《物理》期刊：Kagome光纤超快非线性光学研究进展（西安电子科技大学&中国科学院）

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 ·

结构;另一方面利用KGF高损伤阈值及色散灵活采用重频20Hz,脉宽6ns,中心波长532nm的 可调特性实现超短脉冲压缩,为高品质超短脉冲 Nd: YAG激光器泵浦长度1m,芯径~l5μm,~17bar 激光产生提供有力途径,为进一步阿秒激光的产H2填充的KGF产生了~683mm处 Stokes光及 生奠定坚实基础。 435.2mm处反 Stokes光,所用泵浦脉冲能量仅 近年来国际上诸多知名研究机构,如马普量45mJ,比先前实验低两个数量级且转换效率达 子光学研究所、阿贝光子学中心、巴斯大学等都30±3%,突破了先前实验各种瓶颈及高功率要 在KGF光学变频、SC谱展宽、充惰性气体KGF求,为KGF气体非线性光学发展开辟新途径。继 压缩超短脉冲研究中取得了丰硕成果,下面将对该报道之后的2007年, F Couny等又报道了用 他们代表性的工作进行简单介绍。 中心波长1064mm,峰值功率10kW,脉宽12m 的Nd:YAG激光泵浦H填充KGF,实现了高达45 3.1充气KGF光学变频关键技术 阶 Stokes及反 Stokes的拉曼散射谱,展宽范围覆 盖325-2300nm,接近3个倍频程的光谱展宽 由于缺乏对激光与非线性气体都有良好限制 作用的波导结构,人们早期对气体拉曼等非线性 转换效率高达53%。2010年 M. Katsuragawa等 首次用超低峰值功率(0.2kW)双单频钛宝石激光 效应研究都是采用法布里一珀罗干涉腔P使泵浦 (分别为783.9331mm和8063333nm)泵浦,通过 光在充满非线性气体的腔内部来回振荡,实现激 绝热拉曼激发1.5m长KGF中的仲氢,观察到16 光对气体分子的有效激发。但由于气体属于低密 阶拉曼边带,覆盖660-1010m波长范围,比传 度非线性介质,这种激发方式需要脉冲功率极高 统方法功率降低约3个数量级;同年, Y.Y. Wang 且激发效率低,实验中往往只能观察到低阶正常 等凹首次报道基于半导体泵浦氢气填充KGF和 Stokes光;反 Stokes光对功率密度要求更高,所 以几乎观察不到。随着毛细石英管、 PBG-PCF及 PBG-PCF,实现多线输出拉曼光纤激光器,范围 Kagome结构光纤不断提出和发展,为有效状态涵盖近红外、可见及紫外,谱线宽度窄,对应 谱功率密度比SC谱高若干数量级,在生物医学 可控气体非线性研究提供更多可靠途径。如今, 大量理论和实验均表明,在激光与气体非线性作 及探测领域有极其重要的应用价值。2012年A 用的应用中,KGF无论在支持传输带宽还是其 Abdolvand等通过两级光纤级联系统(第 他光学特性方面优势突出。目前,通过受激拉曼级窄带H填充 PBG-PCF产生一阶Skes种子光 效应实现光学变频技术大致分为两类:常见一类 1135mm,第二级采用H填充KGF实现频谱展 是通过单频高功率激光直接激发非线性气体,宽)实现宽带(850-1600m),锁模纯转动拉曼散 另一类被称为绝热拉曼方法凹,该方法要求用射效应的光学频率梳。2013年 Ka Fai Mak等四通 对不同中心波长的激光同时泵浦非线性气过改变KGF中填充气体性质(Xe,Kr,Ar,Ne等气 体,两激光的频率差与该气体拉曼响应频率对体)及气压大小来控制色散波位置,实现了色散波 应,且待激发气体状态要满足特定条件,同样中心波长176-50m的可调谐输出。2014年, 转换效率下所要求激光峰值功率比传统方法高Bno等报道通过波长1030m,重频1MHz 约三个数量级。 脉宽27ps,平均功率33W,峰值功率1.3MW掺 镱光纤激光器泵浦长度3m的H2填充KGF,分别 32充气KGF光学变频技术研究进展 产生波长1.8μm和2μm,峰值功率均达万瓦量级 的中红外脉冲,并且均可实现单模传输,在生物 KGF在光学变频技术应用中,较多报道是通医学及军事红外对抗领域应用潜力巨大。2015年 过激光直接激发H2分子产生受激拉曼散射效应实 Benoit等國通过脉宽27ps,平均功率227W光纤 现的。2002年Ruse课题组 F Benabid等叫率先激光器泵浦H填充KGF,产生了扩展至5个倍频 物狸·46卷(2017年6期 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net

