偏振動(dòng)態(tài)可調(diào)耗散孤子光纖激光器實(shí)驗(yàn)研究*

趙暢 黃千千 黃梓楠 戴禮龍 Sergeyev SergeyRozhin Aleksey 牟成博?

1) (上海大學(xué), 特種光纖與光接入網(wǎng)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 上海先進(jìn)通信與數(shù)據(jù)科學(xué)研究院,特種光纖與先進(jìn)通信國際合作聯(lián)合實(shí)驗(yàn)室, 上海 200444)

2) (阿斯頓大學(xué), 阿斯頓光子技術(shù)研究所, 伯明翰 B47ET)

實(shí)驗(yàn)搭建了一臺基于碳納米管的耗散孤子光纖激光器, 研究了耗散孤子的動(dòng)態(tài)偏振特性. 在160 mW 的抽運(yùn)功率下, 得到了穩(wěn)定的單脈沖耗散孤子. 通過調(diào)整腔內(nèi)的偏振控制器, 得到了龐加萊球上為固定點(diǎn)形式吸引子的偏振鎖定矢量耗散孤子. 單向機(jī)械調(diào)節(jié)腔內(nèi)偏振控制器可以調(diào)控偏振鎖定吸引子向極限環(huán)吸引子的演化, 且實(shí)現(xiàn)極限環(huán)區(qū)域可控. 對比不同偏振吸引子下的偏振度發(fā)現(xiàn), 偏振度的高低和偏振吸引子覆蓋區(qū)域面積成反比. 因此, 可以通過偏振度的大小定量地判斷吸引子是否為偏振鎖定. 該工作對于研究新型偏振可調(diào)激光器、探索激光器的物理機(jī)制具有指導(dǎo)意義.

1 引 言

近年來超短脈沖激光器由于其具有皮秒、飛秒甚至阿秒量級的脈寬, 極高峰值功率而被研究者們廣泛關(guān)注. 在開展超短脈沖研究時(shí), 多數(shù)研究集中在脈沖周期、重復(fù)頻率、峰值功率等性能指標(biāo)的提升. 然而偏振作為光脈沖的一個(gè)重要特性, 研究相對較少. 1987 年雙折射光纖中的光脈沖傳播理論建立后, 超短脈沖矢量特性開始進(jìn)入人們的視野[1].眾所周知, 由于光纖拉制過程及外界應(yīng)力作用導(dǎo)致單模光纖并不是各向同性而是具有輕微雙折射. 矢量孤子是一種具有正交偏振分量的孤立波在雙折射光纖中傳輸時(shí)保持波形不變的穩(wěn)態(tài)波. 在單模光纖中, 由于超短脈沖光場能夠引起非線性雙折射,光孤子的正交偏振分量之間會產(chǎn)生非線性耦合. 依據(jù)這種耦合可以把矢量孤子劃分為偏振鎖定矢量孤子[2?5]、偏振旋轉(zhuǎn)鎖定矢量孤子[6?8]及群速度鎖定矢量孤子[8?10]等.

耗散孤子脈沖的產(chǎn)生得益于內(nèi)部與外界能量的連續(xù)交換, 在這個(gè)過程中伴隨著孤子不同部分能量的重分布[11]. 通過優(yōu)化腔內(nèi)光譜濾波效應(yīng)、非線性及色散, 可以得到帽型光譜形狀的典型耗散孤子. 耗散孤子同時(shí)具有高能量、寬光譜等特點(diǎn), 研究耗散孤子的偏振演化可對未來研究新型高能量激光器提供實(shí)驗(yàn)依據(jù), 具有重要意義. 目前有很多研究者致力于耗散孤子矢量特性的研究[8,12?15]. 但是這些研究成果是基于偏振分束器來實(shí)現(xiàn), 無法獲得偏振態(tài)的相位信息, 也無法準(zhǔn)確描述動(dòng)態(tài)偏振變化過程及矢量脈沖的偏振度(degree of polarization, DOP)等信息, 尤其無法將動(dòng)態(tài)偏振與吸引子聯(lián)系起來.

