前沿进展 Kagome光纤超快非线性光学研究进展 2016-07-12收到 杨佩龙’滕浩2方少波2魏志义 DOl:10.7693/wl0170604 (1西安电子科技大学物理与光电工程学院西安710071 (2中国科学院物理研究所北京凝聚态物理国家实验室北京100190) Ultrafast nonlinear optics in Kagome fibers YANG Pei-Long" TENG Hao FANG Shao-Bo WEI Zhi-Yi (1 Institute of Physics and Optoelectronic Engineering Xidian University. Xi an 710071. China (2 Beijing National Laboratory for Condensed Matter Physics, Institute of Physics, Chinese Academy of Sciences, Beijing 100190, China) 摘要 Kagome光纤(简称K(是一种不依赖带隙导光的新型空芯微结构光纤, 其结构设计灵活、损伤阈值高、损耗低(高透区损耗可低至-40dBkm)、支持宽带传输 >500mm),并可通过纤芯改变所充气体及调节气压实现光纤色散、非线性效应的有效调 制,在强场物理、超快激光技术等领域硏究中优势突出。基于KGF在超快光学中的重要意 义,该文对近年来国际上关于KGF在非线性光学变频及超短脉冲压缩等领域的研究成果进 行介绍,并对关键性应用技术进行简要分析,最后对其发展前景进行展望 关键词 Kagome光纤,微结构光纤,脉冲压缩,色散调制,非线性光 Abstract Kagome fiber(KGF) is a new type of microstructure optical fiber, in which light guidance is not completely dependent on the photonic bandgap. This fiber displays som outstanding features such as flexible structure design, high damage threshold, low loss(as low as-40 dB/km at high transmission wavelengths), and wide transmitting bandwidth(500 nm). In particular, by adjusting the gas pressure in the fiber's hollow core, its nonlinearity and dispersion properties can be modulated easily for various important applications, including strong physics, ultrafast nonlinear optics, and ultrashort pulse compression technology. In this pape review the major experimental and theoretical progress achieved in recent years in KGF applications based on nonlinear optical frequency conversion and ultrashort pulse compression, then analyse the key technology behind their advanced applications. Finally, we assess the prospects for further applications of this novel fiber Keywords Kagome fiber, microstructure fiber, pulse compression, dispersion modulation, nonlinear optics *国家重点基础研究发展计划批准号:201CB922401)、国家自然科学基金(批准号:1147400,61575219)资助项目 62 物汊·46卷(2017年6期 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net
