Kagome光纖超快非線性光學研究進展

1 引言

1966 年華裔科學家高錕首次提出波導纖維，引發人類歷史上遠距離通信的重大革命，並對諸如航空航天、激光技術、新材料、高能物理、遠距離感測、生物醫學等不同學科領域產生了極其深遠的影響。特別在非線性光學領域應用中，光纖自身對光場的強限制能力使激光與材料能夠長距離作用，同時高非線性、低損耗、色散易調製等優良特性，促進了多倍頻程超連續(SC)譜、高次諧波及超快激光等技術的快速發展，也為受激布里淵散射、受激拉曼散射、相位調製、四波混頻、自變陡、調製不穩定性、色散波產生、孤子自頻移等諸多基礎非線性光學理論的深入研究提供有力的實驗支撐。

近年來，為滿足強場物理、工業加工、光頻絕對計量等超快非線性領域的應用需求，光脈衝的極限化(包括更窄的脈衝寬度及更高的峰值功率)已成為超快激光領域發展的主要方向。實現超短脈衝壓縮前提是要求種子脈衝光譜足夠寬以支持脈衝寬度進一步窄化，而高峰值功率超短脈衝激光產生主要受限於放大器的增益帶寬和傳輸介質，利用光纖中自相位調製效應實現種子脈衝光譜展寬是目前最常用的擴頻手段之一。但該非線性過程對光纖色散、非線性、傳輸帶寬、損傷閾值等特性均有較高要求，傳統實芯光纖和帶隙型微結構空芯光纖往往很難滿足應用需求。

激光與非線性氣體(包括N2，H2及He，Ne，Ar，Kr，Xe 等稀有氣體)作用能產生一系列在固體介質中不易觀察到的非線性現象且損傷閾值更高，傳統固體非線性光學因此被拓展到氣體、液體甚至等離子體。流體對環境敏感，不易操控，特別是當激光與流體介質長距離作用時，缺乏一個既能有效限制激光場又能對流體介質具有良好操控性的波導器件。科學家首先想到用毛細石英管，這雖一定程度上可行，但流體折射率低於任何固體介質，傳統實芯階躍折射率光纖內全反射導光理論已不再適用流體介質。實驗發現，石英管對導模束縛能力很差，基模損耗超高，脈衝有效作用距離短，色散難調控，孔徑大小與損耗近似成反比關係(低損耗情況下，毛細石英管模場面積約30000 μm2)，以上缺點為其實際應用造成巨大困難。

1999 年英國Bath 大學Russell 等成功拉制出世界上第一根石英基質帶隙型光子晶體光纖(PBG-PCF)，該光纖結構特徵如圖1(a)所示[12]：光纖包層六角分布緊密排列空氣孔形成光子帶隙，纖芯是一圓形空氣孔(可填充其他低折射率介質)，打破完整晶體結構形成缺陷，該光纖正是利用包層橫向二維光子帶隙效應限制光波沿缺陷纖芯軸向傳輸。與毛細石英管相比，該光纖損耗低且色散可控，有限範圍內光子帶隙位置、寬度可通過調整光纖結構來優化設計，支持單模傳輸，橫向模面積大小可通過結構進行有效調節，設計靈活度高。但該光纖帶隙較窄，能支持導模帶寬非常有限(如圖1(b)，低損帶寬~100 nm)，帶隙寬度對結構(包括空氣孔間距Λ、孔徑及芯徑)、基質材料折射率及傳輸波長依賴程度高(典型的數值關係為Λ=2.5 λ)，嚴重製約了其在超快非線性光學領域的應用。

圖1 (a)典型PBG-PCF端面結構圖，纖芯直徑11 μm，纖芯與孔間距(Λ)之比為2:1；(b)通過有限元法計算得到該光纖在傳輸波長750—850 nm附近群速色散(β2)與損耗(Loss)圖譜

2002 年F. Benabid 等在PBG-PCF 基礎上提出一種具有Kagome 晶格微結構包層光纖，其端面結構如圖2(a)所示。光纖結構與PBG-PCF 類似，不同之處在該光纖包層空氣六邊形孔與三角形孔相間呈網狀，纖芯孔呈六角結構，孔間隔板厚度為百納米量級，光纖諸多光學特性(如光纖損耗)主要依賴於隔板厚度。如圖2(b)所示，該光纖能支持傳輸帶寬比PBG-PCF 更寬(> 500 nm)，其高透區(600—1000 nm)平均傳輸損耗遠小於1 dB/m，單層孔環情形下3—4 μm傳輸損耗可低至~0.3 dB/m，較寬頻寬範圍內呈反常色散且色散值很低，自然狀態下在波長~1000 nm處群速色散很低(|β2|