· 46卷 (2017 年) 6 期 结构；另一方面利用KGF高损伤阈值及色散灵活 可调特性实现超短脉冲压缩，为高品质超短脉冲 激光产生提供有力途径，为进一步阿秒激光的产 生奠定坚实基础。 近年来国际上诸多知名研究机构，如马普量 子光学研究所、阿贝光子学中心、巴斯大学等都 在 KGF 光学变频、SC 谱展宽、充惰性气体 KGF 压缩超短脉冲研究中取得了丰硕成果，下面将对 他们代表性的工作进行简单介绍。 3.1 充气KGF光学变频关键技术 由于缺乏对激光与非线性气体都有良好限制 作用的波导结构，人们早期对气体拉曼等非线性 效应研究都是采用法布里—珀罗干涉腔[27] 使泵浦 光在充满非线性气体的腔内部来回振荡，实现激 光对气体分子的有效激发。但由于气体属于低密 度非线性介质，这种激发方式需要脉冲功率极高 且激发效率低，实验中往往只能观察到低阶正常 Stokes 光；反 Stokes 光对功率密度要求更高，所 以几乎观察不到。随着毛细石英管、PBG-PCF及 Kagome 结构光纤不断提出和发展，为有效状态 可控气体非线性研究提供更多可靠途径。如今， 大量理论和实验均表明，在激光与气体非线性作 用的应用中，KGF 无论在支持传输带宽还是其 他光学特性方面优势突出。目前，通过受激拉曼 效应实现光学变频技术大致分为两类：常见一类 是通过单频高功率激光直接激发非线性气体[28] ； 另一类被称为绝热拉曼方法[29] ，该方法要求用 一对不同中心波长的激光同时泵浦非线性气 体，两激光的频率差与该气体拉曼响应频率对 应，且待激发气体状态要满足特定条件，同样 转换效率下所要求激光峰值功率比传统方法高 约三个数量级[30] 。 3.2 充气KGF光学变频技术研究进展 KGF在光学变频技术应用中，较多报道是通 过激光直接激发H2分子产生受激拉曼散射效应实 现的。2002 年 Russell 课题组 F. Benabid 等[14] 率先 采用重频 20 Hz，脉宽 6 ns，中心波长 532 nm 的 Nd:YAG激光器泵浦长度1 m，芯径~15 μm，~17 bar H2 填 充 的 KGF 产 生 了 ~683 nm 处 Stokes 光 及 435.2 nm 处反 Stokes 光，所用泵浦脉冲能量仅 4.5 mJ，比先前实验低两个数量级且转换效率达 30±3%，突破了先前实验各种瓶颈及高功率要 求，为KGF气体非线性光学发展开辟新途径。继 该报道之后的2007年，F. Couny等[30] 又报道了用 中心波长1064 nm，峰值功率10 kW，脉宽12 nm 的Nd:YAG激光泵浦H2填充KGF，实现了高达45 阶Stokes及反Stokes的拉曼散射谱，展宽范围覆 盖 325—2300 nm，接近 3 个倍频程的光谱展宽， 转换效率高达 53%。2010 年 M. Katsuragawa 等[29] 首次用超低峰值功率(0.2 kW)双单频钛宝石激光 (分别为 783.9331 nm 和 806.3333 nm)泵浦，通过 绝热拉曼激发1.5 m长KGF中的仲氢，观察到16 阶拉曼边带，覆盖660—1010 nm波长范围，比传 统方法功率降低约3个数量级；同年，Y. Y. Wang 等[31] 首次报道基于半导体泵浦氢气填充 KGF 和 PBG-PCF，实现多线输出拉曼光纤激光器，范围 涵盖近红外、可见及紫外，谱线宽度窄，对应 谱功率密度比 SC 谱高若干数量级，在生物医学 及探测领域有极其重要的应用价值。2012 年 A. Abdolvand 等 [32] 通 过 两 级 光 纤 级 联 系 统 ( 第 一 级 窄 带 H2填充 PBG-PCF 产生一阶 Stokes 种子光 ~1135 nm，第二级采用 H2填充 KGF 实现频谱展 宽)实现宽带(850—1600 nm)，锁模纯转动拉曼散 射效应的光学频率梳。2013年Ka Fai Mak等[33] 通 过改变KGF中填充气体性质(Xe，Kr，Ar，Ne等气 体)及气压大小来控制色散波位置，实现了色散波 中心波长 176—550 nm 的可调谐输出。2014 年， A. Benoît等[34] 报道通过波长1030 nm，重频1 MHz， 脉宽27 ps，平均功率33 W，峰值功率1.3 MW掺 镱光纤激光器泵浦长度3 m的H2填充KGF，分别 产生波长1.8 μm和2 μm，峰值功率均达万瓦量级 的中红外脉冲，并且均可实现单模传输，在生物 医学及军事红外对抗领域应用潜力巨大。2015年 Benoît等[28] 通过脉宽27 ps，平均功率22.7 W光纤 激光器泵浦H2填充KGF，产生了扩展至5个倍频 · 367 ·