前沿进展 · 46卷 (2017 年) 6 期 2016－07－12收到 † email：yangpei_long@126.com DOI：10.7693/wl20170604 Kagome光纤超快非线性光学研究进展* 杨佩龙1，2，† 滕 浩2 方少波2 魏志义2 (1 西安电子科技大学 物理与光电工程学院 西安 710071) (2 中国科学院物理研究所 北京凝聚态物理国家实验室 北京 100190) Ultrafast nonlinear optics in Kagome fibers YANG Pei-Long1，2，† TENG Hao2 FANG Shao-Bo2 WEI Zhi-Yi 2 (1 Institute of Physics and Optoelectronic Engineering，Xidian University，Xi’an 710071，China) (2 Beijing National Laboratory for Condensed Matter Physics，Institute of Physics，Chinese Academy of Sciences，Beijing 100190，China) 摘 要 Kagome 光纤(简称 KGF)是一种不依赖带隙导光的新型空芯微结构光纤, 其结构设计灵活、损伤阈值高、损耗低(高透区损耗可低至~40 dB/km)、支持宽带传输 (>500 nm)，并可通过纤芯改变所充气体及调节气压实现光纤色散、非线性效应的有效调 制，在强场物理、超快激光技术等领域研究中优势突出。基于KGF在超快光学中的重要意 义，该文对近年来国际上关于KGF在非线性光学变频及超短脉冲压缩等领域的研究成果进 行介绍，并对关键性应用技术进行简要分析，最后对其发展前景进行展望。 关键词 Kagome 光纤，微结构光纤，脉冲压缩，色散调制，非线性光学 Abstract Kagome fiber (KGF) is a new type of microstructure optical fiber, in which light guidance is not completely dependent on the photonic bandgap. This fiber displays some outstanding features such as flexible structure design, high damage threshold, low loss (as low as ~40 dB/km at high transmission wavelengths), and wide transmitting bandwidth (>500 nm). In particular, by adjusting the gas pressure in the fiber's hollow core, its nonlinearity and dispersion properties can be modulated easily for various important applications, including strong field physics, ultrafast nonlinear optics, and ultrashort pulse compression technology. In this paper we review the major experimental and theoretical progress achieved in recent years in KGF applications based on nonlinear optical frequency conversion and ultrashort pulse compression, then analyse the key technology behind their advanced applications. Finally, we assess the prospects for further applications of this novel fiber. Keywords Kagome fiber, microstructure fiber, pulse compression, dispersion modulation, nonlinear optics * 国家重点基础研究发展计划(批准号：2013CB922401)、国家自然科学基金(批准号：11474002，61575219)资助项目 · 362 ·