最近, 超短脈沖偏振吸引子的研究逐漸受到關(guān)注. 偏振吸引子是指在有限時(shí)間尺度上偏振態(tài)演化的一種趨勢. 使用偏振分析儀可以記錄正交偏振分量相關(guān)的斯托克斯參數(shù)S1,S2,S3. 由這些斯托克斯參數(shù)決定的脈沖偏振態(tài)會在龐加萊球上呈現(xiàn)出偏振態(tài)的演化軌跡, 這就形成了所謂的偏振吸引子. 通過分析偏振吸引子、DOP 及對應(yīng)的相位信息能夠更好地理解超短脈沖偏振維度的物理機(jī)制. 目前, 已經(jīng)在經(jīng)典孤子脈沖激光器中實(shí)驗(yàn)觀測到偏振鎖定吸引子、偏振進(jìn)動(dòng)吸引子、極限環(huán)吸引子及雙螺旋奇異吸引子[5,16?20]. 還有研究者提出了新型理論模型研究了怪波的起源[21,22]. 這些偏振行為和腔內(nèi)各向異性、增益與雙折射密切相關(guān).

本文搭建了基于碳納米管鎖模的摻鉺光纖激光器. 在正色散耗散孤子域, 實(shí)驗(yàn)觀測到偏振鎖定吸引子. 固定抽運(yùn)功率并且單向調(diào)節(jié)偏振控制器(polarization controller, PC)可以讓偏振鎖定吸引子逐漸變?yōu)闃O限環(huán)吸引子的形式. 反方向調(diào)節(jié)可以重復(fù)這個(gè)過程. 實(shí)驗(yàn)表明DOP 的大小和極限環(huán)覆蓋區(qū)域成反比. 該研究表明可以僅通過調(diào)節(jié)腔內(nèi)雙折射來控制耗散孤子的偏振態(tài)動(dòng)態(tài)演變, 對于未來研究新型高能量偏振動(dòng)態(tài)可調(diào)激光振蕩器具有指導(dǎo)意義.

2 實(shí)驗(yàn)裝置

激光器的實(shí)驗(yàn)裝置如圖1 所示, 總腔長約為14.5 m. 我們使用長約96 cm 的摻鉺光纖(erbium doped fiber, EDF)作為激光器的增益介質(zhì), 二階色散為+66.1 ps2/km. 使用2 m 的色散補(bǔ)償光纖(dispersion compensate fiber, DCF)使激光器工作在凈正色散域, 二階色散為+163.96 ps2/km. 其余腔內(nèi)光纖為普通單模光纖, 色散為–22 ps2/km.腔內(nèi)的凈腔色散為0.138 ps2, 因此能夠產(chǎn)生耗散孤子. 使用980 nm 的半導(dǎo)體光源(OV LINK)作為抽運(yùn)光, 通過波分復(fù)用器(wavelength division multiplexing, WDM)與EDF 相連. 再使用50∶50的耦合器(optical coupler, OC)分出一半能量用于腔外脈沖監(jiān)測. 腔內(nèi)的PC1 用于調(diào)節(jié)腔內(nèi)雙折射來優(yōu)化腔內(nèi)各向異性, 抽運(yùn)端的PC2 用于調(diào)節(jié)抽運(yùn)光的偏振態(tài). 偏振無關(guān)隔離器(polarization independent isolator, PI-ISO)用于保證光在激光器中的單向傳輸. 使用碳納米管作為可飽和吸收體(carbon nanotube saturable absorber, CNT-SA)來產(chǎn)生鎖模脈沖.

圖1 基于碳納米管聚合物薄膜的鎖模光纖激光器實(shí)驗(yàn)裝置Fig. 1. Schematic configuration of mode-locked all-fiber laser based on CNT-PVA film.

