（无线电物理专业论文）高双折射光子晶体光纤的双折射特性及其应用研究.pdf

摘要 摘要 基于光子晶体材料的基本特性与特点，上世纪9 0 年代初p h s t r u s s e ll 等人提出了光子晶体光纤的概念与设计。光子晶体光纤具有许多传统光纤不具有 的特性，如无截止单模特性，灵活的色散特性、大模式面积、非线性效应等。通 过对光子晶体光纤空气孔的形状、大小和排列方式的调整，可以得到很好的偏振 保持光纤。 普通保偏光纤双折射特性的测量方法主要分为基于拍长测量的横向移动压 力法、磁光调制法等等：基于偏振色散的波长扫描法以及折射近场法。由于高双 折射光子晶体光纤( h b p c f ) 的高双折射结构特点，目前其双折射特性的测量方法 主要分为三类间接测量法；第一类为波长扫描法，第二类为扭转法，第三类为偏 振敏感的光频域反射( p o f d r ) 测量法。 由于扭转法和偏振敏感的光频域反射测量法较为复杂，本文通过波长扫描 法，测量了l i b p c f 的群双折射坟的波长依赖关系；通过模式双折射吃和波长 的经验公式，得到了吃。的波长依赖关系。通过对获得的吃和吃。的比较，本文 提出对于双折射由几何效应导致的h b - p c f ，不能简单地忽略群双折射尻和模式 双折射吃的差别项兄掣而认为群双折射等于模式双折射。本文首次采用剪 口 断法，直接测量得到了h b p c f 的模式双折射玩：随波长的变化关系。通过a p s s 软件仿真，本文得到了模式双折射吃，的波长依赖关系。最后，本文对上述三种 方法获得的模式双折射吃。、吃：、吃，进行了比较、分析。 本文对晶体中的双折射现象以及由双折射晶体制成的传统波片进行了介绍； 首次对采用h b p c f 制作的光纤波片进行了分析和测量。测量了h b - p c f 的温度稳 定性；并在实验从上从三光子晶体光纤波片获得0 2 7 d b 的圆偏振光输出。 4 关键词：高双折射光子晶体光纤、模式双折射、拍长测量、；光纤波片 a b s t r a c t c o n c e p t a n dd e s i g no ft h ep h o t o n i cc r y s t a lf i b e r ( p c f ) w a sp r o p o s e db yp h s t r u s s e l la n do t h e r si n t h ee a r l y19 9 0 s p h o t o n i cc r y s t a lf i b e r ( p c f ) h a sm a n y p r o p e r t i e s ，s u c ha se n d l e s s l ys i n g l em o d e ；f l e x i b l ed i s p e r s i v ep r o p e r t y ；l a r g em o d e a f e a e r e h i g h l yb i r e f r i n g e n tp h o t o n i cc r y s t a l f i b e rc o u l db eo b t a i n e dt h r o u g h c h a n g i n g t h es h a p e 、s i z ea n dr e a r r a n g i n gt h ea i rh o l e s t h eb i r e f r i n g e n e eo fp o l a r i z a t i o nm a i n t a i n i n gf i b e r sc a l lb eo b t a i n e db yt h r e ew a y s ： w a y sb a s eo nb e a ti e n g t hm e a s u r e ，w a y sb a s e do np o l a r i z a t i o nm o d ed i s p e r s i v ea n d r e f r a c t i o nn e a rf i e l dw a y t h eb i r e f r i n g e n c eo fp h o t o n i cc r y s t a lf i b e r c o u l db e i n d i r e c t l y m e a s u r e db yt h r e ew a y s ：w a v e l e n g t hs w e e pm e t h o d 、t w i s tm e t h o da n d p o l a r i z a t i o n s e n s i t i v