引言 这虽一定程度上可行,但流体折射率低于任何固 体介质,传统实芯阶跃折射率光纤内全反射导光 1966年华裔科学家高锟首次提出波导纤维 理论已不再适用流体介质。实验发现山,石英管 引发人类历史上远距离通信的重大革命,并对诸对导模東缚能力很差,基模损耗超高,脉冲有效 如航空航天、激光技术、新材料、高能物理旳、作用距离短,色散难调控,孔径大小与损耗近似 远距离传感、生物医学等不同学科领域产生了成反比关系(低损耗情况下,毛细石英管模场面积 极其深远的影响。特别在非线性光学领域应用约30000ym2),以上缺点为其实际应用造成巨 中,光纤自身对光场的强限制能力使激光与材料大困难。 能够长距离作用,同时高非线性、低损耗、色散 1999年英国Bath大学 Russel等吗成功拉制出 易调制等优良特性,促进了多倍频程超连续(SC)世界上第一根石英基质带隙型光子晶体光纤 谱、高次谐波及超快激光等技术國的快速发(PBG-PCF),该光纤结构特征如图1(a所示:光 展,也为受激布里渊散射、受激拉曼散射、相位纤包层六角分布紧密排列空气孔形成光子带隙, 调制、四波混频、自变陡、调制不稳定性、色散纤芯是一圆形空气孔(可填充其他低折射率介 波产生、孤子自频移等诸多基础非线性光学理论质),打破完整晶体结构形成缺陷,该光纤正是利 的深入研究提供有力的实验支撑。 用包层横向二维光子带隙效应限制光波沿缺陷纤 近年来,为满足强场物理、工业加工門、光芯轴向传输。与毛细石英管相比,该光纤损耗低 频绝对计量等超快非线性领域的应用需求,光且色散可控,有限范围内光子带隙位置、宽度可 脉冲的极限化(包括更窄的脉冲宽度及更高的峰值通过调整光纤结构来优化设计,支持单模传输 功率)已成为超快激光领域发展的主要方向。实横向模面积大小可通过结构进行有效调节,设计 现超短脉冲压缩前提是要求种子脉冲光谱足够宽灵活度髙。但该光纤带隙较窄,能支持导模带宽 以支持脉冲宽度进一步窄化,而高峰值功率超短非常有限(如图I(b),低损带宽~l00ηm,带隙宽 脉冲激光产生主要受限于放大器的增益带宽和传度对结构(包括空气孔间距A、孔径及芯径)、基质 输介质,利用光纤中自相位调制效应实现种子脉材料折射率及传输波长依赖程度高(典型的数值关 冲光谱展宽是目前最常用的扩频手段之一。但该系为=2.54),严重制约了其在超快非线性光学领 非线性过程对光纤色散、非线性、传输带宽、损域的应用。 伤阈值等特性均有较高要求,传统实芯光纤和带 2002年F. Benabid等叫在PBG-PCF基础上提 隙型微结构空芯光纤往往很难满足应用需求。 出一种具有 Kagome晶格微结构包层光纤,其端 激光与非线性气体(包括N2,H2及He,Ne,面结构如图2(a)所示。光纤结构与 PBG-PCF类 Ar,Kr,Xe等稀有气体)作用能产生一系列在似,不同之处在该光纤包层空气六边形孔与三角 固体介质中不易观察到的非线 性现象且损伤阈值更高",传a) 统固体非线性光学因此被拓展 到气体、液体甚至等离子体 流体对环境敏感,不易操控, 特别是当激光与流体介质长距 离作用时,缺乏一个既能有效20w 限制激光场又能对流体介质具 有良好操控性的波导器件。科图1(典型PBPF端面结构图,纤芯直径1im,纤芯与孔间距(1之比为21:(b通 过有限元法计算得到该光纤在传输波长750-850m附近群速色散(B)与损耗(Loss)图谱 学家首先想到用毛细石英管, 物狸·46卷(2017年6期 363 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net
· 46卷 (2017 年) 6 期 图1 (a)典型PBG-PCF端面结构图，纤芯直径11 μm，纤芯与孔间距(Λ)之比为2:1；(b)通 过有限元法计算得到该光纤在传输波长750—850 nm附近群速色散(β2)与损耗(Loss)图谱 1 引言 1966年华裔科学家高锟首次提出波导纤维[1] ， 引发人类历史上远距离通信的重大革命，并对诸 如航空航天[2] 、激光技术[3] 、新材料[4] 、高能物理[5] 、 远距离传感[6] 、生物医学[7] 等不同学科领域产生了 极其深远的影响。