NO843903L - Fiberoptisk forsterker - Google Patents

Description

Den foreliggende oppfinnelse angår fiberoptiske forsterkere. De forente Staters regjering har rettigheter i denne oppfinnelse i henhold til kontrakt nr. F33615-79-C-1789 tilstått av the Department of the Air Force, Air Force Office of Scientific Research.

Optiske forsterkere basert på laseegenskapene til visse materialer, spesielt på et makroskopisk nivå, er vel kjent. Således er det f.eks. kjent å plassere en pumpelyskilde og en stang av enkelkrystall neodym-yttriumalumini-umgranat (NdrYAG), som har en diameter på flere millimeter og en lengde på flere centimeter, i et tubulært reflekterende hulrom. F.eks. kan lyskilden og Nd:YAG-stangen være anordnet slik at de respektivt strekker seg langs de to brennpunktene til et hulrom som har et elliptisk tverrsnitt. I et slikt arrangement vil lys som sendes ut av lyskilden og som blir reflektert fra hulromsveggene på-trykkes på Nd:YAG-stangen. Lyskilden er fortrinnsvis valgt slik at den sender ut bølgelengder som korresponderer til absorpsjonsspekteret til Nd:YAG-krystallet slik at energi-nivåene til neodymionene i krystallet blir invertert til et energinivå som ligger over det øvre låsende nivået. Etter inversjonen vil en start- eller første relaksasjon av neodymionene ved fononstråling gi anionpopulasjon på det øvre lasernivået. Fra det øvre lasernivået vil ionene relaksere til et nedre energinivå, under utsendelse av lys med en bølgelengde som er karakteristisk for Nd:YAG-materialet. På fordelaktig måte ligger dette nedre energinivå over grunnivået for ionene slik at en hurtig, fononassis-tert relaksasjon finner sted mellom dette nedre energinivå og grunnivået, hvilket gjør det mulig for et høyt inversjonsforhold å fortsette å eksistere mellom det øvre lasernivået og dette nedre energinivå i de pumpede ionene.

Når populasjonen blir invertert på denne måten, hvilket er velkjent fra laserteknologien, vil Nd-YAG-materialet også gi fluorescens, dvs. tilfeldig emisjon av inkoherent lys. Denne spontane stråling finner sted med en tidskonstant som er lik den gjennomsnittlige levetiden for ioner i den inverterte tilstanden, som er 230 mikrosekunder for Nd:YAG.

Dersom et lyssignal ved laserovergangsfrekvensen blir sendt gjennom stangen etter at neodymionene til NdrYAG-stangen er blitt invertert, vil signalfotonene utløse overgangen til neodymionene, til det nedre energinivået og forårsake koherent emisjon av stimulert stråling, som på effektiv måte vil adderes til det transmitterte signalet og således forsterke dette signal.

Absorpsjonslengden til Nd:YAG-krystallet ved pumpebølge-lengden (dvs. lengden av materialet som lyset må gjennom-løpe før 60% av lyset er absorbert, er vanligvis omtrent 2 mm eller mer, og således har Nd:YAG-krystallene som blir brukt til forsterkningsformål hatt diametere som i det minste har vært så store slik at krystallet kunne absor-bere en vesentlig del av pumpestrålingen under startre-fleks jon fra hulromsveggene og passasje gjennom krystallet. Dersom pumpelyset ikke blir absorbert under dette startgjennomløp gjennom krystallet, er det sannsynlig at det vil bli reflektert av hulromsveggene tilbake til lyskilden hvor det vil bli igjen absorbert, og derved genere-re varme i lyskilden og redusere totaleffektiviteten til forsterkeren.

Når slike Nd:YAG-stenger med stor diameter er blitt brukt som forsterkere i fiberoptiske systemer, er det blitt antatt nødvendig å anvende optiske komponenter så som linser for å fokusere lyssignalet fra den optiske fiberen inn i Nd:YAG-stangen, og det forsterkede lyssignalet fra Nd:YAG-stangen tilbake inn i en annen fiber. Slike optiske systemer krever omhyggelig innretting og er utsatt for end-ringer i omgivelsene så som vibrasjoner og termiske på-virkninger. I tillegg vil de optiske komponentene og stør- reisen til Nd:YAG-stangen gjøre forsterkningssystemet relativt stort og således upraktisk for visse anvendelser. Videre krever den store størrelsen på Nd:YAG-stangen,en stor mengde inngangspumpeenergi for å kunne opprettholde en høy energitetthet inn i stangen og derved gi en tydelig optisk forsterkning. Slike store pumpeenergier krever høy-utgangspumpelyskilde som genererer mye varme som må avle-des, vanligvis ved væskekjøling av hulrommet.

Mens forsterkere av denne type er nyttige ved mange anvendelser, så som noen kommunikasjonsanvendelser, vil anvendelse i et resirkulerende fiberoptisk gyroskop medføre alvorlige begrensninger i forsterkningssystemet. I slike gyroskop blir optisk fiber, vanligvis med en lengde på en kilometer eller mer, viklet i en sløyfe og et lyssignal blir resirkulert i sløyfen, vanligvis i begge retninger. Bevegelse av sløyfen forårsaker fasedifferanse mellom de motforplantende lyssignalene og denne fasedifferanse kan anvendes for å måle gyroskoprotasjon. I slike gyroskoper vil fasedifferansen som induseres i et signal som passerer rundt fiberen være relativt liten, og det er fordelaktig å resirkulere lyssignalet i sløyfen så mange ganger som mulig for å øke denne fasedifferanse.

Ved å gjennomløpe en kilometer med optisk fiber vil et optisk signal vanligvis tape 30 til 50% av sin intensitet. Dersom en forsterker ble plassert i serie med sløyfen, og var i stand til å forsterke de toveis-motforplantende lyssignalene med 2 til 3 dB, ville dette tillate at et lyssignal kan forplante seg mange ganger i sløyfen.

Uheldigvis gjør den relativt store størrelsen, de høye energi- og kjølekravene til tidligere Nd:YAG-stangforster-kere, som beskrevet ovenfor, gjør slike forsterkere relativt upraktiske for anvendelse i gyroskoper med høy nøyak-tighet. Disse faktorer begrenser også anvendbarheten av slike forsterkere til andre formål, så som kommunikasjons-

nettverk.

