一种新型侧漏型光子晶体光纤的研制及其传输特性研究*

娄淑琴 王鑫 鹿文亮

(北京交通大学电子信息工程学院,北京 100044)

1 引言

自从1996年Knight等[1]首次研制出光子晶体光纤(photonic crystal fiber,PCF)以来,PCF以其灵活的结构设计及独特的传输特性引起了特种光纤开发人员的广泛关注,各种新颖特性的PCF和PCF基器件的开发及其在光通信、光传感及光器件研究领域的应用获得了很大的进展[2-13],推动了PCF结构创新进一步向更宽的领域发展.

高双折射PCF在高性能光纤激光器、光通信和光传感系统中展示出重要的应用价值[9,14-22],成为当今特种光纤领域的一个研究热点.一般三角格子PCF具有六重旋转对称性,在理论上其基模是简并的[23],因此要获得高双折射,须打破其六重旋转对称性[23].通过在纤芯中引入非对称结构、在包层中采用不同尺寸和形状的空气孔、向部分空气孔中填充液体以及采用空气孔新的排布模式等诸多新结构,出现了多种新型高双折射PCF研究报道[11-25].这些近年来出现的高双折射PCF,通常采用小空气孔距(约为2µm)结构来获得高的双折射,模场面积小,与标准单模光纤器件直接连接适配性差,直接限制了其在光通信和光传感系统等领域的实际应用.另一方面,针对各种新器件如偏振稳定的光纤激光器、放大器、新型光传感器件的研制需求,出现了具有掺杂芯双折射PCF,纤芯折射率的提高,增大了芯包间折射率差,单模传输特性受到影响.因此,如何获得与标准单模光纤适配性好的掺杂芯单模高双折射PCF,是一个亟待解决的问题.

本文针对高双折射PCF在光通信和光传感系统等领域的实际应用需求,提出并研制出一种具有侧向泄露通道和椭圆掺锗芯的侧漏型PCF.该结构有效地增大了高阶模式的泄漏损耗,不仅可以实现单模传输,还大大改善了光纤的双折射特性.同时,结构设计采用较大尺寸的结构参数,有效地提高了模场面积,与标准单模光纤具有良好的适配性.基于所研制侧漏型PCF光纤构建了Sagnac干涉仪,对光纤的群双折射进行了实验测量评估,其群双折射实验测量平均值与设计结构的数值分析结果符合很好.由于侧向泄露通道的引入,增大了该种侧漏型PCF对外界参量的敏感性,使其在扭转、弯曲、压力等参量的光纤传感和高性能光纤器件构建等方面展现出广阔的应用前景.

2 光纤结构与理论基础

面向应用的需求,本文在光纤结构设计时,纤芯采用椭圆形的掺锗芯,如图1(a)所示.椭圆形掺锗芯的引入,除对传输光形成有效的约束外,同时利用椭圆结构的几何双折射可有助于改善光纤的双折射特性.纤芯掺锗使纤芯的折射率升高,影响光纤的单模运转.为保证光纤单模运转,在椭圆纤芯长轴方向的两侧空气孔用石英棒代替,形成如图1(b)所示侧向泄露通道.侧向泄露通道的引入,一方面可增大高阶模式的泄漏损耗,有助于光纤单模传输特性的实现;另一方面可改善光纤的双折射特性,同时增大光纤对外界参量的敏感性,开拓侧漏型PCF(side-leakage PCF,SLPCF)在光纤器件及光纤传感器领域的应用.新型侧漏型PCF的光纤设计结构如图1(c)所示.PCF传统的三角格子结构,具有六重旋转对称性,基模简并.实现高的模式双折射就需要打破这种结构对称性,降低结构的对称性.

图1 基于三角格子结构的侧漏型PCF设计结构示意图 (a)纤芯引入椭圆形掺锗芯;(b)纤芯两侧石英棒代替空气孔形成侧向泄露通道;(c)侧漏型PCF设计结构示意图

为提高与标准单模光纤的适配性,光纤中空气孔间距值取8.06µm,椭圆掺锗芯子直径4µm×2.88µm,基底石英的折射率约为1.444,掺锗芯与基底材料的折射率差为0.3.%,空气孔直径为5.48µm,光纤直径为125µm.应用结构重构全矢量有限元数值分析法,结合完美匹配层边界条件,通过求解对应模式的传输常数β和模场分布,对光纤的传输特性进行研究.

模式双折射和群双折射是描述光纤偏振特性的两个重要参数.模式的双折射程度B定义为

其中,βx和βy为 x偏振基模和 y偏振基模的传输常数,k0为真空中的波数,nxeff=βx/k0和nyeff=βy/k0分别为x偏振基模和y偏振基模的有效折射率.