eo p t i c a lf r e q u e n c y d o m a i nr e f l e c t o m e t e r ( p o f d r ) m e t h o d a c c o r d i n g t ot h ew a v e l e n g t hs w e e pm e t h o d ，t h ew a v e l e n g t hi n d e p e n d e n c eo ft h e g r o u pb i r e f r i n g e n c eb s i sm e a s u r e di nt h i sp a p e r a n dt h ew a v e l e n g t hi n d e p e n d e n c e o ft h em o d a lb i r e f r i n g e n c e 吃li sd e t e r m i n e db yt h er e l a l t i o nb e t w e e nt h eg r o u p b i r e f r i n g e n c e a n dm o d a lb i r e f r i n g e n c e t h r o u g h t h e c o m p a r i s o n b e t w e e n t h eb sa n db i ，r e s u l t sb r o u g h tf o r w a r di nt h i s p a p e rt h a t t h et e ma 警 c o u l d n ，tb ei g n o r e ds i m p l yi nt h eh i g hb i r e f r i n g e n c ep h o t o n i cc r y s t a lf i b e r ( h b p c f ) t h ew a v e l e n g t hi n d e p e n d e n c eo ft h em o d a lb i r e f f i n g e n c e 吃2 i sd i r e c t l ym e a s u r e d t h r o u g ht h ec u t - o f fw a yb yt h ef i r s tt i m e t h em o d a lb i r e f r i n g e n c e 巩3 i ss i m u l a t e d b vt h ea p o l l o p h o t o n i cs o f t w a r ea p s s t h et h r e ek i n d sm o d a lb i r e f r i n g e n c ea r e c o m p a r e da n d t h ed i f f e r e n c ea m o n gt h e mi sa n a l y z e d b i r e f r i n g e n tp h e n o m e n o ni nt h ec r y s t a la n dt h ec o n v e n t i o n a lw a v e p l a t e sw h i c h 锄em a d eo fi ta r ei n t r o d u c e di nt h i sp a p e r f i b e rw a v e p l a t ew h i c hi sm a d ef r o mh i g h b i r e f r i n g e n tp h o t o n i cc r y s t a lf i b e rh a sb e e na n a l y z e da n dm e a s u r e d t h et e m p e r a t u r e i n d e p e n d e n c eo ft h eh b p c fi sm e a s u r e d a n dac i r c l ep o l a r i z e dl i g h t w i t hi t s e x t i n c t i o nr a t i o na t0 2 7 d bh a sb e e no b t a i n e dt h r o u g h t h i sn e wq u a r t e rw a v e p l a t e k e yw o r d s ：h i g hb i r e f r i n g e n e ep h o t o n i cc r y s t a lf i b e r 、m o d a lb i r e f r i n g e n c e 、b e a tl e n g t h m e a s u r e 、q u a r t e rf i b e rw a v e p l a t e i i 厦门大学学位论文原创性声明 兹呈交的学位论文，是本人在导师指导下独立完成的研究成 果。