半導体光増幅器を用いたパルスファイバーレーザーの非線形スペクトル可変性

Scientific Reports volume 12、記事番号: 13799 (2022) この記事を引用

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1 オルトメトリック

メトリクスの詳細

利得媒体として半導体光増幅器 (SOA) を使用して、パルスファイバーレーザー内の放射のスペクトル特性を調べます。キャビティ内のファイバ伝播効果、SOA の非線形効果、およびスペクトルフィルタリングの間の相互作用から生じる複雑な光のダイナミクスにより、生成された放射がフィルタの中心波長からシフトされます。結果として生じる出力放射の波長は、SOA ポンプパワーとキャビティ内フィルターの帯域幅に依存します。これにより、従来の同調可能フィルターの使用ではなく、非線形ダイナミクスを通じて生成されたパルスのスペクトル同調性の可能性が提供されます。

さまざまな最新のレーザーの特性は、共振器内の非線形効果によって導入される自明ではない光のダイナミクスによって定義されます。非線形性は、キャビティに沿って分布することもあれば（カー効果や光ファイバ内の非線形偏光回転など）、いくつかの要素の点状の作用（共振器の長さに比べてスケールが小さい可飽和吸収体や非線形増幅器など）によって発生することもあります。）。非線形効果は、制御が容易ではありませんが、さまざまな新しいレーザー光源を開発するための豊かな可能性を提供する可能性があります1、2、3、4、5、6、7、8、9、10、11。

SOA は、コンパクトなサイズ、広い利得帯域幅、注入電流の制御による直接利得変調の可能性など、多くの魅力的な特性を備えた確立された実用的な光デバイスです。 SOA は、光信号処理 12、波長分割多重 (WDM)、光時分割多重 (OTDM)13、波長スイッチング 14、光クロックリカバリ 15、16、低ノイズ、高ビットレートの光サンプリング 17、およびその他。

さらに、SOA は従来の光通信や半導体レーザーを超えた用途にも有望です。たとえば、希土類をドープしたアクティブファイバーの代わりにファイバーレーザーの利得媒体として使用できます。私たちの知る限りでは、SOA ベースのレーザーに関する最初の出版物は 70 年代後半に出版され始めました 18、19、20、21、22、23、24、25。松本氏と隈部氏18は、ピルボックス型やサークル型など、異なる三次元導波路構造を備えたAlGaAs-GaAsリングレーザーを実証した。光ファイバー複合共振器レーザー、モードロックレーザーを含む半導体光ファイバーリングレーザーが先駆的な研究で研究されてきました19、20、21、22。半導体光ファイバーリングレーザーの線幅の理論は、アクティブキャビティとパッシブキャビティの結合速度方程式を使用して 26 に開発されました。 SOA ベースのモードロックレーザーは、数百フェムト秒程度の超短パルスを生成できます27。モードロックは、外部光学式ノンリターンツーゼロデータ注入によって実現されました。リングキャビティファイバーレーザー28ではサブピコ秒の光パルスが生成され、SOAにおける非線形偏光の進化がモードロック機構として機能しました。 In29 では、外部コンプレッサーで 274 fs まで圧縮できるパルスを生成する、リングキャビティを備えたモードロックレーザーが紹介されています。ヘックら。は、モードロック半導体リングレーザーで 1550 nm で 300 fs までのパルス幅のパルスを生成できる可能性を実証しました 30。この方式には、SOA と InP/InGaAsP 技術に基づく可飽和吸収体、および周波数分散を提供する受動部品が含まれています。ニュシュコフら。は、注入電流パルスと制御可能な生成光パルスの形状を備えた SOA 変調を介してモードロックされたファイバーレーザーを実証しました 31,32。 8 の字型 SOA ベースのファイバーレーザーが研究されました 33,34。パルス繰り返し率は SOA の注入電流にほぼ直線的に依存し、30 MHz から 12.02 GHz までの広い範囲で変化する可能性があることが観察されました 34。 1.7 GHz の繰り返し率でほぼ半分のデューティサイクルを持つパルス列を生成する自己始動型受動的高調波モードロックレーザーが実証されました 33。ファイバー共振器と SOA を組み合わせてパルス放射を生成することも、光の非線形力学に基づいたシステム設計の興味深い可能性を提供します。

