \(\beta _2^{cum} = -0,48\) ps \(^2\). (d) Spektrale Verschiebung des erzeugten Impulses von der zentralen Wellenlänge des optischen Filters für variierenden Kleinsignal-Verstärkungsparameter \(h_0\).

Im Fall von \(\beta _2^{cum} = -0,18\) ps\(^2\) beginnt die Impulserzeugung bei \(h_0=22\) dB. Wir beobachten spektrale Verschiebungen (wiederum relativ zu 1550 nm) von 4 nm in den langwelligen Bereich bei \(h_0=22\) dB und bis zu 11,5 nm in den kurzwelligen Bereich bei \(h_0 = 30\) dB . Durch die Änderung der Pumpleistung ist es somit möglich, die Zentralwellenlänge der erzeugten Pulse in diesem Fall im Bereich von etwa 15 nm zu variieren, wodurch sowohl Rot- als auch Blauverschiebungen relativ zur Filterzentralwellenlänge realisiert werden. Im dritten Fall betrachten wir eine ausreichend große kumulative Hohlraumdispersion von \(\beta _2^{cum} = -0,48\) ps\(^2\). Die Erzeugungsschwelle beträgt in diesem Fall \(h_0 = 23\) dB. Wir haben in diesem Fall spektrale Blauverschiebungen (ab 1550 nm) beobachtet, die von 3 nm bei \(h_0 = 23\) dB bis 25 nm bei \(h_0 = 30\) dB reichen und eine Gesamtabstimmbarkeit von etwa 20 nm bieten. Beachten Sie, dass im Fall \(\beta _2^{cum} = -0,48\) ps\(^2\) die Erhöhung der Pumpleistung aufgrund der durch die Spektralfilterung verursachten Verluste zu einer Verringerung der Pulsenergie führt. Es ist klar, dass wir durch eine weitere Optimierung der Hohlraumparameter oder die Verwendung spezieller Laserresonatoren die Abstimmbarkeit erweitern können, die auf diese eher praktische Weise umgesetzt wird – durch Änderung des SOA-Antriebsstroms.

Wir zeigen, dass nichtlineare Effekte im Faserlaser mit einem SOA die Möglichkeit der spektralen Abstimmung der erzeugten Pulse bieten. Die zugrunde liegende nichtlineare Dynamik basiert auf dem Zusammenspiel zwischen der durch Kerr-Nichtlinearität (Selbstphasenmodulation) induzierten Pulsspektralverbreiterung und der inhärenten SOA-Leistungs-zu-Phasen-Umwandlung der modulierten Strahlung. Diese nichtlineare Dynamik führt zu einer Verschiebung der Wellenlänge der erzeugten Impulse relativ zur zentralen Wellenlänge des In-Cavity-Filters (1550 nm im betrachteten Beispiel). Abhängig von der Bandbreite des Filters und der kumulativen Hohlraumdispersion kann die spektrale Verschiebung sowohl zur roten als auch zur blauen Seite des Spektrums erfolgen. Am interessantesten ist, dass wir zeigen, dass die Wellenlänge des erzeugten Impulses durch Anpassen der SOA-Pumpleistung (Kleinsignalverstärkung) verschoben werden kann.

Die numerische Modellierung der Lichtdynamik innerhalb der Kavität wurde durch eine fortlaufende Berechnung der Feldentwicklung in den Laserelementen implementiert.

Die Impulsausbreitung entlang der Faserabschnitte wird durch die standardmäßige nichtlineare Schr\(\ddot{o}\)dinger-Gleichung (NLSE) mit dem Verlustterm bestimmt:

wobei A(z, t) die sich langsam ändernde Amplitude der Impulshüllkurve ist, z die Ausbreitungskoordinate ist, t die Zeit ist, \(\beta _{2}\) die Gruppengeschwindigkeitsdispersion (GVD), \ (\gamma\) ist der Kerr-Nichtlinearitätskoeffizient und \(\alpha\) ist der Faserverlustparameter. Die Werte der Faserparameter: \(\beta _{2} = 127,5\) ps\(^{2}\)/km, \(\gamma = 4,66\) (W km)\(^{-1} \), \(\alpha = 0,4\) dB/km für den DCF und \(\beta _{2} = -20\) ps\(^{2}\)/km, \(\gamma = 1,3 \) (W km)\(^{-1}\), \(\alpha = 0,18\) dB/km für den SMF.

Das konventionelle SOA-Modell umfasst Modifikationen der Leistung P und der Phase \(\phi\) des optischen Feldes \(A= \sqrt{P}\, \exp ( i \phi )\) durch die Verstärkung und ein Differential Gleichung für die zeitabhängige Verstärkung h(t)42:

wobei \(P_{in/out}(t)\) die Eingangs-/Ausgangsleistung ist, \(\phi _{in/out}(t)\) die Eingangs-/Ausgangsphase des optischen Signals ist, \(\ alpha _{H}\) ist der Linienbreitenverstärkungsfaktor, \(h_0\) ist die integrale Kleinsignalverstärkung, \(T_{SOA}\) die Verstärkungserholungszeit, \(E_{sat}\) ist eine Charakteristik Sättigungsenergie. Wir betrachten ohne Einschränkung der Allgemeinheit die folgenden typischen Parameter: \(\alpha _H=4\), \(E_{sat}=6\) pJ, \(T_{SOA} = 200\) ps und \(h_0 = 27 \) dB für alle numerischen Modellierungen im Folgenden. Beachten Sie, dass dieses Modell keine Verstärkungsabhängigkeit von der Wellenlänge berücksichtigt, da die Spektrumsbreite der Laserimpulse viel kleiner ist als die typische SOA-Verstärkungsbandbreite. Wir gehen von diesem Modell aus, um die wichtigsten Effekte zu demonstrieren, und werden in einem separaten Abschnitt den Einfluss des spektralen Verstärkungsprofils auf die Pulsbildung betrachten.

Die nichtlineare Reaktion des sättigbaren Absorberelements wird durch die allgemeine Standardgleichung modelliert:

wobei \(\alpha _{0} = 0,36\) die sättigbare Absorption ist, \(\alpha _{ns} = 0,64\) ein nicht sättigbarer Verlustparameter ist, \(P_{SA} = 10\) W ist die Sättigungsleistung.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim jeweiligen Autor erhältlich.

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Die Arbeit von AEB und DK wurde von der Russian Science Foundation (Grant No. 21-42-04401) unterstützt. SKT dankt für die Unterstützung des EPSRC-Projekts TRANSNET. Wir möchten Andrew Ellis für nützliche Kommentare und Diskussionen danken.

Staatliche Universität Nowosibirsk, Pirogova Str. 1, Nowosibirsk, 630090, Russland

Anastasia Bednyakova und Daria Khudozhitkova

Aston Institute of Photonic Technologies, Aston University, Birmingham, B4 7ET, Großbritannien

Sergej Turizyn

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AB und SKT haben die Studie konzipiert. DK und AB führten die numerische Modellierung durch. AB, DK und SKT analysierten die Ergebnisse und verfassten das Manuskript. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit Anastasia Bednyakova.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Bednyakova, A., Khudozhitkova, D. & Turitsyn, S. Nichtlineare spektrale Abstimmbarkeit eines gepulsten Faserlasers mit optischem Halbleiterverstärker. Sci Rep 12, 13799 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-17796-7

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Eingegangen: 01. Juli 2022

Angenommen: 31. Juli 2022

Veröffentlicht: 13. August 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-17796-7

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