CC BY
17ПОЛЫЕ АНТИРЕЗОНАНСНЫЕ СВЕТОВОДЫ С БОЛЬШОЙ ЭФФЕКТИВНОЙ ПЛОЩАДЬЮ МОДОВОГО ПОЛЯ ДЛЯ РАБОТЫ В БЛИЖНЕЙ И СРЕДНЕЙ ИК-ОБЛАСТЯХ СПЕКТРА
В.А. Ананьев12, В.В. Демидов1*, С.О. Леонов3, Н.В. Никоноров2
Научно-производственное объединение Государственный оптический институт им. С.И. Вавилова, Санкт-Петербург, 192171, Российская Федерация
2Санкт-Петербургский национальный исследовательский университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, 197101, Российская Федерация
3Московский государственный технический университет им. Н.Э. Баумана, Москва, 105005, Российская Федерация * Адрес для переписки: demidov@goi.ru
Информация о статье
УДК 681.7.068, 535.3 Язык статьи - русский
Ссылка для цитирования: Ананьев В.А., Демидов В.В., Леонов С.О., Никоноров Н.В. Полые антирезонансные световоды с большой эффективной площадью модового поля для работы в ближней и средней ИК-об-ластях спектра // Труды учебных заведений связи. 2019. Т. 5. № 1. С. 6-14. 001:10.31854/1813-324Х-2019-5-1-6-14
Аннотация: Приведены данные о разработке и исследовании полых микроструктурированных световодов из кварцевого стекла, принцип работы которых основан на явлении антирезонансного отражения света. Для оптического элемента с сердцевиной диаметром 46 мкм, образованной шестью несоприкасающимися капиллярами диаметром 20 мкм с толщиной стенки 2,8 мкм, установлено существование, по меньшей мере, четырех областей пропускания сигнала в диапазоне длин волн от 1 до 4 мкм. С привлечением результатов численного моделирования и экспериментальных данных показано, что полученный световод характеризуется практически одномодовым режимом, обусловленным высоким уровнем затухания излучения группы высших пространственных мод, с эффективной площадью поля фундаментальной моды около 1000 мкм2.
Ключевые слова: микроструктурированный световод, полая сердцевина, явление антирезонанса, фундаментальная мода, эффективная площадь модового поля, затухание излучения.
Введение
Современный этап развития волоконной оптики характеризуется интенсивными исследованиями в области создания стеклянных (преимущественно из кварцевого стекла) волоконных световодов для применения в технике специального назначения, в частности, легированных висмутом [1-5], радиа-ционно-устойчивых [6-10], фоточувствительных [11-14], маломодовых [15-18], многосердцевинных [4, 15, 19], микроструктурированных [20-26], ориентированных как на расширение функциональных возможностей существующих устройств фотоники, лазерной физики и информационной техники, так и построение на их основе принципиально новых оптико-электронных приборов и систем.
В частности, световоды последнего из указанных типов, направляемые свойства которых обеспечиваются за счет формирования в стеклянной
матрице геометрически упорядоченного массива продольных пустот, рассматриваются в качестве перспективных оптических элементов для передачи, преобразования и генерации световых потоков с заданными пространственно-временными характеристиками и открывают возможности создания широкого класса устройств для работы в ближней и средней ИК-областях спектра.
В настоящее время наибольшее внимание исследователей сосредоточено на разработке и всестороннем изучении микроструктурированных световодов с полой сердцевиной и ограниченным количеством пустот [4, 27-31], принцип локализации электромагнитного излучения в которых базируется на эффектах, связанных с наличием и отсутствием резонансных явлений в оболочке. Это обусловлено рядом преимуществ таких световодов относительно аналогов, сердцевина которых выполнена
из стекла, а именно, возможностью направленной передачи световых потоков с высокой мощностью от лазеров ультракоротких импульсов, управления дисперсионными характеристиками и коэффициентом нелинейности, функционирования в спектральных областях фундаментального поглощения материала, из которого изготовлен световод. Не меньший интерес вызывают физические процессы, возникающие при заполнении сердцевины газовыми средами с разным химическим составом, диэлектриками и полупроводниками.
Вместе с тем в области разработки и исследования полых микроструктурированных световодов рассматриваемого класса существует целый ряд нерешенных проблем, ограничивающих сферу их практического применения. Прежде всего это касается физического механизма формирования и удержания волноводных мод в сердцевине, особенно в таких оптических элементах, которые характеризуются сложной формой границы раздела сердцевины и оболочки, и влияния, оказываемого геометрическими параметрами световода, на мо-довый состав распространяющегося излучения. Вторая ключевая задача сводится к поиску взаимосвязи между топологией поперечной структуры, резонансными свойствами оболочки и спектральным положением максимумов пропускания, имеющего периодический характер. Следующей задачей становится минимизация затухания излучения, детерминированная, в том числе, фазовым распределением локализованных в материале капиллярных волн. Наконец, важной составляющей является наличие воспроизводимой технологии получения полых микроструктурированных световодов с заданными геометрическими параметрами, требующей использования многоступенчатого процесса высокотемпературного перетягивания заготовки в волоконный световод.
Целью настоящей работы было решение двух частных задач в рамках описанной выше проблематики - разработка базовых технологических принципов изготовления кварцевых микроструктурированных световодов с полой сердцевиной сравнительно большого диаметра и исследование возможности достижения одномодового режима передачи излучения в оптическом элементе наиболее простой конструкции в ближней и средней ИК-областях спектра.