本文使用的探測儀器包括12.5 GHz 帶寬的光電探頭(Newport 818-BB-51F)、8 GHz 的示波器(KEYSIGHT DSO90804A)、3.2 GHz 的信號分析儀(SSA, 3032X)、商業(yè)自相關(guān)儀(FEMTOCHRO ME, FR-103WS)、最大分辨率為0.02 nm 的光譜儀(OSA, Yokogawa AQ6370C)、最大分辨率為1 μs 商業(yè)偏振分析儀(THORLABS, IPM5300).其中, 偏振分析儀最大采樣點(diǎn)數(shù)為1024, 因此最高能夠探測1 ms 時(shí)間尺度上的偏振態(tài)的演化. 又因?yàn)槊}沖的周期遠(yuǎn)小于1 μs, 因此龐加萊球上的偏振進(jìn)化軌跡是一個(gè)平均的結(jié)果. 但是這種平均結(jié)果不會影響偏振態(tài)演化的總體趨勢. 這種測量類似于光譜儀的測量, 光譜儀也是平均的結(jié)果, 但是可以表征脈沖的光譜特性.

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果和討論

調(diào)節(jié)抽運(yùn)功率至160 mW, 可以得到如圖2所示的矢量耗散孤子(vector dissipative soliton,VDS). 圖2(a)是典型的耗散孤子光譜. 圖2(b)給出了示波器測得的脈沖序列, 脈沖序列間隔為70.5 ns, 對應(yīng)14.18 MHz 的基頻. 從圖2(c)可以看出, 在基頻處的信噪比為57.7 dB, 內(nèi)插圖是帶寬為3 GHz 的射頻譜. 由脈沖序列和射頻譜可知脈沖比較穩(wěn)定, 因此圖2(a)所示的光譜上的毛刺是與偏振相關(guān). 圖2(d)給出了使用偏振分析儀測量得到的偏振態(tài)演化軌跡. 雖然從其他測量儀器上得到的數(shù)據(jù)顯示該脈沖是一個(gè)穩(wěn)態(tài)脈沖序列, 但實(shí)際上脈沖偏振態(tài)在發(fā)生快速跳變. 這也說明偏振態(tài)在鎖模光纖激光器中可以作為一個(gè)獨(dú)立的維度存在. 僅通過光譜儀、示波器、頻譜儀、自相關(guān)等傳統(tǒng)觀測手段不能完全確定脈沖的穩(wěn)定性. 由于偏振燒孔效應(yīng), 所以鎖模過程會改變增益介質(zhì)的各向異性. 進(jìn)一步通過腔內(nèi)PC 可以補(bǔ)償腔內(nèi)的線性或者圓形雙折射. 在各向異性腔的拍長等于脈沖周期距離(腔長), 且脈沖功率為恒定值情況下, 會形成偏振鎖定矢量孤子(polarization locked vector soliton, PLVS). 由于燒孔的深度和激光功率成正比, 因此周期性的功率振蕩會引起增益介質(zhì)各向異性的周期性調(diào)制[17]. 如果脈沖周期距離等于拍長的有理部分, 在多個(gè)脈沖周期后, 會在龐加萊球上形成第1 個(gè)繞圓軌跡. 接著偏振態(tài)的軌跡就會以固定周期的方式進(jìn)行相同軌跡的演化, 該固定周期為功率振蕩的周期. 從圖2(e)可以看出, 該圖中周期大約為300 μs, 約為4255 個(gè)脈沖周期, 即每隔300 μs 偏振態(tài)的演化就會在龐加萊球上形成一個(gè)繞圓的軌跡并且不斷地進(jìn)行疊加. 從圖2(f)可以看出, 快速跳變的偏振態(tài)會導(dǎo)致較低的DOP, 而DOP、相位差的變化周期與功率變化周期相同, 約為300 μs.