圖2 (a)掃描電鏡下典型Kagome 結構光纖截面圖，其纖芯直徑30 μm，孔間距Λ=15 μm，孔間固體網格厚度0.23 μm；(b)該光纖在傳輸波長200—1000 nm附近群速色散(β2)與損耗(Loss)圖譜

通過回顧KGF的研究歷程可知，KGF彌補了幾乎所有目前常見光纖在超快非線性光學應用方面的不足，是光纖光學領域的一大重要突破，更為高功率超短脈衝產生帶來新的途徑和希望。本文將以KGF在超快光纖非線性光學領域應用為主題，通過調研近幾年國際上在該領域的重要研究成果，分別介紹了該光纖在光學變頻、SC 譜產生、脈衝壓縮等非線性領域的技術背景及重要應用。

2 KGF 製備及光學特性

2.1 KGF 製備及導光機理

目前，KGF製備均採用傳統堆積法，光纖拉制過程中需精心優化相關拉制參數，特別是要精準控制拉制溫度，減小外界因素引起的溫度波動，同時確保光纖具有較高的空氣填充率(~80%)使毛細管堆疊形成的三角形空氣孔張開，該三角孔是影響該光纖單模傳輸特性的決定性因素之一。KGF 導光機制不同於PBG-PCF，它主要依賴於特殊纖芯和包層結構來抑制纖芯模與包層模之間相互耦合，微觀上類似法布里—珀羅腔諧振腔抗諧振反射原理，發生諧振的光場將穿過空氣與石英隔板變成包層模泄露掉，未發生諧振的光場將繼續沿纖芯軸向傳輸。正是這種特殊導光機制，使該光纖具有較寬的透過窗口及較低損耗。

其諧振波長(高損譜位置)與結構之間簡單關係可表示為

其中m(m取正整數)是諧振級次，δ是微結構包層介電材料(通常為石英)隔板厚度，n 是該材料折射率，表明光纖的損耗區位置主要取決於基質隔板厚度及光纖包層基質材料折射率；可通過(1)式較準確地推斷光纖的高損區對應頻譜位置，為高透帶寬及頻譜設計提供指導。在此基礎上，為進一步降低光纖損耗，2011 年Vincetti L 等提出一種導光原理及色散特性與KGF 類似但損耗更低的Tube Lattice Kagome 光纖(TLF)， 如圖3(a) 所示，該光纖與普通KGF結構上最大區別是，包層由一層層石英毛細管組成，孔間距Λ=40δ，去掉幾根中心管形成纖芯，纖芯呈圓內旋輪線狀。其諧振波長依然滿足(1)式關係，但是由圖3(b)可知，與傳統KGF相比較，相似結構下TLF的損耗更低。

圖3 (a)不同結構KGF光纖KF1，KF2 和TLF 端面結構；(b)為圖(a)中的三種光纖對應損耗CL和有效折射率neff隨歸一化頻率F變化關係

2.2 氣體填充KGF 色散及損耗特性

氣體與強激光作用可產生諸多固體介質中難以實現的非線性效應。KGF 橫向尺寸在微米量級，損傷閾值高，既能對非線性氣體進行有效約束又可實現激光場強限制，還可通過控制氣壓大小實現對氣體填充KGF的零色散波長(Zero Dispersion Wavelength，ZDW)紫外到可見甚至近紅外區域的有效調製；未填充非線性氣體KGF在整個傳輸帶寬範圍內呈弱負色散且色散斜率較小，恰好能與稀有氣體正色散相互補償，同時高透區平均損耗低(

氣體填充下的KGF模式折射率可近似用以下公式來描述：

式中k 為真空中波矢，ng為所填充氣體折射率(氣體折射率與氣壓p，溫度T以及輸入波長λ有關)，p是大氣壓強，T=273.15 K；umn是m階一類貝塞爾函數第n 個零點，當m=n=1 時所對應的HE11模，δ(λ)是氣體材料折射率ng2的Sellmeier 展開，其大小與所填充的氣體性質有關，具體表達如下：

式中B1，B2，λ1，λ2分別為標準情況下所測得的不同氣體的擬合係數(λ單位nm)如表1 所示，a 為纖芯半徑(這裡將纖芯近似為圓形，文獻通過模擬與實驗對比說明近似的合理性)。

