超连续光谱光源

超连续光谱光源

超连续谱光源在众多科学领域具有广泛而重要的应用，近年来一直是国际研究热点。此调研回顾了利用连续光激光器和脉冲光激光器抽运光子晶体光纤产生超连续谱广元的形成机制以及近几年来两种机制下高功率超连续谱光源所取得的进展，分析了在提高超连续谱光源输出平均功率过程中所需要克服的难题。报道了国防科学技术大学通过优化超连续谱光源的整体结构，攻克了低损熔接、光纤端面抗损伤、热处理以及非线性效应的有效控制等关键技术，成功研制出一种全光纤结构、输出平均功率为177.6w的超连续谱光源，光谱范围覆盖1064-2000nm，10db光谱带宽约740nm，光-光转换效率高达56%，功率水平为国际领先。

背景

窄带入射脉冲在介质中由于极度的非线性光谱展宽效应而产生的宽带连续谱被称为超连续谱(super continuum)，如图1.1所示。超连续谱的产生由Alfano和shapiro[1,2]在块状玻璃中发现并首次报道，他们发现当波长为530nm、脉冲能量为5mJ的皮秒脉冲在块状BK7玻璃中传播后，可以获得波长从400到700nm的覆盖整个可见光范围的白光光谱。之后超连续谱被广泛地研究，包括固体、有机和无机液体、气体以及各种类波导中产生超连续谱。

图1.1 超连续谱光源

90年代后期光子晶体光纤形式的新型光波导的产生吸引了科学界广泛的兴趣，引发了一场通过超连续谱的产生来获得超宽带高亮度光谱的革命[3-5]。1992年彻Russell等人首次提出PCF(Photonic Crystal Fiber ,PCF)的概念，1996年J.C.Knight等人成功拉制出世界上第一根PCF[6],之后对PCF的特性的研究迅速展开。图1.2是PCF的横截面示意图，灰色区域是二氧化硅，白色区域是空气孔(air holes)，黑色区域是聚合体涂覆层(polymer coating)，d是空气孔的直径，Λ是空气孔的间距。由图可看出PCF的包层由周期性排列的微米量级空气孔所组成。PCF所具有的高非线性、无截止单模传输、色散灵活可控、高双折射等特性对于产生高质量的超连续谱非常有利。其中,高非线性效应可以获得极大的光谱展宽，无截止单模特性可以保证超连续谱的单模输出，色散设计的灵敏性使得超连续谱可控，高双折射特性可以产生偏振超连续谱。PCF中超连续谱的产生由Ranka等人于2000年首次进行了报道[3]。之后，很快成为了光子晶体光纤领域的研究热点。

图1.2 PCF的横截面示意图

超连续谱产生在各种不同的领域如光谱学[7,8]、脉冲压缩和可调谐超快飞秒激光源的设计等有着广泛的应用。在电信领域，截取宽带超连续谱的一部分被认为是产生多波长光源的一种简单方法，这种光源用于密集波分复用技术[9-11]。特别是PCF中的超连续谱产生在交叉学科领域被广泛应用，如光学相干层析技术、光谱学以及光频计量学等。

超连续谱光源种类

超连续谱的产生是指窄带激光通过传输介质时，由于各种非线性效应的作用，输出光谱得到极大展宽的现象(光谱展宽可达数十至数千纳米)。光纤中的超连续谱产生是目前非线性光学领域的研究热点，而获得具有高平均输出功率和高光谱功率密度的超连续谱是其中一个重要的研究方向[12,13]。根据产生超连续谱的光纤种类的不同，目前报道的超连续谱光源大致可以分为以下三类：

1)基于普通无源光纤的连续谱光源[14,15]。其中，无源光纤包括普通的折射率导引光纤和常规的高非线性光纤等非增益光纤。这类超连续谱光源由抽运激光器和无源光纤(非线性介质)两部分构成。抽运激光经过无源光纤的传输后，由于非线性效应导致光谱被展宽，从而产生了超连续谱。基于这种方式的超连续谱光源，由于器材都比较常规，所以构建容易，系统成本低。并且，普通光纤的熔接技术比较成熟，便于实现全光纤化的超连续谱光源。但是，由于普通无源光纤的非线性系数相对较低，产生超连续谱需要使用较长的光纤；另外，由于普通光纤的色散特性调节困难，不易产生比抽运波长短的宽带超连续谱。

2)基于掺稀土元素光纤的超连续谱光源[16-18]。这类超连续谱光源通常就是一个非线性的光纤激光放大器，通过综合利用增益光纤中的激光增益特性和非线性效应，在能量从抽运光向激光转移的同时，实现激光光谱的极大展宽。基于这种方式的超连续谱光源，不仅结构简单，而且易于实现高功率输出[19]。但是由于增益光纤的色散特性调节困难，激光发射过程属于频率下转换以及掺杂粒子对抽运波长附近的光谱成分具有再吸收等因素，导致这类超连续谱光源基本不能产生比抽运波长短的宽带超连续谱；另外，基于大模场面积光纤的高功率非线性光纤激光放大器通常不能现实基横模运行。

