Optische Fasern

3.3 Optische Fasern 39

Tabelle 3.1: Die V-Zahl entscheidet über die Anzahl der Moden, die in einer Faser geführt werden können. Aufgelistet ist die Modenbe-zeichnung und der jeweilige Schwellenwert, ab der die Propagation der nächst höheren Mode möglich ist [111].

Mode LP₀₁ LP₁₁ LP₂₁ LP₀₂ LP₃₁ LP₁₂ LP₄₁ V-Zahl - 2.405 3.832 3.832 5.136 5.520 6.380

sich die Anzahl Moden, welche von einer Faser unterstützt werden berech-nen. Für 0 < V < 2.405 kann die Faser nur eine Mode führen und wird alssingle-modeFaser bezeichnet. Für größer werdende V-Zahlen nimmt die Anzahl geführter Moden zu. Die Schwellenwerte sind dabei Nullstellen einer Besselfunktion. Diese Bedingung wird beim Lösen der Helmholtzgleichung mit entsprechenden Randbedingungen für die Fasergeometrie erhalten. Durch Abzählen von Nullstellen lässt sich somit die Anzahl der Moden in Abhän-gigkeit der V-Zahl bestimmen. Eine Approximation für großes V ist gegeben durch

M = 4V²

π² + 2. (3.8)

Die Moden werden mit einer Systematik LP_lmbezeichnet und sind in Tabel-le3.1 für die ersten sieben Moden mit ihrer jeweiligen V-Zahl als Grenzfre-quenz zusammengestellt. Da die V-Zahl wellenlängenabhängig ist, hat sich für eine single-mode Faser auch der Begriff cut-off Wellenlänge eingebür-gert. Sie bezeichnet die Grenzwellenlänge, bei der ein Unterschreiten zu ei-nemmulti-modeCharakter führt. Das Intensitätsprofil im Kernbereich der Fa-ser wird durch eine Besselfunktion und im Mantelbereich durch eine modifi-zierte Besselfunktion beschrieben. Die Grundmode lässt sich dabei für V > 1 sehr gut durch eine Gaußfunktion approximieren [111]. Der Modenfeldradius r₀ ist der Radius bei dem die Intensität auf 1/e² abgefallen ist und wird in Abhängigkeit der V-Zahl durch die Relation

r0 ≈a

0.65 + 1.619

V^3/2 +2.879 V⁶

(3.9) von Marcuse [112] empirisch approximiert.

3.3.2 Dotierte Fasern

Das Konzept, optische Fasern zu dotieren und damit als laseraktives Medium zu nutzen, geht zurück auf Snitzer im Jahre 1961 [82]. Vorteilhafte Aspek-te sind dabei das hohe Oberflächen-zu-Volumen-Verhältnis. Die Führungsei-genschaft der Faser bewirkt einen Einschluss auf der gesamten Faserlänge und

die geführten Moden geben das Strahlprofil vor. Insbesondere die Grundmode mit ihrem gaußförmigen Strahlprofil ist dabei interessant. Als Wirtsmarteri-al wird überwiegend synthetisches Quarzglas⁵ eingesetzt. Es besitzt im Ver-gleich zu anderen Gläsern eine hohe Zerstörschwelle, gute thermische und mechanische Eigenschaften und weist eine geringe Absorption im infraroten Spektralbereich auf. Nachteilig sind Quenchingeffekte und die Bildung von Selten-Erd-Clustern. Sie wirken sich auf die Effizienz der Fasern aus [113].

Die Pumpstrahlung wird dabei direkt in den dotierten single-mode Kern eingekoppelt. Durch den optimalen Überlapp der Pumpmode mit der Laser-mode lassen sich sehr hohe Pumpabsorptionen von bis zu 1200 dB/m errei-chen⁶. Allerdings ist die Leistungsskalierung durch die Verfügbarkeit von leistungsstarken Pumpdioden mit sehr gutem single-mode Strahlprofil und durch die Zerstörschwelle von Quarzglas auf wenige Watt limitiert.