表1 不同氣體在T=273.15 K，氣壓p=1000 mbar時測得的Sellmeier方程擬合係數

與毛細管相比，KGF突出優勢是能支持寬頻寬光脈衝的低損耗傳輸。2011 年John C. Travers等通過對毛細管損耗和KGF損耗隨芯孔徑大小關係進行對比分析，表明毛細石英管損耗隨芯徑增大逐漸減小，孔徑30 μm時，相同輸入波長下毛細石英管損耗約為KGF的100 倍。該團隊還對纖芯直徑30 μm KGF充Ar氣時色散隨氣壓變化關係進行詳細研究，發現通過調節非線性氣體氣壓，可實現光纖ZDW較寬波長範圍內(從紫外到紅外)的有效調製；具體關係如圖(4)所示，其ZDW隨氣壓(0—20 bar 變化)在整個紫外、可見及近紅外區可調，有助於光孤子及其他非線性效應在深紫外區的產生。

圖4 Ar 氣填充芯徑30 μm的KGF群速色散(β2)隨填充氣體氣壓變化關係，氣壓變化範圍0—20 bar，變化步長為2 bar

除Ar 氣之外，其他氣體(以惰性氣為主)如He，Kr，Xe 等也有以上類似性質，圖(5)是通過研究不同稀有氣體填充，在KGF芯徑由10 μm增大到70 μm過程中，ZDW與所充氣壓之間的關係。可知ZDW均隨氣壓、孔徑增加而發生明顯紅移，但相比之下填充Xe，Kr，Ar 等氣體時，ZDW對光纖孔徑變化更加敏感，此類非線性氣體以上特性都將為其超快非線性光學中的應用奠定基礎。

圖5 (a)，(b)，(c)，(d)分別為Xe氣，Kr氣，Ar氣和He氣填充不同的纖芯直徑為10—70 μm的KGF時ZDW隨氣壓的變化關係(其中纖芯直徑變化步長為10 μm)

2.3 氣體填充KGF 非線性

短脈衝在KGF中與氣體介質相互作用產生非線性效應，對單原子氣體分子，脈衝在其中演化過程理論上可通過非線性薛定諤方程進行較為準確的描述，具體表達式如下：

(4)式基於單原子分子，故不考慮拉曼效應，其中U(τ，z) 是歸一化光場包絡，α是光纖損耗係數，β2，β3是群速色散及三階色散係數，τ是歸一化脈寬，LD為色散長度，LNL為非線性長度，s 為與中心角頻率和初始脈寬有關的係數。如果定義中心角頻率為ω，激光峰值功率為P，初始脈寬τ，(4)式中其他參數可分別表示如下：

LD和LNL可以為脈衝演化過程中非線性效應與色散效應所起的重要性提供長度參考。(5)式中的非線性係數γ(ω，P，T ) = ωn2(ω，P，T) /cAeff，其中n2是材料非線性折射率，用來表徵材料非線性強弱，表2給出了近年來各小組實驗所測得的填充不同惰性氣體的KGF非線性折射率n2，其中T=293 K，P=1000 mbar，實驗所用激光中心波長800 nm。

表2 實驗測得1 bar氣壓下填充Ar，Ne，Xe，N2及空氣時KGF非線性折射率n2

3 充氣KGF 在超快非線性光學中的應用進展

近年來，隨著阿秒激光的出現，使人們的視野從原子分子層面逐漸深入到了對物質內部電子動力學行為的探測，為人類實現原子尺度內時間分辨提供可能；阿秒激光的產生是以超短脈衝激光碟機動的高次諧波為基礎，驅動激光的品質直接關係到能否產生單個阿秒脈衝。

總體來講，KGF 在超快非線性光學中主要有兩方面應用，一方面為強激光與非線性氣體作用實現由近紅外至深紫外光學變頻提供腔體結構；另一方面利用KGF高損傷閾值及色散靈活可調特性實現超短脈衝壓縮，為高品質超短脈衝激光產生提供有力途徑，為進一步阿秒激光的產生奠定堅實基礎。

近年來國際上諸多知名研究機構，如馬普量子光學研究所、阿貝光子學中心、巴斯大學等都在KGF 光學變頻、SC 譜展寬、充惰性氣體KGF壓縮超短脈衝研究中取得了豐碩成果，下面將對他們代表性的工作進行簡單介紹。

