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Fallstudie: Chirped-Pulse-Ytterbium-Faserverstärkersystem

Behandelte Fragen:

• Welche Pulsenergien sind möglich mit einem kerngepumpten Yb-dotierten Faserverstärker, und was sind die entscheidenden begrenzenden Effekte?
• Wie stark können nichtlineare Phasenverschiebungen in den aktiven Fasern werden, bis sie eine effektive Pulskompression verhindern?
• Welchen Zielkonflikten begegnen wir beim Design von CPA-Faserverstärkersystemen?

Aufgabenstellung

Da Faser-basierte Ultrakurzpulse-Verstärker typischerweise von nichtlinearen Effekten limitiert sind, nutzt man das Prinzip der Chirped-Pulse Amplification (CPA), um erhebliche Pulsenergien zu erzielen. Auch damit begrenzen nichtlineare Effekte normalerweise die Performance, da sie wegen der kleinen Modenflächen und der großen Faserlängen (verglichen mit der Länge eines Laserkristalls) schon für moderate Spitzenleistungen recht stark werden. Ein solches Verstärkersystem zu entwickeln und die dabei auftretenden Zielkonflikte zu verstehen, ist keine einfache Aufgabe, aber in diesem Artikel können Sie eine Menge darüber lernen.

Wir gehen aus von nicht gechirpten Gauß-Pulsen bei 1040 nm mit 100 fs Dauer. Wir werden diese auf eine Dauer von 100 ps strecken; diverse Optionen hierfür werden wir untersuchen. (Eine stärkere zeitliche Streckung ist möglich, wird aber zunehmend schwierig.) Die Verstärkung soll in einer Ytterbium-dotierten Faser mit einer Modenfläche von 1000 μm² erfolgen (was viel ist, aber nicht extrem viel). Wir werden untersuchen, wie starke nichtlineare Phasenverschiebungen wir tolerieren können für eine effektive Pulskompression. Dabei werden wir auch die benötigte Eingangs-Pulsenergie prüfen.

Für die Simulationen verwenden wir die Software RP Fiber Power, die die Power Form “Fiber amplifier for ultrashort pulses” anbietet. Dort können wir einfach alle Parameter ins Formular einfügen, einschließlich der für die Gestaltung der Diagramme.

Repräsentation der Eingangs-Pulse

Ein Gauß-Puls könnte normalerweise durch nur z. B. 2⁸ = 256 komplexe Amplitudenwerte repräsentiert werden. Für eine darauffolgende zeitliche Streckung auf 100 ps benötigen wir jedoch einen ca. 400 ps breiten Zeitbereich. Um trotzdem genügend zeitliche Auflösung zu haben, brauchen wir dann 2¹⁴ oder 2¹⁵ Amplituden. Dies erhöht die Rechenarbeit erheblich, aber mit einer effizienten Software kann man eine Simulation trotzdem in ein paar Sekunden durchführen lassen.

Schätzung der möglichen Pulsenergie

Die Spitzenleistung des zeitlich gestreckten Pulses ist stark reduziert, wächst aber während der Verstärkung wieder an. Erhebliche nichtlineare Effekte treten auf, wenn die Pulse eine Spitzenleistung von rund 50 kW erreichen – wobei wir eine Faserlänge von höchstens ein paar Metern annehmen, außerdem eine große Modenfläche (eine Größenordnung mehr als für eine gewöhnliche einmodige Faser). Wir beachten auch, dass die höchste Spitzenleistung nur nahe dem Ausgangs-Ende der Faser auftritt. (Für solche Parameter erwarten wir einige Radian an nichtlinearer Phasenverschiebung.) Die Spitzenleistung von 50 kW kombiniert mit einer gestreckten Pulsdauer von 100 ps resultiert in einer Pulsenergie von 5 μJ. Wenn wir deutlich darüber hinausgehen, müssen wir mit problematisch starken nichtlinearen Effekten rechnen.