本人在论文写作中参考的其他个人或集体的研究成果，均在 文中以明确方式标明。本人依法享有和承担由此论文产生的权利 和责任。 声明人( 签名) ： 年月日 厦门大学学位论文著作权使用声明 本人完全了解厦门大学有关保留、使用学位论文的规定。厦门大 学有权保留并向国家主管部门或其指定机构送交论文的纸质版和电 子版，有权将学位论文用于非赢利目的的少量复制并允许论文进入学 校图书馆被查阅，有权将学位论文的内容编入有关数据库进行检索， 有权将学位论文的标题和摘要汇编出版。保密的学位论文在解密后适 用本规定。 本学位论文属于 1 、保密() ，在年解密后适用本授权书。 2 、不保密( ) ( 请在以上相应括号内打“4 ) 作者签名： 导师签名： 日期：年月 日 日期：。年月日 第一章引言一一光子晶体及光子晶体光纤 第一章引言一一光子晶体及光子晶体光纤 基于光子禁带理论，光子晶体的理论于上世纪8 0 年代末期被提出n 2 1 。作为 二维的光子晶体，光子晶体光纤由于其独特的结构特点，具有许多传统光纤不具 有的特点跚。 1 1 光子晶体 1 1 1 光子晶体的提出及其应用 基于光子带隙的性质，e y a b l o n o v i t c h 和s j o h n n 2 1 于1 9 8 7 年各自提出了 光子晶体的概念。在光子晶体中，由于在一维、二维或三维空间中折射率的周期 性分布，能够使得在其间传播的光子形成禁带结构，即产生光子禁带( p h o t o n i c b a n d g a p ，p b g ) 。光子晶体主要是在带隙结构中引入缺陷，造成破坏周期结构的 局部区域，使光子带隙形成缺陷能级。具有一定频率( 能量) 的光才能在这个缺 陷区域存在和传播。在这个区域以外的介质中，该能量的光子是被禁止的。对此， 经典的解释是光在晶体内部发生并经过多次反射后最终被吸收了；量子的观点 是：在带隙内的光子是不能发射的，因为它不存在该光子的量子态。 光子晶体同传统的半导体材料，如硅、砷化镓等相比，后者在于从分子或 原子尺度内改变物质的化学结构，从而完成对光的发射、吸收、传播和调制。光 子晶体是在光波长的尺度内对物质进行物理结构的改造，使该物质能够控制光子 的行为。电子的运动规律可以用薛定谔方程描述，光子的运动规律则可以用麦克 斯韦方程描述。 我们可以可以将光子晶体分为一维、二维和三维结构。多层介质薄膜是一 维光子晶体，厚度是光波长量级的两种不同折射率材料的周期结构形成光子带 隙，多层介质膜外面的空气则是对这种带隙的缺陷，一定频率的光不能在带隙中 传播形成高反射率。本文所提的光子晶体光纤，则是典型的二维光子晶体h 1 。蛋 白石，则是自然界存在的三维光子晶体结构。下面图l 是一维、二维和三维结构 光子晶体的结构。 1 j 日“m 7 一m # 光纤“折计i k ! ；i f ”梵 ( a )一维 图 圈圈圈 ( b )二维 光子品体的结构 1 2 光于晶体基础理论”1 从r u 磁场理论知道，在介r 【j 系数。( r ) 呈空间用期性分枷的介质中，频率为 的币色电磁波( 光波) 的传播，服从麦克斯韦( m a x w e l l ) 方程组。在麦克斯书 ( 姒。1 1 ) 方程组中设2 1 ( 电介质为非磁性介质) 并消去h ，得到关于电 场e 讹，| 程： v + e c ) e e ( ，) ( 1 1 ) 女l l 果介电1 # 数是剧料性变化的，则有5 ( ) 25 p + 月”) ：这旱，r ”为任意光 学晶格的品格矢岢。另外，我们可以将介质的介电常数写为两部分之和 r ( ，) 3 民+ 0 ( r ) ：矗足背景( 基质) 的介电常数，吒( 7 ) 是晶格介质( 散射体) 的介f 也常数。日出可以是整个介质的半均介电常数( 等效介质的介电常数) ，而 此时n t 7 ) j i l | _ 是整个散射体相对于等效介质的介电常数。十足，我们得到： 一v 二t ( 詈r 卜毛( ，) 5 ( ，) 5 ( ：) 2 e s e ( r )( 。2 ) 这是个矢量方稃， u 叫以化为标量方程： 一v2 。( 詈j ! ( 一l ( r ) f 中( r ) = ( 詈) 1 矗中( 川，” l o j o t l ： j m 屯子的德布罗意( d e8 r o g l i e ) 波所遵从的方程为 第一章引言一一光子晶体及光子晶体光纤 一芴u 2v 2 + v ( ，) 卜m 嘶) 4 ， 从方程( 1 1 ) 和( 1 2 ) 比较可以看出，光波所遵从的方程与电子的德布罗意波 所遵从的方程相似。