圖2 偏振進(jìn)動(dòng)VDS (a) 典型耗散孤子光譜; (b) 示波器脈沖序列; (c) 基頻處的信噪比, 插圖為3 GHz 帶寬的射頻譜; (d) 龐加萊球上偏振態(tài)演化軌跡; (e)正交偏振分量的功率; (f) DOP 和相位差Fig. 2. Polarization precessing VDS: (a) Typical dissipative optical spectrum; (b) pulse trains measured by oscilloscope; (c) signal noise ratio at fundamental frequency where the inset shows radio-frequency spectrum over 3 GHz; (d) polarization evolution trace shown on Poincare sphere; (e) power of two orthogonal polarization states; (f) DOP and phase difference.

由于光纖彎曲、光纖拉制等過程會產(chǎn)生隨機(jī)雙折射, 腔內(nèi)的雙折射對于整個(gè)腔的各向異性產(chǎn)生較大的影響. 但是在保證其他條件不變的情況下, 通過擠壓式PC 定向扭轉(zhuǎn)光纖可以在一定程度上實(shí)現(xiàn)腔內(nèi)雙折射補(bǔ)償從而開展偏振吸引子規(guī)律性地動(dòng)態(tài)調(diào)控, 如圖3 所示. 仍然保持抽運(yùn)功率為160 mW, 從圖3(a)的曲線1—6 可以看出, 首先實(shí)現(xiàn)了偏振鎖定耗散矢量孤子(polarization locked vector dissipative soliton, PLVDS), 此時(shí)的偏振吸引子是固定點(diǎn)的形式(圖中曲線1 和2). PLVDS是自然形成的, 僅需要增加抽運(yùn)即可實(shí)現(xiàn). 通過輕微調(diào)整PC 可以得到明顯的極限環(huán)吸引子(圖中曲線3—6). 這種極限環(huán)吸引子的形成和腔內(nèi)雙折射有關(guān), 即使改變腔長也可以通過調(diào)節(jié)PC 補(bǔ)償腔內(nèi)雙折射從而形成極限環(huán)吸引子. 朝一個(gè)方向緩慢旋轉(zhuǎn)PC, 可以發(fā)現(xiàn)極限環(huán)吸引子的覆蓋區(qū)域不斷發(fā)生變化. 這是由于隨著PC 的調(diào)節(jié), 腔長和雙折射長度的關(guān)系發(fā)生變化, 偏振態(tài)軌跡在圓上漂移的幅度不同導(dǎo)致繞圓軌跡不同. 此外, 反向調(diào)節(jié)PC 可以重復(fù)實(shí)現(xiàn)曲線6—1 的過程. 由此可見, 超短脈沖動(dòng)態(tài)偏振態(tài)的可控已經(jīng)在一定程度上得到實(shí)現(xiàn).圖3(b)對應(yīng)耗散孤子光譜的變化. 可以看出隨著PC 的調(diào)節(jié), 光譜的譜寬不斷減小, 這是由于彎曲光纖產(chǎn)生的雙折射引起的濾波效應(yīng)[23,24]. 圖3(c)是相對應(yīng)的DOP, 當(dāng)為輸出脈沖為PLVDS 時(shí)(對應(yīng)偏振態(tài)軌跡1), 偏振度最高, 超過了90%. 隨著腔內(nèi)各向異性的調(diào)節(jié), 偏振態(tài)跳變加快, 因此DOP 隨之降低. 通過對比圖3(a)和圖3(c)也可以看出, DOP 的大小和極限環(huán)覆蓋的面積成反比. 因此可以得出經(jīng)驗(yàn)方法, 通過DOP 值判斷偏振態(tài)變化的快慢, 以及是否是PLVDS.