最近、我々は数値と実験の両方で 35、SOA の非線形特性を利用して、よく知られているラマン誘起の赤方偏移とは反対に、入力パルスの中心波長をスペクトルの青色部分にシフトできることを実証しました 36,37。この研究では、SOA を使用してファイバーレーザーシステムで生成されたパルスの (キャビティ内フィルターの中心波長からの) 非線形スペクトルシフトを調べます。検討されている SOA ベースのファイバーレーザーでは、SOA は利得要素と非線形パルス変換器の両方の役割を果たします。単一パルスの生成につながるキャビティパラメータを数値的に決定し、フィルタの中心波長付近のスペクトル同調性のフィルタ帯域幅、キャビティ分散およびSOAの利得への依存性を分析します。

図 1 は、私たちが研究しているファイバーレーザーのセットアップの概略図を示しています。レーザーキャビティは、偏波保持分散補償ファイバ (PM DCF)、偏波保持シングルモードファイバ (PM SMF)、半導体光増幅器 (SOA)、可飽和吸収体 (SA) 素子、出力カプラ、および中心波長 1550 nm のスペクトルフィルター。 SMF の長さは、キャビティの分散を正常から異常まで変化させてパルス伝播体制を変更できるようにする最適化パラメータです。 SOAと可飽和吸収体のパラメータは固定されていますが、フィルタ帯域幅も最適化パラメータとして考慮されました。

SOA ベースのファイバーレーザーセットアップの概略図。

ファイバスパン内のパルス伝播は、損失項を含む標準の非線形 Schr\(\ddot{o}\)dinger 方程式 (NLSE)、DCF、SMF、SOA、可飽和要素を含むすべてのキャビティ要素の数値モデリングの詳細によって支配されます。吸収体については「方法」セクションに記載されています。まず、レーザーパルスのスペクトル幅が典型的なSOA利得帯域幅よりもはるかに小さいため、波長に対する利得依存性を含まない単純化されたモデルを検討します。このモデルから始めて主要な効果を実証し、別のセクションでパルス形成に対するスペクトルゲインプロファイルの影響を検討します。ガウスフィルターの後に配置された出力カプラーは、キャビティからの放射パワーの 50% を受け取ります。

まず、放射のスペクトルフィルタリングを行わない SOA ベースのファイバーレーザーのレーザー発振の重要な特徴を思い出します。レーザーキャビティからガウススペクトルフィルターを取り外すと、単一パルス生成の条件を見つけることも可能になります。単一パルスの生成は、パルスエネルギー、ピークパワー、およびパルス幅の相対変動が、前の 20 往復中に 0.1% を超えない場合に確立されると定義します。キャビティの累積分散は、0 ～ 50 メートルの長さの対応する SMF によって 0.5 ～ − 0.5 ps\(^2\) の範囲で変化しましたが、DCF 片は 5 メートルに固定されました。

異常なキャビティ分散 \(\beta _2^{cum} < 0\) の場合、上記のパルスパラメータを安定化できることが観察されました。ただし、異常分散キャビティで取得される負のチャープにより、パルスの中心周波数はスペクトルの青色側に連続的にシフトします (図 2a、b)。パルスのスペクトルパワー分布の形状は、この連続的なスペクトルシフト中に変化しません。パルスは伝播とともに時間領域で加速され（図2b）、その時間的位置は常に変化します。同様のソリトンダイナミクスが、半導体増幅器を使用した長距離ファイバー伝送で研究されたことに注意してください38、39、40。

無制限の連続波長シフトを伴う観察されたパルスの進化は、無限の利得帯域幅を仮定した単純化されたモデルによるものです。したがって、より現実的なモデルでは、有限のゲイン帯域幅を考慮するか、スペクトルフィルタリングによってこの連続スペクトルシフトを安定化する必要があります。次のセクションでは、単一パルスの生成を安定させるためにガウスフィルターをキャビティに追加します。