3.1 充氣KGF 光學變頻關鍵技術

由於缺乏對激光與非線性氣體都有良好限制作用的波導結構，人們早期對氣體拉曼等非線性效應研究都是採用法布里—珀羅干涉腔使泵浦光在充滿非線性氣體的腔內部來回振蕩，實現激光對氣體分子的有效激發。但由於氣體屬於低密度非線性介質，這種激發方式需要脈衝功率極高且激發效率低，實驗中往往只能觀察到低階正常Stokes 光；反Stokes 光對功率密度要求更高，所以幾乎觀察不到。隨著毛細石英管、PBG-PCF及Kagome 結構光纖不斷提出和發展，為有效狀態可控氣體非線性研究提供更多可靠途徑。如今，大量理論和實驗均表明，在激光與氣體非線性作用的應用中，KGF 無論在支持傳輸帶寬還是其他光學特性方面優勢突出。目前，通過受激拉曼效應實現光學變頻技術大致分為兩類：常見一類是通過單頻高功率激光直接激發非線性氣體；另一類被稱為絕熱拉曼方法，該方法要求用一對不同中心波長的激光同時泵浦非線性氣體，兩激光的頻率差與該氣體拉曼響應頻率對應，且待激發氣體狀態要滿足特定條件，同樣轉換效率下所要求激光峰值功率比傳統方法高約三個數量級。

3.2 充氣KGF 光學變頻技術研究進展

KGF在光學變頻技術應用中，較多報道是通過激光直接激發H2分子產生受激拉曼散射效應實現的。2002 年Russell 課題組F. Benabid 等率先採用重頻20 Hz，脈寬6 ns，中心波長532 nm 的Nd:YAG激光器泵浦長度1m，芯徑~15 μm，~17 bar H2填充的KGF 產生了~683 nm 處Stokes 光及435.2 nm 處反Stokes 光，所用泵浦脈衝能量僅4.5 mJ，比先前實驗低兩個數量級且轉換效率達30±3%，突破了先前實驗各種瓶頸及高功率要求，為KGF氣體非線性光學發展開闢新途徑。繼該報道之後的2007 年，F. Couny 等又報道了用中心波長1064 nm，峰值功率10 kW，脈寬12 nm的Nd:YAG激光泵浦H2填充KGF，實現了高達45階Stokes 及反Stokes 的拉曼散射譜，展寬範圍覆蓋325—2300 nm，接近3 個倍頻程的光譜展寬，轉換效率高達53%。2010 年M. Katsuragawa 等首次用超低峰值功率(0.2 kW)雙單頻鈦寶石激光(分別為783.9331 nm 和806.3333 nm)泵浦，通過絕熱拉曼激發1.5 m長KGF中的仲氫，觀察到16階拉曼邊帶，覆蓋660—1010 nm波長範圍，比傳統方法功率降低約3 個數量級；同年，Y. Y. Wang等首次報道基於半導體泵浦氫氣填充KGF 和PBG-PCF，實現多線輸出拉曼光纖激光器，範圍涵蓋近紅外、可見及紫外，譜線寬度窄，對應譜功率密度比SC 譜高若干數量級，在生物醫學及探測領域有極其重要的應用價值。2012 年A. Abdolvand 等通過兩級光纖級聯繫統( 第一級窄帶H2填充PBG-PCF 產生一階Stokes 種子光~1135 nm，第二級採用H2填充KGF 實現頻譜展寬)實現寬頻(850—1600 nm)，鎖模純轉動拉曼散射效應的光學頻率梳。2013 年Ka Fai Mak等通過改變KGF中填充氣體性質(Xe，Kr，Ar，Ne等氣體)及氣壓大小來控制色散波位置，實現了色散波中心波長176—550 nm 的可調諧輸出。2014 年，A. Beno?t等報道通過波長1030 nm，重頻1 MHz，脈寬27 ps，平均功率33 W，峰值功率1.3 MW摻鐿光纖激光器泵浦長度3 m的H2填充KGF，分別產生波長1.8 μm和2 μm，峰值功率均達萬瓦量級的中紅外脈衝，並且均可實現單模傳輸，在生物醫學及軍事紅外對抗領域應用潛力巨大。2015 年Beno?t 等通過脈寬27 ps，平均功率22.7 W光纖激光器泵浦H2填充KGF，產生了擴展至5 個倍頻的拉曼光頻梳，覆蓋光譜範圍從紫外~321 nm 至遠紅外~12.5 μm，雖光譜強度有差別，但平均功率高達~10 W，是目前國際上首次報道由紫外展寬至遠紅外的頻梳狀拉曼光譜，結果如圖6所示。