它们的系数对应关系为： 一( 竺) 2 c o ( r ) - v ( ，)( 竺) 2 毛专e c ， f a 如果r 以为波长的量级，则光子在此介质中运动，将形成能带结构。若光子频率 落在带隙( g a p ) 内，则此光子不会通过介质，而全部被反射掉。光子晶体的最 根本的特征是具有光子带隙，落在禁带中的光是被禁止传播的晦。如果材料只在 一个方向上具有周期结构，光子禁带只能出现在这个方向上，称为一维( 1 d ) 光子 晶体落入禁带频率的光只能在垂直于这一方向的平面内传播：如果存在三维的周 期结构，就可能出现全方向的光子禁带，落入禁带中的光在任何方向都被禁止传 播：如果材料具有二维周期结构或当周期性完善的光子晶体中出现线缺陷时，光 子带隙中就产生局域模，频率处于禁带中的光波就只能沿着二维周期结构的第三 个方向或线状缺陷的方向传输，且允许出现大于直角的光路弯曲。 1 2 光子晶体光纤理论及其特点、应用阪阳 1 2 1 光子晶体光纤 普通单模光纤所使用的材料的内在特性，极大的影响了单模光纤的各种性能。 随着光子晶体材料和光子禁带材料迅速发展，1 9 9 6 年英国b a t h 大学的r u s s e l l 等人研制出第一根光子晶体光纤。光子晶体光纤( p h o t o n i cc r y s t a lf i b e r ， p c f ) 是一种由单一介质构成( 通常为熔融硅或聚合物) 、并由在二维方向上紧密 排列( 通常为周期性六角形) 而在第三维方向( 光纤的轴向) 基本保持不变的波 长量级的空气孔构成微结构包层的新型光纤。它可以视为一种芯层为破坏了周期 结构的缺陷的二维光子晶体，且其芯层可以为实芯材料或空气。由于包层中特殊 的空气孔结构，光子晶体光纤又称为微结构光纤( m i c r o s t r u c t u r e do p t i c a l f i b e r ) 或多孔光纤( h o l e yf i b e r ) ；其截面如图2 所示。 矗h * 射光r # 纤“折射的驯埽托应用州m u ) 光子晶体光纤( b ) 空芯光于晶体光纤 图2 光予晶体光纤的电子扫描品微图 122 光子晶体光纤的导光机理 根据光子晶体光纤传导机理的不同可以将其分为两种： ( 1 ) 折射率引导型( i n d e xg u i d l n g ) ( 全内反射结构) 光子晶体光纤( 如图 1 ( a ) ) 前名形成刷期性结构缺陷的是熔融硅( 或掺泉的熔融硅) ，巾j 可的缺陷相 当于纤芯，而外围的周期性区域相当于包层，两者之间形成一定的有效折射率差， 从而使光可以在芯层中传播传输机理仍然是全内反射。 ( 2 ) 带隙波导型( 光子禁带( p b g ) 光子晶体光纤( 如图1 b ) 。它形成周期 性结构缺陷的是字气传输机理是利用包层对一定波长的光形成光子带隙，光波 只能在气芯形成的缺陷中存在和传播，叫做光了带隙效应( p h o t o n i cb a n d g a p e f f e cl ) 。有关文献的数值分析表明，直u 刘( i ) b 所示六边形晶格结构存在完全 的二维禁带，即在定频率范围内光无法在横向传播：只有在空气孔相当大的时 候，禁带彳会出现。采用p b g 导光，除了要求较大的气孔外，还要求较精确的气 扎排列。 23 光子晶体光纤的特性厦应用 光子晶体光纤包层中空气孔特殊的排列结构使得其呈现出许多在传统光纤 中难以实现的特性这些特性突破了传统光纤光学的局限，大大拓展了光了晶体 光纤的府用范m ，孔：超陡激光光学、光通信、微光电子学及强场物理学等领域玎 胖了新的研究方向。 第一章引言一一光子晶体及光子晶体光纤 1 2 3 1 无截止单模( e n d l e s s l ys i n g l em o d e ) 特性 同传统光纤一样，亦可在光子晶体光纤中定义一个等效的归一化频率： = 孕( 2 一2 ) “2 ( 1 5 ) 其中和分别为光子晶体光纤芯层和包层的等效折射率，口为定义的芯层半 径。光子晶体光纤包层的等效折射率，o 可以根据包层晶胞( c r y s t a ls e l l ) 的 等效数学模型解出。它是光波长的函数，当波长减小时，光束截面随之收缩，光 波模式分布向熔融硅区域集中：因此7 切增大，从而和的差减小，这就抵消 了波长减小的趋势，使趋于定值随1 ，当包层空气孔参数满足d a 0 4 5 阳“们 时，光子晶体光纤具有无截止单模特性。当这个比值增大时，在短波方向出现多 模现象，但长波方向仍为单模特性。