Волноводный механизм
Обратимся к простейшей для реализации конструкции полого микроструктурированного световода, образованного системой из равноудаленных капилляров с идентичными геометрическими параметрами, примыкающих к внутренней поверхности конструктивной оболочки. Сердцевина в центральной части элемента характеризуется показателем преломления т, а материал, из которого выполнены капилляры и конструктивная оболочка, - т.
Согласно общепринятой теории, физический механизм локализации волноводных мод в сердцевине такого световода может быть описан с использованием модели ARROW [32]. В этой модели система из равноудаленных капилляров рассматривается в качестве квазирезонатора Фабри-Перо, который характеризуется собственной резонансной частотой (длиной волны). В случае, когда частота вводимого излучения совпадает или близка к собственной частоте квазирезонатора, оптический сигнал распространяется преимущественно в материале капилляров (рисунок 1а) и сравнительно быстро затухает в нем. Обратная картина наблюдается, когда частота вводимого излучения далека от собственной частоты квазирезонатора (выполняется условие антирезонанса): стенки капилляров выступают в качестве своеобразных отражателей, и оптический сигнал распространяется почти полностью в сердцевине (рисунок 1б). Принимая во внимание то обстоятельство, что квазирезонатор обладает дискретным набором собственных частот, реализованный на его основе полый световод характеризуется чередованием максимумов и минимумов пропускания по мере увеличения/уменьшения частоты излучения.
W
гуу
а) б)
Рис. 1. Схематическое изображение квазирезонатора, образованного стенками капилляров оболочки световода, иллюстрирующее случаи резонанса (а) и антирезонанса (б)
Резонансная длина волны Я™ может быть определена из выражения [32]:
2 d , =
(1)
где й - толщина стенки капилляра; т - порядковый номер, начиная с 1, определяющий количество областей пропускания сигнала.
Для удобства, на основе формулы (1) может быть получено выражение для антирезонансной длины волны Я™:
_ 4 d Хат ~ (2т + 1)
(2)
Полагая в формуле (2) т = 1 (воздух) и П2 = 1,45 (кварцевое стекло), становится очевидным, что для создания оптического элемента, работоспособного в ближней ИК-области спектра, толщина стенки каждого капилляра должна составлять приблизительно 1 мкм (й = 0,95 мкм для работы на длине
волны 1,31 мкм и й = 1,1 мкм для работы на длине волны 1,55 мкм). С другой стороны, для расширения функциональных возможностей полого световода в средней ИК-области спектра (существование, по меньшей мере, одной области пропускания в диапазоне длин волн от 2,5 до 4 мкм) целесообразно выбирать толщину стенки в пределах от 2 до 3 мкм. Добавим, что для корректной оценки спектрального положения областей пропускания сигнала с использованием формулы (2) необходимо учитывать зависимость показателя преломления кварцевого стекла от длины волны [33].
Изготовление световода
Базируясь на имеющемся технологическом опыте получения кварцевых микроструктурированных световодов со стеклянной сердцевиной [23-26], авторами были разработаны технологические принципы изготовления световодов с полой сердцевиной. Для этого в трубе из кварцевого стекла ручным образом собиралась структура из шести соприкасающихся капилляров с идентичными геометрическими параметрами. Капилляры фиксировались определенным образом на внутренней поверхности трубы для предотвращения нарушения их взаимного расположения. Таким образом, формировалась незаполненная стеклом область сердцевины в центральной части сборки (рисунок 2а). Затем сборка помещалась в печь на башне вытягивания волоконных световодов, в которой разогревалась до температуры около 1900 °С и перетягивалась в полый световод. В процессе вытягивания осуществлялась подача избыточного давления в полости капилляров для предотвращения их схло-пывания силами поверхностного натяжения.
Величина давления выбиралась, исходя из стремления добиться в световоде отношения диаметра капилляров к расстоянию между ними на уровне 0,6-0,7, обуславливающего, с одной стороны, отсутствие контакта между соседними капиллярами и, следовательно, сравнительно невысокую степень взаимодействия распространяющегося по сердцевине излучения со стенками капилляров, а с другой, - незначительное проникновение оптической мощности в пространство между капиллярами. Внешний диаметр полученного световода составил 130 мкм, диаметр сердцевины (определяемый как расстояние между стенками расположенных друг напротив друга капилляров) - 46 мкм, диаметр капилляров - 20 мкм, толщина стенки капилляров - 2,8 мкм (рисунок 2 б).
Возвращаясь к аналитическому выражению (2), было рассчитано спектральное положение областей пропускания полученного световода. С учетом зависимости показателя преломления кварцевого стекла от длины волны, регламентируемой формулой Селмейера [33], оно составило: 1,26 (т = 4); 1,61 (т = 3); 2,22 (т = 2); 3,55 (т = 1) мкм.
а) б)
Рис. 2. Изображение поперечного сечения сборки полого микроструктурированного световода (а) и полученного из нее световода (б)
Отметим, что стремление к получению световода с сердцевиной столь большого размера было продиктовано несколькими соображениями, в частности, необходимостью функционирования в средней ИК-области спектра (определяемой толщиной стенки капилляров, увязанной с размером сердцевины), возможностью достижения значительной эффективной площади модового поля, обеспечивающей совместно с одномодовым режимом однозначную интерпретацию передаваемого оптического сигнала, удобством пространственного согласования с источниками излучения, не требующим применения сложных оптических схем, простотой технологического процесса изготовления световода.