(a) キャビティの 20 往復ごとに描かれた SOA 後のキャビティ内スペクトルの形状。黒い線は初期スペクトルを示します。 (b) 最初の 200 往復の間の出力パルスのピークパワー位置と中心波長の変化。ここでは、レーザーキャビティには 5 メートルの DCF と 35 メートルの SMF が含まれています。スペクトルフィルターは使用されません。

前のセクションでは、SOA ベースのファイバーレーザー (スペクトルフィルターなし) で生成されたパルスが、キャビティ出力での時間的位置と中心波長を連続的に変化させることを観察しました。さらに、考慮したシステムパラメーターのセットでは、生成されたパルスが連続的なスペクトルブルーシフトを示していることがわかります。このスペクトルのスライディングダイナミクスは、フィルターによって安定化できます。一般性を失わずに、可変帯域幅を SOA の後に配置したガウス型フィルターを検討します。フィルターの中心波長は 1550 nm で、帯域幅は 2 ～ 50 ナノメートルの範囲で変化しました。

スペクトルフィルタリングにより、パルススペクトルと時間的形状が安定化することがわかります（図3a、b）。 SOA 過渡応答により、パルススペクトルと時間的形状の両方が非対称であることに注意してください。単一パルス生成の領域は、キャビティの約 40 ～ 50 回の往復後に定常状態に収束します。図 3c は、連続する 2 つの往復で計算された相対エネルギー差の収束を示しています \(\Delta E/E = |E_{i+1}-E_{i}|/E_{i} \xrightarrow [i \rightarrow \infty ]{} 0\)、i は往復数です。

34 nm ガウスフィルターを備えた SOA ベースのファイバーレーザーの往復によるパルスパワー (a) とパワースペクトル密度 (b) の変化。 (c) 最初の 100 キャビティ往復の間の出力パルスエネルギー変動のゼロへの収束。

図 4 に示すパルスの空洞内展開には、いくつかの特徴があります。パルス群速度が共振器に沿って交互に変化していることがわかります。増幅後に取得された非線形周波数チャープにより、群速度はDCFからSMFに移動するにつれて符号が変化します（図4a）。 SOA ベースのシステムにおけるチャープパルスの調整可能な時間シフトは、以前に実証され、研究されています 41。同時に、スペクトルパワー密度の中心波長（図4b）は、ファイバーセクションに沿って変化しません。

ファイバーセクションに沿ったパルスパワー (a) とパワースペクトル密度 (b) の変化。

定常状態の単一パルス領域のマップを図 5 に示します。ここでは、フィルター帯域幅と累積キャビティ分散が可変パラメーターとして考慮されています。出力パルスのエネルギー (図 5a) と中心波長 (図 5b) が色で示されています。異常なキャビティ分散により、単一パルス生成の柔軟性が向上すると結論付けることができます。異常なキャビティ分散の場合、スペクトルフィルターの帯域幅の増加に伴い、出力レーザーパルスの中心波長がスペクトルの赤色部分から青色部分にシフトすることがわかります。キャビティの分散が正常（正）の場合、比較的狭い領域および強力なスペクトルフィルタリングの条件下では、単一パルスの生成も可能です。以下では、出力パルスの安定した生成と波長制御を可能にする異常分散の場合についてさらに詳しく検討します。

出力パルスエネルギー (a) と中心波長 (b) をフィルター帯域幅と累積キャビティ分散の関数として表示します。

図6aは、固定キャビティ分散における主パルス特性（エネルギー、スペクトル帯域幅、持続時間、中心波長）がフィルタ幅にどのように依存するかを示しています。ここで、キャビティの分散は \(\beta _2^{cum} = - 0.18\) ps\(^2\) (長さ 35 メートルの SMF) です。白丸は、スペクトルフィルターのないキャビティ内の出力パルス特性を示しています。パルスの中心波長は、フィルターの中心波長に対して -13 ナノメートルから 6 ナノメートルにシフトします。たとえば、50 nm のフィルターでは、青色のスペクトルシフトが 13 nm になります。フィルター帯域幅が広いほど、スペクトルシフトが強くなります。

キャビティ内パルスのエネルギー、持続時間、帯域幅、スペクトルシフトの依存性: (a) フィルター帯域幅 (キャビティの分散は \(\beta _2^{cum} = - 0.18\) ps\(^2\))。 (b) は累積分散 (フィルター帯域幅は 45 nm)。白丸はフィルターなしのレーザーキャビティに対応します。