Den foreliggende oppfinnelse er en fiberoptisk innretning for å frembringe koherent lys, som i den foretrukne utfø-relse fungerer som en optisk forsterker. Denne forsterker omfatter en optisk fiber som fungerer som en bølgeleder for signalet som skal forsterkes. Den optiske fiberen er tildannet av et lasermateriale, så som Nd:YAG. En kappe omgir i det minste en del av denne optiske fiberen langs dens lengde. Kappen omfatter en første ende for å motta pumpelys og en andre ende som har en diameter mindre enn den første enden. Et overgangsparti mellom disse ender fokuserer pumpelyset fra den første enden til den andre enden. Brytningsindeksen til kappen er lavere enn brytningsindeksen til den optiske fiberen for derved å forårsake at det fokuserte pumpelyset avbøyes fra kappen inn i fiberen og således forårsaker inversjon av den elektroniske populasjonen av fibermaterialet for derved å tillate at det optiske signalet stimulerer emisjonen av fotoner fra lasermaterialet. Fortrinnsvis er tykkelsen av kappen ved den andre eller smalere ende ikke mer enn omtrent halvparten av radiusen til den optiske fiberen. Kappen er omgitt av et materiale, så som luft, som har en brytningsindeks som er lavere enn brytningsindeksen til kappen for å forårsake at pumpelyset blir styrt inne i kappen, mens kappen frembringer en kledning for å styre signalet som skal forsterkes inne i den optiske fiberen. I den fore-truken utførelsen er kappen symmetrisk rundt sin longitudinale senterakse og den optiske fiberen ligger langs denne akse.

I den foretrukne utførelse blir pumpelyset frembrakt av en lyskilde, så som en laserdiode, og blir fortrinnsvis poly-mert, f.eks., ved hjelp av en kollimeringslinse. Lyskilden kan være montert på den første enden av kappen ved et sted som er radielt forskjøvet fra den optiske fiberen. Dersom en høyenergilaserdiode blir brukt som lyskilden, er det fordelaktig å orientere lengderetningen til det emitterende området til dioden slik at dette er normalt på en radiell linje som passerer gjennom den longitudinale senterakse til kappen.

I en fremgangsmåte med sidepumping av en optisk fiber dannet av lasermateriale, er fiberen omgitt av en kappe som har en brytningsindeks som er lavere enn den optiske fibe-rens indeks. Kappen har et tverrsnitt ved en ende som er stort i forhold til tverrsnittet ved den andre enden. Pumpelys blir innmatet inn i den enden av kappen som har det store tverrsnittsarealet og dette pumpelys blir fokusert til den andre enden slik at det fokuserte pumpelyset blir avbøyd inn i forsterkerfiberen langs periferien av denne for å forårsake en elektronisk populasjonsinversjon. Fortrinnsvis er tykkelsen til kappen ved enden som har det lille tverrsnittsarealet mindre enn halvparten av radiusen til den optiske fiberen.

Oppfinnelsen er nærmere definert i de vedheftede patent-krav.

De ovenstående og andre egenskaper med den foreliggende oppfinnelse forståes bedre med referanse til tegningene, i hvilke: Fig. 1 viser skjematisk den fysiske anordning av den foretrukne utførelse av forsterkeren i henhold til den foreliggende oppfinnelse og viser en NdrYAG optisk fiber innleiret i en konusformet kappe. Fig. 2 viser et oppriss av en ende av arrangementet på fig. 1 og viser laserdioder og kollimeringslinser montert på den store endeflaten av den konusformede jakken, og viser en foretrukket ori-entering av laserdiodene hvorved dimensjonen parallelt til laserdiodeknutepunktet (dvs. leng-dedimensjonen til knutepunktet) er anordnet normalt på en radiell linje som passerer gjennom den longitudinale aksen til den konusformede kappen. Fig. 3 er et oppriss av den andre enden av arrangementet på fig. 1 og illustrerer den reduserte tykkelsen til kappen i samvirkeområdet. Fig. 4 viser skjematisk et eksempel på den optiske banen til en stråle ettersom den forplanter seg mellom luft/kappegrensen på den ene side av forsterkerstrukturen til luft/kappegrensen på den andre siden av forsterkerstrukturen over en lengde d av samvirkeområdet. Fig. 5 er en kurve over pumpeeffektiviteten som en . funksjon av forholdet mellom fiberradiusen og tykkelsen til kappen for to eksempler på grense-verdier av kappens brytningsindeks, nemlig 1,45 og 180. Fig. 6 er en kurve over pumpeef f ektiviteten som en funksjon av pumpestråleforplantningsvinkelen for forskjellige verdier av forholdet mellom fiber-radius og tykkelsen av kappen for eksempler på forskjellige verdier av brytningsindeks til for-sterkningsfiberen og kappen, nemlig 1,82 og 1,45 respektivt. Fig. 7 er et forstørret perspektivriss av en av lyskildene på fig. 1 og 2. Fig. 8 er et diagram som viser absorpsjonsspekteret til Nd:YAG ved 300°K. Fig. 9 er et forenklet energinivådiagram for et firenivå lasermateriale, så som NdrYAG.

Fig. 10 er et energinivådiagram for NdrYAG.

Fig. 11 er et diagram som viser den fysiske anordning av en alternativ utførelse av fiberforsterkeren i henhold til den foreliggende oppfinnelse ved hvilken forsterkerfiberen blir pumpet fra motsatte retninger.

Med henvisning til fig. 1 og 3 omfatter den foretrukne ut-førelse av denne oppfinnelse en signal- eller forsterk-ningsfiber 12 som er omgitt av en kappe 14. Signalfiberen 12 omfatter et lasermateriale som kan være dannet som et enkelt krystall av ionedopet materiale, så som Nd:YAG, som har en laserovergang ved frekvensen som skal forsterkes, dvs. signalfrekvensen. I et utførelseseksempel kan signalfiberen 12 ha en diameter på omtrent 100 ;u, som er lik langs hele dens lengde.