Численное моделирование
Для оценки достоверности результатов расчета спектрального положения областей пропускания полого световода с использованием аналитического выражения (2) в программной среде СОМБОЬ МиШрИуБ^Б [34] было произведено численное моделирование затухания излучения фундаментальной моды оптического элемента с геометрическими параметрами идентичными реально изготовленному. Использовалась модель световода с идеальным согласованным слоем в качестве неотражающего граничного условия для системы уравнений Максвелла [35]. Поиск мод выполнялся в плоскости поперечного сечения световода и основывался на решении системы линейных уравнений Максвелла для случая однородного изотропного диэлектрика в отсутствии свободных зарядов и токов. Система уравнений Максвелла сводилась к волновым уравнениям для векторов напряженности электрического (Е и магнитного (5) поля. В силу идентичности записи волновых уравнений для обоих указанных векторов приведем только выражение для вектора Е [33]:
V х V х Е^-к0гЕ = 0, (3)
где ко - волновое число в вакууме (ко = 2п/Я); е -диэлектрическая проницаемость (е = п2, п - показатель преломления среды); ц - магнитная проницаемость.
С учетом наличия идеального согласованного слоя уравнение (3) преобразовывалось к виду [36]:
7 х хм Е)~к0' щ я = 0'
(4)
где £' и ц' - модифицированные диэлектрическая и магнитная проницаемости соответственно; [5] -матрица коэффициентов идеального согласованного слоя [36].
Решением уравнения (4) было уравнение электромагнитной волны, распространяющейся вдоль направления оси световода (г) [33]:
Е(г, 0 = Е0ехр [у - (5)
где Ео - амплитуда напряженности электрического поля; ш - круговая частота; с - скорость света в вакууме; £ - время.
Вещественные части комплексных значений Пв]г из уравнения (5), синтезированных в результате численного анализа, представляли собой значения эффективных показателей преломления мод световода. Их точная идентификация производилась путем сопоставления поперечных распределений оптической мощности и силовых линий поля с известными однозначно интерпретируемыми распределениями [37].
На рисунке 3 приведены зависимости эффективного показателя преломления фундаментальной моды (ЬРог) и ее затухания излучения от длины волны в полом микроструктурированном световоде с геометрическими параметрами, идентичными изготовленному, полученные с помощью метода конечных элементов в программной среде СОМБОЬ МиШрЬу81с8. Размер единичного элемента сетки разбиения составлял 0,3 мкм, а из двух вещественных значений Пв]г для поляризационных компонент пространственной моды выбиралось наибольшее.
103 1-1
из
и
К -
<и -
с
К
и
СЗ
Длина волны, мкм ^
Рис. 3. Спектральные зависимости затухания излучения
(красная линия) фундаментальной моды и ее эффективного показателя преломления (синяя линия)
Примечание. Здесь и далее в таблицах и на рисунках приводятся данные касательно полого микроструктурированного световода с сердцевиной диаметром 46 мкм и оболочкой на основе шести несоприкасающихся капилляров диаметром 20 мкм и толщиной стенки 2,8 мкм.
Как видно из рисунка 3, оптический элемент обладает четырьмя областями пропускания в спектральном диапазоне от 1 до 4 мкм, локализованными вблизи длин волн: 1,30; 1,60; 2,15; 3,25 мкм. Эти результаты хорошо соответствуют расчетным данным, полученным с использованием аналитической формулы (2). Области максимального пропускания чередуются с областями минимального пропускания, при этом последние характеризуются скачком эффективного показателя преломления фундаментальной моды, наиболее значительный из которых наблюдается в средней ИК-области спектра.
Скачок обусловлен нарушением условия антирезонанса, в результате которого на определенных частотах (длинах волн) эффективный показатель преломления фундаментальной моды сердцевины становится близок по значению эффективному показателю преломления фундаментальной моды оболочки, происходит их взаимодействие, а по причине колоссального затухания излучения последней, на уровне 102-103 дБ/м, световод становится фактически не пропускающим вблизи антирезонансной частоты.
Не менее важным результатом численного моделирования стало то обстоятельство, что оптический элемент рассматриваемой конструкции оказался не строго одномодовым, а поддерживающим распространение, по меньшей мере, четырех пространственных мод в каждой из четырех областей пропускания сигнала. В таблице 1 представлены расчетные данные затухания излучения группы наиболее конкурентных с фундаментальной высших мод ЬРи, ЬР21, ЬРо2, а на рисунке 4 - результаты численного моделирования их поперечного распределения интенсивности.
ТАБЛИЦА 1. Затухание излучения группы высших мод
Длина волны, мкм
1,30
1,60
2,15
3,25
ЬРгг, дБ/м
2,76
0,18
0,41
1,93
ЬР21, дБ/м
158,85
2,203
5,96
38,18
1Р02, дБ/м
725,39
4,73
13,60
74,79
Из представленных данных, а также оценки величины интеграла перекрытия модового поля с областью сердцевины (рисунок 4) видно, что наибольшую конкуренцию моде 1Р01 оказывает первая высшая мода ЬРи, темп затухания излучения которой может составлять менее 1 дБ/м.
С другой стороны, при эксплуатационном изгибе световода по диаметру 5 см этот параметр может достигать, по расчетам, не менее 1,8 дБ/м в каждой из рассматриваемых спектральных областей. В таком случае на длине световода 2-3 м примесь излучения высшей моды будет незначительной
д) е) ж) и)
Рис. 4. Поперечные распределения интенсивности излучения первых четырех мод на длине волны 1,30 мкм: а) ¿Ри; б) ЬРи; в) ЬРп; г) ¿Р02, и на длине волны 3,25 мкм: д) ЬР01\ е) ЬРи; ж) ЬРг1\ и) 1.Р02. На изображениях приведены значения интеграла
перекрытия модового поля с областью сердцевины
В части мод ЬР21 и ЬРо2 обращает на себя внимание не столько слабая конкуренция по отношению к моде 1Ро1, сколько изменяющийся с увеличением длины волны характер модового распределения. Например, на длине волны 1,30 мкм вытекающее за пределы сердцевины поле мод сосредоточено преимущественно в пространстве между капиллярами, а на длине волны 3,25 мкм - в равной степени локализуется в пространстве между капиллярами и внутри капилляров. Это обстоятельство свидетельствует об усилении резонансных свойств оболочки по мере увеличения рабочей длины волны.
