Автореферат (Оптическая интерферометрия кварцевого волоконного световода легированного редкоземельными ионами в условиях генерации лазерного излучения), страница 4

Измерения полной кинетики оказываются возмож­ными только в условиях теплоизоляции от окружающей среды при монотонном изменениитемпературы.11Для адаптации измерительного стенда к произвольным условиям теплоотвода и зна­чительным колебаниям температуры была реализована схема на основе интерферометраМайкельсона при использовании синхронного детектирования с раздельной амплитуднойи фазовой модуляцией. (рис. 5).Рис. 5. Схема экспериментальной установки: LD — диоды накачки ( - длина волны излучения накачки),DFB — источник зондирующего излучения ( = 1304), ISO — оптический изолятор, = 1064 — длинаволны лазерного излучения, PD — фотоприёмник, HR, OC — волоконные брэгговские решётки (соответ­ственно "глухие"и выходные), PM — фазовый модулятор, WDM — волоконно-оптический мультиплексор, и — радиочастотные генераторы ответственные за амплитудную и фазовую модуляцию, и — настроенные на соответствующие частоты синхронные детекторы.Интерферометр Майкельсона сформирован при помощи одного 50%-ного ответвите­ля.

Для наблюдения интерференции зондирующего излучения используется 4%-ное френе­левское отражение от прямых сколов на выходных торцах волокон. Данная схема позволя­ет проводить измерения при высоких мощностях генерируемого лазерного излучения, неопасаясь выхода из строя одномодовых оптических элементов, поскольку большая частьмощности выводится через свободый торец световода после выходной брэгговской решёт­ки.Использование синхронного детектирования позволяет проводить измерения при вы­соком уровне шумов, превосходящих на несколько порядков полезный интерференцион­ный сигнал. Использование раздельных амплитудной и фазовой модуляций на различныхчастотах Ω и Ω в совокупности c синхронным детектированием позволяет выделитьобе квадратурные компоненты интерференционного сигнала.

А именно, амплитуда полязондирующего излучения в общем случае будет иметь вид:(︀)︀ ∼ (1 + sin Ω ) (+Δ()) + (+ sin Ω ) ,(5)где , ≪ 1 - глубины, соответственно, амплитудной и фазовой модуляций. Интенсив­ность зондирующего излучения на выходе интерферометра зависит от времени как:(︂)︂1=+ sin Ω (1 + sin ∆()) +sin Ω cos ∆() + . . .(6)22здесь троеточие обозначает члены более высокого порядка малости по и . Настраи­вая синхронные детекторы на соответствующие частоты модуляции, мы получим ампли­туды пропорциональные косинусу и синусу разности фаз.

Это позволяет нам определятьзнак изменения фазы и однозначно восстанавливать полную зависимость от времени. Опи­сана конструкция фазового модулятора, удовлетворяющая требованиям поляризационнойнечувствительности, а также алгоритм обработки экспериментальных данных, получае­мых уже в виде двумерной кривой.12Два описанных стенда используются в настоящей работе для разных измерений: спомощью схемы с интерферометром Маха-Цандера выполнены измерения температурыпри небольших мощностях накачки, определены особенности разогрева до и после поро­га лазерной генерации, проведены измерения скорости разогрева волокна, обусловленныеконвективным теплообменом с окружающей средой, при этом измерения производятся втермостате достаточно большого объёма; в схеме с интерферометром Майкельсона выпол­нены измерения при больших мощностях накачки (до 30 Вт), существенно превышающихпороговую мощность, и при отсутствии какого-либо термостата в условиях свободногоконвекционного теплообмена с окружающей средой.Кинетический вариант интерференционной методики используется для измеренияприращения температуры в сердцевине в диапазоне времён до нескольких десятком мил­лисекунд после быстрого включения накачки (режим (I)).

В соответствии с описанной теп­ловой моделью это эквивалентно измерению приращения показателя преломления в серд­цевине и соответственно разности температур сердцевины и оболочки средней по длинеактивного волокна. Экспериментальный стенд в этом случае эквивалентен представленно­му на рис. 4, с той лишь разницей, что излучение накачки здесь модулируется меандромс регулируемым периодом и длительностью фронта импульса 3 мкс.Основной вклад в ИПП, как уже описывалось ранее, дают электронный и тепло­вой механизмы.

В представленной кинетической методике эксперимента разделение ме­ханизмов ИПП происходит естественным образом – после включения импульса накачкии достижения порога лазерной генерации инверсия в активной среде принимает стацио­нарное значение, а следовательно все последующие ИПП обусловлены разогревом серд­цевины. Интерпретация результатов измерений показана на примере кинетики разностифаз, измеренной для иттербиевого лазера. На рис. 6 показаны осциллограммы разностифаз, излучений накачки и лазерной генерации, синхронизированные по временной шкале:Достижению порога генерации соответ­ствует явно выраженный излом на гра­фике для разности фаз, отмеченныйстрелкой.

Точное положение порога повременной шкале определяется из осцил­лограммы лазерного излучения.Результаты, полученные на основеданных методик поделены в диссертацииследующим образом: в третьей главе из­лагаются результаты измерений стацио­нарного приращения температуры, а вчетвёртой - кинетики изменения показа­теля преломления и температуры на ма­лых временах, измеренные с помощьюРис. 6.