Wir sollten ebenfalls die Sättigung der Verstärkung berücksichtigen. Eine erhebliche Sättigung ist nützlich in dem Sinne, dass wir dann einen erheblichen Teil der gespeicherten Energie mit einem einzigen Puls extrahieren können. Jedoch sollten wir das nicht übertreiben. Wir sollten also zunächst die Sättigungsenergie der Faser berechnen:

Wegen der großen Bodenfläche ist dieser Wert relativ hoch; für 1040 nm berechnen wir 281 μJ. Nachdem die vorgesehene Pulsenergie erheblich darunter liegt, können wir eine recht schwache Verstärkungssättigung erwarten. Wir sehen also bereits, dass wir einen signifikanten, aber nicht sehr großen Teil der gespeicherten Energie mit einem Puls werden extrahieren können, da die Nichtlinearität und nicht die Verstärkungssättigung die Grenzen für die Pulsenergie bestimmen werden.

Benötigte Eingangs-Pulsenergie

Wenn die Verstärkung zu groß wird, verlieren wir im Verstärker viel Leistung durch verstärkte spontan Emission (ASE). Für einen Faserverstärker mit einer Bandbreite von Dutzenden von Nanometern wird dies ein Problem, wenn die Verstärkung rund 40 dB erreicht.

Bei einer Faser mit großer Modenfläche möchten wir sogar mit etwas weniger Verstärkung arbeiten. Man würde dann z. B. einen zweistufigen Verstärker einsetzen: einen Vorverstärker mit beispielsweise 30 dB und einen Leistungsverstärker mit großer Modenfläche für weitere 10 dB.

Mit 40 dB Verstärkung benötigen wir dann eine Eingangs-Pulsenergie von 5 nJ. Mit einem passiv modengekoppelten Festkörperlaser (Bulk-Laser) ist dies kein Problem; mit einer typischen Pulsrepetitionsrate von 100 MHz impliziert dies eine Durchschnittsleistung von 100 MHz · 5 nJ = 500 mW. Für einen modengekoppelten Faserlaser ist es allerdings schon eine ziemlich hohe Energie. Sie ist im Prinzip erreichbar, aber einen solchen Laser zu entwickeln, ist nicht einfach. Außerdem funktioniert es dann nicht, wie wir sehen werden, die zeitliche Streckung der Pulse einfach mit einer langen Faser zu erhalten.

In dieser Situation sehen wir grundsätzlich zwei verschiedene technologische Wege:

• Wir können einen modengekoppelten Leser mit 5 nJ oder sogar 50 nJ Pulsenergie verwenden (dann wohl einen Festkörperlaser) in Kombination mit einem Puls-Strecker, der die hohe Spitzenleistung verträgt – beispielsweise mit einem gechirpten Volumen-Bragg-Gitter.
• Alternativ können wir mit einer viel niedrigeren Pulsenergie von z. B. 0,1 nJ beginnen, dann die Pulse einfach mit einer langen passiven Faser strecken, und einen Faserverstärker mit recht hoher Verstärkung einsetzen. Um Probleme mit ASE unter Kontrolle zu halten, ist spektrales Filtern zwischen den Verstärkerstufen keine effektive Lösung, da die Pulse recht breitbandig sind. Auch Polarisation-Filterung würde nur ca. 3 dB Abschwächung der ASE bringen. Das einzige wirklich effektive Mittel ist es, einen genügend schnellen optischen Schalter zwischen den Verstärkerstufen einzusetzen, der nur für eine kurze Zeit öffnet, wenn der Puls in das System kommt.

Bevor wir uns für eine der Möglichkeiten entscheiden, betrachten wir die Details der zeitlichen Streckung der Pulse:

Dispersive Pulsstreckung

Die theoretisch einfachste Art der dispersiven zeitlichen Streckung der Pulse beruht auf Dispersion nur zweiter Ordnung. Wir finden leicht heraus, dass wir dafür eine Gruppendispersion von 3,6 ps² = 3'600'000 fs² benötigen, um die Pulse von 100 fs auf eine Dauer von 100 ps zu strecken. Wir werden sehen, welche Optionen wir in der Praxis haben.

