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Scientific Reports volume 6、記事番号: 22625 (2016) この記事を引用

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メトリクスの詳細

ランダムラマンレーザーは、非活性な混濁または透明な散乱媒体内で動作するため、現在大きな注目を集めています。最後のケースでは、レイリー後方散乱によるフィードバックを備えたシングルモードファイバーが高品質の一方向レーザービームを生成します。ただし、このようなファイバーレーザーのスペクトル特性と偏光特性はかなり劣っており、出力とストークス次数が増加するにつれて悪化します。ここでは、偏波保持ファイバー内での直線偏光カスケードランダムラマンレーザー発振を実証します。ポンプ (1.05 μm) を出力放射線に変換する量子効率はストークス次数とはほぼ無関係で、1 次 (1.11 μm)、2 次 (1.17 μm)、および 3 次 (1.23 μm) で 79%、83%、77% になります。すべての次数で偏光消光比 > 22 dB で、それぞれ μm) 次を実現します。レーザー帯域幅は次数が増加するにつれて増加しますが、1 ～ 10 W の範囲では出力にはほとんど依存せず、次数 1 ～ 3 ではそれぞれ約 1、約 2、および約 3 nm になります。したがって、ランダムラマンレーザーは、ストークス次数が増加しても出力特性が低下することはありません。独特のレーザーの特徴を適切に説明する理論が開発されました。したがって、ファイバー内でカスケードされたランダムラマンレーザー発振の全体像が示されています。

ランダムレーザーは、現在急速に成長している種類の光源であり、従来の光キャビティが、レーザー結晶や半導体粉末などの不規則な利得媒質内の多重散乱フィードバックによって置き換えられます。レビューについては 1、2 を参照してください。この分野の最近の開発には、ランダムレーザーの性能の改善や、新しいタイプの無秩序な媒体でのレーザー発振の実証が含まれます。そのため、低閾値の表面プラズモン増強レーザー発振は、色素ドープポリマーの導波層でコーティングされたランダムに分布した金ナノアイランドのマトリックス3、または酸化グラフェンナノフレークを含む半導体活性媒体（ZnOナノロッド）中で実証されています4。。流体紙ベースのランダムレーザーデバイスは、通常の紙上で従来のソフトリソグラフィー技術によって製造されます。ランダムなレーザー発振は、冷蒸気原子 6 などのエキゾチックな媒質や、活性色素が浸透した骨 7、半導体 ZnO ナノ粒子を含む蝶の羽 8、さらには単一細胞 9 などの生体組織でも得られる可能性があります。これらの結果は、生体適合性で移植可能なアクティブフォトニックコンポーネント 8,9、悪性腫瘍のマッピングを含む新しいタイプのバイオイメージング 10、薬理学において大きな可能性を秘めた顆粒 11 または濁った媒体の診断/ダイナミクス 12 の実現に向けた高度な技術の開発を開始します。さらに、スペックルフリーの全視野顕微鏡法やデジタルライトプロジェクターシステムに適した低コヒーレンス光源の開発も行っています13。

新しい光源の開発では、競争力のあるデバイス性能が非常に課題となります。この意味で、ファイバーベースのランダムレーザー14は、他のタイプのランダムレーザーよりも、場合によっては従来のレーザーよりも優れた光源として認識されています。ファイバー導波路構造は、ファイバーの柔軟性を利用して、所望の方向に高品質の出力ビーム (ガウスビームプロファイルを持つ単一横モード) を形成するほぼ 1 次元です。ランダムなレーザー発振には、従来の通信ファイバーでも適しています。ファイバー材料 (シリカガラス) は、特に 1.5 μm 付近の通信スペクトル窓において放射に対して透明度が高いため、ここでのゲインとフィードバックのメカニズムはバルクランダムレーザーのメカニズムとはまったく異なります。ファイバー利得は、ガラス格子内の SiO2 分子を振動させることによるポンプ光の非弾性誘導ラマン散乱 (SRS) によって誘起されますが、フィードバックは、ガラスのサブミクロンの不規則性に対する SRS 誘起ストークス波の弾性レイリー散乱によって提供されます。散乱光の一部 (約 10−3) がファイバーに戻ってくる構造です。フィードバックは非常に弱いですが、積分ラマン利得がファイバー長とポンプパワーに比例することを考慮すると、キロメートル長のパッシブファイバーでのレーザー発振には十分です。