特别在非线性光学领域应用 中，光纤自身对光场的强限制能力使激光与材料 能够长距离作用，同时高非线性、低损耗、色散 易调制等优良特性，促进了多倍频程超连续(SC) 谱[4] 、高次谐波[5] 及超快激光等技术[8] 的快速发 展，也为受激布里渊散射、受激拉曼散射、相位 调制、四波混频、自变陡、调制不稳定性、色散 波产生、孤子自频移等诸多基础非线性光学理论 的深入研究提供有力的实验支撑。 近年来，为满足强场物理[5] 、工业加工[9] 、光 频绝对计量[10] 等超快非线性领域的应用需求，光 脉冲的极限化(包括更窄的脉冲宽度及更高的峰值 功率)已成为超快激光领域发展的主要方向[11] 。实 现超短脉冲压缩前提是要求种子脉冲光谱足够宽 以支持脉冲宽度进一步窄化，而高峰值功率超短 脉冲激光产生主要受限于放大器的增益带宽和传 输介质，利用光纤中自相位调制效应实现种子脉 冲光谱展宽是目前最常用的扩频手段之一。但该 非线性过程对光纤色散、非线性、传输带宽、损 伤阈值等特性均有较高要求，传统实芯光纤和带 隙型微结构空芯光纤往往很难满足应用需求。 激光与非线性气体(包括 N2，H2及 He，Ne， Ar，Kr，Xe 等[12] 稀有气体)作用能产生一系列在 固体介质中不易观察到的非线 性现象且损伤阈值更高[8] ，传 统固体非线性光学因此被拓展 到气体、液体甚至等离子体。 流体对环境敏感，不易操控， 特别是当激光与流体介质长距 离作用时，缺乏一个既能有效 限制激光场又能对流体介质具 有良好操控性的波导器件。科 学家首先想到用毛细石英管[13] ， 这虽一定程度上可行，但流体折射率低于任何固 体介质，传统实芯阶跃折射率光纤内全反射导光 理论已不再适用流体介质。实验发现[12] ，石英管 对导模束缚能力很差，基模损耗超高，脉冲有效 作用距离短，色散难调控，孔径大小与损耗近似 成反比关系(低损耗情况下，毛细石英管模场面积 约 30000 μm2 [14] )，以上缺点为其实际应用造成巨 大困难。 1999年英国Bath大学Russell等[15] 成功拉制出 世界上第一根石英基质带隙型光子晶体光纤 (PBG-PCF)，该光纤结构特征如图1(a)所示[12] ：光 纤包层六角分布紧密排列空气孔形成光子带隙， 纤芯是一圆形空气孔(可填充其他低折射率介 质)，打破完整晶体结构形成缺陷，该光纤正是利 用包层横向二维光子带隙效应限制光波沿缺陷纤 芯轴向传输。与毛细石英管相比，该光纤损耗低 且色散可控，有限范围内光子带隙位置、宽度可 通过调整光纤结构来优化设计，支持单模传输， 横向模面积大小可通过结构进行有效调节，设计 灵活度高。但该光纤带隙较窄，能支持导模带宽 非常有限(如图1(b)，低损带宽~100 nm)，带隙宽 度对结构(包括空气孔间距Λ、孔径及芯径)、基质 材料折射率及传输波长依赖程度高(典型的数值关 系为Λ=2.5 λ)，严重制约了其在超快非线性光学领 域的应用。 2002 年 F. Benabid 等[14] 在 PBG-PCF 基础上提 出一种具有 Kagome 晶格微结构包层光纤，其端 面结构如图 2(a)所示。光纤结构与 PBG-PCF 类 似，不同之处在该光纤包层空气六边形孔与三角 · 363 ·
拉制过程中需精心优化相关拉 制参数,特别是要精准控制拉 制温度,减小外界因素引起的 最温度波动,同时确保光纤具有 较高的空气填充率(-80%)使毛 1000 细管堆叠形成的三角形空气孔 张开,该三角孔是影响该光纤 图2(a)扫描电镜下典型 Kagome结构光纤截面图,其纤芯直径30mm,孔间距=单模传输特性的决定性因素之 15μm,孔间固体网格厚度0.23μm;(b)该光纤在传输波长200-1000mm附近群速色散 KGF导光机制不同于 它主要依赖于特殊 形孔相间呈网状,纤芯孔呈六角结构,孔间隔板纤芯和包层结构来抑制纤芯模与包层模之间相互 厚度为百纳米量级,光纤诸多光学特性(如光纤损耦合,微观上类似法布里一珀罗腔谐振腔抗谐 耗)主要依赖于隔板厚度。如图2(b)所示,该光振反射原理,发生谐振的光场将穿过空气与石英 纤能支持传输带宽比 PBG-PCF更宽(>500myn,隔板变成包层模泄露掉,未发生谐振的光场将继 其高透区(600-100my平均传输损耗远小于续沿纤芯轴向传输。正是这种特殊导光机制,使 ldB/m,单层孔环情形下3-4μm传输损耗可低该光纤具有较宽的透过窗口及较低损耗。 至~0.3dBⅧm,较宽带宽范围内呈反常色散且色散 其谐振波长(高损谱位置)与结构之间简单关 值很低,自然状态下在波长-100m0处群速色散系可表示为 很低(B<15fs/cm),整个传输带宽范围内色散 斜率也很小。