3)基于光子晶体光纤的超连续谱光源[20-22]。这类超连续谱光源由抽运激光器和光子晶体光纤两部分组成。经过合理设计的光子晶体光纤，能够在拥有合适的色散特性的同时，还具有较高的非线性系数，非常适合用作产生宽带超连续谱的非线性介质。并且，基于这种方式产生的高功率超连续谱还可以在较宽的波段范围内实现单模运行。但是，如何将抽运激光高效

地耦合进入到光子晶体光纤是这种超连续谱光源在功率提升时所面临的巨大挑战。

目前，高功率超连续谱光源大部分是采用比较成熟的1µm波段掺镱光纤激光抽运光子晶体光纤来实现的[23−25]，并且，可见光波段的高功率超连续谱产生主要是基于光子晶体光纤来开展的[26−28]。因此，本文主要关注和讨论基于光子晶体光纤的高功率超连续谱光源。自从美国贝尔实验室Ranka等于1999年首次在光子晶体光纤中实现超连续谱的产生以来，超连续谱产生技术发展十分迅速，输出功率快速提升，但公开报道的基于光子晶体光纤的超连续谱光源的平均输出功率尚未突破100 W[29−35]。

国内外进展

根据非线性介质的不同超连续谱光源的发展可以分为三个阶段，分别为块状非线性介质、传统光纤与光子晶体光纤。

1960年激光器诞生之后，高强度的光源使得非线性光学诞生并成为一门快速发展的学科。整个60年代，各种非线性光学效应如倍频产生、参量放大以及三阶非线性效应都有相关的报道。1970年Alfano和Shapiro在其致力于首次发现非谐振的四光子耦合也就是四波混频的实验中获得了波长从400到700nm的覆盖整个可见光范围的白光光谱,这是当530nm、5mJ 皮秒脉冲在块状BK7玻璃中传播后得到的，这一光谱宽度是以往所报道结果的十倍以上。现在人们普遍认为块状介质中超连续谱的产生是由于时空聚焦和自陡效应造成的泵浦脉冲后沿的光冲击引起的，由此可以很明显地看出，块状介质中超连续谱的产生是一个高度复杂的过程，这一过程包含了空间和时间效应的错综复杂的祸合。

1976年Lin和Stolen使用纳秒染料激光器发出的峰值功率KW量级的可见光脉冲泵浦产生了一个在泵浦波长长波一侧频谱范围达200THZ的超连续谱[36]。观察到的频谱展宽归因于级联的受激拉曼散射和自相位调制。随后的实验使用10Ps一10ns范围的可见光脉冲泵浦获得了相似的结果。这些都是在泵浦波长位于正常群速度色散的情况下得到的结果。而当在反常群速度色散区泵浦时，频谱展宽由孤子相关的效应产生。光纤反常色散区孤子传输的可能性首次由Hasegawa和Tappert在1973年通过对非线性薛定愕方程进行理论分析时引入[37]，但是由于缺少波长大于 1.3μm的超短脉冲光源，因此实验观察一直延迟到1980年才由Mollenauer等的工作完成[38]。Islam等的实验结果说明孤子分裂引起了超连续谱的产生，实现了通信波长范围的宽带谱的产生[39,40]。不仅如此，其数值模拟还证实了超连续谱产生的过程分三个阶段：频谱展宽和时域压缩的初始阶段；分裂为一系列截然不同的基态孤子成分以及这些孤子的继续传输。

在光纤的折射率分布中引入微结构来改变传导特性的的可能性是上世纪70年代提出的，但是直到1996年由于Russell及其合作者的富有创造力的工作才使得这种光纤的制造在技术上变得普通。通过改变PCF的空气孔大小和周期排列而附加的自由度增加了对光纤波导特性设计的可能性，而这是在传统光纤中难以简单做到的。Mogilevtsev et al.[42]证实通过对光子晶体包层的合理设计,可以使PCF的零色散波长向小于硅的本征零色散波长1.3μm的方向偏移。Broderick et al.[41]指出减小这类光纤中传输模式的有效面积能够提高克尔非线性。Ranka et al.使用自锁模钛蓝宝石激光器发出的脉宽100fs、波长770nm的能量为纳焦量级的脉冲泵浦一段仅有75cm长、零色散波长在765一775nm之间的PCF，得到带宽550THz的超连续谱，波长覆盖从400nm到1500nm的一个倍频程。之后PCF中用于超连续谱的产生得到了广泛深入的研究，使得超连续谱产生重新焕发光彩。采用多种多样的实验方案进行了超连续谱的研究。从光纤角度来说，有的采用具有多个零色散波长的PCF[43-46],也有的采用级联光纤[47]。泵浦源的参数选择上，从飞秒、皮秒、纳秒到连续波泵浦[48]以及泵浦波长处于正常色散区与反常色散区以及采用多波长泵浦[49-52]的情况都有相关的文献报道。产