最近示されたように 12、高出力の非共鳴ポンピングにより、非活性バルクランダム材料 (BaSO412 など) 内でもラマンレーザ発振が可能になり、これにより、ほぼすべての「白色」粉末でのランダムレーザ発振が可能となり、開発に新たな方向性がもたらされます。デバイスと診断技術の説明。それにもかかわらず、ファイバーベースのランダムラマンレーザーは、現時点では、最初のストークス次数 15、16、17 と 2 次のストークス次数 18 の両方で 70% を超えるポンプからストークス波への変換の最高効率を実証しており、出力ビームパワーは最大 200 W19 です。。このようなランダムラマンファイバーレーザー（RRFL）は、しきい値近くで狭くなるシャロータウンと高出力での非線形広がりによって定義される結果の形状を持つ準連続モードフリースペクトルを生成します14,20。ファイバーベースのスペクトルフィルターは、比較的簡単に RRFL の低出力部分に組み込むことができ、>35 nm21 のラマン利得スペクトル範囲全体内でフラットチューニングを提供するだけでなく、出力が等化された多波長生成 22 や、桁違いのスペクトルを実現します。フィルタ特性によって定義される幅の減少23． RRFL は、安価で強力なマルチモードダイオード 24 による直接ポンピング、内部強度変調 25、アクティブ 26 またはパッシブ 27 Q スイッチングによるパルス動作など、従来のファイバーレーザーと同様の構成/領域も実現します。

今回我々は、最大約10 Wのパワーレベルで極めて安定性、効率性、狭帯域幅の直線偏光出力放射を可能にする偏波保持（PM）ファイバにおける高次ランダムラマンレーザ発振の最初の実証について報告する。ストークス成分の閾値は脱偏光 RRFL の閾値よりも 2 倍低く、わずか 1 km の長さのファイバで最大 4 次の値が得られました。全ファイバ PM 構成での RRFL のカスケード生成では、ストークス次数が増加しても出力特性が低下することはありません。カスケード型 RRFL のユニークな機能は、開発された分析モデルのフレームワーク内で分析されます。研究されたスキームでは、すべての波が同じ直線偏光を持っているため、電力変換とスペクトル拡大プロセスのシミュレーションが簡素化されます。得られた式は、ポンプパワーとストークス次数の関数として出力パワーと帯域幅を高精度で予測します。これは、ランダムファイバーレーザーの基礎研究と実用化の両方に役立ちます。

偏光解消ポンピング下で従来のシングルモードファイバーを使用する RRFL は、偏光解消 (またはランダム偏光) 光を生成します 14、15、16、17、18、19、20、21、22、23、24、25、26、27。 RRFL 出力放射の偏光状態を制御する最初の試みでは、いくつかの問題に直面しました。 RRFL 方式で直線偏光ポンピング 28 を実装すると、部分的に偏光した出力放射が生成されます。レーザー特性 (しきい値、出力パワー、効率、偏光度) は、ポンプ放射の偏光状態によって大きく影響されるようです。さらに、結果は、レーザー発振の効率が偏光解消ポンピングの効率と比較して大幅に低下することを示しています。ファイバの片側にブラッググレーティング反射器を備えた、いわゆるハーフオープン RRFL 構成を使用した別の実験 29 では、偏光解消ポンピング下で PM ファイバを実装すると、主に直線偏波が得られ、偏波消光比 (PER) は 14 dB になります。ワットレベルですが、1つの偏波成分を選択するためにファイバを強く巻くなどの特別な措置を適用したにもかかわらず、生成電力が9.5 Wに近づくとほぼ完全に低下します（PER < 3 dB）。ただし、最大変換効率もかなり低くなります (約 40%)。ここで、我々は、議論された欠点の影響を受けない、直線偏光ポンピングを備えた全PM全ファイバー構成に基づくカスケードランダムレーザーの新しいスキームを提案し、調査します30。

実験セットアップの概略を図 1 に示します。オールファイバー CW ポンプソースは、マスターオシレーターパワーアンプ (MOPA) 方式に基づいています。詳細については、「方法」セクションを参照してください。 1.05 μm のポンプ放射線は、ポンプ放射線を共通ポートに反射する内部フィルタを備えた高出力 1050/1100 nm PM フィルタ付き波長分割マルチプレクサ (FWDM) の 1050 nm ポートを介して発射されます。パンダタイプのモードPMファイバー（フジクラSM98-PS-U25D）を接続します。 FWDM の 1100 nm ポートは、1.05 μm で結合比 50/50 の PM ファイバカプラに接続され、出力ポートを接続した後に PM ファイバループミラー (FLM) を形成します。 FLM 反射係数 R は、1.11 μm (第 1 ストークス) で 91%、1.17 μm (第 2 ストークス) で 66%、1.23 μm (第 3 ストークス) で 36%、1.3 μm (第 4 ストークス) で 12% と低くなります。これらの波長における PM ファイバカプラの結合比との対応関係。