圖6 (a)線偏振激光泵浦下的拉曼光譜；(b)對應的衍射圖；(c)圖和(d)圖與(a)和(b)圖的關係類似，是圓偏振激光泵浦得到的拉曼光譜和衍射圖，其中泵浦激光用紅線表示，振動拉曼譜用藍線表示，轉動拉曼譜線用黑線表示，三條虛線是光譜儀測量範圍之外可能的拉曼光譜

3.3 充氣KGF 光學變頻實驗裝置

傳統單頻脈衝激發方法基本實驗原理如圖7所示：泵浦激光經過一半波片、偏振分光稜鏡(PBS)及四分之一波片(控制入射光偏振態及功率)後，通過薄透鏡(也可用物鏡)耦合到氣室中的KGF 中(左右氣室入射和出射端均裝有增透窗及氣壓表等監測儀錶)激發光纖中非線性氣體，出射光中頻率成分比較豐富(包括轉動和振動所對應低階和高階Stokes 光及反Stokes 光成分)，需要分光後濾波來對不同頻段的光用探測器(或光譜分析儀)進行探測分析。

圖7 典型拉曼光學變頻實驗原理圖

由於拉曼效應產生與氣體分子自身運動形式緊密相關，可分為振動拉曼和轉動拉曼兩種類型。該兩種作用機制、功率閾值和周期(分別為57 fs 和8 fs)均不同，導致所產生的拉曼譜線包含振動拉曼譜和轉動拉曼譜兩種成分。兩種不同拉曼效應的產生對泵浦激光的偏振態、強度及脈寬的依賴關係也有所區別。實驗表明線偏振光所激發的光譜中幾乎只能觀察到振動拉曼譜線，而圓偏振光所激發的光譜成分中同時包含轉動拉曼和振動拉曼光譜成分。同樣的泵浦條件，下轉換(Stokes) 效應比上轉換(Ati-Stokes)閾值略低，且下轉換效率較高，對應譜強度隨階數升高呈遞減趨勢，同階下轉換拉曼譜強度也比上轉換高。

3.4 充氣KGF 多倍頻程超連續(SC)譜展寬及脈衝壓縮技術研究進展

KGF在脈衝壓縮領域主要有兩大用途：一方面通過KGF的非線性(主要是自相位調製效應)與色散效應共同作用實現脈衝頻譜展寬，另一方面利用該光纖支持寬頻寬和反常色散特性來實現脈衝寬度的有效壓縮。因此，在此基礎上就發展成兩種脈衝壓縮機制，即脈衝自壓縮技術和脈衝後壓縮技術。