Pulsstreckung in einer Faser

Wir können zunächst prüfen, inwieweit eine Streckung der Pulse mit einer genügend langen passiven einmodigen Faser funktionieren würde. Dafür verwenden wir die Power Form “Passive fiber for ultrashort pulses”. Wir definieren eine Germanosilikatfaser mit einem Kerndurchmesser von 8 μm und einer numerischen Apertur von 0,093. Mit diesen Parametern sind wir im einmodigen Regime (V-Zahl = 2,26). Die berechnete Gruppengeschwindigkeitsdispersion ist 20'677 fs²/m bei 1040 nm. Die benötigten 3'600'000 fs² erhalten wir also in einigen hundert Metern Faserlänge, was machbar ist (und keine allzu großen Propagationsverluste verursacht).

Jedoch sollten wir auch Dispersion höherer Ordnung berücksichtigen sowie die Auswirkungen der Kerr-Nichtlinearität. Deswegen simulieren wir numerisch die Pulsausbreitung in dieser Faser – zunächst für eine niedrige Pulsenergie von 0,1 nJ. Wir finden, dass die benötigte gestreckte Pulsdauer von 100 ps nach 120 m dieser Faser erreicht wird – etwas weniger, als man naiv erwarten könnte, da die Nichtlinearität eine spektrale Verbreiterung von 15,9 nm auf 23,3 nm Bandbreite bewirkt. Dies sollte für die spätere Pulskompression kein Problem sein: Wir können die Kompression simulieren, beispielsweise nur mit Dispersion zweiter Ordnung, womit wir 218 fs Pulsdauer erreichen, oder mit Dispersion bis zur dritten Ordnung, womit wir 82,7 fs erzielen. Dies ist sogar weniger als die Eingangs-Pulsdauer. Die Pulsform ist zeitlich und spektral gesehen sehr glatt, d. h. wir sehen keine Oszillationen wie in Fällen mit starker Selbstphasenmodulation:

Bei einer höheren Pulsenergie von 1 nJ ist die anfängliche Spitzenleistung 9,4 kW, und nichtlineare Effekte werden entsprechend stärker. Der Puls wird bereits nach 1 m auf 1,7 ps verlängert, oder auf 18,8 ps nach 10 m. Die gewollte Pulsdauer von 100 ps wird nach 52,5 m erreicht. Die komprimierte Pulsdauer liegt bei 163 fs mit nur Dispersion zweiter Ordnung, oder bei 40,7 fs mit Dispersion bis zur dritten Ordnung. Man sieht, dass Dispersion dritter Ordnung für größere Pulsenergien wichtiger wird. Die spektrale Breite steigt auf 53,4 nm, wobei die spektrale Form auch immer noch sehr glatt bleibt:

Mit 3-nJ-Pulsen funktioniert es immer noch, wobei wir 100-ps-Pulse nach 32 m erreichen:

Das Spektrum wird nun allerdings ziemlich breit; es reicht wesentlich über den Bereich mit guter Verstärkung durch Ytterbium hinaus. Eine direkte Kompression würde zu einer Dauer von nur 29,5 fs führen, aber wir würden bei der Verstärkung einen wesentlichen Teil der Bandbreite verlieren. Um herauszufinden, wie weit man genau gehen kann, müsste man detailliertere Simulationen durchführen, die dann die Verstärkung und den Kompressor einschließen. Wir sehen aber bereits, dass wir wohl uns auf eine Pulsenergie der Größenordnung von 1 nJ begrenzen sollten, wenn wir eine passive Faser einsetzen möchten.

Wir könnten jeden simulierten Puls nach der Faser in einer Datei abspeichern; später könnten wir diesen Puls dann wieder laden als Eingangs-Puls für die Verstärkersimulation.