前沿进展 (a)-20 0.75波长/mo.5 率)后,通过薄透镜(也可用物镜) 6倍频程 耦合到气室中的KGF中(左右气室 入射和出射端均装有增透窗及气 压表等监测仪表)激发光纤中非线 性气体,出射光中频率成分比较丰 富(包括转动和振动所对应低阶和 (b) 高阶 Stokes光及反 Stokes光成分) (c 需要分光后滤波来对不同频段的光 用探测器(或光谱分析仪)进行探测 -40 分析。 由于拉曼效应产生与气体分子 自身运动形式紧密相关,可分为振 人 动拉曼和转动拉曼两种类型。该两 600 频率THz 种作用机制、功率阈值和周期(分别 图6(a)线偏振激光泵浦下的拉曼光谱:(b)对应的衍射图;(c)图和d图与(a)和为57fs和8fs)均不同,导致所产生 (b图的关系类似,是圆偏振激光泵浦得到的拉曼光谱和衍射图,其中泵浦激光用的 的拉曼谱线包含振动拉曼谱和转动 红线表示,振动拉曼谱用蓝线表示,转动拉曼谱线用黑线表示,三条虚线是光谱 仪测量范围之外可能的拉曼光谱 拉曼谱两种成分。两种不同拉曼 效应的产生对泵浦激光的偏振 态、强度及脉宽的依赖关系也有 45反射镜所区别。实验表明以线偏振光所 激光器 激发的光谱中几乎只能观察到振动 偏振分東器 光子晶体光纤 拉曼谱线,而圆偏振光所激发的光 带通滤波器分束片 谱成分中同时包含转动拉曼和振动 拉曼光谱成分。同样的泵浦条件 带通滤波器 带通滤波器 45反射镜 →泵浦源 下转换( Stokes)效应比上转换 →2阶 Stokes光 (Ati- Stokes)阈值略低,且下转换效 率较高,对应谱强度随阶数升高 图7典型拉曼光学变频实验原理图 呈递减趋势,同阶下转换拉曼谱 的拉曼光频梳,覆盖光谱范围从紫外~321nm至强度也比上转换高 远红外-12.5μm,虽光谱强度有差别,但平均功 率高达~10W,是目前国际上首次报道由紫外34充气KGF多倍频程超连续(SC)谱展宽及脉 展宽至远红外的频梳状拉曼光谱,结果如图6冲压缩技术研究进展 所 KGF在脉冲压缩领域主要有两大用途:一方 3.3充气KGF光学变频实验装置 面通过KGF的非线性(主要是自相位调制效应)与 色散效应共同作用实现脉冲频谱展宽,另一方面 传统单频脉冲激发方法基本实验原理如图7利用该光纤支持宽带宽和反常色散特性来实现脉 所示:泵浦激光经过一半波片、偏振分光棱镜冲宽度的有效压缩。因此,在此基础上就发展成 (PBS)及四分之一波片(控制入射光偏振态及功两种脉冲压缩机制,即脉冲自压缩技术和脉冲后 368 物汊·46卷(2017年6期 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net

前沿进展 · 46卷 (2017 年) 6 期 的拉曼光频梳，覆盖光谱范围从紫外~321 nm至 远红外~12.5 μm，虽光谱强度有差别，但平均功 率高达~10 W，是目前国际上首次报道由紫外 展宽至远红外的频梳状拉曼光谱，结果如图 6 所示。 3.3 充气KGF光学变频实验装置 传统单频脉冲激发方法基本实验原理如图 7 所示[35] ：泵浦激光经过一半波片、偏振分光棱镜 (PBS)及四分之一波片(控制入射光偏振态及功 率)后，通过薄透镜(也可用物镜) 耦合到气室中的 KGF 中(左右气室 入射和出射端均装有增透窗及气 压表等监测仪表)激发光纤中非线 性气体，出射光中频率成分比较丰 富(包括转动和振动所对应低阶和 高阶 Stokes 光及反 Stokes 光成分)， 需要分光后滤波来对不同频段的光 用探测器(或光谱分析仪)进行探测 分析。 由于拉曼效应产生与气体分子 自身运动形式紧密相关，可分为振 动拉曼和转动拉曼两种类型。该两 种作用机制、功率阈值和周期(分别 为57 fs和8 fs)均不同，导致所产生 的拉曼谱线包含振动拉曼谱和转动 拉曼谱两种成分。两种不同拉曼 效 应 的 产 生 对 泵 浦 激 光 的 偏 振 态、强度及脉宽的依赖关系也有 所区别。实验表明[28，30] 线偏振光所 激发的光谱中几乎只能观察到振动 拉曼谱线，而圆偏振光所激发的光 谱成分中同时包含转动拉曼和振动 拉曼光谱成分。同样的泵浦条件， 下 转 换 (Stokes) 效 应 比 上 转 换 (Ati-Stokes)阈值略低，且下转换效 率较高，对应谱强度随阶数升高 呈递减趋势，同阶下转换拉曼谱 强度也比上转换高。 