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--> --> -->使用光纤光栅、滤波器等波长选择元器件作可以获得对应波长的振荡激光. 另外, 理论证明, 掺铒激光器的发射波长与腔损耗、所使用增益光纤的长度、铒离子掺杂浓度有直接关系[12-14]. 通过合理控制三个参数, 在无波长选择元器件的激光腔中仍可获得1.6 μm以上的激光发射. 文献[15]中报道, 当掺铒光纤保持适度的能级粒子数反转水平(30%—40%), 有利于在1.6 μm获得较高的增益. 通过插入一个可调节衰减器, 优化调整腔内线性插入损耗, 可以使粒子数反转维持在一个合适的水平, 从而获得1.6 μm波长输出. 一般较低的腔内损耗有利于长波发射[13]. 基于对腔内插入损耗的控制, 利用石墨烯、拓扑绝缘体等材料类可饱和吸收体可获得1.6 μm波段谐波传统孤子锁模脉冲输出[16,17]. 使用较长的掺铒光纤也是获得1.6 μm发射的一种有效方式[18]. 较长的增益光纤可以抑制短波发射, 增强长波发射. 2016年, Yan等[18]利用较长的掺铒光纤在1602 nm处获得了耗散孤子输出. 同年, Wang等[11]通过级联一段高掺杂掺铒光纤保证适中的粒子数反转, 以限制C带发射, 获得了1.6 μm波段的全光纤自相似子输出. 事实上, 铒镱共掺光纤的带内吸收作为增益光纤极为重要的一项参数, 直接影响C带的吸收和发射, 进而影响L带的发射, 但目前没有关于带内吸收调控对输出波长影响的直接研究报道.
在反常色散全光纤锁模激光器中, 传统孤子容易受到非线性积累的影响而分裂, 因而很难获得高功率大能量的脉冲输出[19]. 近年来, 耗散孤子谐振作为一种新型的脉冲形式, 受到峰值功率钳制效应的影响, 脉冲时域包络一般为矩形. 随着泵浦功率的升高, 脉冲宽度相应变宽而不易分裂[20-22]. 2014年, Zheng等[23,24]发现了一种类噪声方形脉冲, 不同于耗散孤子谐振, 这种脉冲是由大量飞秒-皮秒量级子脉冲构成的脉冲包络, 在光学相干层析、超连续谱产生、微加工等领域应用广泛, 其脉冲演化过程与耗散孤子谐振脉冲极其相似, 同样不易分裂. 方形脉冲的出现为在净反常色散区实现高功率大能量全光纤锁模激光器提供了全新的解决思路. 目前工作波长在1.6 μm以上的铒镱共掺全光纤脉冲激光器输出功率局限在百毫瓦量级[10,11,15,16,18].
本文为了获得工作波长在1.6 μm以上的瓦量级高功率大能量铒镱共掺全光纤锁模激光器, 利用紧凑的哑铃形结构腔设计, 结合大模面积双包层铒镱共掺光纤(Er-Yb co-doped double-clad fiber, EYDF), 使得激光器可以高效地工作在较大泵浦功率下. 实验中使用两种具有不同带内吸收系数的EYDF, 首次直接证明了带内吸收调控可作为一种有效的波长控制方法, 高带内吸收有利于长波的发射. 实验中获得了高稳定1.6 μm高功率大能量类噪声方形脉冲, 最大平均输出功率和单脉冲能量分别为1.16 W和1.26 μJ. 首次研究了附加插入损耗对类噪声方形脉冲锁模激光器输出特性的影响, 证明利用高带内吸收系数的EYDF设计的激光器对1.6 μm输出波长具备极强的鲁棒性.
图 1 哑铃形全光纤EYDF激光器结构示意图Figure1. Experiment setup of dumbbell-shaped all-fiber mode-locked EYDF fiber laser.