実験セットアップ: PM FWDM - 1050 nm、1100 nm、および共通ポートを備えた偏波保持フィルタ付き波長分割マルチプレクサ。 PM カプラ – 1050 nm で分割比 50/50 の偏波維持溶融ファイバカプラ。 FLM - ファイバーループミラー。

フレネル反射を除去するために出力ファイバ端が 10° 以上の角度で劈開されるため、この方式のフィードバックは、PM ファイバに沿って分布するランダムなレイリー後方散乱と FLM からの局所的な反射によって提供されます。ポンプ誘起ラマン利得が、このような半開キャビティ内での往復損失よりも高くなると、RRFL はレーザ発振を開始します。レーザーの出力パワーとスペクトルは、それぞれパワーメーターと光スペクトラムアナライザー（OSA）YOKOGAWA AQ6370で測定されます。生成された放射線の偏光特性は、グラン・トンプソン偏光子と偏光計に基づく測定スキームを使用して調査されます。詳細については、「方法」セクションを参照してください。 PM ファイバーの選択された (遅い) 軸と一致する軸を持つ直線偏光ポンピングを使用するため、別の偏光成分のラマン利得は強く区別され、従来のラマンファイバーレーザーと同様に、1 つの (遅い) 直線偏光成分の生成が期待されます。偏光ポンピング付き31,32。

実験では、カスケードされたランダムな発振が1次(1.11μm)からより高いストークス次数まで観測され、長さ1kmのPMファイバの前で測定された入力ポンプパワーの増加に伴って出力スペクトル(図2)に連続的に現れます。。ストークス線は、第 1 ストークス成分の出力スペクトルにランダムで鋭いピークが観察される、直線偏光ポンピングを備えた非 PM ファイバーに基づくランダムファイバーレーザーのストークス線とは対照的に、安定していて滑らかです 28。

1.05 μm でのさまざまな入力ポンプパワーでのカスケード PM RRFL の出力スペクトルの測定：（a）広いスペクトル範囲。 (b) 伝達ポンプ。 (c) 第 1 ストークス波。

図 3 は、出力における残留ポンプ (四角)、1 次ストークス (三角形)、2 次ストークス (丸)、および 3 次ストークス (星) 次数の個別の電力データを入力ポンプ電力の関数として示しています。 1 km のパッシブファイバ内でわずかに (約 15%) 減衰した残留ポンプ波のみが、レーザ発振閾値を下回るファイバ出力に存在します。その電力は、第 1 ストークスしきい値 (2.6 W) まで入力ポンプ電力に比例して増加します。その後、第 1 ストークスパワーが増加し始め、ほぼすべてのポンプパワーがラマンレーザー光に変換される限り、出力ポンプパワーは枯渇します。第 1 ストークス電力は、第 2 ストークスしきい値 (5.9 W) まで増加し、その後、消耗し始め、より高いストークス次数について同様に続きます。最大入力ポンプ電力 (ピン = 13.6 W) は、第 4 ストークス波しきい値にほぼ対応しており、かなり低い出力電力 (~0.02 W) を示しています。対応する j 次ストークスパワー PSj (j = 1、2、3) と入力ポンプパワー Pin の比として計算されるポンプからストークスへの変換の絶対光効率は、1 番目と 2 番目のストークス波で 75% を超え、 3 番目のストークスラインでは 70% に近づきます。これらの値は、対応する量子限界 (それぞれ 95、90、86%) に近く、ランダムファイバーレーザーの 2 番目と 3 番目のラマンストークス波の記録的な値を設定しました。これは、1 番目で実証された最大効率よりわずかに低いだけです。順（約88％）19,30。生成される電力も高く、j = 1、2、3 でそれぞれ 4.4 W、7.4 W、9.1 W になります。ハーフオープンキャビティを備えた RRFL の出力パワーは、FLM の反射率にわずかに依存するだけであることに注意してください 33。これは、終端ミラーでのストークスパワー (およびそれに応じた損失) が出力端でのパワーよりも数桁低いためです 15 、18．したがって、高次のエンドミラーの反射率が低下しているにもかかわらず、すべてのコンポーネントで高い効率が得られます。