Der Verstärkungsprozess in einer dotierten Faser lässt sich durch Diffe-rentialgleichungen theoretisch beschreiben. Das aktive Medium wird durch eine Ratengleichung modelliert, an das Transportgleichungen für Seed- und Pumpstrahlung, sowie für die breitbandigen ASE-Anteile angekoppelt wer-den [102, 103, 114, 115]. Eine Simulation für den kontinuierlichen Betrieb ist durch die stationäre Lösung der Differentialgleichungen möglich. Die Si-mulation von gepulsten Faserverstärkern erfordert in der Regel das Lösen der zeitabhängigen partiellen Differentialgleichungen. Allerdings zeigt sich, dass der Rechenaufwand aufgrund der nötigen kleinen Zeitschritte sehr groß ist, so dass keine ASE-Anteile simuliert werden können und die erwarteten Energien unrealistisch hoch sind [116].

Im Rahmen dieser Arbeit wird deshalb auf numerische Simulationen ver-zichtet, da die optimalen Faserparameter experimentell viel schneller be-stimmt werden können. Dies gilt auch für die experimentelle Bestimmung der Schwelle für das Auftreten von stimulierter Brillouin-Streuung (SBS) (vgl.

Kap.3.5).

3.3.3 Doppelmantelfasern für Hochleistungsanwendungen

Um eine weitere Leistungsskalierung zu erreichen, wurde ein neues Faserde-sign, sogenannte Doppelmantelfasern⁷ eingeführt [90, 117]. Der traditionel-le Aufbau einer optischen Faser bestehend aus Kern und Mantel wird durch einen zweiten Mantel mit weiter abgestuftem Brechungsindex erweitert. Da-durch ist es möglich, wie mit typischen Abmessungen in Abb.3.4angedeutet, Licht in zwei Regionen zu führen: dem Kern und dem Pumpmantel. Dotiert ist

5fused silica

6Liekki, YB1200-4/125

7engl.double clad fiber

3.3 Optische Fasern 41

Kern

400 um 340 um

28 um Pumpmantel

Äusserer Mantel

Abbildung 3.4:Die Doppelmantelfasern, die im Rahmen dieser Arbeit eingesetzt werden, bestehen aus einem dotieren Kern, dem D-förmigen Pumpmantel und einer Silikon-Ummantelung. Sie besitzen keinen wei-teren Schutzmantel.

weiterhin nur der Kern, in dem die eigentliche Verstärkung stattfindet. Wird Pumpstrahlung in den Pumpkern eingekoppelt, wird diese beim Durchsetzen des Kerns absorbiert.

Für eine effektive Pumpabsorption ist die Symmetrie des Pumpmantels ge-wöhnlich gebrochen. Dies sorgt für eine effiziente Modendurchmischung um die Ausbildung helikaler Moden, die wenig Intensität in der Kernregion tra-gen und somit nicht zur Absorption beitratra-gen, zu unterdrücken. Die Form der Symmetriebrechung des Pumpmantels ist primär vom Hersteller und dessen Patenten abhängig. Die von Snitzer ursprünglich vorgeschlagene und paten-tierte Geometrien waren ein exzentrisch platzierter Kern und ein rechteckiger Pumpmantel. Kommerziell erhältlich sind beispielsweise D-förmige, hexa-gonale und blumenförmige Geometrien der Hersteller IPHT, INO, NuFern, Liekki, Fibercore UK und andere. Besonders effektiv ist die Modendurchmi-schung bei hoher Symmetriebrechung wie der rechteckigen oder D-förmigen Geometrie [118].