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3.1.带内吸收对输出波长的影响
为了研究带内吸收对输出波长的影响, 依次分别将EYDF1与EYDF2接入腔内, 测试不同增益光纤条件下的输出特性. 首先将EYDF1接入激光器内, 随着泵浦功率的升高至150 mW, 观察到激光器放大自发辐射(amplified spontaneous emission, ASE)光谱. 图2(蓝色线)为测得的ASE光谱图形. 其中心位于1.61 μm, 表明激光器在此波长附近可获得较高的增益. 进一步增加泵浦功率, 激光器输出1.61 μm连续光(continuous-wave, CW), 光谱如图2(红色线)所示. 精细调节偏振控制器, 同时增加泵浦功率, 可以获得稳定的锁模脉冲输出. 图3(a)和3(b)为测得的脉冲包络和光谱随泵浦功率升高的演化过程. 脉冲宽度随着泵浦功率的升高持续变宽, 脉宽从2.3 ns近线性增至118 ns, 脉冲形状始终保持为标准的矩形. 增大泵浦功率的过程中, 没有观察到脉冲分裂、畸变等不稳定现象. 随泵浦功率的升高, 光谱一直保持稳定的平滑类超高斯形, 强度逐渐升高, 输出光谱中心波长稳定在1612 nm, 3 dB谱宽始终保持在7.8 nm附近. 图3(c)为在泵浦功率为8 W时的频谱图, 激光器重复频率为923.3 kHz, 信噪比达70 dB. 插图为100 MHz范围的频谱图, 具有8.5 MHz的固定调制周期, 此周期与输出脉冲的脉宽有关, 其值为脉冲宽度的倒数. 以上测量结果表明激光器实现了稳定的单脉冲锁模运转. 耗散孤子谐振与方形类噪声脉冲有着类似的时域变化特点, 其主要的差异为耗散孤子为单一脉冲, 而方形类噪声脉冲是由一系列超短脉冲组成脉冲包络, 其自相关轨迹会出现一个尖峰[25,26]. 为了确认激光器是否工作在类噪声脉冲状态, 图3(d)给出了50 ps范围内的自相关结果, 窄的干涉峰位于宽底座中央, 证明获得的方形脉冲为类噪声脉冲. 由于包络为脉宽在百纳秒量级方形脉冲, 因此在50 ps范围内, 包络的自相关底座为一条平坦的直线. 插图为5 ps范围内的自相关轨迹, 假设脉冲为Sech型脉冲, 拟合后的脉宽为510 fs, 此脉宽反应类噪声脉冲波包中超短脉冲的平均脉宽[27].
图 2 对应EYDF1和EYDF2的放大自发辐射和连续光输出光谱Figure2. The output optical spectra of ASE and CW of EYDF1 and EYDF2.
图 3 对应EYDF1的输出脉冲 (a)时域、(b)光谱演化过程; (c)一次谐波射频谱和100 MHz范围的射频谱(插图); (d) 50 ps范围的自相关迹和5 ps自相关迹(插图);对应EYDF2的输出脉冲的(e)时域、(f)光谱演化过程Figure3. (a) Output pulse waveforms, and (b) optical spectra evolution at different pump power of EYDF1; (c) autocorrelation trace over a 50 ps span for EYDF1 (the inset shows the autocorrelation trace with 5 ps span); (d) RF spectrum at the fundamental frequency for EYDF1 (the inset shows broadband RF spectra with 100 MHz span); (e) output pulse waveforms, and (f) optical spectra evolution at different pump power of EYDF2.