Экспериментальное исследование
Анализ характеристик полученного световода был бы неполным без экспериментальной оценки спектрального пропускания. Для решения этой задачи с применением стандартных методик были измерены уровень оптического сигнала в образце длиной 1 м, а затем - спектральная зависимость затухания излучения в образце длиной 0,5 м с однократным изгибом диаметром 5 см. В качестве источника излучения использовалась галогенная лампа. Изменение длины волны излучения осуществлялось с помощью монохроматора. Результаты измерений приведены на рисунке 5.
Как видно из рисунка 5, спектральное положение областей пропускания, соответствующих т = 3 и т = 4, и тенденция к повышению уровня оптического сигнала по мере увеличения длины волны излучения коррелирует с полученными ранее аналитическими и численными данными, что может
служить косвенным подтверждением существования аналогичных областей в средней ИК-области спектра (т = 1).
Длина волны,мкм Рис. 5. Измеренные спектральные зависимости уровня оптического сигнала (красная линия) и затухания излучения (синяя линия)
Избыточное затухание, на уровне нескольких дБ/м, обусловлено, по нашему мнению, тремя факторами, - вытеканием поля моды ЬРог на изгибе, отклонением геометрических параметров световода от идеальных, а также недостаточной степенью чистоты исходных материалов, которые использовались при изготовлении световода.
Дополнительно была произведена оценка размеров модового поля на выходе изогнутого световода. В качестве источника излучения использовался полупроводниковый лазер с длиной волны 1,55 мкм. Прошедший по образцу длиной 0,5 м оптический сигнал регистрировался на экране спектральной камеры. Возбуждение полого световода осу-
ществлялось с помощью стандартного одномодово-го световода типа БМР28, что позволило также оценить характер изменения модового распределения при варьировании условий возбуждения полого световода. Полученный оптический элемент оказался практически одномодовым, о чем свидетельствовало слабое перемещение модового пятна на экране камеры при изменении пространственного положения торца возбуждающего световода относительно торца полого световода. На рисунке 6 проведены линии пятна фундаментальной моды на уровнях 0,08, 0,12, 0,3, 0,6, 0,75, 0,95, 0,99 от пиковой мощности.
500 -400 3 300
ы 5
* 200
100
0 -1-1-1-1-г
0 100 200 300 400 500 X. мкм
Рис. 6. Изображение пятна фундаментальной моды в дальней зоне, полученное на экране спектральной камеры на длине волны 1,55 мкм
Характерный измеренный на расстоянии 10 мм от экрана камеры до торца световода размер модо-вого пятна в дальней зоне составил 35,2 х 31,9 мкм2, что эквивалентно эффективной площади модового поля и 1000 мкм2.
Заключение
В статье приведены данные о разработке и исследовании полых микроструктурированных световодов из кварцевого стекла простой конструкции, принцип работы которых основан на явлении антирезонансного отражения света. Для оптического элемента с сердцевиной диаметром 46 мкм, образованной шестью несоприкасающимися капиллярами диаметром 20 мкм с толщиной стенки 2,8 мкм, установлено существование, по меньшей мере, четырех областей пропускания сигнала в диапазоне длин волн от 1 до 4 мкм. С привлечением численного моделирования и экспериментальных данных показано, что полученный световод характеризуется практически одномодовым режимом работы с эффективной площадью модового поля около 1000 мкм2, обусловленным высоким уровнем затухания излучения высшей моды. Рассматриваемые оптические элементы могут найти применение для решения широкого круга метрологических, спектроскопических и лазерно-физических задач в ближней и средней ИК-областях спектра.
БЛАГОДАРНОСТИ
Авторы благодарят сотрудника ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН П.М. Агрузова за помощь в измерении размеров пятна фундаментальной моды в дальней зоне.
Исследование выполнено при финансовой поддержке РФФИ в рамках научного проекта № 17-08-00495.
Список используемых источников
1. Dvoyrin V.V., Mashinsky V.M., Bulatov L.I., Bufetov I.A., Shubin A.V., Melkumov M.A., et al. Bismuth-doped-glass optical fibers - a new active medium for lasers and amplifiers // Optics Letters. 2006. Vol. 31. Iss. 20. PP. 2966-2968. D01:10.1364/ 0L.31.002966
2. Dianov E.M. Bismuth-doped optical fibers: a challenging active medium for near-IR lasers and optical amplifiers // Light: Science & Applications. 2012. Vol. 1. D0I:10.1038/lsa.2012.12
3. Bufetov I.A., Melkumov M.A., Firstov S.V., Riumkin K.E., Shubin A.V., Khopin V.F., et al. Bi-Doped Optical Fibers and Fiber Lasers // IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics. 2014. Vol. 20. Iss. 5. D0I:10.1109/JSTQE.2014.2312926
4. Dianov E.M., Semjonov S.L., Bufetov I.A. New generation of optical fibres // Quantum Electronics. 2016. Vol. 46. Iss. 1. PP. 1-10.