群双折射G定义为

各有效模式对应的等效模场面积Aeff由下式可得:

式中E是电场矢量,S代表整个光纤横截面.

模场半径ωeff本身也是光纤分析中一个非常重要的参量,对研究光纤间的耦合、接续、弯曲损耗及非线性效应等有非常重要的意义.在光纤中基模的模场分布为类高斯型的情况下,模场半径可以由关系式Aeff=πω2eff求得.当光纤直接与标准单模光纤接续时,由两个接续光纤中的模场面积的失配引入的接续损耗αsplice可由下式进行估算:

式中,ω1和ωeff分别为标准单模光纤和侧漏型PCF中基模的模场半径.

3 研制光纤与数值模拟

利用管棒堆积法,依照侧漏型PCF的设计结构,成功研制出了满足设计要求的侧漏型PCF,研制出的侧漏型PCF样品的截面数字显微图如图2(a)所示.侧漏型PCF的纤芯采用椭圆掺锗芯,其折射率高于背景材料纯石英的折射率,对传输光具有较强的限制作用,因此在采集的显微图中,纤芯中的传输光强明显高于背景材料中的光强.图2(a)中纤芯的白色椭圆区对应椭圆掺锗芯,黑色的圆形区对应光纤包层中的空气孔.对于实际研制出的侧漏型PCF的特性分析,使用我们先前提出的结构重构全矢量有限元数值分析法进行[26].具体的做法是根据其横截面显微图,采用数字图像处理技术,进行识别、提取和结构重建,进而结合完美匹配层边界条件应用全矢量有限元法可求解对应模式的传输常数β和模场分布,最后获得实际光纤的特性.

实际研制出的侧漏型PCF样品的横截面结构重建图如图2(b)所示.对比图2(a)和(b),可以看出重建结构真实地反映了侧漏型PCF样品的实际结构.根据侧漏型PCF的实际折射率分布,分别设置椭圆掺锗芯子、空气孔区域及包层背景区域的折射率,利用结构重构全矢量有限元数值分析法即可数值分析设计结构的及研制样品结构的侧漏型PCF光纤特性[27,28].

图2 侧漏型PCF横截面图 (a)研制样品的横截面显微图;(b)截面结构重构图

图3为设计结构及实际结构的侧漏型PCF的双折射及模场面积随波长的变化情况.从图3中可以看出,侧漏型PCF的双折射和模场面积随波长逐渐增加.这是因为当波长增大时,模场向包层扩展,由于侧漏通道的存在,使模式双折射进一步增加,同时模场面积也随之增大.而设计结构和实际研制出的侧漏型PCF,在双折射及模场面积数值方面具有一定的偏差,侧漏型PCF样品的双折射比设计结构的高,模场面积比设计结构的小.造成这一现象主要由两方面原因造成:一是在光纤拉制的高温条件下,掺锗芯中锗元素的非均匀扩散,导致椭圆掺锗芯子偏离完美椭圆;二是在光纤制作过程中由于抽充气装置控制精度的限制,使得侧漏型PCF样品包层区中的空气孔产生了一定的形变.如图3(c)所示,椭圆掺锗芯子两侧空气孔尺寸的增大导致对光纤短轴方向模场的压缩作用增强,从而使侧漏型PCF样品双折射提高,同时在一定程度上也减小光纤的模场面积.侧漏型PCF样品在1550 nm波长处的模式双折射Bn为0.837×10-4,群双折射Gn为1.5077×10-4,基模模场面积约为69.5µm2,当与标准单模光纤直接接续时,由模场失配带来的接续损耗约为0.03 dB.从上述分析结果可以看出,侧漏型PCF样品在拉制过程中,由于空气孔的形变导致实际光纤在双折射及模场面积特性与设计结构存在一定的偏差,但实际光纤的双折射比设计结构的双折射要高,保持了良好的双折射特性,实现了设计需求.虽然实际研制光纤的基模模场面积比设计结构的要小,但减小的幅度不大,在1550 nm波长处基模模场面积仍然可达69.5µm2,当与标准单模光纤直接接续时,由模场失配带来的接续损耗低,实现了与标准单模光纤的良好适配.

图3 设计结构及实际结构侧漏型PCF的双折射及模场面积(a)双折射对比图;(b)基模场面积对比图;(c)结构对比图

4 实验装置与测量结果

光纤的群双折射是侧漏型PCF的一个重要参量.本文构建了基于侧漏型PCF的Sagnac干涉仪的实验装置,通过实验对Sagnac干涉仪传输谱的波谷波长间隔的测量来实验检测光纤样品的群双折射.