Den omgivende kappen 14 kan være dannet av flere typer materialer så som glass, krystallmaterialer, epoksy, lav-tapsplast, eller væsker (dersom disse er inneholdt i en egnet beholder eller form). I den foretrukne utførelse er kappen 14 av kvarts. Denne kappe 14 er konusformet og har en stor ende 16 som avtar til en liten ende 18 med et overgangsparti 20 dem imellom. Som et spesielt eksempel kan den store enden 16 ha en diameter på omtrent 3 mm, den lille enden 14 kan ha en diameter på omtrent 200 aj, og lengden av overgangspartiet 20 mellom endepartiene 16 og 18 kan være omtrent 1 cm, og avsmalningsvinkelen 6 kan være omtrent 8°. Det vil sees at tegningene ikke er utført i riktig målestokk, men de er bare ment til illustrasjons-formål. Kappen 14 er i den foretrukne utførelsen symmetrisk om sin longitudinale senterakse 40 (fig. 2) og fiberen 12 er anordnet langs den longitudinale aksen 40 til kappen 14. Siden kappen 14 omgir fiberen 12 er endene 30 og 32 til fiberen 12 på fordelaktig måte umiddelbart til-gjengelig for f.eks. buttkopling til f.eks. transmisjon-eller bærefibre (ikke vist).

Som det best fremgår av fig. 2, har den store enden 16 til kappen 14 en plan overflate 22 som har en diameter som er stor sammenlignet med diameteren til fiberen 12 for å tillate monteringen av flere pumpelyskilder 24 på denne. Pum-pelyskildene 24 er montert på flaten 22 for å innmate pumpelys inn i den store enden 16 til den konusformede kappen 14. Fortrinnsvis blir lyset som innmates av kildene 24 kollimert slik at dets forplantningsretning til å begynne med er parallell med senteraksen til den konusformede kappen 14 og parallell med signalfiberen 12.

I beskrivelsen som følger vil det bli antatt at et inngangslyssignal S^, som skal forsterkes, blir innmatet i en ende 30 av signalf iberen 12 og blir utmatet etter forsterkningen fra den andre enden 32 av fiberen 12 som et utgangslyssignal SQ. En bør imidlertid merke seg at ved mange anvendelser, så som kommunikasjons- og rotasjonsav-følingsanvendelser, vil signaler bli innmatet ved begge ender 30 og 32 av fiberen 14 og disse signaler bør forsterkes likt uavhengig av forplantningsretningen gjennom fiberen 12.

Kappen 14 er transparent for bølgelengden til lyset fra pumpekildene 24. Det er å foretrekke at kappen 14 har så lav tapskarakteristikk ved denne frekvens som mulig, mens det er fordelaktig at absorpsjonslengden til Nd:YAG-fiberen 12 ved denne frekvensen er så kort som mulig. Som det vil sees av fig. 1 til 3 frembringer kappen 14 på fordelaktig måte et 360° grensesnitt ved fiberen 12 og gir således et stort fiber til kappe kontaktareal for å overføre pumpelys fra kappen 14 til fiberen 12.

Brytningsindeksene til fiberen 12 og kappen 14 er valgt slik at de tillater signalfiberen 12 å styre signalet S^som blir innmatet ved enden 30. Således frembringer kappen 14 en kledning for fiberen 12, som er fordelaktig for å redusere forplantningstap i fiberen 12, særlig dersom brytningsindeksen til kappen 14 er lukket, men litt lavere enn brytningsindeksen til fiberen 12. F.eks. ved anvendelsen av et glass med høy brytningsindeks i kappen 14 i kombinasjon med Nd:YAG-fiberen gir relativt lave forplantningstap i fiberen 12.

Brytningsindeksene til kappen 14 og fiberen 12 er også valgt slik at de tillater lys fra pumpekildene 24 å entre fiberen 12 fra kappen 14 for i det minste delvis å bli absorbert av fiberen 12. Således har den foretrukne utførel-sen Nd:YAG-fiberen 12 en brytningsindeks n^som er lik omtrent 1,82. Kvartskappen 14, på den annen side, har en brytningsindeks n 2 på omtrent 1,45. Sluttelig er brytningsindeksen n3til materialet som omgir kappen 14 mindre enn brytningsindeksen n. 2 til kappen 14. Således er brytningsindeksene valgt slik at n1>n2>ri3. I det viste eksemp-let på fig. 1 er brytningsindeksen ^ dannet av luft, selv om det må forståes at en andre kledning kan omgi kappen 14 for å redusere tapene som ellers kan opptre i grensesnittet mellom kappen 14 og den omgivende luften på grunn av overflateuregelmessigheter og resulterende spredning i kappen 14.

Ettersom pumpelyset entrer den konusformede kappen 14 gjennomgår det flere totale interne refleksjoner slik at det blir fokusert og sammentrykt ettersom det forplanter seg mot enden 18 med liten diameter. For tydelighetens skyld er det bare vist en enkel stråle 26 som entrer den konusformede kappen på fig. 1. Det vil sees at på grunn av den avsmalnende geometrien til den konusformede kappen 14 utfører strålen 26 flere totale interne refleksjoner ved suksessivt større brytningsindekser med hensyn til veggen til den konusformede kappen 14. Som det er vel kjent på området, definerer uttrykket "brytningsvinkel" vinkelen mellom en stråle (f.eks. strålen 26) og en linje trukket normalt til den reflekterende overflaten (dvs. veggen til kappen 14) ved brytningspunktet til strålen med denne overflate. Strålen vil bli totalreflektert ved veggen til kappen 14 så lenge som brytningsvinkelen er større enn en vinkel, vanligvis referert til som den "kritiske" vinkelen, som avhenger av differansen i brytningsindeks mellom kappen 14 og det omgivende medium. I den foretrukne ut-førelse er kappen dannet av amorft kvarts (smeltet sili-sium), mens det omgivende medium er luft, hvilket gir en kritisk vinkel på omtrent 43,6°. Følgelig bær konusvinkelen © og konuslengden velges slik at ettersom lys passerer gjennom kappen 14 fra enden 16 til enden 18 er brytningsvinkelen mindre enn den kritiske vinkelen, slik at hovedsakelig alt lyset som entrer enden 16 med stor diameter til kappen 14 vil bli koplet til enden 18 med liten diameter. Generelt avhenger den nødvendige konusvinkelen av forholdet mellom arealet til inngangsflaten 22 i forhold til tverrsnittsarealet til enden 18, så vel som forskjel-lene i brytningsindeks mellom kappen 14 og det omgivende medium (f.eks. luft). Matematiske teknikker for å beregne konusvinkelen er vel kjent på området og er beskrevet i f.eks. "Fiber Optics: Principles and Applications", av N.S. Kapany, Academic Press (1976), sidene 18-22. Selv om brytningsvinklene suksessivt øker ettersom lyset forplanter seg gjennom kappen 14 vil brytningsvinkelen til slutt stabilisere seg når diameteren til kappen 14 eller en annen ledende struktur blir konstant, f.eks. ved enden 18, hvor tykkelsen til kappen 14 som omgir fiberen 12 blir hovedsakelig konstant over en lengde 27, som vil bli referert til som samvirkeområdet 28.