5. Firstov S.V., Alyshev S.V., Riumkin K.E., Khegai A.M., Kharakhordin A.V., Melkumov M.A., et al. Laser-Active Fibers Doped With Bismuth for a Wavelength Region of 1.6-1.8 цш // IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics. 2018. Vol. 24. Iss. 5. D0I:10.1109/JSTQE.2018.2801461
6. Girard S., Kuhnhenn J., Gusarov A., Brichard B., van Uffelen M., 0uerdane Y., et al. Radiation Effects on Silica-Based 0pti-cal Fibers: Recent Advances and Future Challenges // IEEE Transactions on Nuclear Science. 2013. Vol. 60. Iss. 3. PP. 20152036. D0I:10.1109/TNS.2012.2235464
7. Dukel'skii K.V., Eron'yan M.A., Komarov A.V., Khokhlov A.V., Kulesh A.Y., Meshkovskii I.K., et al. Radiation-optical stability of single-mode W-type lightguides with depressed-index fluorosilicate cladding // Journal of 0ptical Technology. 2015. Vol. 82. Iss. 2. PP. 113-115. D0I:10.1364/J0T.82.000113
8. Kim Y., Ju S., Jeong S., Lee S.H., Han W.T. Gamma-ray radiation response at 1550 nm of fluorine-doped radiation hard single-mode optical fiber // 0ptics Express. 2016. Vol. 24. Iss. 4. PP. 3910-3920. D0I:10.1364/0E.24.003910
9. Girard S., Morana A., Ladaci A., Robin T., Mescia L., Bonnefois J.J., et al. A. Recent advances in radiation-hardened fiber-based technologies for space applications // Journal of 0ptics. 2018. Vol. 20. Iss. 9. D0I:10.1088/2040-8986/aad271
10. Tomashuk A.L., Filippov A.V., Kashaykin P.F., Bychkova E.A., Galanova S.V., Tatsenko 0.M., et al. Role of Inherent Radiation-Induced Self-Trapped Holes in Pulsed-Radiation Effect on Pure-Silica-Core 0ptical Fibers // Journal of Lightwave Technology. 2019. Vol. 37. Iss. 3. PP. 956-963.
11. Mihailov S.J. Fiber Bragg Grating Sensors for Harsh Environments // Sensors. 2012. Vol. 12. Iss. 2. PP. 1898-1918. D0I:10.3390/s120201898
12. Varzhel' S.V., Mun'ko A.S., Konnov K.A., Gribaev A.I., Kulikov A.V. Recording Bragg gratings in hydrogenated birefringent optical fiber with elliptical stress cladding // Journal of Optical Technology. 2016. Vol. 83. Iss. 10. PP. 638-641. DOI: 10.1364/JOT.83.000638
13. Arkhipov S.V., Strigalev V.E., Soldatova N.S., Varzhel' S.V., Mun'ko A.S., Smirnova Y.D. How the efficiency with which Bragg gratings are recorded in birefringent optical fibers depends on the orientation of elliptical stress cladding // Journal of Optical Technology. 2016. Vol. 83. Iss. 11. PP. 708-710. DOI:10.1364/JOT.83.000708
14. Eron'yan M.A., Ter-Nersesyants E.V., Komarov A.V., Bezborodkin P.V., Meshkovskii I.K., Varzhel' S.V., et al. Photorefractivity of germanosilicate light guides // Journal of Optical Technology. 2017. Vol. 84. Iss. 10. PP. 698-700. DOI:10.1364/JOT.84.000698
15. Richardson D.J. New optical fibres for high-capacity optical communications // Philosophical Transactions of the Royal Society A. 2016. Vol. 374. Iss. 2062. DOI:10.1098/rsta.2014.0441
16. Бурдин А.В., Морозов О.Г., Василец А.А., Кафарова А.М., Минаева А.Ю., Севрук Н.Л. Экспериментальная апробация квази-интерферометрической схемы регистрации внешних механических воздействий на основе анализа отклика маломодового оптического сигнала // Труды учебных заведений связи. 2017. Т. 3. № 2. С. 37-50.
17. Andreev V.A., Bourdine A.V., Burdin V.A., Evtushenko A.S., Halikov R.H. Design of low DMD few-mode optical fibers with extremely enlarged core diameter providing nonlinearity suppression for operating over "C"-band central region // Proceedings of the XIVth International Scientific and Technical Conference on Optical Technologies in Telecommunications (Samara, Russian Federation, 22-24 November 2016). Bellingham: SPIE, 2017. Vol. 10342. DOI:10.1117/12.2270555
18. Андреев В.А., Бурдин А.В., Бурдин В.А. Исследование влияния отклонения геометрии промышленных образцов маломодовых оптических волокон от оптимальной формы на деградацию спектральной характеристики дифференциальной модовой задержки // Труды учебных заведений связи. 2018. Т. 4. № 2. С. 18-25. DOI:10.31854/1813-324x-2018-2-18-25
19. Saitoh K., Matsuo S. Multicore fiber technology // Journal of Lightwave Technology. 2016. Vol. 34. Iss. 1. PP. 55-66.