3.4 充气KGF多倍频程超连续(SC)谱展宽及脉 冲压缩技术研究进展 KGF在脉冲压缩领域主要有两大用途：一方 面通过KGF的非线性(主要是自相位调制效应)与 色散效应共同作用实现脉冲频谱展宽，另一方面 利用该光纤支持宽带宽和反常色散特性来实现脉 冲宽度的有效压缩。因此，在此基础上就发展成 两种脉冲压缩机制，即脉冲自压缩技术和脉冲后 图6 (a)线偏振激光泵浦下的拉曼光谱；(b)对应的衍射图；(c)图和(d)图与(a)和 (b)图的关系类似，是圆偏振激光泵浦得到的拉曼光谱和衍射图，其中泵浦激光用 红线表示，振动拉曼谱用蓝线表示，转动拉曼谱线用黑线表示，三条虚线是光谱 仪测量范围之外可能的拉曼光谱 图7 典型拉曼光学变频实验原理图 · 368 ·

压缩技术。 获得突破。他们将掺铥光纤激光器输出的中心波 2011年,O.H.Heck等-首次将薄片激光器长1950nm,脉冲宽度400fs,重复频率100KHz 产生的中心波长1030mm,脉冲宽度lps,重复频单脉冲能量34山,平均功率34W,经长度175cm, 率106MHz,平均功率高达143W的种子脉冲,压强1 I bar Xe气填充的KGF,实现180nm光谱 注入芯径25μm,长度30.5cm,填充8 bar Xe气展宽的同时脉冲宽度被压缩至~70fs,峰值功率 的KGF实现脉冲压缩,压缩后脉冲宽度250,高达200MW,并首次在中红外波长2pm附近实现 平均功率72W,通过进一步优化光纤参数可使平均功率瓦量级,峰值功率百兆瓦量级超短脉冲 脉冲宽度压至50fs。2012年,YY.Wang等设输出;随后,S. Hedrich等将中心波长1030nm 计并成功制备一种大芯径(66-79pm),纤芯呈内脉冲宽度250fs,单脉冲能量9山,重复频率 旋轮线结构,能在1100-1750mm范围实现超低10.7MHz的脉冲,注入长度为1m并用Kr气填充 损(40±5dB/km,当时报道最低)的KGF;通过纤KGF中,脉冲宽度被压至31fs,对应单脉冲能量 芯填充He气,基于其弱色散特性,成功实现波长高达7山;进一步用该脉冲去轰击Xe气靶材,所 1550m,脉宽850s,单脉冲能量74,重复频产生的最高次谐波延伸至极紫外区(41mm),为 率40KHz飞秒激光信号低失真传输;更有趣的进一步极紫外区光学度量提供实验基础。 是,该光纤在标准大气压空气填充下,可将单脉冲 能量高达105山脉冲从850f压缩至300fs。20133.5充气 KGF SC谱展宽及脉冲压缩关键技术 年 F. Maury等國用一根2.8m长,以Xe气填充, 纤芯呈内旋轮线结构,直径~50m的KGF和 高强度脉冲与介质相互作用产生诸多非线性 色散补偿光栅,将一 SESAM锁模 Yb YAG薄片激效应,例如:自相位调制(SPM)、交叉相位调制 光器产生的中心波长1030nm,脉宽860f,重复XPM),四波混频(FWM和受激拉曼散射(SRS 频率39MHz,平均功率8W,单脉冲能量19山J脉等效应,这些效应与光纤色散共同作用产生大量 冲压缩至~50fs,压缩后脉冲峰值功率~l0MW。新生频率,使脉冲频谱得到极大展宽。脉冲与气 2014年, F. Maury等咧再次将 SESAM锁模薄片体介质相互作用可产生某些固体介质中很难观察 激光器产生的平均功率高达127W,重频7MH,到的非线性效应,这些效应将脉冲光谱拓展到 脉宽740fs的超高功率脉冲,经长度66cm,13bar紫外甚至更短波长区,可为其他应用研究提供 Ar气填充的KGF和啁啾镜组成的纤镜压缩系统,基础,也可为诸多基础非线性理论研究提供实 将脉冲压至峰值>100MW,脉宽~886s的超高功验支撑。 率超短脉冲,充分证实了KGF在高功率超短脉冲 典型充气 KGF SC谱产生实验装置如图8 压缩领域的突出优势。随后,方少波等在2014(a,(b)所示。图8(a)从左往右依次为重频100Hz, 年CLEO会议报道,将钛宝石激光器产生的载波脉宽30,中心波长805mm的Ti: sapphire激光器 包络相位稳定的中心波长为790mm,重复频率做泵源,所产生的种子脉冲经一对啁啾镜补偿色 3kHz,脉冲宽度30fs,单脉冲能量5.5mJ的脉散后通过一消色差双合透镜耦合到气室(透过率约 冲通过纤镜压缩系统,实现了低至0.9fs的脉冲80%),用于产生SC谱的15cm长充H的KGF连 压缩。