Pulsstreckung mit einem gechirpten Volumen-Bragg-Gitter

Eine alternative Methode mit viel geringerem Einfluss nichtlinearer Effekte (auch problemlos bei Pulsenergien im Mikrojoule-Bereich) basiert auf einem gechirpten Volumen-Bragg-Gitter. Die Grundidee ist relativ einfach: Die Bragg-Wellenlänge eines solchen Gitters variiert kontinuierlich, sodass verschiedene Teile des Spektrums an unterschiedlichen Orten reflektiert werden und somit unterschiedliche Gruppenverzögerungen erfahren. Nun ist dieses einfache Bild wirklich sehr simplifiziert, wie der Artikel über chirped mirrors erklärt, wo wir im Kern dieselben Verhältnisse haben, nur in einem ganz anderen Parameterbereich. Aber wir können dieses Bild trotzdem für eine grobe Schätzung verwenden:

• Innerhalb von 1 ns legt das Licht in einem optischen Glas mit einem Brechungsindex von 1,5 ungefähr 20 cm zurück.
• Für eine Zeitverzögerungsdifferenz von 100 ps benötigen wir daher eine Gitterlänge von mindestens 1 cm. (Beachten Sie den doppelten Durchgang.)
• Tatsächlich benötigen wir Zeitverzögerungen, die etwas über 100 ps hinausgehen, da wir glatte spektrale Verteilungen haben. Eine Länge in der Größenordnung von 2 bis 3 cm sollte geeignet sein.

Es erfordert jedoch eine ziemlich hohe Präzision der Herstellung, um solche Gitter herzustellen; andernfalls könnte man leicht eine kompliziertere Frequenzabhängigkeit der Gruppenverzögerung bekommen, was eine starke höhergradige Dispersion impliziert, die die Pulse verderben könnte. Für stärkeres Strecken würde das entsprechend noch herausfordernder werden.

Pulsstreckung mit einem Paar von Beugungsgittern

Eine klassische Methode basiert auf einem Paar von Beugungsgittern:

• Das erste Gitter dispergiert die optischen Frequenzkomponenten in verschiedene Winkel (Richtungen).
• Nach dem zweiten Gitter gehen alle Frequenzkomponenten in die gleiche Richtung, sind jedoch seitlich versetzt.
• Wenn das Licht zurück reflektiert wird, sind wieder alle Frequenzkomponenten zusammen, haben aber unterschiedliche Phasenverschiebungen und Gruppenverzögerungen erfahren.

Auf diese Weise kann man eine große Menge an anomaler Dispersion erzeugen – oder normale Dispersion, wenn man zusätzlich zwei Linsen zwischen den Gittern verwendet. Nichtlineare Effekte sind in unserem Parameterbereich sicherlich vernachlässigbar.

Auf jeden Fall verursachen solche Gitter-Pulsstrecker auch eine gewisse Menge an Dispersion höherer Ordnungen – abhängig von der detaillierten Konfiguration (betreffend die Zahl der Linien pro Millimeter, den Abstand zwischen den Gittern und die Einfallswinkel), sodass es Spielraum für Optimierungen gibt.

Das Verstärkerdesign

Nachdem wir die Optionen für die Pulsstreckung erkundet haben, entscheiden wir uns nun für die gesamte Verstärkerarchitektur. In dieser Fallstudie möchten wir uns auf die mit der aktiven Faser verbundenen Probleme konzentrieren. Daher nehmen wir jetzt einfach an, dass wir die Pulse irgendwie durch Anwendung von nur Dispersion zweiter Ordnung strecken könnten, ohne zusätzliche nichtlineare Effekte zu verursachen. Wir erhalten dann einige nichtlineare Phasenänderungen sowie eine Reduktion der spektralen Breite in der Verstärkerfaser und können überprüfen, wie weit die verstärkten Pulse noch komprimiert werden können. Weiterhin gehen wir davon aus, dass wir mit einer relativ großen Eingangspulsenergie von 50 nJ (nach Streckung auf 100 ps Dauer) beginnen können, sodass eine Verstärkung von 20 dB – leicht erreichbar mit einer einzigen Verstärkerstufe – ausreicht, um in den 5-μJ-Bereich zu gelangen, wo wir erwarten, dass nichtlineare Effekte wesentlich werden.