入力ポンプ電力の関数としてのカスケード PM RRFL の出力電力。

点は、送信されたポンプ (四角) と生成された 1 次ストークス (三角形)、2 次ストークス (丸)、および 3 次ストークス (星) 次数の実験データに対応します。実線と点線は、それぞれ gR = 2 および gR = gR3 = 1.3 (W*km)−1 で計算された出力分布の解析モデルを示します。

図 4a は、送信されたポンプパワーと生成されたストークス線の測定された偏光消光比を示しています。ポンプとすべてのストークス波の PER 値はほぼ同じで、22 ～ 26 dB の範囲をカバーしていますが、出力の増加に伴い平均 PER 値はわずかに減少しているようです (破線で示された線形 RMS フィットを参照)。したがって、カスケード接続された PM RRFL の分極は、生成された電力とストークス次数によって劣化しません。さらに、出力ストークス次数の強度は、0.1 msより長い時間スケールでは非常に安定しており（図4bの平均強度ダイナミクスを参照）、次から構成される生成されたRRFLスペクトルに従って、1 nsより短いスケールでは完全に確率的です（図4bの平均強度ダイナミクスを参照）。ガウス統計のランダムな位相を持つランダムな周波数20、34。

(a) 送信ポンプ (四角)、1 次ストークス (三角形)、2 次ストークス (丸)、および 3 次ストークス (星) 次数のパワーの関数としての偏光消光比 (PER)。破線は RMS フィッティングです。 (b) ポンプの強度ダイナミクス、400 ps の分解能で測定された第 1 および第 2 ストークス波。赤い線は、0.2 ミリ秒にわたって平均化された強度ダイナミクスを示しています。それは 1 に正規化されます。

コンポーネントの直線偏光状態は、偏光解消された放射線の場合と比較して、生成されるスペクトルのパワー進化を主に変化させます20。ゲルマノケイ酸塩ファイバーのラマン利得プロファイルには、ポンプに対して約 440 および約 490 cm-1 シフトした 2 つのほぼ等しいピークがあるため 14、したがって、第 1 ストークス出力スペクトルは 1106 および 1111 nm の 2 つの生成線で構成されます。発電電力の増加に伴い、ライン間の分布はかなり変化します14、17、28、33。低電力では最初のラインが主に発電されますが、高電力では2番目のラインが支配的になります（図2を参照）。ストークス次数が高くなると、状況は異なります。ストークス次数では、最初のピークが常に優勢です。考えられる理由は、次の次数のポンプの役割を果たすストークス波の線幅が YDFL ポンプに比べて十分に大きいため、ラマン利得スペクトルの比較的狭い 2 番目のピークが平滑化されるためです (最低スペクトルを参照)。図2cでは、増幅された自然放出を特徴づけています）。

最初のピークの線幅は、すべてのストークス次数について、対応する線のパワーの関数としてプロットされています (図 5)。さらに、パワードメインの最初のストークス波の 2 番目のピークの線幅が示されています。すべてのスペクトル線は同様に動作し、発電しきい値付近でシャロータウンが狭くなり、発電電力の増加とともにわずかに広がることを示しています。 440-cm-1 のラマンピークの生成線幅は、対応して、第 1、第 2、および第 3 ストークス成分で 1.1 ～ 1.5 nm、1.4 ～ 2.5 nm、および 2.3 ～ 3.4 nm の範囲で変化しますが、490 cm-1第 1 ストークス波のピークはかなり狭くなります (0.5 ～ 1.2 nm)。閾値におけるかなり大きな一定値と小さなパワー可変部分を含むスペクトル線幅の発展は、理論とは主に異なります20。この違いは、より高いストークス次数で特に顕著になります。

個々のストークス線のパワーの関数としてのスペクトル幅 (FWHM)。

点は、440 cm-1 (菱形) および 490 cm-1 (三角) のラマンシフト、第 2 ストークス (丸) および第 3 ストークス (星) 成分で生成された第 1 ストークス波の実験データに対応します。実線はスペクトル帯域幅の解析モデルを示します。

カスケード PM ランダムファイバーレーザーのこれらのかなりユニークな特徴を説明するために、次のセクションで説明する分析理論を開発しました。

で説明したバランスモデルの枠組み内で、パワー P0 のポンプ電磁波を、パワー Pj の波長 λj の j 次ストークス電磁波に非弾性散乱する誘導ラマン散乱 (SRS) プロセスを考えてみましょう。メソッドセクション。すべての波の減衰が等しいという仮定と、それらのラマン利得係数の特殊な関係を仮定して、それらのパワー分布 Pj(x) の解析解を導き出すことに成功しました。発生したj次ストークス波の出力電力Pj(L)は、次のように表されます。