2015年 F Guichard等报道,将中心波长接在两个气室之间,窗口为厚度1mm的MgF2薄 1030nm,脉宽330fs,单脉冲能量50山,重频片(其122mm处透过率约81%);图8b)为输出光 50KHz,平均功率25W超短脉冲注入长度1.2m探测系统,限于探测器带宽,输出光探测需采用 空气填充纤芯呈内旋轮线状KGF中,经压缩后获两套不同的探测系统,其中图8(b)上方设备用来 得脉宽34fs,单脉冲50μ的脉冲输出。同年M.探测真空紫外光,光输出到一近似抽真空的球形 Gebhardt等也在中红外KGF超短脉冲压缩领域腔体中后,经一凹面光栅反射到装有闪烁晶体的 物狸·46卷(2017年6期 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net

· 46卷 (2017 年) 6 期 压缩技术。 2011年，O. H. Heckl等[36] 首次将薄片激光器 产生的中心波长1030 nm，脉冲宽度1 ps，重复频 率10.6 MHz，平均功率高达14.3 W的种子脉冲， 注入芯径 25 μm，长度 30.5 cm，填充 8 bar Xe 气 的 KGF 实现脉冲压缩，压缩后脉冲宽度 250 fs， 平均功率 7.2 W，通过进一步优化光纤参数可使 脉冲宽度压至 50 fs。2012 年，Y. Y. Wang 等[37] 设 计并成功制备一种大芯径(66—79 μm)，纤芯呈内 旋轮线结构，能在 1100—1750 nm 范围实现超低 损(40±5 dB/km，当时报道最低)的 KGF；通过纤 芯填充He气，基于其弱色散特性，成功实现波长 1550 nm，脉宽850 fs，单脉冲能量74 μJ，重复频 率 40 KHz 飞秒激光信号低失真传输；更有趣的 是，该光纤在标准大气压空气填充下，可将单脉冲 能量高达105 μJ脉冲从850 fs压缩至300 fs。2013 年 F. Emaury 等[38] 用一根 2.8 m 长，以 Xe 气填充， 纤芯呈内旋轮线结构，直径~50 μm 的 KGF 和一 色散补偿光栅，将一SESAM锁模Yb:YAG薄片激 光器产生的中心波长1030 nm，脉宽860 fs，重复 频率3.9 MHz，平均功率8 W，单脉冲能量1.9 μJ脉 冲压缩至~50 fs，压缩后脉冲峰值功率~10 MW。 2014年，F. Emaury等[39] 再次将SESAM 锁模薄片 激光器产生的平均功率高达127 W，重频7 MHz， 脉宽740 fs的超高功率脉冲，经长度66 cm，13 bar Ar气填充的KGF和啁啾镜组成的纤镜压缩系统， 将脉冲压至峰值>100 MW，脉宽~88 fs的超高功 率超短脉冲，充分证实了KGF在高功率超短脉冲 压缩领域的突出优势。随后，方少波等[40] 在2014 年CLEO会议报道，将钛宝石激光器产生的载波 包络相位稳定的中心波长为 790 nm，重复频率 3 kHz，脉冲宽度 30 fs，单脉冲能量 5.5 mJ 的脉 冲通过纤镜压缩系统，实现了低至 0.9 fs 的脉冲 压缩。2015年F. Guichard 等[41] 报道，将中心波长 1030 nm，脉宽 330 fs，单脉冲能量 50 μJ，重频 50 KHz，平均功率2.5 W超短脉冲注入长度1.2 m 空气填充纤芯呈内旋轮线状KGF中，经压缩后获 得脉宽34 fs，单脉冲50 μJ的脉冲输出。同年M. Gebhardt [42] 等也在中红外KGF超短脉冲压缩领域 获得突破。他们将掺铥光纤激光器输出的中心波 长1950 nm，脉冲宽度400 fs，重复频率100 KHz， 单脉冲能量34 μJ，平均功率3.4 W，经长度17.5 cm， 压强 11 bar Xe 气填充的 KGF，实现 180 nm 光谱 展宽的同时脉冲宽度被压缩至~70 fs，峰值功率 高达200 MW，并首次在中红外波长2 μm附近实现 平均功率瓦量级，峰值功率百兆瓦量级超短脉冲 输出；随后，S. Hadrich等[43] 将中心波长1030 nm， 脉冲宽度 250 fs，单脉冲能量 9 μJ，重复频率 10.7 MHz的脉冲，注入长度为1 m并用Kr气填充 KGF中，脉冲宽度被压至31 fs，对应单脉冲能量 高达7 μJ；进一步用该脉冲去轰击Xe气靶材，所 产生的最高次谐波延伸至极紫外区(~41 nm)，为 进一步极紫外区光学度量提供实验基础。 