实验中发现由于纤芯较小，基模比高阶模更 易激发。实际上即使光子晶体光纤可以支持高阶模，但由于耦合及弯曲损耗等原 因高阶模也会很快损耗而实现单模传输。在一定的范围内，光子晶体光纤的无截 止单模特性与光纤结构的绝对尺寸无关：当放大结构尺寸时，光子晶体光纤仍可 保持单模传输；这就提供了一条实现大模式面积光纤的途径。目前光子晶体光纤 的模式面积已经可以达到普通光纤的十倍以上。具有大模式面积的光子晶体光纤 可以大大降低在其芯中传输的光功率密度，减小非线性效应，在实现高功率的光 纤激光器和光纤放大器方面具有重要的作用。反之，当需要强非线性效应时，可 以减小光纤的模场面积n 。 1 2 3 2 色散特性 将光子晶体光纤的总色散刃( 单位为：筇o n 疗小1 ) 近似分为波导色散 d w 和材料色散d m 两部分分别计算1 引： d ( 名) 仇( 五) + 见( 允) ( 1 6 ) 光子晶体光纤的材料色散d m 由s e l l m e i e r 公式直接得到。而波导色散由光纤的 色散定义，可以表示为： 高双折射光子晶体光纤双折射的测量及其应用研究 仇( 五) = 丢鲁 ( 1 l7 ) 其中刀析为根据光子晶体光纤基模特征方程求得的模式有效折射率。光子晶 体光纤是由一种材料( 熔融硅或聚合物) 制成，只需适当调节包层的结构参数， 不存在材料失配问题；由于其包层的空气孔结构使得芯层和包层的折射率之差增 大，极大地增强了波导色散的作用。光子晶体光纤的零色散点可以移至1 3u m 以 下乃至可见光范围；而且通过结构的改变，很容易的能调整零色散点至所需要的 波长n 鄹。这通过适当设计空气孔的参数，光子晶体光纤还可以在极宽的波段内具 有平坦色散且宽带平坦色散曲线的中心波长可移，平坦色散值也可以根据需要为 正常色散、反常色散或近似零色散。 由于光子晶体光纤灵活的色散特性，其在孤子传输，超短脉冲的产生，超连 续光谱的产生和谐波的获得以及在对光通讯以及应用光子晶体光纤进行色散补 偿和设计光纤激光器等方面都起着决定作用。 1 2 3 3 光子晶体光纤的其他特性及应用 除了独特的无休止单模特性和灵活的色散特性，光子晶体还具有很多不同于 传统光纤的特性。在折射率引导型光子晶体光纤中，光场可以被高度局限在纤芯 周围的- d , 块区域内，从而可以极大地提高光学非线性作用的效率。增大包层的 空气填充比可以增大光纤芯层的折射率和包层的有效折射率之差，从而就能够控 制光场局部集中的程度。不单单是自相位调制( s p m ) ，诸如互相位调制( x p m ) 、 受激拉曼散射( s r s ) 、受激布里渊散射( s b s ) 以及四波混频( f i r s t ) 等等都可能 发生，因而当低功率飞秒激光脉冲在芯中传播时，在很短的长度内就能够展宽成 很宽的光谱。在带隙波导型光子晶体光纤中，非线性效应也有非常重要的作用。 带隙波导型光子晶体光纤为空心结构，纤芯可以是空气或真空而不是熔融硅，不 存在作为材料属性的吸收、散射、色散及非线性等特性。也就避免了传统单模光 纤在向高速、大容量通信发展时遇到的不可逾越的障碍。同时，由于气体的光学 损坏阈值远高于固体的光学损坏阈值，此种光纤将为传输高强度激光脉冲提供了 条件。 光子晶体光纤可以具有的大模式面积及无截止单模特性，尤其是其零色散 第一章引言一一光予晶体及光子晶体光纤 波长可调等特性，为在1 3 z m 以下波段实现高功率、高光束质量输出的单模光 纤激光器提供了有效载体。 光子晶体光纤是基于堆积法制造的，只需调整预制棒的结构参数与叠放就 能得到所需结构与尺寸的光子晶体光纤，设计自由度非常大。我们可以十分方便 的根据我们的需要制造出各种结构、不同光学特性的光纤。 p c f 还可以应用于传感。在多成分气体传感场合，因为不同气体成分的特 征吸收峰可能截然不同。在p c f 中引入多个缺陷从而形成多芯p c f ，利用各芯导 模的相互耦合，可望用于矢量弯曲传感中。此外，多芯p c f 在定向耦合器、声光 调制器和频谱滤波器中有潜在的应用价值。 高双折射光予晶体光纤双折射的测量及其应用研究 第二章具有双折射的光子晶体光纤的基本特性 单模光纤受自身椭圆度、内部应力、外部应力的影响，存在双折射。高双 折射光子晶体光纤由于其有别于传统保偏光纤的双折射产生机理，具有很高的双 折射。通过对光子晶体光纤空气孔的形状、大小和排列方式的调整，可以得到很 好的偏振保持光子晶体光纤。 2 1 光纤双折射特性 光纤的偏振特性存在于单模光纤中；在多模光纤中，由于不同模式的的光的 偏振态随机分布，使得光纤端面的输出光的偏振态呈现自然光的特性，一般不考 虑多模光纤的偏振特性。 在理想情况下，单模光纤具有良好的几何圆对称性，其模式矢量场可以是 e = 毛和e = 磊f ，。