20. Russell P.St.J. Photonic-Crystal Fibers // Journal of Lightwave Technology. 2006. Vol. 24. Iss. 12. PP. 4729-4749.
21. Arismar Cerqueira S. Jr. Recent progress and novel applications of photonic crystal fibers // Reports on Progress in Physics. 2010. Vol. 73. Iss. 2. DOI:10.1088/0034-4885/73/2/024401
22. Jin W., Ju J., Ho H.L., Hoo Y.L., Zhang A. Photonic crystal fibers, devices, and applications // Frontiers of Optoelectronics. 2013. Vol. 6. Iss. 1. PP. 3-24. DOI:10.1007/s12200-012-0301-y
23. Demidov V.V. Single-mode microstructured lightguides with circular placement of cavities for radiation transport in the limited-nonlinearity regime // Journal of Optical Technology. 2017. Vol. 84. Iss. 8. PP. 504-508. DOI:10.1364/JOT.84.000504
24. Гатчин Ю.А., Демидов В.В., Дукельский К.В., Тер-Нерсесянц Е.В. Квазиодномодовые световоды с увеличенным размером сердцевины на основе микроструктур негексагонального типа // Труды учебных заведений связи. 2017. Т. 3. № 3. С. 37-42.
25. Гатчин Ю.А., Демидов В.В., Дукельский К.В., Злобин П.А., Матросова А.С. Технологические основы получения механически стабильных одномодовых микроструктурированных световодов с предельно низким затуханием сигнала // Труды учебных заведений связи. 2017. Т. 3. № 4. С. 29-35.
26. Демидов В.В., Дукельский К.В., Леонов С.О., Матросова А.С. Нелинейно-оптические преобразования пикосекунд-ных лазерных импульсов в многомодовых микроструктурированных световодах с умеренной нелинейностью // Труды учебных заведений связи. 2018. Т. 4. № 1. С. 61-66. DOI:10.31854/1813-324x-2018-1-61-66
27. Pryamikov A.D., Biriukov A.S., Kosolapov A.F., Plotnichenko V.G., Semjonov S.L., Dianov E.M. Demonstration of a waveguide regime for a silica hollow-core microstructured optical fiber with a negative curvature of the core boundary in the spectra region > 3.5 цш // Optics Express. 2011. Vol. 19. Iss. 2. PP. 1441-1448. DOI:10.1364/OE.19.001441
28. Kolyadin A.N., Kosolapov A.F., Pryamikov A.D., Biriukov A.S., Plotnichenko V.G., Dianov E.M. Light transmission in negative curvature hollow core fiber in extremely high material loss region // Optics Express. 2013. Vol. 21. Iss. 8. PP. 9514-9519. DOI:10.1364/OE.21.009514
29. Poletti F. Nested antiresonant nodeless hollow core fiber // Optics Express. 2014. Vol. 22. Iss. 20. PP. 23807-23828. DOI:10.1364/OE.22.023807
30. Alagashev G.K., Pryamikov A.D., Kosolapov A.F., Kolyadin A.N., Lukovkin A.Y., Biriukov A.S. Impact of geometrical parameters on the optical properties of negative curvature hollow-core fibers // Laser Physics. 2015. Vol. 25. Iss. 5. DOI:10. 1088/1054-660X/25/5/055101
31. Frosz M.H., Roth P., Günendi M.C., Russell P.St.J. Analytical formulation for the bend loss in single-ring hollow-core photonic crystal fibers // Photonics Research. 2017. Vol. 5. Iss. 2. PP. 88-91. DOI:10.1364/PRJ.5.000088
32. Litchinitser N.M., Abeeluck A.K., Headley C., Eggleton B.J. Antiresonant reflecting photonic crystal optical waveguides // Optics Letters. 2002. Vol. 27. Iss. 18. PP. 1592-1594. D0I:10.1364/0L.27.001592
33. Agrawal G.P. Nonlinear Fiber Optics. Burlington: Academic Press & Elsevier, 2012. 648 p.
34. Comsol. URL: https://www.comsol.ru (дата обращения 14.03.2019)
35. Saitoh K., Koshiba M. Full-vectorial imaginary-distance beam propagation method based on a finite element scheme: application to photonic crystal fibers // IEEE Journal of Quantum Electronics. 2002. Vol. 38. Iss. 7. PP. 927-933. DOI: 10.1109/JQE.2002.1017609
36. Olszewski J., Szpulak M., Urbanczyk W. Effect of coupling between fundamental and cladding modes on bending losses in photonic crystal fibers // Optics Express. 2005. Vol. 13. Iss. 16. PP. 6015-6022. DOI:10.1364/OPEX.13.006015
37. Guobin R., Zhi W., Shuqin L., Shuisheng J. Mode classification and degeneracy in photonic crystal fibers // Optics Express. 2003. Vol. 11. Iss. 11. PP. 1310-1321. DOI:10.1364/OE.11.001310
* * *
HOLLOW-CORE ANTIRESONANT FIBERS WITH A LARGE EFFECTIVE MODE AREA FOR OPERATION IN THE NEAR- AND MID-IR SPECTRAL REGIONS
V. Ananyev12, V. Demidov1, S. Leonov3, N. Nikonorov2
Research and Production Association S.I. Vavilov State Optical Institute, St. Petersburg, 192171, Russian Federation
2Saint Petersburg National Research University of Information Technologies, Mechanics and Optics, St. Petersburg, 197101, Russian Federation 3Bauman Moscow State Technical University, Moscow, 105005, Russian Federation
Article info
Article in Russian
For citation: Ananyev V., Demidov V., Leonov S., Nikonorov N. Hollow-Core Antiresonant Fibers with a Large Effective Mode Area for Operation in the Near- and Mid-IR Spectral Regions. Proceedings of Telecommunication Universities. 2019;5(1):6-14. (in Russ.) Available from: https://doi.org/10.31854/1813-324X-2019-5-1-6-14
Abstract: The data on the development and study of silica hollow-core microstructured fibers, the principle of operation of which is based on the phenomenon of antiresonant reflection of light, are given. For an optical element with a core of 46 ¡xm in diameter, formed by six non-touching capillaries with a diameter of 20 ¡m and wall thickness of 2,8 ¡xm, the existence of at least four regions of signal transmission in the wavelength range from 1 to 4 ¡xm has been found. Using the results of numerical simulation and experimental data, it was shown that the obtained fiber is characterized by a practically single-mode mode operation with an effective mode field area of about 1000 ¡xm2, due to the large attenuation level of the group of higher-order modes.