2011 年，O. H. Heckl 等首次將薄片激光器產生的中心波長1030 nm，脈衝寬度1 ps，重複頻率10.6 MHz，平均功率高達14.3 W的種子脈衝，注入芯徑25 μm，長度30.5 cm，填充8 bar Xe 氣的KGF 實現脈衝壓縮，壓縮後脈衝寬度250 fs，平均功率7.2 W，通過進一步優化光纖參數可使脈衝寬度壓至50 fs。2012 年，Y. Y. Wang 等設計並成功製備一種大芯徑(66—79 μm)，纖芯呈內旋輪線結構，能在1100—1750 nm 範圍實現超低損(40±5 dB/km，當時報道最低)的KGF；通過纖芯填充He氣，基於其弱色散特性，成功實現波長1550 nm，脈寬850 fs，單脈衝能量74 μJ，重複頻率40 KHz 飛秒激光信號低失真傳輸；更有趣的是，該光纖在標準大氣壓空氣填充下，可將單脈衝能量高達105 μJ 脈衝從850 fs 壓縮至300 fs。2013年F. Emaury 等用一根2.8 m長，以Xe 氣填充，纖芯呈內旋輪線結構，直徑~50 μm的KGF 和一色散補償光柵，將一SESAM鎖模Yb:YAG薄片激光器產生的中心波長1030 nm，脈寬860 fs，重複頻率3.9 MHz，平均功率8W，單脈衝能量1.9 μJ脈衝壓縮至~50 fs，壓縮後脈衝峰值功率~10 MW。2014 年，F. Emaury 等再次將SESAM 鎖模薄片激光器產生的平均功率高達127 W，重頻7 MHz，脈寬740 fs的超高功率脈衝，經長度66 cm，13 bar Ar 氣填充的KGF和啁啾鏡組成的纖鏡壓縮系統，將脈衝壓至峰值>100 MW，脈寬~88 fs 的超高功率超短脈衝，充分證實了KGF在高功率超短脈衝壓縮領域的突出優勢。隨後，方少波等在2014年CLEO會議報道，將鈦寶石激光器產生的載波包絡相位穩定的中心波長為790 nm，重複頻率3 kHz，脈衝寬度30 fs，單脈衝能量5.5 mJ 的脈衝通過纖鏡壓縮系統，實現了低至0.9 fs 的脈衝壓縮。2015 年F. Guichard 等報道，將中心波長1030 nm，脈寬330 fs，單脈衝能量50 μJ，重頻50 KHz，平均功率2.5 W超短脈衝注入長度1.2 m空氣填充纖芯呈內旋輪線狀KGF中，經壓縮後獲得脈寬34 fs，單脈衝50 μJ 的脈衝輸出。同年M. Gebhardt 等也在中紅外KGF超短脈衝壓縮領域獲得突破。他們將摻銩光纖激光器輸出的中心波長1950 nm，脈衝寬度400 fs，重複頻率100 KHz，單脈衝能量34 μJ，平均功率3.4W，經長度17.5 cm，壓強11 bar Xe 氣填充的KGF，實現180 nm 光譜展寬的同時脈衝寬度被壓縮至~70 fs，峰值功率高達200MW，並首次在中紅外波長2 μm附近實現平均功率瓦量級，峰值功率百兆瓦量級超短脈衝輸出；隨後，S. Hadrich 等將中心波長1030 nm，脈衝寬度250 fs， 單脈衝能量9 μJ， 重複頻率10.7 MHz的脈衝，注入長度為1 m並用Kr 氣填充KGF中，脈衝寬度被壓至31 fs，對應單脈衝能量高達7 μJ；進一步用該脈衝去轟擊Xe氣靶材，所產生的最高次諧波延伸至極紫外區(~41 nm)，為進一步極紫外區光學度量提供實驗基礎。

3.5 充氣KGF SC譜展寬及脈衝壓縮關鍵技術

高強度脈衝與介質相互作用產生諸多非線性效應，例如：自相位調製(SPM)、交叉相位調製(XPM))，四波混頻(FWM)和受激拉曼散射(SRS)等效應，這些效應與光纖色散共同作用產生大量新生頻率，使脈衝頻譜得到極大展寬。脈衝與氣體介質相互作用可產生某些固體介質中很難觀察到的非線性效應，這些效應將脈衝光譜拓展到紫外甚至更短波長區，可為其他應用研究提供基礎，也可為諸多基礎非線性理論研究提供實驗支撐。

典型充氣KGF SC 譜產生實驗裝置如圖8(a)，(b)所示。圖8(a)從左往右依次為重頻100 Hz，脈寬30 fs，中心波長805 nm的Ti: sapphire 激光器做泵源，所產生的種子脈衝經一對啁啾鏡補償色散後通過一消色差雙合透鏡耦合到氣室(透過率約80%)，用於產生SC 譜的15 cm 長充H2的KGF 連接在兩個氣室之間，窗口為厚度1 mm的MgF2薄片(其122 nm 處透過率約81%)；圖8(b)為輸出光探測系統，限於探測器帶寬，輸出光探測需採用兩套不同的探測系統，其中圖8(b)上方設備用來探測真空紫外光，光輸出到一近似抽真空的球形腔體中後，經一凹面光柵反射到裝有閃爍晶體的探測管，最終輸出到光電倍增管里；圖8(b)下方為紫外及紅外光探測設備，輸出光經一拋物面和楔形反射鏡(多次反射衰減)，最終經光纖輸出到光譜儀器中；圖8(c)為掃描電鏡得到的KGF 端面，圖8(d)為測得實驗用KGF的損耗圖譜，圖8(e)左軸表示計算得到的光纖色散，淺藍和深藍曲線分別表示加5 bar 氣壓和不加氣壓時光纖的色散曲線，紫色曲線表示產生不同ZDW 所需的氣壓；圖8(f)表示實驗光纖長度15 cm，氣壓5 bar 時在脈衝寬度30 fs，中心波長805 nm，能量2.5 μJ 激光泵浦下測得的SC 譜，其中不同波段所採用的測量工具也分別標識在圖上，縱軸為歸一化的譜能密度的對數，(S(ν)表示頻率對應譜能密度，σ(λ)表示波長對應能譜密度，其轉換關係為S(υ)=δ(λ)λ2/c，σ(λ0)表示譜上強度最大處對應能量為~1.45 eV)，上橫軸為對應波長，下橫軸為對應波長下的電子能量；圖8(g)是(f)的轉換圖，其中虛黑線表示輸入脈衝的形狀及強度分布，且色散波產生在－8 dB，182 nm處。