从偏振的角度看，单模光纤中可以传播两个互相垂直的模式， 它们有相同的传播常数，彼此简并，可以看成一个单一的偏振电矢量。在实际使 用中，由于光纤自身的椭圆度、残留应力；外部应力等原因，输入光纤中的一个 线偏振光，在光纤中也会分解为两个互相垂直的偏振光。它们的场形与理想的模 式不同；传播常数也各不相同。这就造成了两个相互垂直的模式之间的耦合。由 于两个正交偏振的模式由于传播速度不同，其合成的偏振态沿着光纤的纵向变 化。这就是光纤的双折射特性【1 4 】。 2 1 1 表征单模光纤中双折射特性的物理量 在单模光纤中，表征单模光纤中双折射特性的物理量有如下几种【1 4 】： a 模式双折射( 偏振双折射) 邸：定义为单模光纤中两个相互正交的偏 振基模嬲。和h e i 。y 沿光纤轴向传输时的传播常数差： b = 陋一只i 七= 2 万i 厦一矽f 五。其中展、岛为光纤x 、y 轴向传输时的传播常 数，五为光在空间中的波长。 b 拍长k ：单模光纤中传输的模式简并后，随着光纤长度的不同，这两个 正交偏振模之间的相位差也不同。当入射光为一线偏振光时，在光纤的输出端面 第二章具有双折射的光子晶体光纤的基本特性 上，由两个正交的偏振模合成的出射光的偏振态随光纤的长度而变化，在线偏振、 椭圆偏振、圆偏振三态之间周期性演变。在一个完整的演变周期中，相位差为2 万， 光在光纤中传输的长度三就是拍长厶，厶= 2 万la p = 2 1 b 。( = 级一鼠) 。 此外，表征单模光纤中双折射特性的物理量还有归一化双折射b 和模耦合 参数h 。上述几个物理量中，模式双折射筇反映了单模光纤双折射的起因；拍 长工。则反映了双折射的大小；拍长大小和双折射成反比例变化的关系。 2 1 2 传统偏振保持光纤的分类 根据单模光纤双折射值b 的大小，通常将占 1 0 。5 的光纤，称为高双折射光纤( h b ) 。一般通信用的光纤， 其双折射介于1 0 巧一1 0 。5 之间。高双折射光纤又分为只传输一个正交模的单偏振 光纤( s p ，s i n g l ep o l a r i z a t i o nf i b e r ) 和能同时传输两个正交偏振模的双偏振光纤 ( t p ，t w i np o l a r i z a t i o nf i b e r ) 。按双折射产生的原因也可以分为几何形状效应光 纤( g e ，g e o m e t r ye f f e c t ) 和应力感应光纤( s e ，s t r e s se f f e c t ) 。下表是普通保 偏光纤的结构类型分类【1 4 1 。 表1 普通偏振保持光纤的分类 g es e 边槽型( s i d ep i t )蝴蝶结型( b o wt i e ) s p 边隧道型( s i d et u n n e l ) 熊猫型( p a n d a ) 扁平包层型( f l a tc l a d d i n g ) h b 边槽型( s i d ep i t )蝴蝶结型( b o wt i e ) 卯 边隧道型( s i d et u n n e l ) 熊猫型( p a n d a ) 椭圆纤芯型( e l l i p t i c a lc o r e ) 扁平包层型( f l a tc l a d d i n g ) 哑铃纤芯型( d u m bb e lc o r e ) 椭圆包层型( e l l i p t i c a lc l a d d i n g ) 四区纤芯型( f o u rs e c t i o nc o r e ) 椭圆套层型( e l l i p t i c a l j a c k e t ) 厶b 旋转型( s p u n ) 扭转型( t w i s t i n g ) 高双折射光了晶体光纤双折射的测量及其应用研究 2 2 高双折射光子晶体光纤的双折射特性与结构 2 2 1 高双折射光子晶体光纤的双折射特点 高双折射多孔光纤与传统的保偏光纤相比，具有很多传统保偏光纤不具有 的优点n 即：( 1 ) 其单模工作波长范围大，可实现平滑零色散以增大光通信传输距 离，或大的反常色散用于色散补偿，且能保证很小的群速度色散以及实现其他奇 异的非线性特性( 2 ) 设计时的自由度大，很多几何参数都与双折射有关，可以实 现双折射可调节性： ( 3 ) 与传统保偏光纤相比，其双折射参数要大一个数量级， 达到1 0 。级：( 4 ) 由于多孔光纤的双折射主要是由几何双折射引起的，其双折 射具有很大的稳定性。 2 2 2 高双折射光子晶体光纤的设计结构 在光子晶体光纤中，通过灵活的设计空气孔的大小、排列方式等；可以破 坏光子晶体光纤截面的圆对称性使其成为二维结构，即可形成很强的双折射。