Keywords: microstructured fiber, hollow-core, antiresonant reflection, fundamental mode, effective mode field area, attenuaion.
References
1. Dvoyrin V.V., Mashinsky V.M., Bulatov L.I., Bufetov I.A., Shubin A.V., Melkumov M.A., et al. Bismuth-doped-glass optical fibers - a new active medium for lasers and amplifiers. Optics Letters. 2006;31(20):2966-2968. Available from: https:// doi.org/10.1364/0L.31.002966
2. Dianov E.M. Bismuth-doped optical fibers: a challenging active medium for near-IR lasers and optical amplifiers. Light: Science & Applications. 2012;1. Available from: https://doi.org/10.1038/lsa.2012.12
3. Bufetov I.A., Melkumov M.A., Firstov S.V., Riumkin K.E., Shubin A.V., Khopin V.F., et al. Bi-Doped Optical Fibers and Fiber Lasers. IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics. 2014;20(5). Available from: https://doi.org/10.1109/JSTQE. 2014.2312926
4. Dianov E.M., Semjonov S.L., Bufetov I.A. New generation of optical fibres. Quantum Electronics. 2016;46(1):1-10.
5. Firstov S.V., Alyshev S.V., Riumkin K.E., Khegai A.M., Kharakhordin A.V., Melkumov M.A., et al. Laser-Active Fibers Doped With Bismuth for a Wavelength Region of 1.6-1.8 |m. IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics. 2018;24(5). Available from: https://doi.org/10.1109/JSTQE.2018.2801461
6. Girard S., Kuhnhenn J., Gusarov A., Brichard B., van Uffelen M., Ouerdane Y., et al. Radiation Effects on Silica-Based Optical Fibers: Recent Advances and Future Challenges. IEEE Transactions on Nuclear Science. 2013;60(3):2015-2036. Available from: https://doi.org/10.1109/TNS.2012.2235464
7. Dukel'skii K.V., Eron'yan M.A., Komarov A.V., Khokhlov A.V., Kulesh A.Y., Meshkovskii I.K., et al. Radiation-optical stability of single-mode W-type lightguides with depressed-index fluorosilicate cladding. Journal of Optical Technology. 2015;82(2): 113-115. Available from: https://doi.org/10.1364/JOT.82.000113
8. Kim Y., Ju S., Jeong S., Lee S.H., Han W.T. Gamma-ray radiation response at 1550 nm of fluorine-doped radiation hard single-mode optical fiber. Optics Express. 2016;24(4):3910-3920. Available from: https://doi.org/10.1364/OE.24.003910
9. Girard S., Morana A., Ladaci A., Robin T., Mescia L., Bonnefois J.J., et al. A. Recent advances in radiation-hardened fiber-based technologies for space applications. Journal of Optics. 2018;20(9). D0I:10.1088/2040-8986/aad271
10. Tomashuk A.L., Filippov A.V., Kashaykin P.F., Bychkova E.A., Galanova S.V., Tatsenko O.M., et al. Role of Inherent Radiation-Induced Self-Trapped Holes in Pulsed-Radiation Effect on Pure-Silica-Core Optical Fibers. Journal of Lightwave Technology. 2019;37(3):956-963.
11. Mihailov S.J. Fiber Bragg Grating Sensors for Harsh Environments. Sensors. 2012;12(2):1898-1918. Available from: https://doi.org/10.3390/s120201898
12. Varzhel' S.V., Mun'ko A.S., Konnov K.A., Gribaev A.I., Kulikov A.V. Recording Bragg gratings in hydrogenated birefringent optical fiber with elliptical stress cladding. Journal of Optical Technology. 2016;83(10):638-641. Available from: https:// doi.org/10.1364/JOT.83.000638
13. Arkhipov S.V., Strigalev V.E., Soldatova N.S., Varzhel' S.V., Mun'ko A.S., Smirnova Y.D. How the efficiency with which Bragg gratings are recorded in birefringent optical fibers depends on the orientation of elliptical stress cladding. Journal of Optical Technology. 2016;83(11):708-710. Available from: https://doi.org/10.1364/JOT.83.000708
14. Eron'yan M.A., Ter-Nersesyants E.V., Komarov A.V., Bezborodkin P.V., Meshkovskii I.K., Varzhel' S.V., et al. Photorefrac-tivity of germanosilicate light guides. Journal of Optical Technology. 2017;84(10):698-700. Available from: https://doi.org/ 10.1364/ J0T.84.000698
15. Richardson D.J. New optical fibres for high-capacity optical communications. Philosophical Transactions of the Royal Society A. 2016;374(2062). Available from: https://doi.org/l0.1098/rsta.2014.0441
16. Bourdine A., Morozov 0., Vasilets A., Kafarova A., Minaeva A., Sevruk N. Experimental Approbation of Quasi-Interferometric Scheme for Outer Mechanical Stress Detection Based on Few-Mode Optical Signal Response Analysis. Proceedings of Telecommunication Universities. 2017;3(1):37-50. (in Russ.)