KGF的以上特性在脉冲自压缩技术其中m(m取正整数)是谐振级次,6是微结构包层 中已被得到充分应用,可使光谱展宽与色散补偿介电材料(通常为石英隔板厚度,n是该材料折射 过程仅通过一根具有弱反常色散并充有惰性气体率,表明光纤的损耗区位置主要取决于基质隔板 的KGF一次性完成,输出脉冲峰值功率可达吉瓦 厚度及光纤包层基质材料折射率;可通过(1)式较 (GW,1GW=10°W)量级。 准确地推断光纤的高损区对应频谱位置,为高透 通过回顾KGF的研究历程可知,KGF弥补了带宽及频谱设计提供指导。在此基础上,为进 几乎所有目前常见光纤在超快非线性光学应用方步降低光纤损耗,2011年 Vincenti l等即提出 面的不足,是光纤光学领域的一大重要突破,更种导光原理及色散特性与KGF类似但损耗更低 为高功率超短脉冲产生带来新的途径和希望。本的 Tube lattice Kagome光纤(TLF),如图3a)所 文将以KGF在超快光纤非线性光学领域应用为主示,该光纤与普通KGF结构上最大区别是,包 题,通过调研近几年国际上在该领域的重要研究层由一层层石英毛细管组成,孔间距406,去 成果,分别介绍了该光纤在光学变频、SC谱产掉几根中心管形成纤芯,纤芯呈圆内旋轮线状。 生、脉冲压缩等非线性领域的技术背景及重要其谐振波长依然满足(1)式关系,但是由图3(b)可 应用。 知,与传统KGF相比较,相似结构下TLF的损耗 2KGF制备及光学特性 2.2气体填充KGF色散及损耗特性 2.1KGF制备及导光机理 气体与强激光作用可产生诸多固体介质中难 目前,KGF制备均采用传统堆积法,光纤以实现的非线性效应。KGF横向尺寸在微米量 物汊·46卷(2017年6期 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net
前沿进展 · 46卷 (2017 年) 6 期 形孔相间呈网状，纤芯孔呈六角结构，孔间隔板 厚度为百纳米量级，光纤诸多光学特性(如光纤损 耗)主要依赖于隔板厚度[16] 。如图2(b)所示[12] ，该光 纤能支持传输带宽比PBG-PCF更宽(> 500 nm)[17] ， 其高透区(600—1000 nm)[18] 平均传输损耗远小于 1 dB/m，单层孔环情形下3—4 μm传输损耗可低 至~0.3 dB/m，较宽带宽范围内呈反常色散且色散 值很低，自然状态下在波长~1000 nm处群速色散 很低(|β2|<15 fs2 /cm)[12] ，整个传输带宽范围内色散 斜率也很小。KGF的以上特性在脉冲自压缩技术 中已被得到充分应用，可使光谱展宽与色散补偿 过程仅通过一根具有弱反常色散并充有惰性气体 的KGF一次性完成，输出脉冲峰值功率可达吉瓦 (GW，1 GW=109 W)量级。 通过回顾KGF的研究历程可知，KGF弥补了 几乎所有目前常见光纤在超快非线性光学应用方 面的不足，是光纤光学领域的一大重要突破，更 为高功率超短脉冲产生带来新的途径和希望。本 文将以KGF在超快光纤非线性光学领域应用为主 题，通过调研近几年国际上在该领域的重要研究 成果，分别介绍了该光纤在光学变频、SC 谱产 生、脉冲压缩等非线性领域的技术背景及重要 应用。 2 KGF制备及光学特性 2.1 KGF制备及导光机理 目前，KGF制备均采用传统堆积法[19] ，光纤 拉制过程中需精心优化相关拉 制参数，特别是要精准控制拉 制温度，减小外界因素引起的 温度波动，同时确保光纤具有 较高的空气填充率(~80%)使毛 细管堆叠形成的三角形空气孔 张开，该三角孔是影响该光纤 单模传输特性的决定性因素之 一 。 KGF 导 光 机 制 不 同 于 PBG-PCF，它主要依赖于特殊 纤芯和包层结构来抑制纤芯模与包层模之间相互 耦合[20] ，微观上类似法布里—珀罗腔谐振腔抗谐 振反射原理，发生谐振的光场将穿过空气与石英 隔板变成包层模泄露掉，未发生谐振的光场将继 续沿纤芯轴向传输。正是这种特殊导光机制，使 该光纤具有较宽的透过窗口及较低损耗。 其谐振波长(高损谱位置)与结构之间简单关 系可表示为[18] λC = 2 m δ n2 - 1 ， (1) 其中m(m取正整数)是谐振级次，δ是微结构包层 介电材料(通常为石英)隔板厚度，n是该材料折射 率，表明光纤的损耗区位置主要取决于基质隔板 厚度及光纤包层基质材料折射率；可通过(1)式较 准确地推断光纤的高损区对应频谱位置，为高透 带宽及频谱设计提供指导。