図 6b は、キャビティの分散が生成されたパルスパラメータにどのような影響を与えるかを示しています。ここで、フィルター帯域幅は固定されており、45 nm に等しくなります。予想通り、分散がゼロに近づくにつれてパルス持続時間は減少します。それに応じてパルス帯域幅も増加します。異常分散が小さい領域では、中心パルス波長の青シフトが赤に変化していることがわかります。最大 28 nm の赤方偏移を持つ点は、長さ 5 メートルの DCF と長さ 27 メートルの SMF で構成されるレーザーキャビティに対応します。

固定キャビティ分散での異なるフィルタ帯域幅に対応する生成されたパルスのスペクトルおよび時間的形状を図7a、bに示します。パルスパワースペクトル密度と分散を変化させたときのパワー（固定フィルター帯域幅）を図7c、dに示します。

レーザーパルスの時間パワー分布 (a) とスペクトルパワー密度 (b) は、可変帯域幅 (2 ～ 50 nm) と固定の 1550 nm 中心波長 (灰色の破線) を持つスペクトルフィルターに対応します。レーザーキャビティの累積分散の変化に対応するレーザーパルスの時間パワー分布 (c) とスペクトルパワー密度 (d) (-0.04 から -0.4 ps\(^{2}\))。 1550 nm を中心とするガウススペクトルフィルター (45 nm) が灰色の線で示されています。

標準 SOA の帯域幅は、5 THz (40 nm) から始まる広い範囲にあります42。最近開発された量子ドットに基づく SOA 構造 (QD-SOA) により、利得スペクトルを 90 ～ 120 nm まで大幅に拡大することが可能になりました 43,44。さらに、超広帯域 SOA の開発のために、重畳量子構造を用いた InGaAs/AlAs 溶液プロセス QD-SOA が提案されています 45。量子ドット群の数を変えることで帯域幅を1.02μmまで拡大することができた。

上記では、無限の利得帯域幅を備えた SOA ベースのファイバーレーザーについて検討しました。このセクションでは、ゲイン帯域幅の制限を考慮したより現実的なケースを検討することで、これらの結果の妥当性を検証します。シミュレーションで使用されるゲインプロファイルは、半値幅 200 nm、中心波長 1550 nm のローレンツ型 46 です。シミュレーションで使用されるレーザーのセットアップは前のセクションと同じです。フィルター帯域幅とキャビティ累積分散も可変パラメーターとして考慮されます。出力パルスの中心波長の分散とフィルタ帯域幅への依存性を図 8 に示します。図 8a は、45 nm フィルタで計算された出力パルスのスペクトルシフトが、無限ゲインの場合（空の場合）と比較して、有限ゲイン帯域幅でどのように変化するかを示しています。丸は無限ゲインに対応します)。固定の 45 nm ガウスフィルターでは青のシフトが 20% 小さくなりますが、赤のシフトは実質的に変化しないことがわかります。また、図 8b に示す定常状態領域の完全なマップは、ゲイン帯域幅が無限の場合 (図 5b) に似ています。シミュレーションで得られた最大のシフトは、スペクトルの青色部分に向かって 20 nm、赤色部分に向かって 28 nm です。

(a) 累積分散を変化させるための光フィルターの中心波長からの、生成されたパルスの波長のシフト (ここではフィルターの帯域幅は 45 nm)。白丸は、無限のゲイン帯域幅を持つレーザーに対応します。 (b) フィルタ帯域幅と累積キャビティ分散の関数としての出力パルス波長。

したがって、数値モデルで 200 nm のゲイン帯域幅を考慮すると、非線形パルスダイナミクスは大きく変化しませんが、スペクトル調整の範囲は 20% 小さくなります。スペクトル調整の範囲がゲイン帯域幅に近い場合、ゲイン帯域幅をより正確に考慮することが重要です。

