非线性效应的影响

非线性效应是光学领域一个非常重要和有趣的研究方向。从受激拉曼散射、布里渊散射、倍频效应到超连续谱、光频梳等，均与非线性效应密切相关［299－302］。对于现行的通信系统，光纤中任何非线性效应都会导致光纤传输特性的劣化。然而只要合理地利用光纤的非线性效应，例如光纤的受激拉曼散射可制作光纤放大器，光纤的自相位调制可补偿光纤色散等等，不仅可以改进通信的质量，还可以进一步挖掘通信容量。本小节主要介绍高非线性光纤在脉冲压缩和超连续谱等领域的应用；关于利用非线性效应实现波长转换在5.1.3中已有介绍，此处不赘述。

1.脉冲压缩

脉冲压缩是利用脉冲在光纤中传输时非线性自相位调制（self phase modulation，SPM）和群速度色散（group velocity dispersion，GVD）之间的相互作用，使之产生超短脉冲的技术。它在超短脉冲激光输出和高速光通信系统中有着重要的应用。

光纤非线性脉冲压缩技术主要包括高阶孤子压缩技术、绝热孤子压缩技术和非线性光纤环形镜脉冲整形技术等，可以获得飞秒级的超短光脉冲。高阶孤子压缩是利用高阶孤子在周期性演化过程中的自发压缩过程，可实现由皮秒脉冲至飞秒脉冲的压缩［303］；孤子阶数越高（非线性系数越大，色散越小），获得的压缩因子越高。这种压缩技术的特点是压缩比大，需要的光纤较短，但压缩脉冲基座大［304］，需要采取去基座技术。而基于色散光纤的绝热孤子压缩技术可维持基阶孤子传输，因此有利于产生无基座、近变换极限的飞秒脉冲［305］，而且所需输入脉冲峰值功率也较低；但一般需要较长（百米至千米量级）色散光纤，导致引入较大传输损耗，劣化了压缩质量，因此仅适用于初始脉冲宽度较窄的输入脉冲。

普通单模光纤受到自身非线性和色散特性的限制，难以满足不同脉冲压缩技术对光纤的要求，不易获得较好的脉冲压缩效果，且一般只能在13301600 nm范围内使用。而微结构复合光纤由于具有可控的非线性特性和色散特性，能够有效地克服普通光纤的不足，因而在脉冲压缩领域更具优势。

Abobaker研究组设计了一种光子晶体光纤，在波长850 nm处实现了高效脉冲压缩，压缩因子为21.49，是绝热脉冲压缩的13倍［306］。Fedotov等利用大模场面积石英光子带隙光纤，将中心波长为1140 nm、初始脉冲宽度约200 fs的脉冲压缩到20 fs［307］。Abobaker研究组设计一种沿光纤轴向色散递减、非线性系数增加的锥形光子晶体光纤，通过啁啾孤子脉冲压缩，输出850 nm无基座超短脉冲［308］。Ghanbari等提出了一种石英光子晶体光纤，该光纤具有小的反常群速度色散、小高阶色散、强的非线性，在850 nm实现飞秒光脉冲压缩［309］。2019年，侯尚林等设计了一种石英芯光子晶体光纤结构，通过模拟，利用5.66mm光纤得到4.96 fs的超窄压缩脉冲［310］。马文文等设计了一种反常色散锥形微结构光纤，并对中心波长为1.55μm脉冲在锥形微结构光纤中的传输进行了模拟，利用1 m长锥形微结构光纤实现了光脉冲的高效压缩，压缩因子为56.9，品质因子为27，使初始脉宽由1 ps压缩为17.6 fs［311］。

随着对电离效应引发的非线性现象研究的深入［312，313］，研究者提出在空芯光子晶体光纤（hollow－core photonic crystal fiber，HC－PCF）中结合孤子效应以及电离引发的自频移现象进行脉冲压缩的方案［314］。即首先利用孤子效应对初始脉冲进行压缩，提升峰值功率，从而激发介质（如空芯光纤中的填充气体）电离，产生向短波方向持续的自频移，由光谱蓝移导致的色散变化引发了绝热孤子压缩机制，最后实现高质量的窄脉冲输出。中科院樊仲维研究组研制出一种负曲率空芯光纤，利用该光纤可将初始脉冲宽度为160 fs的激光压缩至84 fs［315］。这种新型负曲率空芯光纤损伤阈值高、色散和非线性系数小且灵活可调，非常适用于超快领域研究。(www.xing528.com)