在此基础上，为进一 步降低光纤损耗，2011 年 Vincetti L 等[21] 提出一 种导光原理及色散特性与 KGF 类似但损耗更低 的 Tube Lattice Kagome 光纤(TLF)，如图 3(a)所 示[21] ，该光纤与普通KGF结构上最大区别是，包 层由一层层石英毛细管组成，孔间距Λ=40δ，去 掉几根中心管形成纤芯，纤芯呈圆内旋轮线状。 其谐振波长依然满足(1)式关系，但是由图3(b)可 知，与传统KGF相比较，相似结构下TLF的损耗 更低。 2.2 气体填充KGF色散及损耗特性 气体与强激光作用可产生诸多固体介质中难 以实现的非线性效应。KGF 横向尺寸在微米量 图2 (a)扫描电镜下典型 Kagome 结构光纤截面图，其纤芯直径 30 μm，孔间距Λ= 15 μm，孔间固体网格厚度0.23 μm；(b)该光纤在传输波长200—1000 nm附近群速色散 (β2)与损耗(Loss)图谱 · 364 ·
级,损伤阈值高,既能对非 (b) 线性气体进行有效约束又可 ③圈③ .. oKFI 实现激光场强限制,还可通 过控制气压大小实现对气体 填充KGF的零色散波长(Zero 40.60.811.2141.61.82 Dispersion Wavelength, ZDw) 图3(a)不同结构KGF光纤KF1,KF2和TLF端面结构;(b)为图(a)中的三种光纤对应损 紫外到可见甚至近红外区域耗CL和有效折射率随归一化频率F变化关系 的有效调制;未填充非线性 气体KGF在整个传输带宽范围内呈弱负色散且色 散斜率较小,恰好能与稀有气体正色散相互补 20 bar 偿,同时高透区平均损耗低(<1dB/m),且实际应 用中通过调节包层隔板厚度可对高损区位置进行 0 bar 优化设计,为气体与高功率激光长距离(米至千米 量级)作用提供了良好的腔体结构 波长mm 气体填充下的KGF模式折射率可近似用以下 图4Ar气填充芯径30μm的KGF群速色散)随填充气体 公式来描述: 压变化关系,气压变化范围0-20bar,变化步长为2bar n(,P,)=(4,p,7)-≈ 表1不同气体在T=273.15K,气压p=1000mbar时 0(4) 测得的 Sellmeier方程拟合系数 2po T 2ka B2×10 Anm 式中k为真空中波矢,n3为所填充气体折射率(气 14926.44 41807.57 86.22 体折射率与气压P,温度T以及输入波长λ有关), Na 39209.95 p是大气压强,7=273.15K;lm是m阶一类贝塞 4977.77 88.09 尔函数第n个零点,当mF=1时所对应的HE 模,)是气体材料折射率n的 Sellmeier展开, 91544 20332.29 34458.31 其大小与所填充的气体性质有关,具体表达如 6102.88 56946.82 1002 Xe 10370161 3122861 23.69 B 6()=(1-(M 1-(2/) 纤芯直径30μmKGF充Ar气时色散随气压变化关 式中B,B,λ,λ分别为标准情况下所测得的不系进行详细研究,发现通过调节非线性气体气 同气体的拟合系数单位nm)如表1所示叫,a为压,可实现光纤ZDW较宽波长范围内(从紫外到 纤芯半径(这里将纤芯近似为圆形,文献[24通过红外)的有效调制;具体关系如图(4)所示,其 模拟与实验对比说明近似的合理性 ZDW随气压(0-20ba变化)在整个紫外、可见及 与毛细管相比,KGF突出优势是能支持宽带近红外区可调,有助于光孤子及其他非线性效应 宽光脉冲的低损耗传输。2011年 John c. Travers在深紫外区的产生。 等凹通过对毛细管损耗和KGF损耗随芯孔径大小 除Ar气之外,其他气体(以惰性气为主)如 关系进行对比分析,表明毛细石英管损耗随芯径He,Kr,Xe等也有以上类似性质,图(5)是通 增大逐渐减小,孔径30μm时,相同输入波长下过研究不同稀有气体填充,在KGF芯径由10m 毛细石英管损耗约为KGF的100倍。该团队还对增大到70m过程中,ZDW与所充气压之间的关 物狸·46卷(2017年6期 365 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net