Således vil den konusformede kappen 14 i virkeligheten fokusere det kollimerte pumpelyset som innmates av kildene 24 inn i enden 18 med liten diameter og sammentrykke pum pelyset slik at den optiske tettheten (dvs. intensitet pr. arealenhet) av pumpelyset blir økt ved enden 18 med liten diameter. Dette fokuserte lys blir absorbert langs lengden 27 av Nd:YAG-materialet, hvilket forårsaker en elektronisk populasjonsinversjon i samvirkeområdet 28 for derved å tillate forsterkning. Fagkyndige vil forstå at strålen 26 vil bli avbøyd ved kappe- 14/fiber- 12 grensesnittet. For å tydliggjøre illustrasjonen er slik avbøyning av strålen 26 ikke vist på fig. 1, men den vil bli forklart detaljert nedenfor med referanse til fig. 4.

Av beskrivelsen ovenfor vil det forståes at siden brytningsindeksen n^til fiberen 12 er større enn brytningsindeksen r\ 2 til kappen 14, blir signaler innmatet ved enden 30 av fiberen 12, hvilke signaler skal forsterkes av systemet, godt styrt inne i fiberen 12. På grunn av at brytningsindeksen n-^til fiberen 12 er større enn brytningsindeksen n2til kappen 14, vil pumpelyset fra kildene 24 bli avbøyd inn i fiberen 12. Dette pumpelys vil imidlertid, som vist ved eksempelstrålen 26 på fig. 1 bli styrt av kappen 14, siden brytningsindeksen ri2 til kappen 14 er større enn brytningsindeksen n3til det omgivende materialet (f.eks. luft), forutsatt at konusvinkelen 6 er valgt riktig. Således vil pumpelyset bli styrt innenfor avgrensningen av kappen 14 for sluttelig å bli absorbert av fiberen 12. Som vist på fig. 1, vil pumpelyset, som er vist som eksempel med strålen 26, bli absorbert av Nd:YAG-fiberen med en hastighet som er proporsjonal med forholdet mellom veilengden gjennom fiberen 12 og den totale veilengde gjennom fiberen 12 og kappen 14. Av denne grunn er det fordelaktig å gjøre størrelsen på kappen 14 så liten som mulig, spesielt over lengden 27 i samvirkeområdet 28 for å øke absorpsjonen pr. lengdeenhet av Nd:YAG-fiberen 12. Som det best fremgår av fig. 1 og 3, er kappen 14 ganske tynn i samvirkeområdet 28, og er f.eks. i samme stør-relsesorden som radiusen til fiberen 12.

Fig. 4 er et skjematisk diagram som viser et gjennomløp av strålen 26 gjennom signalfiberen 12 ettersom strålen forplanter seg gjennom en longitudinal distanse d i samvirkeområdet 28. Av tydelighetsgrunner er det antatt at strålen 26 er en aksial stråle, dvs. en stråle som kontinuerlig ligger i et plan som passerer gjennom den longitudinale aksen 40 (fig. 2) til fiberen 12. Som vist på fig. 4, gjennomgår pumpestrålen 26 en total intern refleksjon ved en vinkel Øp i grensesnittet mellom kvartskappen 14 og den omgivende luften ved forplantningen mot signalfiberen 12. Ved grensesnittet mellom kappen 14 og signalfiberen 12 blir strålen 26 brudt eller avbøyd slik at den entrer signalf iberen 12 med en vinkel 6 a_.. Strålen 26 vil etter at den har forplantet seg på tvers igjennom signalfiberen 12 igjen bli avbøyd slik at den igjen entrer kvartskappen 14 med en vinkel 9p. Når den når grensesnittet mellom kvartskappen 14 og den omgivende luften blir igjen strålen 26 totalt internt reflektert i en vinkel 6 ir. Denne sekvens gjentar seg flere ganger langs samvirkeområdet 28.

Under den ovenfor beskrevne forplantning av strålen 26 over avstanden d i samvirkeområdet 28 gjennomløper strålen først en optisk veilengde p gjennom den øvre delen av pumpelederen eller kappen 14, så gjennomløpes en optisk veilengde p' gjennom signalfiberen 12, og til slutt gjennom-løpes den optiske veilengden p gjennom den lavere delen av pumpelederen eller kappen 14. Således er den totale veilengde for strålen 26 i forsterkerfiberen 12 p' mens den totale veilengden i pumpelederen 14 er lik 2p. Siden passasje av pumpestrålen 26 gjennom pumpelederen 14 ikke bi-drar til pumping av fiberforsterkeren, er mengden av pumpeenergi som blir absorbert langs en lengde L av samvirkeområdet 28 til forsterkeren avhengig av forholdet mellom pumpestråleveilengden i signalfiberen 12 og den totale stråleveilengden over avstanden L. Slik absorbert pumpeenergi pr. lengde L kan defineres på følgende måte:

hvor Ot/a er absorps jonskoef f isienten for forsterkermediet ved pumpefrekvensen og r) er effektivitetsfaktoren for pum-pestrukturen. Effektivitetsfaktoren er definert som forholdet mellom strålens veilengde eller bane i forsterkeren og den totale strålebanen over distansen L, hvor L er stor i sammenligning med d (fig. 4). Dersom effektivitetsfaktorenT) er lik 1, vil således pumpelyset bruke hele sin tid i signalfiberen 12, mens dersom effektivitetsfaktoren er lik 0, vil pumpelyset ikke bruke noen tid i signalfiberen 12.