Verwendung einer Einmoden-Verstärkerfaser

Im Simulationsmodell legen wir die Parameter für eine generische Yb-dotierte Faser mit einer großen effektiven Modenfläche von 1000 µm² fest. (Alternativ könnten wir einen Parametersatz einer kommerziell erhältlichen Faser verwenden.) Wir nehmen eine Yb-Dotierungsdichte von 10²⁵ m⁻³ an, was zu einer effizienten Pumpabsorption innerhalb weniger Meter Faser führt (auch abhängig vom Grad der Yb-Anregung).

Der Einfachheit halber nehmen wir weiterhin an, dass die Faser anfangs im gepumpten Zustand ist, d. h. dass sie über eine ausreichend lange Zeit gepumpt wird, um den stationären Zustand zu erreichen, bevor der Eingangspuls kommt. (Später könnten wir den repetitiven Betrieb für eine gegebene Pulsrepetitionsrate untersuchen, aber die spezifischen Aspekte davon stehen hier nicht im Zentrum des Interesses.)

Wir stellen dann schnell fest, dass wir durch das Pumpen von 2 m dieser Faser mit 2 W (in Rückwärtsrichtung) bei 940 nm eine Ausgangsimpulsenergie von 5,1 µJ erreichen würden. Beachten Sie, dass 2 W Pumpleistung in eine Einmodenfaser ziemlich viel ist, obwohl nicht völlig unrealistisch. Es wäre wesentlich einfacher, hohe Pumpleistungen in eine Doppelkernfaser zu bekommen, aber dort haben wir weniger Pumpabsorption, benötigen also eine wesentlich längere Faserlänge, was wiederum die nichtlinearen Phasenverschiebungen erhöht. Daher halten wir vorerst an der Strategie mit Einmodenfaser fest und untersuchen die erhaltenen Pulse in Zeit- und Wellenlängenbereich:

Die Pulsdauer wurde deutlich von 100 ps auf 78,3 ps reduziert. Dies liegt daran, dass für den gechirpten Puls die zeitlichen Ausläufer den spektralen Ausläufern entsprechen, die aufgrund der begrenzten Verstärkungsbandbreite weniger Verstärkung erfahren. (Der hintere Ausläufer erhält auch aufgrund von Verstärkungssättigung etwas weniger Verstärkung.) Beachten Sie auch, dass der spektrale Peak von 1040 nm auf ca. 1030 nm verschoben wurde, wo die Verstärkung am höchsten ist. (Das wäre bei einer Doppelkernfaser anders, die typischerweise mit niedrigerer Yb-Anregung betrieben wird und deswegen ihr Verstärkungsmaximum bei längeren Wellenlängen hat.) Die Ausgangsspitzenleistung liegt bei 60,8 kW, was zu signifikanten, wenn auch nicht extremen nichtlinearen Phasenänderungen nahe dem Ausgangsende der Verstärkerfaser führt. Beachten Sie, dass wir diese im Diagramm nicht sehen können, da die großen Werte der spektralen Phase (in der Größenordnung eines Kiloradian) immer noch von der Pulsstreckung dominiert werden.

Wir versuchen dann die zeitliche Kompression mit numerisch optimierter Dispersion zweiter und dritter Ordnung:

Die Dauer des komprimierten Pulses von 149 fs – 49 % länger als die ursprüngliche Pulsdauer – wird durch zwei Probleme begrenzt:

• Spektrale Verengung (gain narrowing) im Verstärker hat die FWHM-Bandbreite auf 12.3 nm reduziert.
• Die Qualität der Kompression (die wir anhand der spektralen Phase erkennen) ist nicht perfekt. Offensichtlich haben die nichtlinearen Phasenverschiebungen in der Verstärker gewisse negative Nebeneffekte auf die Kompression. (Wenn man diese in der Simulation unterdrückt, ergibt die Kompression 119-fs-Pulse.)