· 46卷 (2017 年) 6 期 气体 空气 N2 He Ne Ar Kr Xe B1×108 14926.44 39209.95 4977.77 9154.48 20332.29 26102.88 103701.61 λ1/nm 4.40 33.86 5.34 25.63 14.36 1.42 3.57 B2×108 41807.57 18806.48 1856.94 4018.63 34458.31 56946.82 31228.61 λ2/nm 86.22 116.09 88.09 75.68 89.81 100.21 23.69 表1 不同气体在T0=273.15 K，气压p0=1000 mbar时 测得的Sellmeier方程拟合系数[23] 级，损伤阈值高，既能对非 线性气体进行有效约束又可 实现激光场强限制，还可通 过控制气压大小实现对气体 填充KGF的零色散波长(Zero Dispersion Wavelength，ZDW) 紫外到可见甚至近红外区域 的有效调制；未填充非线性 气体KGF在整个传输带宽范围内呈弱负色散且色 散斜率较小，恰好能与稀有气体正色散相互补 偿，同时高透区平均损耗低(<1 dB/m)，且实际应 用中通过调节包层隔板厚度可对高损区位置进行 优化设计，为气体与高功率激光长距离(米至千米 量级)作用提供了良好的腔体结构。 气体填充下的KGF模式折射率可近似用以下 公式来描述[22] ： nmn(λ，p，T ) = n2 g(λ，p，T ) - u2 mn k 2 a2 ≈ 1 + δ(λ) p 2p0 T0 T - u2 mn 2k 2 a2 ， (2) 式中k为真空中波矢，ng为所填充气体折射率(气 体折射率与气压p，温度T以及输入波长λ有关)， p0 是大气压强，T0=273.15 K；umn是m阶一类贝塞 尔函数第 n 个零点，当 m=n=1 时所对应的 HE11 模，δ(λ)是气体材料折射率 n2 g 的 Sellmeier 展开， 其大小与所填充的气体性质有关，具体表达如 下： δ(λ) = T0 T æ è ç ç ö ø ÷ ÷ B1 1 - (λ1/λ) 2 + B2 1 - (λ2 /λ) 2 ， (3) 式中B1，B2，λ1，λ2分别为标准情况下所测得的不 同气体的拟合系数(λ单位nm)如表 1 所示[23] ，a为 纤芯半径(这里将纤芯近似为圆形，文献[24]通过 模拟与实验对比说明近似的合理性)。 与毛细管相比，KGF突出优势是能支持宽带 宽光脉冲的低损耗传输。2011 年 John C. Travers 等[12] 通过对毛细管损耗和KGF损耗随芯孔径大小 关系进行对比分析，表明毛细石英管损耗随芯径 增大逐渐减小，孔径30 μm时，相同输入波长下 毛细石英管损耗约为KGF的100倍。该团队还对 纤芯直径30 μm KGF充Ar气时色散随气压变化关 系进行详细研究，发现通过调节非线性气体气 压，可实现光纤ZDW较宽波长范围内(从紫外到 红外)的有效调制；具体关系如图(4)所示，其 ZDW随气压(0—20 bar变化)在整个紫外、可见及 近红外区可调，有助于光孤子及其他非线性效应 在深紫外区的产生。 除 Ar 气之外，其他气体(以惰性气为主)如 He，Kr，Xe 等也有以上类似性质，图(5) [12] 是通 过研究不同稀有气体填充，在KGF芯径由10 μm 增大到70 μm过程中，ZDW与所充气压之间的关 图3 (a)不同结构KGF光纤KF1，KF2和TLF端面结构；(b)为图(a)中的三种光纤对应损 耗CL和有效折射率neff随归一化频率F变化关系 图4 Ar气填充芯径30 μm的KGF群速色散(β2)随填充气体 气压变化关系，气压变化范围0—20 bar，变化步长为2 bar · 365 ·
前沿进展 系。可知ZDW均随气压、孔径增加而发生明显(4)式基于单原子分子,故不考虑拉曼效应,其中 红移,但相比之下填充Xe,Kr,A等气体时,U(r,-)是归一化光场包络,a是光纤损耗系数 ZDW对光纤孔径变化更加敏感,此类非线性气体B,B1是群速色散及三阶色散系数,是归一化脉 以上特性都将为其超快非线性光学中的应用奠定宽,L为色散长度,LN为非线性长度,Ss为与中 基础 心角频率和初始脉宽有关的系数。如果定义中 角频率为ω,激光峰值功率为Po,初始脉宽τ, 2.3气体填充KGF非线性 (4)式中其他参数可分别表示如下 短脉冲在KGF中与气体介质相互作用产生非 L 线性效应,对单原子气体分子,脉冲在其中演化 过程理论上可通过非线性薛定谔方程进行较为准 B aB (k=2,3) 确的描述,具体表达式如下叼: L和LN可以为脉冲演化过程中非线性效应与色散 aU=_sgn()aU+ sgn (B)aU+ 效应所起的重要性提供长度参考。