I det skjematiske diagrammet på fig. 4 erk]ganske enkelt lik:

Av enkel trigonometri kan det vises at: hvor fe er forholdet mellom radiusen ra til signalfiberen 12 og differansen mellom radiusen rctil hele strukturen og radiusen ra til signalfiberen. Sagt på en annen måte er L lik forholdet mellom signalfiberradiusen ra og kappetyk-kelsen r^ ; og n2og n-^er brytningsindeksene til kappen 14 og fiberen 12 respektivt. Således: Dersom brytningsindeksen n-^til forsterkerfiberen 12 bare er litt høyere enn brytningsindeksen n2til kappen 14, reduseres ligning (2) til:

Således er effektiviteten til forsterkeren, uttrykt ved energiabsorpsjon, høyst avhengig av radius til fiberen 12 sammenlignet med radiusen til totalstrukturen i samvirkeområdet 28. Følgelig er det å foretrekke at kappen 14 gjø-res så tynn som mulig over samvirkeområdet 28, og enda mer å foretrekke, å avsmalne kappen 14 slik at fiberen 12 er ubelagt over samvirkeområdet 28. Fagkyndige vil imidlertid gjenkjenne at på grunn av størrelsen til fiberen 12 kan det være vanskelig å fokusere pumpelyset tett nok slik at mesteparten av dets energi forblir i den ikke-belagte fiberen 12. Vanligvis vil ved jo tettere fokuseringen er, dess høyere vil tapene ettersom lyset blir fokusert gjennom den konusformede kappen 14 være.

Som det kan sees av fig. 5, som forutsetter at p er lik Qc(dvs. at pumpestrålebrytningsvinkelen er lik den kritiske vinkelen), vil effektivitetsfaktoren omtrent dobles ved å øke £■ fra 0,5 til 2, men ytterligere økning av £ gir relativt mindre økninger i effektivitetsfaktoren. Videre viser fig. 5 at ved å øke brytningsindeksen til kappen 14 fra 1,45 til 1,80 (som er nærmere 1,82 som er brytningsindeksen til Nd: YAG-f iberen 12), vil det bare være en liten økning i effektivitetsfaktoren. Enn videre, som vist på fig. 6, er ef f ektivitetsf aktoren tj temmelig konstant over et bredt område av vinkler nær den kritiske vinkelen 9C for alle verdier av £, og ef f ektivitetsf aktoren er ved et maksimum når Øp er lik 9C- Av figurene 5 og 6 vil det derfor sees at verdien av t fortrinnsvis bør være større enn 2, og således radiusen ra til forsterkerfiberen 12 fortrinnsvis minst to ganger tykkelsen rp til kappen i samvirkeområdet 28. Sagt på en annen måte bør totalradiusen rcvære mindre enn 1 1/2 ganger radiusen ra til for-sterkerf iberen 12. Verdiene vist på fig. 5 og 6 ble bereg-net ved å anvende ligningen (2), for en Nd:YAG-forsterker fiber som har en brytningsindeks på 1,82. Verdiene vist på fig. 6 forutsetter en kvartspumpeleder eller kappe som har en brytningsindeks på 1,45, mens fig. 5 er opptegnet for en kappe med brytningsindeks på 1,80 og en på 1,45.

For å kunne eksitere høyere ordensmodi kan lyskildene 24 være montert på steder på flaten 22 som er forskjøvet fra senteret av flaten mot periferien som vist på fig. 2. Det vil forståes av strålingsdiagrammet på fig. 1 at stråler som entrer flaten 22 nær periferien av enden 16 med stor diameter (f.eks. strålen 26) vil ha høyere innfallsvinkler ved tidspunktet når de når enden 18 enn korresponderende stråler (ikke vist) som blir innmatet nærmere senteret av flaten 22. I henhold til stråleteori vil slike økte innfallsvinkler indikere høyere ordensmodi.

Slike høyere ordensmodi kan være fordelaktig ved eksite-ring av fiberlasermaterialet siden strålene (f.eks. strålen 26) vil foreta et økt antall refleksjoner og således et økt antall passasjer gjennom signalfiberen 12 ettersom de forplanter seg langs lengden 27 av signalfiberen 12, og derved minimalisere den nødvendige lengde for vesentlig absorpsjon av pumpelys av fiberen 12 i samvirkeområdet 28. Med andre ord vil selv om banen til en enkelstråle late-ralt gjennom Nd:YAG-fiberen 12 kan være vesentlig kortere enn absorpsjonslengden i dette materialet, de mange passasjer tillater absorpsjonen av den vesentlige prosentdel av pumpekildelyset innenfor Nd:YAG-fiberen 12. I tillegg kan endeflatene 22 og 29 til forsterkerstrukturen være belagt med et høyst reflekterende sjikt som er transparent for lys ved signalfrekvensen, men som reflekterer pumpelyset slik at pumpelys som ikke blir absorbert av Nd:YAG-stangen under det første gjennomløpet gjennom forsterkerstrukturen blir reflektert for tilleggspassasjer der igjennom.

Som vist på fig. 7, omfatter hver av lyskildene 24 fortrinnsvis en mikrolinse 50 og en miniaturisert lysemitte-rende innretning 52, fortrinnsvis en høyenergilaserdiode, som produserer lys i et av høyabsorpsjonsområdene, så som 800 nanometer området for Nd:YAG som vist på fig. 8. Som det er vel kjent på området, er mikrolinser ekstremt små optiske glasstenger som har fokuseringsegenskaper på grunn av gradienter av brytningsindeks fra senter mot periferi. De er tilgjengelige i forskjellige lengder, diametere, brennvidde og aksepteringsvinkler under merkenavnet Selfoc Microlenses fra Nippon Sheet Glass Company, Ltd., New Jersey office, 136 Central Avenue, Clark, New Jersey. I den foretrukne utførelse har mikrolinsen 50 en brennvidde på omtrent 1 mm. Laserdioden 52 er montert på mikrolinsen 50 med laserdioden tett mot inngangsflaten til linsen 50 og linseegenskapene er valgt slik at de kollimerer lyset produsert av laserdioden. Montering av laserdioden 52 på linsen 50 kan utføres ved hvilke som helst egnede midler, så som ved hjelp av klebing eller en mekanisk monterings-innretning. Linsen kan i sin tur være montert på flaten 22 av den konisk formede kappen 14 f.eks. ved hjelp av optisk sement. Dersom det er ønskelig kan flere laserdioder 52 være "stablet" på en enkel linse for ytterligere å øke energien. I et slikt tilfelle kan diodene være plassert på hverandre slik at lengdekantene til diodene berører hverandre. Mens tegningene viser tre slike lyskilder 24 montert på flaten 22 vil det forståes at flere eller færre kilder 22 kan anvendes.