圖8 激光泵浦H2填充KGF產生真空紫外至近紅外SC譜實驗裝置(a)，(b)分別為SC譜產生及探測裝置；(c)SEM掃描到的光纖端面；(d)對應實驗測得的光纖損耗圖譜；(e)光纖所充氣壓與色散關係圖；(f)激光泵浦KGF所得到的光子能譜密度(頻率變數)與光子能量關係圖；(g)光子能譜圖(波長變數)

以上簡單介紹典型KGF 產生SC 譜實驗裝置及原理，目前大多相關實驗技術背景與該實驗類似，基本思路都是將種子脈衝注入非線性氣體填充KGF，光纖色散通過氣室中的氣體類型和氣壓大小來進行調節，在合適的色散機制下，光纖中非線性氣體與強激光場相互作用產生非線性效應，最後耦合輸出到探測系統。由圖8 展寬光譜分布可以看出，氣體填充KGF在短波長SC 譜展寬方面的優勢明顯，彌補了固體纖芯光纖諸多不足，為超快激光領域相關研究奠定基礎。下面介紹最新兩級KGF 實現脈衝壓縮技術(纖—纖壓縮技術)。

2015 年，K. F. Mark 等用兩段分別充有Kr氣和Ar 氣的KGF，將科爾透鏡鎖模的Yb：YAG薄片激光器所產生中心波長1030 nm，脈寬250 fs，單脈衝能量1 μJ， 重複頻率38 MHz 脈衝壓至9.1 fs，其原理圖如圖9所示。

圖9 氣體填充KGF 兩級脈衝壓縮裝置圖(內嵌圖(i)為掃描電鏡下KGF 光纖端面圖；(ii)為所測得輸出光束橫模分布)

圖中脈衝壓縮第一階段實現非線性頻譜展寬：種子脈衝被注入長度為70 cm，纖芯直徑36 μm，0—40 bar Kr 氣梯度分布，具有正常色散的KGF中，通過非線性效應(主要是SPM效應)實現一個倍頻程的光譜展寬。第二階段非線性壓縮：經光譜展寬的脈衝用一對啁啾鏡補償色散後再次被耦合到長度25 cm，結構與前段相同，填充0—18 bar呈梯度分布的Ar 氣，具有反常色散的KGF 中，利用反常色散機制下光纖孤子效應，實現寬度低至9.1 fs。平均功率高達18 W的高強度脈衝壓縮。脈衝壓縮所得結果如圖10所示。

圖10(a)，(b)分別是光譜經?210 fs2啁啾鏡和26 bar Ar 氣填充KGF壓縮後第二段光纖尾端輸出脈衝測量和復原SHG-FROG追跡圖；圖(c)(i)為經啁啾鏡壓縮後所測得的光譜圖(藍色實線)，及復原圖(灰色實線)；圖(c)(ii)表示啁啾鏡前測得的輸出光譜，對應光纖中的Ar 氣壓強29 bar，在500 nm 附近有較強的色散波產生；圖(d)藍色實線表示(c)(i)圖對應復原後的強度，實綠線表示相應的相位分布圖，其脈衝半高寬度為9.1 fs。

纖-纖壓縮技術基本思路，是將種子脈衝展寬和壓縮分兩個階段完成。第一階段要求光纖在目標波段實現全正常色散，為自相位調製效應產生提供色散條件；第二階段光纖具有弱反常色散特性，易於實現有效自壓縮效應。但確定氣壓下單一性質氣體的色散關係往往不能滿足要求，故實驗上將兩個用來控制光纖氣壓的獨立氣室一邊抽真空另一邊加壓，在光纖內部形成氣壓梯度，得到隨脈衝展寬色散漸變關係，從而實現目標波長範圍內全正常色散或反常色散。與纖-纖壓縮系統類似，纖-鏡壓縮系統是將第二階段的自壓縮光纖用其他色散補償器件(如光柵、啁啾鏡等)代替。這兩種後壓縮技術各有優缺點。纖-纖壓縮對光纖色散精度控制要求高，實驗之前要做大量建模分析，估算合適氣體類型、氣壓梯度與ZDW關係。相比之下，纖-鏡壓縮系統原理稍簡單，但往往受器件光學特性及損傷功率閾值等限制。顯然，無論是纖-纖壓縮還是纖-鏡壓縮，後壓縮技術共同的缺點是實驗所用的光學器件多，不易於集成且傳輸過程中引入較多色散。因此，用單一光纖實現脈衝自壓縮便成了近年來脈衝壓縮領域又一熱點。