可 比现在常用的熊猫型保偏光纤能够高几个数量级。而且波长越长，双折射效应越 强。即使弯曲和形变，也能很好的保证传输光束的偏振态。下面给出了目前高双 折射光子晶体光纤的几种设计结构【1 5 】。 1 等效椭圆芯光子晶体保偏光纤 该种结构通过过改变光纤芯子区域的形状来破坏六重对称性而提高光子晶 体的模式双折射。该结构通过在中心区缺少3 根空气柱而形成一个类椭圆芯结构 的p c f 。 2 椭圆孔光子晶体保偏光纤 该种结构通过改变空气孔的形状为椭圆来破坏六重对称性而提高光子晶体 光纤的模式双折射。其光纤端面结构如图1 所示。图2 中，按二角结构沿轴向周 期排列着椭圆空气柱，在芯子中心移去一个空气柱或引入一个较小的椭圆空气柱 形成光纤的芯区或形成一个具有中心缺陷的芯区。这种光纤的模式双折射除了与 波长有关外，还与纤芯等效模场面积以及气孔的椭圆率有关，且纤芯越小，双折 射程度越高。椭圆孔p c f 的双折射性能在同一波长处远远优于椭圆芯p c f ，并 凡随着波k 增加，椭螅i 孔p c f 小会出现芯区模场渗透到包崖，致使芯区模场功 0 0 萼拿霉j 品强掰凌 f0000000000 jc o o o0 0 0 0 l0000000000 留努晶设努 + 留影狻学 一 | 冬_ 2 率减弱，取折射明显减小的现象。 3 、空气孔大小不致的光了晶体保偏光f 大小小同的孔结构也会破坏六角对称性而构成六角芯保偏p c f 其光纤端面结 构虫u 图3 a 所示，_ ；种立图3 b 所不。通过调整设i p 参数 ，d l ，a ，d 2 a ，这种 光纤可以实现波长范围可调的单模单偏振特睢。这两种光予品体保偏光纤双折射 的大小是出dm 决定的，比值越大，两种孔结掏的大小相差越大，则模式积折 射越大，保偏程度越高。 4 、双折射可调的非对称大气扎光子晶体保偏光纤 垓结构光纤通过在微结构光纤的部分空气孔中注入折射率随温度变化的聚 合物柬破坏六鼋对称性以实现保偏眭能：这种双折射随温度变化可啊的性质在光 纤传感l 有很大的用途，见吲4 = 5 、椭圆孔f 方形或矩形点阵的光子品体保偏光纤 酸种结构通过改变孔结构的排歹! i 方式为正方形或矩形点阵，井改变孔为椭圆 形柬破坏p c f s 的六重对称性。其双折射程度可以达到1 0 。的数麓绒，并具有比 较高的偏振依赖损耗，容易满足保偏单模传输的要求。矩形点阵p c ft lj f j 彤 点阵p c f 具有更高的双折射程度和更好的单模保偏性能。 虢。刚 日* t 品体光纤日折射白勺删量j i w 用究 。，。甜j ，吐 麟。替一。- o o 。 。如了。 出) 图3 空气孔大小不一致的光子晶体保偏光纤 6 、正交方向气孔间距小一致的光予晶体保偏光纤 陵种结构的光子品体光纤的双折射实质上是由于纤芯附近的两个垂直方向 上s i 0 2 和空气的占空比不同向导致了这i i 个方向上有效折射率的不同。通过调 整两个正交方向上空气孔削距的不致束破坏六重对称性从而破坏两个芷交方 向上有效折射：私的对称性，求达到提高烈折射程度的目的，见图5 。 圈4 o o o o o 0 0 0 0 0 0 00 0 t 0 0 0 0 0 。 q 0 0 0 0 图5 n u 岢 n u 第三章现有光纤双折射特性的测量方法 第三章现有光纤双折射特性的测量方法 自1 9 7 9 年，k a m i n o w 和r a m a s w a m y 第一次提出了偏振保持光纤的概念及其 制作方法u 驯后，人们已经开发了各种各样的保偏光纤，如熊猫型、蝴蝶型、内 矩型等应力型保偏光纤。光子晶体保偏光纤的出现，更是由于其有别于传统保偏 光纤的结构及灵活的设计，使高双折射光纤获得了很大的发展。与此相对应的， 高双折射光纤拍长的测量成为一个重要的问题。目前，在普通偏振保持光纤拍长 的测量上，已经有了各种实用、成熟的办法了。高双折射光子晶体光纤的双折射 测量，则由于其特殊的结构及其比传统保偏光纤更大的双折射，成为一个难点。 3 1 传统高双折射光纤的双折射测量方法 在普通保偏光纤双折射的测量上，目前其测量方法主要分为基于拍长测量的 磁光调制法、横向移动压力法等等：基于偏振色散测量的干涉法波长扫描法以及 折射近场法1 7 1 。 3 1 1 基于拍长测量的双折射特性测量方法 单模光纤中传输的模式简并后，随着光纤长度的不同，这两个正交偏振模 之间的相位差也不同。当入射光为一线偏振光时，在光纤的输出端面上，由两个 正交的偏振模合成的出射光的偏振态随光纤的长度而变化，在线偏振、椭圆偏振、 圆偏振三态之间周期性演变。在一个完整的演变周期中，相位差为2 z ，经历的 长度就是拍长厶。