Der Kernduchmesser des Pumpmantels beträgt typischerweise 125 µm -600 µm mit einer numerischen Apertur von 0,22 - 0,48 und ist damit sehr hochmodig. Im Vergleich zu Einzelemittern mit Grundmode-Strahlprofil sind die Anforderungen an das Strahlprofil der Pumpdiode damit deutlich gesun-ken und leistungsstärkere Pumpdioden oder Pumpdiodenarrays mit vermin-derter Strahlqualität können eingesetzt werden. Durch die Doppelmanteltech-nik ist der Leistungsbereich bis in den Kilowattbereich zugänglich [85, 92].

Form, Größe und numerische Apertur des Pumpmantels sollte auf die Pump-diode und dessen Strahlparameterprodukt abgestimmt sein. Für einen effizien-ten Betrieb wird der Pumpmantel möglichst vollständig ausgefüllt. Die Wahl

der optimalen Form hängt auch vom Strahlprofil der Pumpdiode, bzw. dessen Strahlformungsoptik ab. So kann bei einer direkten Abbildung des Emissions-profils eines Diodenarrays eine rechteckige Geometrie vorteilhaft sein. Bei fasergekoppelten Pumpdioden sind die “runden” Geometrien vorzuziehen.

Technologietreibend bei fasergekoppelten Pumpdioden ist hierbei nicht nur die absolute Leistung, sondern die Leistung bezogen auf das Strahlpa-rameterprodukt, die als sogenanntebrightnessbezeichnet wird. Kommerziell verfügbar sind zum Zeitpunkt dieser Arbeit optische Leistungen von bis zu 60 W aus einer 100 µm Faser, bzw. 100 W aus einer 200 µm Faser⁸.

In diesem Zusammenhang wird der Faserlaser auch als brightness Kon-verter bezeichnet. Er ist in der Lage mit hoher Effizienz, Pumpstrahlung mit niedriger brightness in Nutzstrahlung mit sehr hoher brightness umzuwan-deln.

Die in dieser Arbeit verwendeten Doppelmantelfasern besitzen ausschließ-lich einen D-förmigen Pumpmantel und sind vom Institut für physikalische Hochtechnologie in Jena (IPHT) bezogen worden. Die Fasergeometrien sind in Tabelle3.3aufgelistet und werden in Kapitel3.8weiter diskutiert.

Durch die sehr hohen Leistungsdichten in den Fasern wird schnell die Zer-störschwelle der Faser oder die Schwelle für nichtlineare Effekte erreicht.

Für diese Anwendungen existieren Varianten der Doppelmantelfaser mit sehr großem Kerndurchmesser, den sogenanntenlarge-mode area(LMA) Fasern.

Dabei wird der Kerndurchmesser vergrößert und gleichzeitig die numerische Apertur verringert. Ziel dabei ist es, die V-Zahl und damit auch die Anzahl möglicher Moden klein zu halten. Die numerische Apertur lässt sich typi-scherweise bis auf ca. 0,06 verringern. Der Brechungsindexunterschied be-trägt dabei etwa∆n = 10⁻³ gemäß Gleichung (3.6). Dieser Wert markiert zu-gleich das technische Limit, mit dem sich der Brechungsindexunterschied noch zuverlässig kontrollieren lässt. Ein Verschwinden des Brechungsinde-xunterschiedes hat den sofortigen Verlust der Führungseigenschaft und damit einen Strahlaustritt zur Folge. Weiterhin sind Fasern mit sehr kleiner numeri-scher Apertur anfälliger gegenüber Biegeverlusten. Nach dem Kriterium für single-modeEigenschaften ergibt sich für eine numerische Apertur von 0,06 und eine Wellenlänge von 1064 nm ein maximalersingle-modeDurchmesser von 13,5 µm. Für Hochleistungsanwendungen werden oft Fasern mit einem deutlich größeren Kerndurchmesser verwendet. Um diesemulti-modeFasern trotzdem nahezu in der Grundmode zu betreiben, gibt es mehrere Möglich-keiten, die im Folgenden besprochen werden.

Die bereits erwähnten Biegeverluste lassen sich durch Wicklung der Faser gezielt einsetzen, um höhere Moden gegenüber der Grundmode zu

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