2014 年T. Balciunas 等通過單一KGF 實現80 fs 至4.5 fs 的脈衝壓縮，該寬度低於1.8 μm波長處傅里葉變換限對應光學周期~5 fs，且單脈衝能量高達100 μJ(圖12)，創造了目前高強度超短脈衝壓縮新世界紀錄，該實驗基本原理如圖11所示。

圖11 KGF超短脈衝自縮原理圖(a)脈衝壓縮試驗裝置；(b)色散關係曲線

實驗中輸入脈衝脈寬80 fs，中心波長1.8 μm，脈衝能量120 μJ(脈衝採用參量放大實現，中心波長在1.4—1.9 μm範圍可調)。實驗室自由環境下空芯光纖色散為負，長度0.2 m，光纖纖芯82 μm(對應基模模斑直徑~64 μm)實現自壓縮。壓縮後輸出脈衝穿過帶有兩個微通道板的閾上電離(Above-Threshold Ionization，ATI) 電子分光儀，對輸出脈衝相位進行表徵。光纖端面如圖11(a)內嵌圖所示，其損耗約~70 dB/km，其色散曲線在1150—2000 nm 呈弱負色散。KGF 放置在中高壓氣室里，光纖中充滿氣壓為4 bar 的Xe 氣作為非線性氣體，輸出窗口是厚度為0.2 mm的石英蓋(選擇薄石英蓋作為輸出窗口，是為盡量減小輸出損耗)；該實驗條件下自壓縮過程中出現少量的殘餘正啁啾(≈18 fs2)。

脈衝經4 bar Xe 氣填充KGF，經歷了自相位調製和自變陡效應主導的非線性頻譜展寬，同時受反常色散影響，時域得到極大壓縮。圖12(a)，(b)分別為通過自參考光譜相干電場重建(SPIDER)技術實驗測得(紫線)和理論計算(紅線)所得壓縮後光纖末端光譜及時域脈衝形狀可知，輸出脈衝譜寬是輸入脈衝能量的函數，隨著輸入脈衝能量增加寬度加寬。圖12(c)黑色曲線表示壓縮後最短脈衝包絡強度分布，藍色曲線表示瞬時電場強度分布，圖12(d)表示實驗中Xe氣氣壓4 bar 時測量(紫線)和理論計算(紅線)得到壓縮輸出的最大脈衝強度與輸入脈衝能量間關係，通過對比理論和實驗十分吻合。所壓縮的脈衝包絡經空間ATI 分析表明，輸出脈衝的載波包絡相位是自動鎖定的，為氣體高次諧波及阿秒脈衝的產生提供了強大的技術支撐。

圖12 (a)，(b)分別為實驗測得(紫線)和理論計算(紅線)得到的壓縮後纖端輸出光譜及脈衝；(c)為壓縮後最短脈衝包絡強度(黑色)和瞬時電場強度(藍色)分布；(d)為實驗中脈衝功率密度與輸入脈衝能量關係

在高功率脈衝自壓縮實驗中，重點在於一方面控制激光功率，必須使其低於非線性氣體自聚焦閾值；另一方面是激光峰值功率必須低於所填充非線性氣體多光子電離閾值。總之，KGF纖芯尺寸、填充氣體類型及氣壓皆為影響光譜展寬與脈衝壓縮的決定性因素。

4 結束語

本文簡要回顧了KGF的發展歷程，並列舉了一些具有國際影響力的科學家和科研團隊在KGF超快非線性光學領域近十年來突破性研究成果，通過介紹他們傑出工作的同時詳細討論KGF在超快非線性光學如光學變頻、寬頻SC 譜產生及超短脈衝壓縮等領域的相關應用、研究現狀及技術背景。雖然KGF相關研究只有短短十幾年歷史，但相關製備工藝、性能表徵及非線性應用技術已經得到了突飛猛進的發展，將為超快激光技術飛速發展提供有力技術支撐和必要補充。相信未來必將在高次諧波產生、阿秒激光產生及高能物理等特殊領域有更為廣闊的應用。

致謝感謝燕山大學李曙光教授和范振凱博士、西安電子科技大學王軍利副教授和朱江峰副教授的有益討論。

本文選自《物理》2017年第6期

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