Fagkyndige vil forstå at dersom de bestemte diodene som anvendes som laserdioder 52 har en liten grad av rommelig koherens eller er multimodi, vil det generelt være upraktisk å gjøre lengden av emitteringsarealet (dvs. dimensjonen parallell med laserdiodeknutepunktet) mye større enn totalradiusen rc(fig. 4) til forsterkeren i samvirkeområdet 28; ellers vil strålingstapene kunne opptre på grunn av diffraksjon forårsaket av den rommelige inkoherens eller på grunn av høyere ordensmodi som blir ustyrte. Uheldigvis er dagens kommersielt tilgjengelige høyenergi-laserdioder vanligvis enten multimodi, eller de har en relativt dårlig rommelig koherens eller begge deler. Det forventes at denne situasjonen vil unngås ettersom det blir gjort fremskritt i laserteknologien.

Med henvisning til fig. 1, 2 og 7 vil det forståes at laserdiodene 52 kan anvendes uten kollimeringslinser 50 slik at lys blir innmatet til flaten 22 direkte fra diodene 52. I et slikt tilfelle vil imidlertid transmisjons-tapene vanligvis være større enn med en kollimeringslinse siden laserdioder generelt emitterer lys i divergerende mønstre og noen av de divergerende strålene kan overskride den kritiske vinkelen med hensyn til veggene av den konisk formede overgangsdelen 20, og derved forårsake strålings-tap. Prøver indikere at med ukollimerte inngangsstråler (ingen mikrolinser) vil transmisjonen gjennom konusen

(dvs. delen av inngangslys koplet til samvirkeområdet 28)

ikke være mer enn omtrent 10%, mens ved kollimert lys (med mikrolinser) vil transmisjonen bli økt til omtrent 70% eller bedre. Således er anvendelsen av kollimerene mikrolinser 50 i kombinasjon med laserdiodene 52 høyst fordelaktig.

For ukollimert lys (ingen mikrolinser), viser transmisjonen mellom den konusformede delen 20 å være hovedsakelig uavhengig av lokaliseringen av laserdioden på flaten 22. I et eksperiment ble det imidlertid funnet at for kollimert lys (med mikrolinsen 50) ble transmisjonen gjennom den konusformede delen 20 økt til et maksimum når lyskilden 24 ble flyttet bort fra aksen 40 (fig. 2 og 3) mot periferien av flaten 22. Den optimale transmisjonsposisjonen kan fin-nes ved å forskyve en av lyskildene 24 radielt utover fra konusaksen 40 på flaten 22 inntil energitransmisjonen, som måles på endeflaten 29, er ved et maksimum. Denne kilde 24 kan så monteres permanent i denne posisjonen. Den samme prosess kan anvendes for å lokalisere de andre kildene 24. For optimal transmisjon når diodene 52 er forskjøvet fra aksen 40 (fig. 2 og 3) er det i tillegg fordelaktig å orientere hver diode 52 slik at den maksimale dimensjon (dvs. lengden) av dens emitterende areal er normal på en imagi-nær radiell linje 68 på den plane flate 22 som passerer gjennom aksen 40 som vist på fig. 2.

Således tillater den konusformede kappen 14 at en stor mengde optisk energi blir koplet til samvirkeområdet 28, og således til fiberen 12, spesielt ved anvendelse i kombinasjon med høyenergilaserdioder og kollimerende mikrolinser. Slik høyoptisk pumpeenergi øker eksiteringen av Nd:YAG-fiberen 12 og derved øker forsterkningen.

Under henvisning til fig. 8, som er et diagram over absorpsjonsspekteret for Nd:YAG-krystall ved 300°K, kan det sees at Nd:YAG-materialet har en relativt høy optisk tett-het og således en kort absorpsjonslengde ved valgte bølge-lengder. Av denne grunn er det fornuftig å velge pumpelys-kildene 24 (fig. 1) slik de emitterer stråling ved en av disse frekvenser for derved å maksimalisere absorpsjonen av pumpelyset i Nd:YAG-fiberen 12, og således å tillate at lengden 27 til fiberen 12 kan være så kort som mulig mens den fremdeles tillater hovedsakelig fullstendig absorpsjon av pumpelyset innenfor forsterkerstrukturen. Fagkyndige vil forstå at det er fordelaktig å gjøre fiberen 12 så kort som mulig for å redusere forplantningstap i signalet S^gjennom fiberen 12. Det kan sees av fig. 8 at bølge-lengden 0,58 ;u er godt egnet for belysningskildene 24 selv om bølgelengdene 0,75 og 0,81 ja også er relativt godt egnet .

Med henvisning til fig. 9A som er et energinivådigram for Nd:YAG-krystallet vil det forståes at når pumpelyset ved absorpsjonsbølgelengden beskrevet ovenfor blir absorbert av Nd:YAG-krystallet vil neodymionene bli eksitert fra grunnivået til pumpebåndet. Fra pumpebåndet relakserer ionene hurtig via fononsamvirke til det øvre lasernivå. Fra dette øvre lasernivå vil neodymionene fluoresere til det nedre lasernivå. Fra dette siste nivå vil en sluttelig hurtig fononrelaksasjon finne sted ved overgang til grunntilstanden. Denne siste hurtige relaksasjon i et firenivå lasersystem av typen vist på fig. 9A er fordelaktig siden den gir et praktisk talt nedre energinivå. Denne egenskap er vist på fig. 9B hvor populasjonstetthetene i pumpebåndet, øvre lasernivå, nedre lasernivå og grunntilstanden er vist for en Nd:YAG-fiber under kontinuerlig pumping. Siden hurtigheten til fluorescensen mellom det øvre og nedre lasernivå er relativt sakte sammenlignet med fononrelak-sas jonen mellom pumpebåndet og det øvre lasernivået, så vel som mellom det nedre lasernivået og grunntilstanden, er populasjonstettheten i det øvre lasernivået vesentlig høyere enn tettheten i det nedre lasernivået, hvilket gir et høyt inversjonsforhold. Den gjennomsnittlige levetiden i det øvre lasernivået før stimulert emisjon er 230 mikrosekunder.