ここで、λ0 と Pin はそれぞれポンプ波の波長と入力パワー、α は平均減衰係数、L はそれぞれ合計ファイバー長と有効ファイバー長、gR は設定された第 1 ストークス波のラマン利得係数です。高次の場合も同様であり、ポンプ波にはしきい値がないため、j 番目のストークス波のパワーしきい値になります)。生成されたストークス波の出力パワーは、入力ポンプパワー (j = 1 の場合) または j > 1 でポンプの役割を果たす前のストークス成分の最大値に指数関数的に近づきます。（または以前のストークス成分）は、入力ポンプ電力が閾値を超えて増加すると指数関数的に減少し始めます。

式（1、2）から計算された電力曲線（実線）が、出力ポンプおよび1次、2次、3次のストークス波の実験データと図3で比較されています。しきい値電力とパラメータの実験値 L = 1 km、α = 0.15 km−1、および gR = 2 W−1*km−1 が計算に使用されます。

比較すると、導出された式がカスケードラマン発生の 1 次および 2 次の実験データと非常によく一致していることがわかります。この違いは、波長が入力ポンプの波長より 17% 長い 3 次世代で顕著になります。モデルのパラメータが実験値から著しく逸脱し始めます。 3 次出力電力の式のモデルゲイン係数 gR を実際の値 (gR3 = 1.3 W−1*km−1) に置き換えると、理論と実験の一致がかなり良くなります。さらに、このパラメータは中間電力領域にのみ影響しますが、最大生成電力は変わりません。閾値を超える電力増加と、それに対応する前のコンポーネントの減少が、すべての次数について理論によって予測される指数関数によって適切に記述されることは明らかです。

「方法」セクションの式 (10、11、12) から計算された縦方向の出力分布を、入力ポンプ電力 Pin = 6 および 9.7 W の 2 つの値について図 6 に示します。これは、1 番目と 2 番目のポンプの最大出力にほぼ対応します。ストークスの波。パワー分布の遷移領域は、理論によって予測される急峻な双曲線正接関数によって記述され、異なる波が空間内でほぼ完全に分離されていることがわかります。ポンプ分布は左端 (x = 0) 付近に集中していますが、出力ストークス次数は右端 (x = L) にあり、中間のものはその中間にあります。出力次数は、利用可能なポンプパワーとファイバ長によってのみ定義されます。

入力ポンプ電力 6 W (a) および 9.7 W (b) で計算された、さまざまなコンポーネントの縦方向の電力分布。破線は、ファイバに沿ったポンプパワーの減衰を示しています。

レイリーフィードバックによるカスケードラマン生成のスペクトル特性を取得するには、生成された波に対する自己位相変調 (SPM) の効果を記述する運動方程式 20,35 を扱う必要があります。 j 番目のストークス次数の SPM 線幅を取得するために、実験が積分非線形性およびラマンゲインと比較して比較的大きな群速度分散によって特徴付けられることを考慮して、動力学モデルがそれに応じて変更されました。詳細については、「方法」セクションを参照してください。結果として得られる FWHM 線幅は、j 番目のストークス波 Pjout の出力パワーの立方根関数として表されます。

これは、ポンプ誘起相互位相変調 (XPM) 効果によって補完されます。 XPM 寄与は、RFL 20、36 の第 1 ストークス波生成の場合と同様に、対応するしきい値で推定できます。

ここで、γSPM と γXPM は SPM プロセスと XPM プロセスのカー非線形係数、βj と Δβj はそれぞれ 2 次分散係数と分散ウォークオフ係数、Pmax(j−1) は (j − 1) の最大電力です。 ) 次のストークス波 (j = 1 の場合はポンプ波) は j 番目のストークス生成閾値に対応し、Δg(j) はラマンゲインスペクトルピークの HWHM 幅です。図 5 の実線は、非線形係数 γSPM = γXPM/2 = 6 W−1*km−1 を使用して計算された総線幅 ΔFWHM = ΔSPM + ΔXPM と、パワーとラマン幅 Δg( j ）低パワーでの ASE スペクトルから推定され（図 2 を参照）、すべての次数の分散係数とともに表 1 にまとめられています。その結果、これらの式は実験と非常によく一致しました。