为了研究带内吸收对输出波长的影响, 用EYDF2将EYDF1进行替换. 增加泵浦功率至140 mW, 观察到明显的ASE, 如图2(橙色线)所示. ASE光谱中心波长移到1567 nm附近. 继续增加泵浦功率, 获得1566 nm处的稳定CW输出, 其光谱如图2(紫色线)所示. 进一步增大泵浦功率同时调节偏振控制器, 可以获得稳定锁模输出. 时域和光谱随泵浦功率的演化, 如图3(e)和图3(f)所示. 随着泵浦功率的升高, 由于左侧NOLM诱导的峰值功率钳制效应, 峰值功率无法增大, 脉冲宽度从4.6 ns近似线性展宽至112 ns, 脉冲形状始终保持矩形. 演化过程中, 脉冲始终保持稳定, 没有观察到脉冲分裂等不稳定现象. 光谱中心波长始终位于1566 nm, 3 dB谱宽稳定在5.4 nm附近. 信噪比可以达到65 dB, 观察到其自相关轨迹同样出现一个窄干涉峰, 假设干涉峰为Sech型脉冲, 干涉峰宽度为650 fs, 说明利用EYDF2获得的方形脉冲也为类噪声方形脉冲.
EYDF1和EYDF2带内吸收系数有很大的差异, 对于EYDF1, 较强的带内吸收增加了C波段的损耗, 使得1.61 μm获得足够的增益. 相反EYDF2带内吸收较小, 强烈的增益竞争导致长L带很难获得足够的增益. 实验结果直接证明, 带内吸收的大小对输出波长有极其重要的影响. 同时此实验也可以直接指导1.6 μm锁模激光器的设计.
图4为使用EYDF1和EYDF2作为增益介质的激光器的输出功率和峰值功率随泵浦功率变化曲线图, 可以发现二者的输出功率都呈现近线性增长, 没有出现明显的功率饱和效应. 受限于泵浦LD的泵浦功率, 通过EYDF1和EYDF2获得最大的输出功率分别为1.16 W和1.21 W, 对应最大单脉冲能量分别为1.26 μJ和1.32 μJ, 光光效率分别为14.5%和15.1%. 通过优化热管理, 如用导热胶覆盖整个激光腔并且增加水冷散热, 同时提升泵浦功率, 输出功率可以获得进一步提升. 通过EYDF1获得的1.16 W输出是首次在工作波长1.6 μm以上的全光纤EYDF锁模激光器中实现的瓦量级输出. 一般而言, EYDF在1.56 μm处的增益高于1.61 μm, 同时1.56 μm的量子效率更高, 可以获得更高功率的输出. 但在本实验结果中, 1.56 μm处获得的输出功率基本和1.61 μm持平. 由于实验中, 为了达到对C带输出波长的抑制, 使用了4.1 m长的增益光纤, 总吸收达到了36 dB, 注入的泵浦光在前两米增益光纤内就已经吸收殆尽. 可以认为后两米增益光纤, 不仅无法起到对信号光的有效放大, 而且对信号光有较大的损耗, 所以导致了1.56 μm激光输出功率偏小. 而对于1.61 μm输出激光而言, 在腔内形成1.61 μm激光振荡后, 未泵浦的增益光纤对1.61 μm吸收很弱, 导致损耗相对较小. 最终导致两个输出功率非常相近. 在泵浦功率增大的过程中, 峰值功率基本保持恒定, 分别为10.3 W和11 W. 由于输出峰值功率相似, 说明左侧NOLM的开关功率很接近. 因此证明在长腔的哑铃形结构中, 增益光纤自身的增益特点对输出脉冲峰值影响较小. 激光器腔长达到200多米, 增益光纤本身的色散和非线性对输出结果影响很小, 所以其输出特点主要由左侧NOLM所决定. 基于上面实验分析, 选定EYDF1作为增益光纤, 完成后续的实验.
图 4 对应EYDF1和EYDF2的输出功率与峰值功率随泵浦功率的变化曲线Figure4. Output power and peak power versus pump power.