Wir können deutlich bessere Ergebnisse erzielen, indem wir die Kompressor-Dispersion bis zur vierten Ordnung optimieren (was natürlich technisch schwieriger in der Praxis zu realisieren ist):

Die Dauer des komprimierten Pulses wurde auf 129 fs reduziert, aber das ist immer noch schlechter als ohne den nichtlinearen Effekt in der Verstärkerfaser, und das berücksichtigt auch nicht die Seitenpeaks des Pulses, die für eine Anwendung problematisch sein könnten.

Diese Ergebnisse bestätigen also die anfängliche Erwartung, dass die in der Verstärkerfaser verursachten nichtlinearen Phasenverschiebungen wirklich nicht mehr als einige Radian betragen sollten. Das mag überraschend erscheinen, wenn man bedenkt, dass die durch die Pulsstreckung eingesetzten dispersiven Phasenverschiebungen einige Tausend Radian betragen. Beachten Sie aber, dass die Pulsstreckung eine parabolische spektrale Phasenverschiebung bewirkt, diese spektrale Form für die nichtlinearen Phasenverschiebungen jedoch wesentlich anders ist.

Bevor wir weitermachen, überprüfen wir kurz, ob auch Raman-Streuung einen Einfluss haben könnte. Das wurde bisher in der Simulation ignoriert, kann aber einfach eingeschaltet werden. Die Ergebnisse sind jedoch ziemlich genau dieselben mit diesem Effekt; wir haben keine ausreichend starken nichtlinearen Phasenverschiebungen, um Raman-Streuung relevant zu machen.

Verwendung einer Doppelkern-Faser

Als Nächstes können wir ausprobieren, wie es mit einer Doppelkernfaser funktioniert. Wir nehmen jetzt also an, dass das Pumplicht in einem Bereich mit 125 µm Durchmesser verläuft, erhöhen die Faserlänge auf 10 m und die Pump-Leistung auf 3,3 W. (Bei einer solchen Faser wäre es leicht, auch viel mehr Pumpleistung zu verwenden, z. B. von einem Diodenbarren.) Man mag es überraschend finden, dass wir mit der Erhöhung der Faserlänge um weit weniger als das Verhältnis der Flächen von Pumpmantel zu Faserkern immer noch eine effiziente Pumpabsorption erreichen; das liegt daran, dass wir jetzt weniger Pump-Sättigung haben, verbunden mit einer niedrigeren anteiligen Yb-Anregungsdichte. Die nichtlinearen Effekte sind jedoch immer noch zu stark für diese Faserlänge: Obwohl wir die Pulse gut auf etwa 5 µJ und mehr verstärken können, wird die Kompression schwierig:

Beachten Sie, dass die Software es nicht etwa einfach versäumt hat, ausreichend Dispersion dritter Ordnung anzuwenden, wie die verbleibende spektrale Phase vermuten lassen könnte. Tatsächlich wurde die spektrale Phase über weite Strecken des Spektrums recht flach, weicht jedoch in den Ausläufern erheblich davon ab, insbesondere auf der langwelligen Seite. Es wird wesentlich besser, wenn wir die Dispersion bis zur sechsten Ordnung optimieren:

Das ist zwar grundsätzlich möglich, aber nicht so einfach in der Praxis umzusetzen.

Eine weitere Möglichkeit wäre, eine wesentlich kürzere Faser zu verwenden (z. B. mit 2 m Länge), wobei man akzeptiert, dass die Pumpabsorption recht unvollständig ist, und ineffizient wesentlich mehr Pumpleistung verwendet. Simulationen zeigen, dass wir jetzt mit 10,5 W Pumpleistung 5,12 µJ herausbekommen:

Für die Kompression wurde nur Dispersion bis zur dritten Ordnung verwendet. Im Vergleich zum vorherigen Fall mit 10 m Länge funktioniert die Kompression deutlich besser. So können wir in gewissem Maße die Komplexität der Pulskompression mit Verwendung einer höheren Pumpleistung reduzieren.