実験と計算では、ポンプ (または以前のストークス次数) から生じる XPM 効果が、生成されるスペクトルの最小帯域幅を定義し、第 1、第 2、第 3、および第 4 ストークス波について 0.17 ～ 0.3、0.48、0.72、および 1.03 に達することを示しています。それぞれ、対応するしきい値でのポンプパワーにほぼ比例して増加します。同時に、SPM 線幅は、すべての次数の生成電力のゆっくりと増加する立方根関数です。これは、ラマン利得と比較して弱い分散と非線形性の条件下での第 1 ストークス発電で得られた結果とはまったく異なります。この場合、線幅は生成電力に応じてほぼ直線的に増加します20。私たちの場合、線幅は生成される電力の広い範囲でほぼ一定ですが、ストークス次数に比例して増加しています。もう 1 つの主な違いは、ランダム偏光放射 20 とは対照的に、偏光成分が 1 つだけ存在することによってもたらされます。この非線形広がりには、2 倍高い非線形係数を持つ異なる偏光成分間の追加の相互位相変調が含まれます。直線偏光に対するこの影響が除去された結果、線幅の絶対値は十分に小さくなります。研究されたRRFLのスペクトル特性は、最小スペクトル幅がFBG（または他のフィルタリング要素）の帯域幅によって定義される従来のラマンファイバーレーザーの場合とも異なります31、32、36。一方、そのパワーの広がりは線形または直線として動作します。非線形性と分散の比に応じた生成電力の平方根関数36。偏光 RRFL のカスケード生成のすべての次数に対する弱い広がりにより、対応するストークスのパワー範囲全体における非線形の広がりがシャロータウンの狭まりを超えないため、レーザーの線幅は対応するラマン利得スペクトルよりも狭くなります。注文。これは、非線形広がりの線幅がラマン利得帯域幅に達する前に次次のストークス波の生成が開始されることを意味します。そのため、開発された直線偏光カスケードRRFLは、すべてのパワーおよびすべてのストークス次数においてASE光源と区別できるレーザー光源であり続けることになります。。

研究されたレーザーで観察されたもう1つの興味深いスペクトル効果は、カスケードラマン発生による強力な枯渇領域での透過ポンプ放射の線幅の減少です（図2bを参照）。ラマン変換が主に積分スペクトルの広いスペクトルウィングに対応する確率的時間領域トレースに存在する高強度ピークに対して発生することを考慮すると（図4bを参照）、2スケールのポンプ波スペクトルは次の影響を受けます。ラマンプロセス。したがって、（SPMを介して）ファイバー内を伝播する間にポンプ波によって取得された広帯域スペクトルテールは効率的にストークス波に変換されますが、最小の強度変動を持つ残りの狭帯域入力スペクトル（〜0.1 nm幅）はより良く生き残り、ポンプの強い枯渇時に出力ファイバ端で優勢になります（図 2b を参照）。これは定性的な説明にすぎず、この効果は研究されたカスケードラマンレーザーの出力特性とは直接関係がないため、より詳細な研究が必要です。

カスケード接続されたランダム RFL で観察された電力/効率の挙動も、直線偏波 31,32 または非偏波 36,37 の従来の RFL の挙動とは大きく異なり、中間ストークスの損失が大きいため、効率が制限された状態でほぼ線形の電力増加を示しています。キャビティ内のコンポーネント。バランスモデルによってサポートされる RRFL の実験では、ストークス次数とは無関係に、しきい値を超える生成パワーが量子限界に近い最大値に指数関数的に近づくこと、つまり、ほぼすべての入力ポンプ光子が最高次数のストークスに変換されることが示されています。光子。 RRFL のこの機能は、ファイバーに沿った特定のパワー分布によって定義され、ファイバー端での中間成分の強度がゼロであることと、出力での最高ストークス次数の最大パワーによって特徴付けられます (図 6 を参照)。これは、中間成分がファイバ端のキャビティミラーから反射され、損失が発生する従来のキャビティを備えた RFL とはまったく異なります 37。 RRFL でのラマン変換はパッシブファイバー内で発生するため、ここではすべての波に対してレイリー散乱損失のみが存在します。それらはファイバーの長さに比例し、ポンプと低次のストークス成分ではほぼ等しくなります。したがって、最大量子効率は、1 km の PM ファイバを使用した検討された方式では、ファイバ伝送によって制限され、約 0.85 になります。その結果、ほぼすべての透過ポンプ光子が出力ストークス次数に変換されます。量子効率の実験値は、それぞれ、第 1、第 2、および第 3 ストークス波で 79%、83%、および 77% を超えています。さらに、1.3μmの4次は13.6Wポンピングで現れます。したがって、ほぼ同じ効率で 1.055 μm のポンプ波を 1.55 μm を超える 7 次ストークス次数に変換することは、約 26 W の入力パワーで私たちのスキームで実現可能であると考えられます。ポンプパワーレベルは、ファイバが長いほど比例して減少します。伝送/効率の低下を犠牲にしますが、1.55 μm で最小値 ~0.2 dB/km に達するレイリー損失の十分な低減により、ある程度の効率補償が期待されます。大きなラマンシフト18。