Fig. 10 illustrerer mer detaljert de mange energitilstan-dene til Nd:YAG-materialet så vel som laserovergangen til dette materialet, som blir brukt som et eksempel i den følgende forklaring.

Et inngangslyssignal ved laserovergangsbølgelengden (dvs. 1,064 ;u), dvs. en av bølgelengdene til lys som emitteres av Nd:YAG-ionene under relaksasjon mellom det øvre og nedre lasernivå, forplanter seg gjennom den eksiterte la-serfiberen 12 (fig. 1) og vil utløse emisjonen av stimulerte fotoner med den samme frekvensen som er koherent med signalet og signalet blir derved forsterket. Således vil passasjen av lys ved denne frekvensen forårsake en foton-emitterende relaksasjon mellom det øvre låsende nivå og det nedre energinivå på fig. 9A i fase med lyssignalet som skal forsterkes, hvilket gir en effektiv forsterkning av

inngangslyssignalet.

Forsterkningen som kan oppnås i forsterkeren i henhold til denne oppfinnelse er avhengig av tettheten av den inverterte neodymionepopulasjonen i Nd:YAG-krystallet.

Teoretiske beregninger av den minste signalforsterkning pr. lengdeenhet gøtil forsterkeren i henhold til oppfinnelsen kan utføres ved å anvende relasjonen gQ= <TZlN, hvor

er det effektive stimulerte emisjonstverrsnitt, for Nd:YAG omtrent 3,0 x 10 cm for 1,06 u overgangen, og

AN er populasjonsinversjonstettheten gitt ved:

hvor P Jr er den totale absorberte pumpeenergien absorbert av signalfiberen 12, V er krystallvolumet og således er Pp/V den totale absorberte pumpeenergien pr. enhet fiber-volum, tf er fluorescenslevetiden til det øvre lasernivå 12 på fig. 5A, dvs. den 230 mikrosekunders fluorescensre-laksasjonstiden til neodymionene, og hVp er lik pumpefo-tonenergien.

Forsterkningen Yg ti! en forsterkerfiber med lengde L kan uttrykkes som:

Ved å kombinere ligningene ovenfor kan det sees at forsterkningenYoer lik:

hvor A er tverrsnittsarealet til forsterkerfiberen.

Det bør sees at verdien PJD r er den absorberte pumpeenergien og at en økning i lengden av fiberen 12 ikke nødvendigvis øker forsterkningen. Dersom således lengden av fiberen 12 er tilstrekkelig slik at pumpestrålingen som passerer gjennom Nd:YAG-fiberen i det alt vesentlige er absorbert, så kan verdien Pp i denne ligning erstattes med inngangs-pumpeenergien. For en typisk pumpefotonbølgelengde på 0,81 ju, er verdien avy0lik 0,01 dB når Pp er lik 1 milliwatt i en fiber som har en diameter på 120 u. For å oppnå netto-forsterkning må man imidlertid trekke fiberforplantnings-tapene ved 1,06 u som signalet utsettes for når det forplanter seg gjennom fiberen 12 fra Yq. Et fibertap 100 dB pr. kilometer vil redusere forsterkningen bare med 0,001 dB pr. cm. Dersom således totallengden på forsterkeren kan opprettholdes relativt kort, som ved en anordning slik at mesteparten av pumpeenergien blir absorbert over en kort fiberlengde, kan forplantningstapene i forsterkeren opprettholdes på et lavt nivå.

Det vil sees at pumpelyset fra kildene 24 som entrer samvirkeområdet 28 har en tendens til i begynnelsen å bli absorbert inntil enden 18 og således kan det hende at lengden 27 av samvirkeområdet til fiberen 12 ikke blir likt opplyst av kildene 24. Såldes kan det være at den inverterte populasjonen av neodymioner ikke er symmetrisk fordelt langs lengden 27. For å kompensere for denne ikke-symmetri kan det fordelaktig å pumpe kvartskappen 14 ved begge ender samtidig for å sikre at den inverterte neodymionepopulasjonen vil være symmetrisk langs lengden 27 av fiberen 12. Pumping fra begge ender vil også gi mer pumpeenergi i kappen 14 og således mer forsterkning.

Følgelig kan kappen 14, som vist på fig. 11, innbefatte en andre konusformet overgangsdel 20' som har en stor ende-flate 22' på hvilken flere lyskilder 24' er anordnet. Den konusformede delen 20' kan være identisk med den konusformede delen 20 og kildene 24' kan være identiske med kildene 24. Med arrangementet på fig. 11 blir således pumpelys innmatet i begge endene 22 og 22' til kappen 14 og de konusformede delene 20 og 20' fokuserer dette pumpelys for innmating i samvirkeområdet 28 fra motsatte ender av dette.

Det bør også sees at pumpelyset som mates fra pumpekildene 24 og 24' til Nd:YAG-fiberen 12 bør være tilstrekkelige på en kontinuerlig basis, til å erstatte den uttømte populasjonen i fiberen 12 som vil opptre når signalene blir forsterket. I gyroskop hvor et pulssignal sirkulerer gjennom en fiber på en kilometer vil således f.eks. de motforplantende signalene gjennomløpe forsterkeren omtrent en gang for hver fem mikrosekunder. Dersom kontinuerlige pumpekil-der blir brukt, bør disse gi tilstrekkelig utgangsenergi slik at de under hver periode på fem mikrosekunder er i stand til å reinvertere neodymionepopulasjonen som er blitt relaksert under hvert suksessivt gjennomløp av signalene for å reinvertere en populasjon som er lik den som er blitt relaksert slik at forsterkerens forsterkning som signalene utsettes for forblir relativt konstant.