实验装置如图4所示,Sagnac干涉仪是通过将一段侧漏型PCF与3 dB光耦合器一侧的两个端口进行熔接构成的.Sagnac干涉仪的输入光由超连续谱光源(superk compact,Koheras A/S)提供,从耦合器的一端输入.Sagnac干涉仪的输出信号从耦合器的另一端输出,由光谱分析仪(optical spectrum analyzer,OSA,Yokogawa AQ6375)记录显示干涉仪的输出传输谱.

图4 侧漏型PCF Sagnac干涉仪结构示意图

由于侧漏型PCF的双折射特性,Sagnac环中顺时针传输和逆时针传输的两束光相对相位差ψ=lΔβ,其中l为侧漏型PCF的长度,Δβ为侧漏型PCF的基模的两个偏振态的传输常数差.Sagnac环的输出传输谱T可以近视表示为一个周期函数[29]:

Sagnac干涉仪输出传输谱两波谷(或波峰)间相位差为2π,设两个相邻波谷(或波峰)对应波长分别为λ1和λ2,且λ1＜λ2,则有

其中Δλ为两个波谷(或波峰)对应的波长差,即Sagnac干涉仪的光谱宽度S.

将Δβ(λ1+Δλ)用泰勒级数展开,忽略高阶项,并利用(2)式可推得Sagnac干涉环中侧漏型PCF的群双折射为

其中λ为干涉仪的中心波长.

因此通过监测Sagnac干涉仪输出传输谱两波谷间的波长间隔Δλ,即可得到干涉环中光纤的群双折射.图5所示为使用长度分别为10.5,14.85,34和70.4 cm的研制侧漏型PCF所搭建Sagnac干涉仪的输出传输谱.从图5可以看出,随着所用侧漏型PCF光纤长度的增加,Sagnac干涉仪传输谱两波峰或波谷间的波长间隔Δλ减小.

由于侧漏通道的泄露作用及光纤涂覆层的高吸收作用,侧漏型PCF的二阶模具有比较高的泄漏损耗,Sagnac干涉仪输出传输谱主要是由基模偏振态光干涉形成的,但二阶模要损耗掉仍需要一定的光纤长度,在Sagnac环长较短时输出传输谱含有二阶模干涉的成分.如图5所示,当侧漏型PCF长度较短如为10.5 cm时,二阶模没有被完全损耗掉,所以在Sagnac干涉仪传输谱中出现了由基模和二阶模耦合形成的局部干涉条纹,但是强度较弱.当侧漏型PCF长度达到14.85 cm以上,二阶模损耗增大使其不能作为侧漏型PCF中的有效传输模式,由基模和二阶模耦合形成的局部干涉条纹消失,只存在由基模偏振态干涉形成的Sagnac干涉条纹.这在一定程度上验证了所研制的侧漏型PCF单模传输特性.

通过测量光纤Sagnac干涉仪输出传输谱相邻波谷之间的波长间隔,并利用(7)式得到所研制侧漏型PCF群双折射的实验测量值Gm,如表1所示.

表1 侧漏型PCF在1550 nm处的群双折射

图5 不同侧漏型PCF长度的Sagnac干涉仪输出传输谱 (a)10.5 cm;(b)14.85 cm;(c)32 cm;(d)70.4 cm

由于在光纤长度测量和干涉条纹波长间隔测量时会存在一定的测量误差,Sagnac干涉仪中偏振控制器偏振状态控制精度等的影响,基于Sagnac干涉仪的群双折射实验测量平均值Gav与基于其横截面结构重构全矢量有限元数值分析法得到的计算值Gn之间应存在有一定的差异.对于本文研制的侧漏型PCF,这一差值仅为6×10-8,显现出实验测量平均值与结构重构全矢量有限元数值分析法计算值有较好的一致性.

通过上述实验可以看出,基于侧漏型PCF的Sagnac干涉仪的输出谱为梳状谱,易于调谐,通过调整外界参量,如对侧漏型PCF施加轴向应力、弯曲及扭转等,将会导致其梳状谱发生偏移,通过检测其波长的偏移量,可以测量外界参量的改变,将在新型光纤传感器的研制方面具有广泛的应用前景.同时,侧漏型PCF的双折射特性有助于增强偏振烧孔效应,抑制掺铒光纤激光器的模式竞争,基于侧漏型PCF的Sagnac干涉仪作为可调谐的滤波器引入到不同腔结构的激光器中,将有利于实现掺铒光纤激光器的可调谐多波长输出.