3.5 充气KGF SC谱展宽及脉冲压缩关键技术 高强度脉冲与介质相互作用产生诸多非线性 效应，例如：自相位调制(SPM)、交叉相位调制 (XPM))，四波混频(FWM)和受激拉曼散射(SRS) 等效应，这些效应与光纤色散共同作用产生大量 新生频率，使脉冲频谱得到极大展宽。脉冲与气 体介质相互作用可产生某些固体介质中很难观察 到的非线性效应，这些效应将脉冲光谱拓展到 紫外甚至更短波长区，可为其他应用研究提供 基础，也可为诸多基础非线性理论研究提供实 验支撑。 典型充气 KGF SC 谱产生实验装置[44] 如图 8 (a)，(b)所示。图8(a)从左往右依次为重频100 Hz， 脉宽30 fs，中心波长805 nm的Ti: sapphire激光器 做泵源，所产生的种子脉冲经一对啁啾镜补偿色 散后通过一消色差双合透镜耦合到气室(透过率约 80%)，用于产生 SC 谱的 15 cm长充 H2的 KGF 连 接在两个气室之间，窗口为厚度1 mm的MgF2薄 片(其 122 nm 处透过率约 81%)；图 8(b)为输出光 探测系统，限于探测器带宽，输出光探测需采用 两套不同的探测系统，其中图8(b)上方设备用来 探测真空紫外光，光输出到一近似抽真空的球形 腔体中后，经一凹面光栅反射到装有闪烁晶体的 · 369 ·

前沿进展 极紫外诊断 钛宝石激光器 62041331024520 805nm 气体入口闪烁晶 mbar 深紫外光谱仪一5 窗玻璃 Kagom光纤 极紫外光谱仪 深紫外/紫外一近红外检测 色散波 200400600800100 1900800700600500400300200100 波长mm 图8激光泵浦H填充KGF产生真空紫外至近红外SC谱实验装置(a),(b)分别为SC谱产生及探测装置;(c)SEM扫描到的光纤端 面;(d)对应实验测得的光纤损耗图谱;(e)光纤所充气压与色散关系图;(f激光泵浦KGF所得到的光子能谱密度(频率变量)与光子 能量关系图;(g)光子能谱图(波长变量) 探测管,最终输出到光电倍增管里;图8(b)下方大小来进行调节,在合适的色散机制下,光纤中 为紫外及红外光探测设备,输出光经一抛物面和非线性气体与强激光场相互作用产生非线性效 楔形反射镜(多次反射衰减),最终经光纤输出到应,最后耦合输出到探测系统。由图8展宽光谱 光谱仪器中;图8(c)为扫描电镜得到的KGF端分布可以看出,气体填充KGF在短波长SC谱展 面,图8(d)为测得实验用KGF的损耗图谱,图8(e)宽方面的优势明显,弥补了固体纤芯光纤诸多不 左轴表示计算得到的光纤色散,浅蓝和深蓝曲线足,为超快激光领域相关研究奠定基础。下面介 分别表示加5bar气压和不加气压时光纤的色散曲绍最新两级KGF实现脉冲压缩技术(纤一纤压缩 线,紫色曲线表示产生不同ZDW所需的气压;技术) 图8()表示实验光纤长度15cm,气压5bar时在 2015年,K.F.Mak等用两段分别充有 脉冲宽度30s,中心波长805m,能量2.5μ激气和Ar气的KGF,将科尔透镜锁模的Yb:YAG 光泵浦下测得的SC谱,其中不同波段所采用的薄片激光器所产生中心波长1030nm,脉宽250fs, 测量工具也分别标识在图上,纵轴为归一化的谱单脉冲能量1μ,重复频率38MHz脉冲压至 能密度的对数,(S(ν)表示频率对应谱能密度,9.1fs,其原理图如图9所示。 o(λ)表示波长对应能谱密度,其转换关系为S(u)= 图中脉冲压缩第一阶段实现非线性频谱展 ()2Hc,o(0)表示谱上强度最大处对应能量为宽:种子脉冲被注入长度为70cm,纤芯直径36um, ~145eV),上横轴为对应波长,下横轴为对应波0-40 bar Kr气梯度分布,具有正常色散的KGF 长下的电子能量;图8(g)是(f的转换图,其中虚中,通过非线性效应(主要是SPM效应)实现一个 黑线表示输入脉冲的形状及强度分布,且色散波倍频程的光谱展宽。第二阶段非线性压缩:经光 产生在-8dB,182mm处。 谱展宽的脉冲用一对啁啾镜补偿色散后再次被耦 以上简单介绍典型KGF产生SC谱实验装置合到长度25cm,结构与前段相同,填充0-18bar 及原理,目前大多相关实验技术背景与该实验类呈梯度分布的Ar气,具有反常色散的KGF中, 似,基本思路都是将种子脉冲注入非线性气体填利用反常色散机制下光纤孤子效应,实现宽度低 充KGF,光纤色散通过气室中的气体类型和气压至9.1fs。平均功率高达18W的高强度脉冲压 370 物汊·46卷(2017年6期 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net