Zusätzliche Details

Verschiedene zusätzliche Details, die über den Rahmen dieser Fallstudie hinausgehen, könnten in der Praxis interessant sein. Einige Beispiele:

• Man könnte eine besonders flexible Art von Pulsstrecker verwenden, basierend auf Beugungsgittern und einem spatial light modulator. Es wäre dann interessant zu testen, ob wir wesentlich stärkere nichtlineare Phasenänderungen tolerieren könnten, indem wir die Eingangspulse geeignet vorverzerren.
• In einem Fall, in dem wir mit einer relativ niedrigen Pulsenergie beginnen wollen und entsprechend mehr Verstärkung benötigen, müsste man untersuchen, wie man ASE im Verstärkersystem ausreichend unterdrücken könnte. Zum Beispiel, wie schnell müsste ein optischer Schalter zwischen den Verstärkerstufen sein, und wie stark würden die Ausgangsimpulse von einem ASE-Hintergrund begleitet sein?
• Man könnte überprüfen, mit welcher Präzision die Pumpleistung konstant gehalten werden muss, um eine effektive Pulskompression zu erreichen, und welche Auswirkungen Fluktuationen der Eingangsimpulsenergie hätten.

Viele zusätzliche Details wie diese könnten wiederum gut mit numerischen Simulationen angegangen werden.

Schlussfolgerungen

Wir können aus dieser Untersuchung eine Reihe von Schlussfolgerungen ziehen:

• Es gibt verschiedene Methoden der Pulsstreckung, die spezifische Vor- und Nachteile haben. Die Verwendung einer langen passiven Faser ist beispielsweise eine einfache Option, funktioniert jedoch nur gut bei recht niedrigen Pulsenergien.
• Solche Probleme sind damit verknüpft, wie viel Eingangspulsenergie wir verwenden können, und wie viel Verstärkung wir dann benötigen. Einige Kompromisse ergeben sich daraus. Wir könnten uns beispielsweise für eine einfache Pulsquelle und Strecktechnik entscheiden, aber einen komplizierteren zweistufigen Faserverstärker verwenden. Alternativ könnten wir einen höherenergetischen Seed-Laser mit einer anderen Technik zur Pulsstreckung und einem einfachen einstufigen Verstärker kombinieren.
• Auch wenn wir eine aktive Faser mit erheblicher Modenfläche und angemessen lang gestreckten Pulsen verwenden, sind die nichtlinearen Effekte ziemlich einschränkend für die Leistung – noch mehr, wenn eine Doppelkernfaser verwendet werden soll, die länger sein muss (oder das Pumplicht nicht effizient absorbieren wird). Die nichtlinearen Phasenverschiebungen sollten auf einige Radian beschränkt sein, selbst wenn die Phasenänderungen, die mit der Pulsstreckung verbunden sind, weit stärker sind als diese.
• Mit verfeinerten Techniken der Pulskompression, die auch Dispersion höherer Ordnungen verwenden, können wir etwas stärkere nichtlineare Phasenverschiebungen akzeptieren, aber das ist in der Praxis schwieriger zu realisieren.
• Die Entwicklung eines solchen Verstärkersystems ohne numerische Simulationen – einfach mit Versuch und Irrtum – wäre höchst ineffizient, da eine Reihe wichtiger Fragen nicht vor der Bestellung der Komponenten geklärt werden könnten und auch nicht leicht anhand von Experimenten zu beantworten wären. Mit geeigneter Simulationssoftware, die ausreichend flexibel und einfach zu handhaben ist, werden ein gutes Verstärkerdesign und seine Grenzen viel schneller und kostengünstiger gefunden. Die Arbeit damit führt auch zu einem weit tieferen Verständnis und möglicherweise kreativeren technischen Lösungen.

Weitere Artikel

Enzyklopädie:

• chirped-pulse amplification