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3.2.插入损耗对输出的波长的影响
插入损耗是另外一个影响激光器发射波长的重要因素. 为了研究评估插入损耗对输出波长、以及脉冲时域特征的影响, 在激光器结构的A位置加入可变的附加插入损耗(如图1所示). 本实验中插入损耗利用光纤径向错位熔接来获得, 不同的径向错位距离可以加入不同大小的插入损耗. 利用这种方式加入的附加插入损耗, 具备较高的损伤阈值, 可工作于较高泵浦功率下. 每个错位熔接点的损耗大小都通过1.56和1.61 μm的连续光进行测试, 发现在这两个波长处, 所获得的损耗基本一致, 说明错位熔接方式引入的损耗在1.56—1.61 μm没有明显的波长选择特点.在加入不同大小的附加插入损耗时, 通过细致优化腔内偏振状态, 激光器仍可以稳定运转在类噪声方形脉冲锁模状态. 图5为在不同的附加插入损耗下, 激光器的输出特性图. 图5(a)为注入泵浦功率8 W时, 随着附加插入损耗的增大, 输出的锁模光谱的演化过程. 未加入附加插入损耗时, 输出光谱仅在1612 nm处有单一宽谱发射峰. 随着附加插入损耗的增大, 1566 nm处出现发射峰, 并且与1612 nm处的峰值的强度差越来越小, 同时1612 nm处的3 dB光谱宽度始终保持在8 nm附近. 当插入损耗过大时(图中为附加插入损耗在7.9 dB的情况), 1.6 μm被彻底抑制, 中心波长切换到1566 nm 成为主发射峰, 其3 dB光谱宽度为5.3 nm. 由于较高的插入损耗, 导致获得激光发射需要更高的反转粒子数, 破坏了产生1.6 μm发射的粒子数反转条件[15], 因此1.6 μm无法获得足够增益. 附加插入损耗位于激光器的线性部分, 腔内激光在腔内绕行一圈, 需要两次经过附加损耗点, 所以实际附加损耗为上述损耗值的两倍. 在实际净附加插入损耗达到10 dB时(2 × 5 dB), 激光器仍然可以稳定发射1612 nm 脉冲激光. 作为对比, 文献[15]报道的1.6 μm八字腔EYDF锁模激光器, 在插入损耗为1.1 dB时, 1570 nm附近就已经出现了与1.6 μm相当的强发射峰. 说明本文所设计激光器的输出波长对附加插入损耗具有较强的鲁棒性, 主要归因于所使用增益光纤(EYDF1)有着较大的带内吸收, 强烈抑制了C带的发射.
图 5 (a)不同插入损耗下的输出光谱; 不同插入损耗下(b)输出功率、(c)脉冲宽度和(d)峰值功率随泵浦功率的变化曲线Figure5. (a) Output spectra at different at different additional insertion loss; (b) average output power, (c) pulse duration and peak power versus pump power at different additional insertion loss.
图5(b)—图5(d)为在不同插入损耗下输出功率、输出脉冲宽度和峰值功率随泵浦功率的变化曲线. 在不同附加插入损耗下, 激光器输出功率和脉冲周期随着泵浦功率的升高线性增大, 而峰值功率保持在一个稳定值, 没有明显的变化. 随着附加插入损耗的增大, 输出的最大功率和脉冲宽度可调节范围一直在减小. 在插入损耗为7.9 dB时, 最大输出功率仅为206 mW, 比0 dB时的结果, 下降了82%, 脉宽调节范围为1.6—26 ns, 与0 dB时的2.3—118 ns相比, 调谐范围降幅为79%, 激光器输出性能受限. 但插入损耗对输出峰值功率影响相对较小, 在插入损耗为7.9 dB时, 峰值功率为8.5 W, 对比0 dB时的结果, 仅下降了17%. 左侧的NOLM作为快速可饱和吸收体起到了启动锁模激光器的作用. NOLM的启动需要满足一定峰值功率, 使得进入NOLM腔内顺时针和逆时针方向的光获得足够非线性相移差, 达到NOLM的反饱和吸收的开关条件. 在本实验中, 尽管插入损耗使得激光器效率显著降低, 但是要进入锁模状态就必须满足NOLM的启动条件, 同时左侧NOLM是激光器的耦合输出端, 所以附加插入损耗对所设计的激光器输出脉冲的峰值功率影响较小.