前沿进展 · 46卷 (2017 年) 6 期 探测管，最终输出到光电倍增管里；图8(b)下方 为紫外及红外光探测设备，输出光经一抛物面和 楔形反射镜(多次反射衰减)，最终经光纤输出到 光谱仪器中；图 8(c)为扫描电镜得到的 KGF 端 面，图8(d)为测得实验用KGF的损耗图谱，图8(e) 左轴表示计算得到的光纤色散，浅蓝和深蓝曲线 分别表示加5 bar气压和不加气压时光纤的色散曲 线，紫色曲线表示产生不同 ZDW 所需的气压； 图 8(f)表示实验光纤长度 15 cm，气压 5 bar 时在 脉冲宽度30 fs，中心波长805 nm，能量2.5 μJ激 光泵浦下测得的 SC 谱，其中不同波段所采用的 测量工具也分别标识在图上，纵轴为归一化的谱 能密度的对数，(S(ν)表示频率对应谱能密度， σ(λ)表示波长对应能谱密度，其转换关系为S(υ)= δ(λ)λ2 /c，σ(λ0)表示谱上强度最大处对应能量为 ~1.45 eV)，上横轴为对应波长，下横轴为对应波 长下的电子能量；图8(g)是(f)的转换图，其中虚 黑线表示输入脉冲的形状及强度分布，且色散波 产生在－8 dB，182 nm处。 以上简单介绍典型 KGF 产生 SC 谱实验装置 及原理，目前大多相关实验技术背景与该实验类 似，基本思路都是将种子脉冲注入非线性气体填 充KGF，光纤色散通过气室中的气体类型和气压 大小来进行调节，在合适的色散机制下，光纤中 非线性气体与强激光场相互作用产生非线性效 应，最后耦合输出到探测系统。由图8展宽光谱 分布可以看出，气体填充KGF在短波长SC谱展 宽方面的优势明显，弥补了固体纤芯光纤诸多不 足，为超快激光领域相关研究奠定基础。下面介 绍最新两级 KGF 实现脉冲压缩技术(纤—纤压缩 技术)。 2015 年，K. F. Mark 等[45] 用两段分别充有 Kr 气和 Ar 气的 KGF，将科尔透镜锁模的 Yb：YAG 薄片激光器所产生中心波长1030 nm，脉宽250 fs， 单脉冲能量 1 μJ，重复频率 38 MHz 脉冲压至 9.1 fs，其原理图如图9所示。 图中脉冲压缩第一阶段实现非线性频谱展 宽：种子脉冲被注入长度为70 cm，纤芯直径36 μm， 0—40 bar Kr 气梯度分布，具有正常色散的 KGF 中，通过非线性效应(主要是SPM效应)实现一个 倍频程的光谱展宽。第二阶段非线性压缩：经光 谱展宽的脉冲用一对啁啾镜补偿色散后再次被耦 合到长度25 cm，结构与前段相同，填充0—18 bar 呈梯度分布的 Ar 气，具有反常色散的 KGF 中， 利用反常色散机制下光纤孤子效应，实现宽度低 至 9.1 fs。平均功率高达 18 W 的高强度脉冲压 图8 激光泵浦H2填充KGF产生真空紫外至近红外SC谱实验装置 (a)，(b)分别为SC谱产生及探测装置；(c)SEM扫描到的光纤端 面；(d)对应实验测得的光纤损耗图谱；(e)光纤所充气压与色散关系图；(f)激光泵浦KGF所得到的光子能谱密度(频率变量)与光子 能量关系图；(g)光子能谱图(波长变量) · 370 ·

缩。脉冲压缩所得结果如图10所示。 实验之前要做大量建模分析,估算合适气体类 图10(a),(b)分别是光谱经-210fs啁啾镜和型、气压梯度与ZDW关系。相比之下,纤镜压 26 bar Ar气填充KGF压缩后第二段光纤尾端输出缩系统原理稍简单,但往往受器件光学特性及损 脉冲测量和复原SHG-FROG追迹图;图(c))为经伤功率阈值等限制。显然,无论是纤-纤压缩还是 啁啾镜压缩后所测得的光谱图(蓝色实线),及复纤-镜压缩,后压缩技术共同的缺点是实验所用的 原图(灰色实线);图(c)(i)表示啁啾镜前测得的光学器件多,不易于集成且传输过程中引入较多 输出光谱,对应光纤中的Ar气压强29ba,在色散。因此,用单一光纤实现脉冲自压缩便成了 500nm附近有较强的色散波产生;图(d蓝色实线近年来脉冲压缩领域又一热点。 表示(c)()图对应复原后的强度,实绿线表示相应 2014年 T. Balciunas等通过单一KGF实现 的相位分布图,其脉冲半高宽度为9.1fs 80fs至4.5fs的脉冲压缩,该宽度低于1.8m波 纤-纤压缩技术基本思路,是将种子脉冲展宽长处傅里叶变换限对应光学周期~5fs,且单脉冲 和压缩分两个阶段完成。第一阶段要求光纤在目能量高达100μ(图12),创造了目前高强度超短 标波段实现全正常色散,为自相位调制效应产生脉冲压缩新世界纪录,该实验基本原理如图11 提供色散条件;第二阶段光纤具有弱反常色散特所示。 