(5)式中的非线 性系数(,P,n)=o0n2( )/cAa,其中 JUP+is n2是材料非线性折射率,用来表征材料非线性强 OT 弱,表2~给出了近年来各小组实验所测得的填 充不同惰性气体的KGF非线性 折射率n2,其中7= 1000mbar,实验所用激光中 波长8 K3充气KGF在超快非线 (d) 性光学中的应用进展 近年来,随着阿秒激光 70m 的出现,使人们的视野从原 子分子层面逐渐深入到了对 物质内部电子动力学行为的 1060探测,为人类实现原子尺度 图5(a),(b),(c),(d分别为Xe气,Kr气,Ar气和He气填充不同的纤芯直径为10-10四内时间分辨提供可能;阿秒 的KGF时ZDW随气压的变化关系(其中纤芯直径变化步长为10ym) 激光的产生是以超短脉冲激 光驱动的高次谐波为基础 表2实验测得1bm气压下填充Ar,Ne,Xe,N及空气时KGF非线性折射率驱动激光的品质直接关系到 能否产生单个阿秒脉冲。 5.72.5 1.8±1.5 84.3±420 6.7±2.0 总体来讲,KGF在超快 非线性光学中主要有两方面 应用,一方面为强激光与非 0858 线性气体作用实现由近红外 11.15 136 至深紫外光学变频提供腔体 366 物汊·46卷(2017年6期 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net
前沿进展 · 46卷 (2017 年) 6 期 系。可知 ZDW 均随气压、孔径增加而发生明显 红移，但相比之下填充 Xe，Kr，Ar 等气体时， ZDW对光纤孔径变化更加敏感，此类非线性气体 以上特性都将为其超快非线性光学中的应用奠定 基础。 2.3 气体填充KGF非线性 短脉冲在KGF中与气体介质相互作用产生非 线性效应，对单原子气体分子，脉冲在其中演化 过程理论上可通过非线性薛定谔方程进行较为准 确的描述，具体表达式如下[25] ： ∂U ∂z = -i sgn( β2) 2LD ∂2 U ∂τ 2 + sgn( β3) 6LD ∂3 U ∂τ 3 + ie -αz LNL æ è ç ç ö ø ÷ ÷ U|U | 2 + is ∂(U|U | ) 2 ∂τ ， (4) (4)式基于单原子分子，故不考虑拉曼效应，其中 U (τ，z) 是归一化光场包络，α是光纤损耗系数， β2，β3是群速色散及三阶色散系数，τ是归一化脉 宽，LD为色散长度，LNL为非线性长度，s为与中 心角频率和初始脉宽有关的系数。如果定义中心 角频率为ω0，激光峰值功率为 P0，初始脉宽τ0， (4)式中其他参数可分别表示如下： LD = τ 2 0 | β | 2 ，L′D = τ 2 0 | β | 3 ，LNL = 1 γP0 ， βk = | | | | ∂k β ∂ωk ω0 (k = 2，3)，s = 1 ω0 τ0 (5) LD和LNL可以为脉冲演化过程中非线性效应与色散 效应所起的重要性提供长度参考。(5)式中的非线 性系数 γ(ω0，P，T ) = ω0 n2(ω0，P，T )/cAeff ，其中 n2 是材料非线性折射率，用来表征材料非线性强 弱，表 2[26] 给出了近年来各小组实验所测得的填 充不同惰性气体的KGF非线性 折射率n2，其中T=293 K，P= 1000 mbar，实验所用激光中 心波长800 nm。 3 充气KGF在超快非线 性光学中的应用进展 近年来，随着阿秒激光 的出现，使人们的视野从原 子分子层面逐渐深入到了对 物质内部电子动力学行为的 探测，为人类实现原子尺度 内时间分辨提供可能；阿秒 激光的产生是以超短脉冲激 光驱动的高次谐波为基础， 驱动激光的品质直接关系到 能否产生单个阿秒脉冲。 总体来讲，KGF 在超快 非线性光学中主要有两方面 应用，一方面为强激光与非 线性气体作用实现由近红外 至深紫外光学变频提供腔体 图5 (a)，(b)，(c)，(d)分别为Xe气，Kr气，Ar气和He气填充不同的纤芯直径为10—70 μm 的KGF时ZDW随气压的变化关系(其中纤芯直径变化步长为10 μm) n2 (×10－19cm2 /W) Ar 19.4±1.9 0.98 2.0 7.96 1.74 空气 5.7±2.5 5.57 2.4 － － Ne 1.8±1.5 － － 0.85 0.14 Xe 84.3±42.0 － － 54.8 11.15 N2 6.7±2.0 4.52 2.2 － 1.36 表2 实验测得1 bar气压下填充Ar，Ne，Xe，N2及空气时KGF非线性折射率n2 · 366 ·