多くのレーザーでは、バンドパス光フィルターの中心周波数が、生成される放射線のスペクトルパワー密度のピークのスペクトル位置を定義します。前のセクションで観察したように、検討しているレーザーシステムで生成されるパルスの中心波長は、単に光フィルターのスペクトル位置によってだけでなく、キャビティ内の放射の非線形ダイナミクスによっても定義されます。パルスの中心波長は、キャビティ分散またはフィルタ帯域幅のいずれかを変更することによってシフトできます。非線形光のダイナミクスに影響を与えるキャビティパラメータを変更することで放射線の中心波長を調整できる可能性は興味深いですが、分散やフィルタ帯域幅の柔軟な調整はそれほど簡単ではなく、効率的な方法で簡単に実装できません。したがって、このセクションでは、SOA ポンプパワーを変更することによって (または、モデルの観点からは小信号ゲインパラメーター \(h_0\) を変更することによって) 出力パルスの中心波長を制御する、より実際的な方法を検討します。累積分散の 3 つの値 (\(\beta _2^{cum} = -0.017, -0.18, -0.48\) ps\ に対して、小信号ゲイン \(h_0\) を 15 ～ 30 dB の範囲で変化させます。 (^2\)) を実行し、生成されたパルスのスペクトル特性を観察します。ここでは、ガウスフィルターパラメーターは、中心波長 1550 nm、帯域幅 40 nm で固定されています。

図 9 は、次の値に対応する定常状態パルスのスペクトル (左) と時間 (右) プロファイルを示しています。 \(\beta _2^{cum} = -0.017\) ps\(^2\) (a), \( \beta _2^{cum} = -0.18\) ps\(^2\) (b) および \(\beta _2^{cum} = -0.48\) ps\(^2\) (c)。累積分散が小さくゼロに近い場合 (\(\beta _2^{cum} = -0.017\) ps\(^2\))、レーザーでの安定したパルス生成は \(h_0 \ge 25\) で発生します。 dB。小信号ゲイン (ポンプパワー) が変化しても、スペクトルの位置に大きな変化は生じません。スペクトルのピークは、最大シフト点でフィルターの中心波長 (1550 nm) に対して約 28 nm だけ赤方偏移します。

さまざまなキャビティ分散と小信号利得に対する定常状態パルスのスペクトル (左) と時間 (右) プロファイル (図にマーク): (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) 小信号ゲインパラメータ \(h_0\) を変化させた場合の、光フィルタの中心波長からの生成されたパルスのスペクトルシフト。

\(\beta _2^{cum} = -0.18\) ps\(^2\) の場合、パルスの生成は \(h_0=22\) dB から始まります。 \(h_0=22\) dB では 4 nm から長波長領域まで、\(h_0 = 30\) dB では 11.5 nm から短波長領域までのスペクトルシフト (やはり 1550 nm を基準とした) が観察されます。。したがって、ポンプパワーを変更すると、この場合、生成されるパルスの中心波長を約 15 nm の範囲で変化させることができ、フィルターの中心波長に対して赤と青の両方のシフトが実現されます。 3 番目のケースでは、\(\beta _2^{cum} = -0.48\) ps\(^2\) という十分に大きな累積キャビティ分散を考慮します。この場合の生成しきい値は \(h_0 = 23\) dB です。この場合、\(h_0 = 23\) dB での 3 nm から \(h_0 = 30\) dB での 25 nm の範囲のスペクトルブルーシフト (1550 nm から) が観察され、全体的な調整可能性は約 20 nm です。 \(\beta _2^{cum} = -0.48\) ps\(^2\) の場合、ポンプパワーの増加により、スペクトルフィルタリングによる損失によりパルスエネルギーが減少することに注意してください。空洞パラメータをさらに最適化するか、特別な設計のレーザー共振器を使用することにより、SOA 駆動電流を変更することにより、このかなり実用的な方法で実装された同調性を拡張できることは明らかです。

我々は、SOAを備えたファイバーレーザーの非線形効果が、生成されたパルスのスペクトル調整の可能性を提供することを実証します。基礎となる非線形ダイナミクスは、カー非線形性 (自己位相変調) によって引き起こされるパルススペクトルの広がりと、変調された放射の固有の SOA パワーから位相への変換の間の相互作用に基づいています。これらの非線形ダイナミクスにより、キャビティ内フィルターの中心波長 (この例では 1550 nm) に対する生成パルスの波長のシフトが生じます。スペクトルのシフトは、フィルターの帯域幅と累積キャビティ分散に応じて、スペクトルの赤側または青側の両方に発生する可能性があります。最も興味深いのは、SOA ポンプパワー (小信号ゲイン) を調整することで、生成されるパルスの波長をシフトできることを実証したことです。