5 结论

通过引入椭圆掺锗芯及侧向泄露通道,本文研制出一种新型侧漏型PCF,不仅实现了单模传输特性,还展现出优良的双折射特性.应用结构重构全矢量有限元数值分析法对设计光纤和实际研制光纤的传输特性进行了分析,在波长1550 nm处,光纤的基模模场面积约为69.5µm2,与普通单模光纤直接接续时,由模场失配引入的接续损耗约为0.03 dB.与已有报道的双折射PCF相比,模场面积得到了大幅度的提高,与标准普通单模光纤的适配性也得到了明显的提升.并且建立基于所研制侧漏型PCF的Sagnac干涉仪实验装置,对研制光纤特性进行了研究.实验研究结果表明,当侧漏型PCF达到一定长度时,在1450-1750 nm波长范围内可以实现单模传输,在波长1550 nm处的光纤群双折射约为1.508×10-4.测量结果的平均值与应用全矢量有限元法计算值有较好的一致性.基于侧漏PCF的Sagnac干涉仪,除了在新型光纤传感器方面的应用前景之外,在可调谐多波长掺铒光纤激光器中也具有很好的应用潜力.

[1]Knight J C,Birks T A,Russell P St J,Atkin D M 1996 Opt.Lett.21 1547

[2]Demas J,Grogan M D W,Alkeskjold T,Ramachandran S 2012 Opt.Lett.37 3768

[3]Nagasaki A,Saitoh K,Koshiba M 2011 Opt.Express 19 3799

[4]Silva S,Santos J L,Malcata F X,Kobelke J,Schuster K,Fraz˜ao O 2011 Opt.Lett.36 852

[5]Hossain M A,Namihira Y,Islam M A,Hirako Y 2012 Opt.Laser Technol.44 1261

[6]Chen W G,Lou S Q,Wang L W,Jian S S 2011 Opt.Commun.284 2829

[7]Lou S Q,Tang Z W,Wang L W 2011 Appl.Opt.50 2016

[8]Chen W G,Lou S Q,Wang L W,Jian S S 2010 Opt.Engin.49 094402

[9]Russell P St J 2006 J.Lightwave Technol.24 4729

[10]Ju J,Jin W 2009 J.Sens.2009 476267

[11]Zhang D P,Hu M L,Xie C,Chai L,Wang Q Y 2012 Acta Phys.Sin.61 044206(in Chinese)(张大鹏,胡明列,谢辰,柴路,王清月2012物理学报61 044206)

[12]Lou S Q,Wang Z,Ren G B,Jian S S 2004 Chin.Phys.13 1052

[13]Liu S,Li S G,Yin G B,Wang X Y 2012 Chin.Phys.B 21 034217

[14]Goto R,Jackson S D,Simon F,Kuhlmey B T,Eggleton B J,Himeno K 2008 Opt.Express 16 18752

[15]Im J E,Kim B K,Chung Y 2010 Laser Phys.20 1918

[16]Kakarantzas G,Ortigosa-Blanch A,Birks T A,Russell P,Farr L,Couny F,Mangan B J 2003 Opt.Lett.28 158

[17]Han Y G,Chung Y,Lee S B,Kim C S,Jeong M Y,Kim M K 2009 Appl.Opt.48 2303

[18]Geernaert T,Nasilowski T,Chah K,Szpulak M,Thienpont H 2008 IEEE Photon.Technol.Lett.20 554

[19]Martynkien T,Gabriela S B,Olszewski J,Thienpont H 2010 Opt.Express 18 15113

[20]Kim H M,Kim T H,Kim B K,Chung Y J 2010 IEEE Photon.Technol.Lett.22 1539

[21]Statkiewicz-Barabach G,Carvalho J P,Frazao O,Olszewski J,Mergo P,Santos J L,Urbanczyk W 2011 Appl.Opt.50 3742

[22]Carvalho J P,Anuszkiewicz A,Statkiewicz-Barabach G,Baptista J M,Fraz˜ao O,Mergo P,Santos J L,Urbanczyk W 2012 Opt.Commun.285 264

[23]Steel M J,White T P,Sterke C M,McPhedran R C,Botten L C 2001 Opt.Lett.26 488

[24]Wang W,Yang B 2012 Acta Phys.Sin.61 064601(in Chinese)[王伟,杨博2012物理学报61 064601]

[25]Xu Q,Miao R C,Zhang Y N 2012 Acta Phys.Sin.61 234210(in Chinese)[许强,苗润才,张亚妮2012物理学报61 234210]

[26]Wang L W,Lou S Q,Chen W G,Li H L 2010 Chin.Phys.B 19 84209

[27]Uranus H,Hoekstra H 2004 Opt.Express 12 2795

[28]White T P,McPhedran R C,de Sterks C M,Botten L C,Steel M J 2001 Opt.Lett.26 1660

[29]Dong X,Tam H Y,Shum P 2007 Appl.Phys.Lett.90 151113