17. Andreev V.A., Bourdine A.V., Burdin V.A., Evtushenko A.S., Halikov R.H. Design of low DMD few-mode optical fibers with extremely enlarged core diameter providing nonlinearity suppression for operating over "C"-band central region. Proceedings of the XlVth International Scientific and Technical Conference on Optical Technologies in Telecommunications, 22-24 November 2016, Samara, Russian Federation. Bellingham: SPIE; 2017. Vol. 10342. Available from: https://doi.org/10.1117/12.2270555
18. Andreev V., Bourdine A., Burdin V. Research of Real Few-Mode Optical Fiber Geometry Deviation from the Optimal Form Influence on Differential Mode Delay Spectral Characteristics Degradation. Proceedings of Telecommunication Universities. 2018;4(2):18-25. (in Russ.) Available from: https://doi.org/10.31854/1813-324x-2018-2-18-25
19. Saitoh K., Matsuo S. Multicore fiber technology. Journal of Lightwave Technology. 2016;34(1):55-66.
20. Russell P.St.J. Photonic-crystal fibers. Journal of Lightwave Technology. 2006;24(12):4729-4749.
21. Arismar Cerqueira S. Jr. Recent progress and novel applications of photonic crystal fibers. Reports on Progress in Physics. 2010;73(2). Available from: https://doi.org/10.1088/0034-4885/73/2Z024401
22. Jin W., Ju J., Ho H.L., Hoo Y.L., Zhang A. Photonic crystal fibers, devices, and applications. Frontiers of Optoelectronics. 2013;6(1):3-24. Available from: https://doi.org/10.1007/s12200-012-0301-y
23. Demidov V.V. Single-mode microstructured lightguides with circular placement of cavities for radiation transport in the limited-nonlinearity regime. Journal of Optical Technology. 2017;84(8):504-508. Available from: https://doi.org/10. 1364/JOT.84.000504
24. Gatchin Y., Demidov V., Dukelskii K., Ter-Nersesyants E. Quasi-Single-Mode Fibers with Increased Core Size Based on Non-Hexagonal Type Microstructures. Proceedings of Telecommunication Univercities. 2017;3(3):37-42. (in Russ.)
25. Gatchin Y., Demidov V., Dukelskii K., Zlobin P., Matrosova A. Basic Technological Methods of Obtaining Mechanically Stable Low-Loss Single-Mode Microstructured Fibers. Proceedings of Telecommunication Universities. 2017;3(4):29-35.
26. Demidov V., Dukelskii K., Leonov S., Matrosova A. Nonlinear Optical Transformation of Picosecond Laser Pulses in Multimode Microstructured Fibers with Limited Nonlinearity. Proceedings of Telecommunication Universities. 2018;4(1):61-66. (in Russ.) Available from: https://doi.org/10.31854/1813-324x-2018-1-61-66
27. Pryamikov A.D., Biriukov A.S., Kosolapov A.F., Plotnichenko V.G., Semjonov S.L., Dianov E.M. Demonstration of a waveguide regime for a silica hollow-core microstructured optical fiber with a negative curvature of the core boundary in the spectra region > 3.5 |m. Optics Express. 2011;19(2):1441-1448. Available from: https://doi.org/10.1364/OE.19.001441
28. Kolyadin A.N., Kosolapov A.F., Pryamikov A.D., Biriukov A.S., Plotnichenko V.G., Dianov E.M. Light transmission in negative curvature hollow core fiber in extremely high material loss region. Optics Express. 2013;21(8):9514-9519. Available from: https://doi.org/10.1364/OE.21.009514
29. Poletti F. Nested antiresonant nodeless hollow core fiber. Optics Express. 2014;22(20):23807-23828. Available from: https://doi.org/10.1364/0E.22.023807
30. Alagashev G.K., Pryamikov A.D., Kosolapov A.F., Kolyadin A.N., Lukovkin A.Yu., Biriukov A.S. Impact of geometrical parameters on the optical properties of negative curvature hollow-core fibers. Laser Physics. 2015;25(5). Available from: https://doi.org/10.1088/1054-660X/25/5Z055101
31. Frosz M.H., Roth P., Gunendi M.C., Russell P.St.J. Analytical formulation for the bend loss in single-ring hollow-core photonic crystal fibers. Photonics Research. 2017;5(2):88-91. Available from: https://doi.org/10.1364/PRJ.5.000088
32. Litchinitser N.M., Abeeluck A.K., Headley C., Eggleton B.J. Antiresonant reflecting photonic crystal optical waveguides. Optics Letters. 2002;27(18):1592-1594. Available from: https://doi.org/10.1364/0L.27.001592
33. Agrawal G.P. Nonlinear Fiber Optics. Burlington: Academic Press & Elsevier; 2012. 648 p.
34. Comsol. Available from: https://www.comsol.ru [Accessed 14th March 2019]
35. Saitoh K., Koshiba M. Full-vectorial imaginary-distance beam propagation method based on a finite element scheme: application to photonic crystal fibers. IEEE Journal of Quantum Electronics. 2002;38(7):927-933. Available from: https://doi. org/10.1109/JQE.2002.1017609
36. Olszewski J., Szpulak M., Urbanczyk W. Effect of coupling between fundamental and cladding modes on bending losses in photonic crystal fibers. Optics Express. 2005;13(16):6015-6022. Available from: https://doi. org/10.1364/OPEX.13.006015
37. Guobin R., Zhi W., Shuqin L., Shuisheng J. Mode classification and degeneracy in photonic crystal fibers. Optics Express. 2003;11(11):1310-1321. Available from: https://doi.org/10.1364/OE.11.001310