Det bør også sees at strukturene vist på fig. 1 eller 11 vil frembringe en oscillator eller lyskilde ved laserfrekvensen til Nd:YAG-fiberen dersom endene (f.eks. endene 30 og 32 på fig. 1 eller endene 30 og 30' på fig. 11) er gitt en egnet speilflate. Ved således å anordne et speil på enden 30 (fig. 1 og 11) til fiberen 12 som reflekterer nær-mest 100% av lyset ved laserfrekvensen og ved å plassere et andre speil på den andre enden (f.eks. enden 32 på fig. 1 og 30' på fig. 11) til fiberen 12 som reflekterer en lavere prosentdel av lyset med den samme frekvensen, kan strukturene vist på fig. 1 og 11 bli brukt som en fiber-laserkilde med koherente lysbølger reflektert fram og tilbake gjennom fiberen 12, og som blir emittert gjennom det delvis reflekterende speilet ved enden 32 som koherente bølgefronter av lys ved laserfrekvensen for fiberen.

Mens strukturen vist på fig. 1 og 11 blir brukt som laser-kilde, kan pumpekilden 24 (fig. 1 og 11) og 24' (fig. 11) gi et konstant lysutgangssignal ved pumpebølgelengden, i hvilket tilfelle et konstant kontinuerlig lysutgangssignal vil bli frembrakt av fiberkilden. Dersom på den annen side, pumpelyset fra lyskildene 24 og 24' blir modulert, kan et modulert utgangssignal bli frembrakt i strukturene på fig. 1 og 11.

Den konusformede kappen 14 kan være fremstilt ved å anvende en hul kvartsstang som har en diameter som er lik diameteren til delen 16 med stor diameter. Stangen blir opp-varmet i en høytemperaturflamme og trukket hurtig fra hverandre hvilket reduserer diameteren til stangen slik at fiberen 12 passer i den. Endene av stangen blir så delt og de hule rommene i stangen blir så fylt med et brytnings-tilpassende materiale som har en brytningsindeks som er lik brytningsindeksen til kvartsstangen. Endeflatene 22 og 29 blir formet ved å anvende f.eks. optiske miniatyrglass-plater som blir limt eller festet ved egnede midler til endene av stangen. Fagkyndige vil forstå at den ovenstående beskrevne prosess er en laboratorieteknikk og at mer sofistikerte fremstillingsteknikker også er tilgjengelige.

Claims (11)

1. Fiberoptisk innretning for å frembringe koherent lys,karakterisert ved: en optisk fiber (12) for å lede et optisk signal idet nevnte fiber (12) er dannet av et lasermateriale og har en første brytningsindeks; en kappe (14) som omgir i det minste en del av nevnte optiske fiber (12) og har en andre brytningsindeks idet nevnte kappe (14) omfatter: en første ende (16) for å motta pumpelys; en andre ende (18) som har en diameter som er mindre enn nevnte første ende (16); et organgsparti (20) mellom nevnte første og andre ende (16, 18) for å fokusere nevnte pumpelys fra nevnte første ende (16) til nevnte andre ende (18), idet nevnte andre brytningsindeks er lavere enn nevnte første brytningsindeks slik at nevnte fokuserte pumpelys avbøyes fra nevnte kappe (14) inn i nevnte fiber (12) for å forårsake inversjon av den elektroniske populasjonen av nevnte lasermateriale for å tillate at nevnte optiske signal stimulerer emisjonen av fotoner fra nevnte lasermateriale.

2. Fiberoptisk innretning for å produsere koherent lys, som angitt i krav 1,karakterisert vedat tykkelsen til nevnte kappe (14) ved nevnte andre ende (18) ikke er mer enn halvparten av radiusen til nevnte optiske fiber (12).

3. Fiberoptisk innretning for å produsere koherent lys, som angitt i krav 1,karakterisert veden lyskilde (24) for å frembringe nevnte pumpelys.

4. Fiberoptisk innretning for å produsere koherent lys, som angitt i krav 3,karakterisert vedat nevnte pumpelyskilde (24) frembringer kollimert lys.

5. Fiberoptisk innretning for å produsere koherent lys, som angitt i krav 3,karakterisert vedat nevnte lyskilde (24) er montert for å innmate nevnte pumpelys inn i nevnte første ende (16) i et område som er radielt forskjøvet fra nevnte optiske fiber (12).

6. Fiberoptisk innretning for å produsere koherent lys, som angitt i krav 5,karakterisert vedat nevnte pumpelyskilde omfatter en høyenergilaserdiode (52) orientert slik at lengderetningen til det emitterende arealet ligger normalt på en radiell linje (68) som passerer gjennom den longitudinale senteraksen (40) til nevnte kappe (14).

7. Fiberoptisk innretning for å produsere koherent lys, som angitt i krav 4,karakterisert vedat nevnte kollimerte pumpelyskilde (24) omfatter en høyener-gilaserdiode (52) og en kollimerende mikrolinse (50).

8. Fiberoptisk innretning for å produsere koherent lys, som angitt i krav 1,karakterisert vedat nevnte kappe (14) er symmetrisk om sin longitudinale senterakse (40), og nevnte optiske fiber (12) ligger langs den longitudinale senteraksen (40) til nevnte kappe (14).

9. Fiberoptisk innretning for å produsere koherent lys, som angitt i krav 1,karakterisert vedat nevnte kappe (14) frembringer en kledning for å lede nevnte optiske signal i nevnte optiske fiber (12).

10. Fremgangsmåte for sidepumping av en optisk fiber (12) dannet av et lasermateriale for å forårsake inversjon av den elektroniske populasjonen til nevnte materiale,karakterisert ved: den optiske fiber (12) omgis av en kappe (14) som har en brytningsindeks som er lavere enn nevnte optiske fibers brytningsindeks, idet nevnte kappe (14) har et tverrsnitt ved en ende (16) som er stort sammenlignet med tverrsnittet ved den andre enden (18); innmating av pumpelys inn i nevnte ene ende (16) til nevnte kappe; fokusering av nevnte pumpelys fra nevnte ene ende (16) til nevnte kappe (14) til nevnte andre ende (18); og avbøyning av nevnte fokuserte pumpelys fra nevnte andre ende (18) inn i nevnte optiske fiber (12) langs periferien av denne for å forårsake nevnte populasjonsinversjon.

11. Fremgangsmåte for sidepumping av en optisk fiber som angitt i krav 10,karakterisert vedat tykkelsen til nevnte kappe (14) ved nevnte andre ende (18) er mindre enn halvparten til radiusen til nevnte optiske fiber (12).