2.超连续谱

光纤中超连续谱（super continuum，SC）的产生，一般是利用光纤中非线性效应，在色散的共同作用下，使超短脉冲光谱展宽。近年来，复合光纤的发展，改善了超连续光谱的质量，并使其输出范围由可见－近红外波段进一步拓展到近紫外－可见－中红外波段。

硫系和碲酸盐玻璃由于具有高的三阶非线性系数、大的线性折射率以及很宽的红外透过范围等，成为产生超连续谱的理想介质。利用“W”型折射率分布的碲酸盐玻璃光纤作为非线性介质，已研制出输出功率瓦量级、光谱范围覆盖15μm宽带的超连续谱激光光源［316，317］。硫系玻璃的非线性系数更高（为石英材料的1001000倍），但化学稳定性和力学特性较弱。Granzow等采用石英玻璃包层复合光纤结构解决了这一问题，制得Ga4 Ge21 Sb10 S65玻璃纤芯－石英包层复合光纤，在1 cm光纤中实现了9802000 nm的超连续光谱［318］。但石英玻璃包层硫系玻璃纤芯复合光纤通常具有较大的数值孔径，限制了有效耦合和输出。

锥形光纤较细的光纤尺寸使光纤内光功率密度以及非线性系数大幅度提高，从而降低了非线性效应阈值和所需光纤长度。2000年，Birks等通过将普通光纤拉锥到直径约2μm，然后将850 nm的飞秒激光脉冲注入锥形光纤，得到了3701545 nm的超连续谱输出［319］。2014年，Granzow研究组制备了石英包层As2S3玻璃纤芯的双纳米锥形光纤，在仅3 mm光纤中就获得了0.82.5μm的超连续光谱［320］。2012年，Hudson等利用长50 mm、直径1.3μm的As2S3微纳光纤，采用飞秒脉冲激光实现超连续谱，－20 dB带宽覆盖9701990 nm，激发阈值仅为77 pJ［321］。2017年，他们将峰值功率为4.2 kW的2.9μm锁模飞秒脉冲激光注入As2Se3/As2S3锥形光纤中，得到了－20 dB带宽为7.7μm（1.89.5μm）的超连续谱［322］。但是，非晶态硫系玻璃易受光暗化作用影响，不能长期承受大功率光辐照。

有关研究表明，具有两个甚至多个零色散点的高非线性光纤更有利于频谱的展宽［323，324］。此外，如果光纤中存在双折射，还可以通过调整泵浦脉冲的偏振态来得到更平滑的频谱。因此，利用微结构光纤在色散管理、高双折射率及高非线性方面的特性，可提升光纤中超连续谱的质量，并将波长扩展到更短的紫外波段和更长的中红外波段。2000年，Ranka等采用钛宝石飞秒激光器泵浦反常色散的PCF，得到了3901600 nm的超连续谱［73］。2008年，孟佳等制备出小芯径折射率引导型光子晶体光纤，其SC的覆盖范围从紫外330 nm到红外1560 nm［74］。2012年Han等采用双波长泵浦，利用非线性产生的反斯托克斯脉冲和泵浦光脉冲之间的交叉相位调制效应，将SC展宽至320 nm的紫外区［75］。Couny等优化Kagame光纤的损耗（0.5 dB/m）和带宽（6001600 nm），利用1064 nm泵浦光注入1 m长的氢气填充Kagame光纤中，实现了级联受激拉曼效应，观察到了3252300 nm的光频梳信号［325］。2006年，Omenetto等利用软玻璃制得光子晶体光纤，得到覆盖0.353μm的超连续谱［326］。

Liao等采用堆拉方法，制备了直径为1.5μm的As2S3芯微结构碲酸盐玻璃复合光纤，并实现了0.82.4μm超连续谱的产生［327］。Gao等利用非线性系数为894.2 W－1·km－1的As2 S3悬芯光纤，实现了中红外波段超连续光谱［328］。当光纤长度仅1.3 cm时，泵浦光峰值功率为1.32 kW（波长800 nm、脉宽200 fs），超连续谱覆盖了17523010 nm。2014年，Cheng等制备出纤芯和包层分别为AsSe2玻璃和As2S5玻璃的四孔光纤，其非线性系数高达104W－1·km－1数量级，获得了波长为1.256.4μm的超连续谱［329］。2017年，Zhao等在具有两个零色散点的As2Se3基光子准晶光纤中，以峰值功率6 kW、脉冲宽度150 fs、中心波长2.94μm的入射脉冲，产生了覆盖112.5μm的超连续谱［330］。随着复合光纤技术的逐步成熟，超连续谱的研究很可能会继续创造纪录，并逐步扩大其应用范围。