腔長與線性雙折射長度的關(guān)系可以解釋這種極限環(huán)吸引子的形成. 當(dāng)腔長Lcav等于線性雙折射長度Lbir或者圓形雙折射長度Lcir時(shí), 偏振態(tài)可以每個(gè)周期重復(fù)出現(xiàn), 即出現(xiàn)偏振鎖定的狀態(tài), 此時(shí)具有很高的DOP, 如圖3(b)和圖3(c)中的曲線1 和2 所示. 當(dāng)Lcav=Lbir/2, 歸一化斯托克斯參數(shù)S1,S2,S3關(guān)于S1對稱, 當(dāng)Lcav=Lcir/2 時(shí)歸一化斯托克斯參數(shù)關(guān)于S3對稱. 此時(shí), 輸出脈沖偏振態(tài)會以對稱形式出現(xiàn). 當(dāng)腔長Lcav相對于Lbir/2 或Lcir/2 出現(xiàn)輕微偏離時(shí), 龐加萊球上關(guān)于S1或S2對稱的偏振軌跡會出現(xiàn)輕微漂移. 這種漂移會隨著時(shí)間不斷疊加最終形成極限環(huán). 因此, 當(dāng)線性雙折射和圓形雙折射都存在的情況下, 會形成相對于龐加萊球赤道傾斜的極限環(huán). 本文中脈沖基頻約為14 MHz, 考慮到偏振分析儀的最大分辨率為1 MHz, 所以平均14 個(gè)脈沖周期后, 腔長和雙折射長度的關(guān)系可以寫為Lcav～Lb+Lb/(14N)或Lcav～Lcir+Lcir/(14N), 這種關(guān)系可以通過調(diào)節(jié)腔內(nèi)的偏振控制器來控制, 其中N為有理整數(shù).當(dāng)N越大時(shí), 龐加萊球表面的下一個(gè)點(diǎn)相對于當(dāng)前位置的漂移就越小. 所以當(dāng)N比較小時(shí)就會出現(xiàn)圖2(d)的偏振吸引子, 當(dāng)N較大時(shí)會出現(xiàn)圖3(b)和圖3(c)中的曲線3—6.

圖3 160 mW 抽運(yùn)功率下偏振吸引子的動(dòng)態(tài)調(diào)控 (a) 單向調(diào)節(jié)PC 對應(yīng)偏振吸引子的變化; (b)對應(yīng)光譜變化;(c)對應(yīng)DOP 的變化Fig. 3. Dynamic adjustment of polarization attractor under the pump power of 160 mW: (a) Change of polarization by adjusting PC in one direction; (b) change of optical spectrum; (c) change of DOP.

4 結(jié) 論

本文針對基于碳納米管的耗散孤子激光器進(jìn)行了偏振動(dòng)力學(xué)的研究. 在160 mW 的抽運(yùn)功率下, 通過相位、功率變化、DOP 及偏振態(tài)吸引子的觀測分析出偏振態(tài)的變化和演化周期. 調(diào)節(jié)PC 能夠改變腔內(nèi)雙折射, 引起腔內(nèi)各向異性的不同程度的調(diào)制. 通過單向調(diào)節(jié)PC 來調(diào)節(jié)腔長和雙折射長度的關(guān)系, 從而可以得到偏振吸引子從偏振鎖定吸引子到極限環(huán)規(guī)律性的演化過程, 實(shí)驗(yàn)展示了超短脈沖偏振吸引子的動(dòng)態(tài)調(diào)控. 在本實(shí)驗(yàn)中, 吸引子覆蓋區(qū)域越大, 偏振態(tài)跳變越快, 從而對應(yīng)的DOP 越低. 因此能夠定量地從DOP 判斷是否為偏振鎖定吸引子. 這是矢量耗散孤子的動(dòng)態(tài)偏振可控的首次實(shí)驗(yàn)展示. 我們期待本研究可以對探索新型高能量偏振可控激光器奠定實(shí)驗(yàn)基礎(chǔ), 同時(shí)在光譜學(xué)[25]、納米粒子操縱[26]、安全通信[27]等領(lǐng)域具有應(yīng)用價(jià)值.