共振器内光ダイナミクスの数値モデリングは、レーザー素子内の場の進化の連続計算によって実装されています。

ファイバスパン内のパルス伝播は、損失項を含む標準の非線形 Schr\(\ddot{o}\)dinger 方程式 (NLSE) によって支配されます。

ここで、A(z, t) はパルス包絡線のゆっくりと変化する振幅、z は伝播座標、t は時間、\(\beta _{2}\) は群速度分散 (GVD)、\ (\gamma\) はカー非線形係数、\(\alpha\) はファイバー損失パラメーターです。ファイバーパラメーターの値: \(\beta _{2} = 127.5\) ps\(^{2}\)/km、\(\gamma = 4.66\) (W km)\(^{-1} \)、DCF の \(\alpha = 0.4\) dB/km、および \(\beta _{2} = -20\) ps\(^{2}\)/km、\(\gamma = 1.3 \) (W km)\(^{-1}\)、SMF の場合は \(\alpha = 0.18\) dB/km。

従来の SOA モデルには、増幅による光場 \(A= \sqrt{P}\, \exp ( i \phi )\) のパワー P と位相 \(\phi\) の修正と、微分が含まれています。時間依存ゲイン h(t)42 の方程式:

ここで、 \(P_{in/out}(t)\) は入出力パワー、 \(\phi _{in/out}(t)\) は光信号の入出力位相、 \(\ alpha _{H}\) は線幅強調係数、\(h_0\) は積分小信号ゲイン、\(T_{SOA}\) はゲイン回復時間、\(E_{sat}\) は特性です飽和エネルギー。一般性を失うことなく、次の典型的なパラメータを考慮します: \(\alpha _H=4\)、\(E_{sat}=6\) pJ、\(T_{SOA} = 200\) ps、および \(h_0 = 27 \) 以下のすべての数値モデリングでは dB を使用します。レーザーパルスのスペクトル幅は一般的な SOA ゲイン帯域幅よりもはるかに小さいため、このモデルには波長へのゲイン依存性が含まれていないことに注意してください。このモデルから始めて主要な効果を実証し、パルス形成に対するスペクトルゲインプロファイルの影響を別のセクションで検討します。

可飽和吸収要素の非線形応答は、標準的な一般方程式によってモデル化されます。

ここで、 \(\alpha _{0} = 0.36\) は可飽和吸収、 \(\alpha _{ns} = 0.64\) は非飽和損失パラメータ、 \(P_{SA} = 10\) W は飽和電力。

現在の研究中に使用および/または分析されたデータセットは、合理的な要求に応じて責任著者から入手できます。

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AEB と DK の研究は、ロシア科学財団 (助成金番号 21-42-04401) によって支援されました。 SKT は、EPSRC プロジェクト TRANSNET のサポートを認めます。有益なコメントとディスカッションを提供してくれた Andrew Ellis に感謝します。

ノボシビルスク州立大学、1 Pirogova str.、ノボシビルスク、630090、ロシア

アナスタシア・ベドニャコワ & ダリア・フドジトコワ

アストン光技術研究所、アストン大学、バーミンガム、B4 7ET、英国

セルゲイ・トゥリツィン

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ABとSKTがこの研究を発案した。 DK と AB は数値モデリングを実行しました。 AB、DK、SKT は結果を分析し、原稿を書きました。著者全員が原稿をレビューしました。

アナスタシア・ベドニャコワへの通信。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

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転載と許可

Bednyakova, A.、Khudozhitkova, D. & Turitsyn, S. 半導体光増幅器を備えたパルスファイバーレーザーの非線形スペクトル調整可能性。 Sci Rep 12、13799 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-17796-7

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受信日: 2022 年 7 月 1 日

受理日: 2022 年 7 月 31 日

公開日: 2022 年 8 月 13 日

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

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