Кинетика изменения фазы для при оптическойнакачке, модулированной меандром по амплитуде. модуляционной методики.В третьей главе представлены ре­Кривая (1) соответствует мощности импульса накачкименьше порога лазерной генерации, кривая (2) – больше зультаты измерения температуры в воло­порога.конных лазерах при различных услови­ях теплоотвода, приведено сравнения с численными оценками и определена зависимостьинтенсивности теплоотвода от разницы температур волокна и окружающей среды.Результаты измерений с интерферометром Маха-Цандера для иттербиевого лазерав различных условиях теплоотвода (свободная конвекция в воздухе и воде при комнат­ной температуре, в воде при фиксированной температуре, в пустом и залитым полимером13волоконном блоке), а также для иттербий-эрбиевого лазера приведены в разделе 3.2.Измеренные зависимости среднего по длине волокна приращения температуры от погло­щённой мощности накачки для иттербиевого лазера показаны на рис.

7. Различные коэф­(а)(б )Рис. 7. Зависимости среднего по длине волокна приращения температуры (а) и относительного разогреваволокна (б ), полученные вычитанием из экспериментальных зависимостей на рис. (а) их линейныхаппроксимаций, от поглощённой мощности накачки в экспериментах с иттербиевым волоконным лазеромпри различных условиях теплоотвода. Пунктиром отмечен порог лазерной генерации.фициенты наклона в зависимости на рис. 7, а показывают влияние окружающей среды наэффективность теплоотвода, а разности с линейными аппроксимациями, представленныена рис.

7, б , указывают на различие режимов разогрева активного волокна до и после до­стижения порога лазерной генерации. Для объяснения особенностей разогрева активноговолокна вблизи порога генерации в работе предложено два механизма:1. Увеличение коэффициента наклона до порога генерации связано с поглощением из­лучения спонтанной люминесценции в полимерной оболочке и конструкционных эле­ментах волоконного лазера (полимерная заливка, волоконный блок)2. Уменьшение коэффициента наклона до порога генерации связано с меньшим значе­нием эффективного размена квантов для излучения спонтанной люминесценции, чемдля лазерного излучения. Этот размен квантов эквивалентен некоторой эффектив­ной длине волны излучения, которая вычисляется из спектра спонтанной люминес­ценции и для иттербиевой активной среды в фосфорсиликатном световоде составляет = 1003 нм.Разность коэффициентов наклона до и после порога генерации в каждых конкретныхусловиях теплоотвода определяется конкуренцией этих механизмов.На основе временных измерений разности фаз получены оценки скорости разогреваволокна в регулярном тепловом режиме, и, соответственно, экспериментальные оценкикоэффициента конвекционного теплообмена, усреднённого по всей поверхности активноговолокна.

Для исследуемых активных схем получен диапазон значений ℎ = 15 ÷ 45 мВт2 ·К .В разделе 3.3 приведены результаты эксперимента, проведённого с помощью квадра­турного волоконного интерферометра Майкельсона и синхронного детектирования. При­ведены результаты измерений температуры в волоконном иттербиевом лазере в диапазонемощностей накачки до 30 Вт, что с учётом дифференциальной эффективности лазера понакачке 69% соответствует максимальной генерируемой мощности лазерного излучения18 Вт (рис.

8).14На данном графике наблюдается отклоне­ние зависимости от линейного закона, чтообусловлено зависимостью коэффициентаконвекционного теплообмена от разноститемператур волокна и окружающей среды.При этом линейная аппроксимация началь­ного участка кривой даёт значение, кото­рое с хорошей точностью соответствует ко­эффициенту наклона в зависимости, полу­ченной в эксперименте с интерферометромМаха-Цандера.В разделе 3.4 для анализа резуль­татов измерений построена численная мо­Рис. 8.

Зависимости и среднего по длине дель волоконного лазера для вычисленияприращения температуры от мощности накачки припродольного распределения температуры иизмерении в волоконном лазере длиной 10 м.среднего по длине значения температурыот мощности накачки. Модель основывается на использовании стандартного формализмаскоростных уравнений для квазидвухуровневой активной среды [23]. В случае волоконно­го лазера данная система определяет краевую задачу с граничными условиями, соответ­ствующими коэффициентам отражения зеркал резонатора - брэгговских решёток. Даннаязадача решается численно методом коллокаций (кусочно-кубическая аппроксимация с по­следующим решением системы нелинейных алгебраических уравнений на коэффициентыполиномов) с помощью встроенной функции Matlab bvp4c().Полученное решение позволяет вычислить величину объёмной плотности тепловоймощности, выделяемой в единице объёма активной среды вследствие размена квантов, спомощью соотношения:∑︁∑︁ℎ( − )(, ),(7) (, ) =(, ) ==,=±=,где = / - эффективная частота, соответствующая эффективной длине волны спон­танной люминесценции, - скорость вынужденных переходов между лазерными уров­нями активных ионов под воздействием излучения с частотой , которая выражаетсячерез стационарные населённости основного (1 (, )) и метастабильного (2 (, )) состо­яний активных ионов с помощью соотношением: ± (, )±(2 (, ) − 1 (, ) )(8)(, ) = ℎгде ± (, ) и ± (, ) – интенсивности вперёд и назад распространяющихся излученийнакачки и сигнала, зависящие от радиуса и продольной координаты, а , , , – сеченияпоглощения и люминесценции на длине волны сигнала.Путём интегрирования (7) по поперечному сечению в работе получено выражение свя­зывающее погонную плотность тепловой мощности, выделяемой в волокне, с мощностямиизлучений сигнала и накачки: () = (+ () + − ()) +∑︁Z(︁± () 2( + ) | ()|2 2 (, ) −=,0−15Γ )︁(︂·ℎ)︂ −1(9)Rгде () и Γ — нормированная ( | (, )|2 = 1) волновая функция основ­ной моды и соответствующий интеграл перекрытия излучения с легированной жилой.