このようにして、片側のファイバーループミラーで終端された長さ 1 km の PM ファイバー部分で直線偏光カスケードランダムラマンレーザー発振を実証しました。ポンプ放射 (1.05 μm) を出力ストークス波に変換する量子効率は、ストークス次数に関係なく約 80% であり、使用される 1 km のファイバーの透過係数に近い値です。半開キャビティを備えたカスケード接続された RRFL のストークスコンポーネントの出力パワーと効率は、ストークス次数が異なると異なる終端ミラーの反射率にはほとんど依存しません。これにより、レーザーは高い出力安定性を示し、その PER 値は、偏光コントローラーなしで生成されたすべての次数で 22 dB を超えます。

提案されたアプローチは、1 μm 付近の既存の高出力ポンプ光源を使用することにより、ほぼすべての波長 (1.55 μm 付近の通信範囲を含む) で高品質の直線偏光レーザー放射を高効率で生成することを可能にします。ここで実現されるファイバー内でのカスケード型ラマンレーザー発振の完全な説明（理論と実験の両方）により、このベースの高性能デバイスの開発が可能になり、特に光ファイバーリンクに基づく電気通信やセンシングなどの高度なアプリケーションに幅広い機会を提供します。どのオールファイバー PM RRFL を簡単に統合できます。直線偏波と比較的狭い帯域幅での高出力 (21、22、23 と同様のスペクトルフィルターを挿入することで帯域幅をさらに低減し、調整可能にすることができます) により、生成されたスペクトルを可視範囲 (0.55 °C) に転送する効率的な周波数 2 倍化も実現します。 –0.8 μm は実現可能です）、したがって、このソースをバイオイメージングおよびディスプレイ技術に実装することが可能になります。

直線偏光 MOPA 励起光源は、偏光解消出力放射を備えたマルチモードレーザーダイオード励起リングキャビティ Yb ドープファイバーレーザー (YDFL) と 2 つの偏波保持 Yb ドープファイバー増幅器 (YDFA) で構成されます。 YDFL の後ろに配置されたファイバー偏光ビームスプリッターは、放射線の直線偏光成分を抽出し、YDFA に発射されます。その結果、ポンプレーザーは、基本横モードで最大 15 W の出力で 1054.6 nm の直線偏光放射を生成します。

ポンプとRRFL出力放射の偏光特性は、レンズ、広帯域減衰器、グラントンプソン偏光子、およびPAN5710IR2外部センサーヘッド(Thorlabs)を備えた自由空間偏光計で構成される特別なスキームを使用して測定されました。レンズと減衰器は、偏光子の前で出力放射線を集束させ、減衰させるために使用されます。偏光消光比は PER = 10log(Pmax/Pmin) として定義されます。ここで、Pmin と Pmax は、光軸の回転中に偏光子が透過する最小パワーと最大パワーに対応します。送信パワーは、1000 ～ 1350 nm のスペクトル領域で広いダイナミックレンジ (-60 ～ 10 dBm) を提供する旋光計によって測定されます。測定セットアップではスペクトル選択要素を一切使用しません。したがって、個々のスペクトル成分の PER 値は、その出力パワーが他のスペクトル成分よりも優れているときに測定されます (図 3 を参照)。

SRS プロセスでは、初期周波数 ν0 に関係なく、周波数 ν0 のすべてのポンプ量子が媒質によって吸収され、周波数 ν1 のストークス波量子と周波数 Δνv = ν0 − ν1 の媒質の振動量子が生成されます。。同じプロセスが、ストークス波が周波数 ν2 = ν1 − Δνv の次次のストークス波にラマン散乱される際にも発生します。ポンプ波 (P0) のパワーを j 次のストークス波に変換するカスケード SRS プロセスのバランス方程式は、 co(+) と counter(-) がポンプ波とともにファイバー軸 x に沿って伝播します。以下のように34:

ここで、νj、αj、gR(j) はそれぞれ、j 次ストークス波の周波数、減衰、ラマン利得係数です。 α0 はポンプ減衰係数です。微分方程式系 (5, 6) のかなり単純な解析的解は、次の仮定の下で可能です。ポンプ波はファイバ内の点 x = 0 で発射されるため、P0(0) = Pin となります。また、x = 0 にも反射鏡が配置されているため、(0) = (0) となります。共伝播波 (Pj+) の逆伝播波 (Pj−) へのレイリー後方散乱 (係数 ε による) によって提供される分布フィードバックは、反射係数 Reff(j) ≪ 10− を持つ局所反射器で置き換えることができます。 4 は、Pj+(x) が最大値に達する点 x = LRSj に配置されます。

波の中への波のレイリー散乱は、鏡面反射と比較すると無視できます。点反射体の近似では、を介してとして表すことができます。したがって、逆方向に伝播する波は、方向に沿って伝播する波よりもはるかに弱く、式 (5、6) の右側の Pj- の値は無視できます。また、式(7)の境界条件はと書き換えられる。簡略化された方程式は、吸収係数が波長 α0 = αj = α に依存せず、ラマン利得係数がモデル周波数依存性を持つという仮定の下で統合できます。

この関係を使用すると、利得と損失のバランスから得られるすべてのストークス次数の電力しきい値を、単一の利得係数 gR1 = gR を使用した反復形式で表すことができます。

どこ。

入力ポンプパワー Pin が j 番目のストークス波の生成しきい値を超えると、ファイバに沿ったストークスパワー分布が不均一になります。

ここで、P0(x) と Pj(x) は、k 番目のカスケード (j = 1…k) におけるポンプ (0) 波と j 番目のストークス (j) 波の特定の双曲線正接関数を含む縦方向の分布です。そしてコーディネート

がポイントです。ここで、はです。近似解 (10 ～ 12) の妥当性は、カスケード RRFL の第 3 段階までチェックされました (補足情報を参照)。正確な解からの偏差は無視できるほど小さいです。本文の式 (1、2) の出力電力 Pjout の簡略化された解は、およびの条件下で x = L における式 (10、11、12) の解から導出されます。

研究対象の RRFL における有効分散長は利得長よりもはるかに大きいと仮定します。これにより、運動方程式における分散効果を無視できるようになります 20、35。ストークス成分のスペクトル強度を次の形式で取得します。

ここで、 ω は線の中心から離調し、方程式 (A2 ～ A4) を 20 から解くと (補足情報を参照)、運動方程式は次のように書くことができます。

ここで、γSPM は SPM プロセスのカー非線形係数、β は 2 次分散係数、ΔRMS はスペクトル半値幅です。左側は、シャロータウンのスペクトル狭小化につながる往復にわたるスペクトルフィルタリング (ゲインスペクトル関数による) を示し、一方、右側は SPM による拡大を示しています。この方程式の解は、

また、gRPin ≪ βΔRMS2 の場合の j 番目のストークス成分の対応するスペクトル密度は、同じ条件下での 1 番目の成分のスペクトル密度と同様です 35。

この−３ｄＢ幅に換算した式は、推定ＸＰＭ線幅とともに式（本文３）に与えられる。

この記事を引用する方法: Babin, SA et al. 究極の効率と狭帯域幅を備えた PM ファイバーでの高次ランダムラマンレーザー発振。科学。議員6、22625; 土井: 10.1038/srep22625 (2016)。

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著者らは、ロシア科学財団 (プロジェクト番号 14-22-00118) の財政的支援に感謝します。

Institute of Automation and Electrometry SB RAS、ノボシビルスク、630090、ロシア

セルゲイ・A・バビン、エカテリーナ・A・ズロビナ、セルゲイ・I・カブルコフ、エフゲニー・V・ポディビロフ

ノボシビルスク州立大学、ノボシビルスク、630090、ロシア

セルゲイ・A・バビン＆エフゲニー・V・ポディビロフ

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SAB が研究を開始し、SAB と SIK が実験を考案し、EAZ が実験を実施し、EVP が事前に計算を行い、SAB、SIK、EAZ、EVP が結果を分析しました。 SAB は著者全員の寄稿を得てこの論文を執筆しました。

著者らは、競合する経済的利害関係を宣言していません。

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転載と許可

Babin, S.、Zlobina, E.、Kablukov, S. 他。究極の効率と狭帯域幅を備えた PM ファイバーでの高次ランダムラマンレーザー発振。 Sci Rep 6、22625 (2016)。 https://doi.org/10.1038/srep22625

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受信日: 2015 年 12 月 2 日

受理日: 2016 年 2 月 17 日

公開日: 2016 年 3 月 4 日

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

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