性,易于实现有效自压缩效应。但确定气压下单 实验中输入脉冲脉宽80fs,中心波长18μm, 一性质气体的色散关系往往不 能满足要求,故实验上将两个1030mm.1u.250s 用来控制光纤气压的独立气室 12波片 一边抽真空另一边加压,在光 地成1 12波片 纤内部形成气压梯度,得到随 光纤(正色散) 脉冲展宽色散渐变关系,从而 偏振分束器 实现目标波长范围内全正常色 镀增透膜的 散或反常色散。与纤-纤压缩 气体检测 啾镜 系统类似,纤-镜压缩系统是 将第二阶段的自压缩光纤用其 他色散补偿器件(如光栅、啁 啾镜 啾镜等)代替。这两种后压缩 技术各有优缺点。纤-纤压缩 抛物镜面2级Ar气填充光纤(反常色散)透镜12波片 对光纤色散精度控制要求高,图9气体填充KGF两级脉冲压缩装置图(内嵌图()为扫描电镜下KGF光纤端面图 (i)为所测得输出光束横模分布) 650 0 9. ts 色波M0 -400-2000200400 00-2000200400 0070010001300-150-75075150 时延/s 波长/mm 时延As 图10(a)通过二倍频频率分布光开关(SHG-FROG测得压缩后输出脉冲时域图谱;(b)复原SHG-FROG追迹图;(c)(是啁啾镜后测 得的光谱输出;(i)为色散波产生时所测得的光谱图;(d)为与图(c)i对应复原后的强度(蓝线)和相位(绿线)分布图 物狸·46卷(2017年6期 371 21994-2017ChinaAcademicJournalElectronicPublishingHouse.Allrightsreservedhttp://www.cnki.net

· 46卷 (2017 年) 6 期 图10 (a)通过二倍频频率分布光开关(SHG-FROG)测得压缩后输出脉冲时域图谱；(b)复原SHG-FROG追迹图；(c)(i)是啁啾镜后测 得的光谱输出；(ii)为色散波产生时所测得的光谱图；(d)为与图(c)(i)对应复原后的强度(蓝线)和相位(绿线)分布图 图 9 气体填充 KGF 两级脉冲压缩装置图(内嵌图(i)为扫描电镜下 KGF 光纤端面图； (ii)为所测得输出光束横模分布) 缩。脉冲压缩所得结果如图10所示。 图 10(a)，(b)分别是光谱经−210 fs2 啁啾镜和 26 bar Ar气填充KGF压缩后第二段光纤尾端输出 脉冲测量和复原SHG-FROG追迹图；图(c)(i)为经 啁啾镜压缩后所测得的光谱图(蓝色实线)，及复 原图(灰色实线)；图(c)(ii)表示啁啾镜前测得的 输出光谱，对应光纤中的 Ar 气压强 29 bar，在 500 nm附近有较强的色散波产生；图(d)蓝色实线 表示(c)(i)图对应复原后的强度，实绿线表示相应 的相位分布图，其脉冲半高宽度为9.1 fs。 纤-纤压缩技术基本思路，是将种子脉冲展宽 和压缩分两个阶段完成。第一阶段要求光纤在目 标波段实现全正常色散，为自相位调制效应产生 提供色散条件；第二阶段光纤具有弱反常色散特 性，易于实现有效自压缩效应。但确定气压下单 一性质气体的色散关系往往不 能满足要求，故实验上将两个 用来控制光纤气压的独立气室 一边抽真空另一边加压，在光 纤内部形成气压梯度，得到随 脉冲展宽色散渐变关系，从而 实现目标波长范围内全正常色 散或反常色散。与纤-纤压缩 系统类似，纤-镜压缩系统是 将第二阶段的自压缩光纤用其 他色散补偿器件(如光栅、啁 啾镜等)代替。这两种后压缩 技术各有优缺点。纤-纤压缩 对光纤色散精度控制要求高， 实验之前要做大量建模分析，估算合适气体类 型、气压梯度与ZDW关系。相比之下，纤-镜压 缩系统原理稍简单，但往往受器件光学特性及损 伤功率阈值等限制。显然，无论是纤-纤压缩还是 纤-镜压缩，后压缩技术共同的缺点是实验所用的 光学器件多，不易于集成且传输过程中引入较多 色散。因此，用单一光纤实现脉冲自压缩便成了 近年来脉冲压缩领域又一热点。 2014 年 T. Balciunas 等[46] 通过单一 KGF 实现 80 fs 至 4.5 fs 的脉冲压缩，该宽度低于 1.8 μm 波 长处傅里叶变换限对应光学周期~5 fs，且单脉冲 能量高达 100 μJ(图 12)，创造了目前高强度超短 脉冲压缩新世界纪录，该实验基本原理如图 11 所示。 实验中输入脉冲脉宽80 fs，中心波长1.8 μm， · 371 ·