根据拍长厶和模式双折射b 的定义，有b = 2 厶，在已知 光波长见后，只需测出厶后，就可以求出模式双折射口了。 目前在保偏光纤双折射的测量中，拍长测量法分为散射光法和透射光法。 散射光法主要包括横向散射法、瑞利散射法和偏光时域反射计法等。偏振横向散 射法是最早提出的测量拍长的办法。瑞利散射法则只适用于可见光波段，而且需 要大功率激光器：为便于观察，需剥掉涂敷层，为破坏性测量。透射光法主要包 括磁光调制法n 8 “9 驯、压力法、扭转法和逐段剪断法。 高双折射光子晶体光纤双折射的测量及其应用研究 3 1 1 1 调制法： 在光纤中加一集中的强磁场时，由于光纤材料的法拉弟效应，其输出光的 偏振态发生变化，当磁场沿光纤轴向移动时，输出光的偏振态会发生周期性的变 化，此变化周期就是光纤的拍长。下面简单介绍磁光调制法测量高双折射光纤拍 长的原理、实验系统、及注意事项驯。 图1 磁光调制法拍长框图 w o l l a s t o n p r i s m 在图1 中，线偏振光沿着待测光纤的快轴( 慢轴) 注入，在光纤中部沿光 纤轴向施加磁场作用；渥拉斯顿( w o l l a s t o n ) 偏振分束器主轴与光纤快轴( 慢 轴) 成4 5 0 放置。用琼斯矩阵法对光在系统中的传输过程进行分析，最终得到： 渥拉斯顿( w o ll a s t o n ) 偏振分束器两束输出光光强分别为： 吲2 = 譬 一铷c 扣c 弘) ， 吲2 = 譬 + 詈s m c 爷c 弘) 2 ， 其中：q = 矿眦为光纤中部施加轴向磁场后偏振光的偏振面旋转的角度； 口、口为光纤中段和后段由于自身的双折射而产生的相差。光电探测器检测到 的输出光强，i i 巨1 2 厶o c i 巨1 2 。通过模拟电路对得到的光强信号、厶进行前 置放大后，我们可以方便的对或的两路信号进行加法、减法和除法处理。令s 为 最终得到的输出信号，则有： s ；鳟：2 t x 3 s i n ( a 2 ) 巳。s ( 口2 + a , ) ( 3 3 ) i ，+ i 。 a 2 、 从上式可以看到，在保持加在光纤中段的磁场强度及该段光纤长度部变的情况 第三章现有光纤双折射特性的测量方法 下，2 9 掣保持不变，从而由：万：2 万k ，q ：o u i ：2 万旺，得到： ul 厶 s = a 1 2 z o s ( a 2 + 2 万嘎1 8 ) ( 3 4 ) 其中，彳：2 d d s i n ( a ，1 2 ) 从上式可以看出，最终的输出信号是关于第3 段光 值l 厶 纤长度厶的函数。将加在光纤上的磁场沿轴向移动，将可以看到输出光强周期性 的变化，当输出光强变化一个周期时，磁场移动的距离就是待测光纤的拍长。 在磁光调制法测拍长的实验中，第一个需要考虑的因素是如何把磁场沿轴向 施加在光纤上，从( 3 3 ) 可以知道， 掣1 ，为了使测量的灵敏度在可 以接受的程度，令掣o 2 ，线偏振光的磁致偏振面旋转角口3 刀2 ，从 而，磁场作用在光纤轴向的长度，应该小于粤。通过应用磁隙的方法，可以获 4 得很小的，从而可以测得小于0 4 m m 的拍长。 在此测试方法中，磁致偏振面旋转角q = v e i h e i l ，正比于费而德常数矿 ( v e r d e tc o n s t a n t ) 、磁场强度和磁场作用的长度，由于v 去很小 z 。 ( v = l x l 0 - 6 r a d a 1 3 1 0 n t o ) ，磁场作用长度，也应该比待测拍长小；如何增大 磁场强度日、减小气隙长度，以提高检测的灵敏度为此种测试方法的难点。同时， 为了获得正确的输出信号，线偏振光平行于光纤主轴注入，同渥拉斯顿 ( w o l l a s t o n ) 偏振分束器主轴成4 5 0 出射是必须的。增大磁场强度的办法，可以 通过选用高磁导率的导磁材料，增大缠绕的线圈的匝数来获得。通过采用交流磁 场，上述的信号处理电路或采用锁相放大器可以有效的提高检测灵敏度。使用磁 光调制法具有很多其他测试方法不可比拟的优点： 1 测量方法简单：不需要破坏高双折射光纤的涂敷层，也不需要对光纤 进行剪断，为无损测量；测量时只需把磁探头沿光纤轴向移动即可。 2 测量精度高：利用交流磁场检测，可以大大的提高分辨率；利用磁隙 的办法，可以方便的在很小的长度上施加大的磁场，大大提高测量精度，测量误 差小于0 0 3 r a m ，最小可以测到0 4 m m 的拍长嘲。 3 测量方便：为透射光测量，对注入光的功率要求远小于散射光法；容 高双折射光子晶体光纤双折射的测量及其应用研究 易更换测试光源，测量不同波长下的拍长；测量时磁探头不与光纤接触，可在线 测量。 当然，磁光调制法有存在一些缺点：在该法中使用的高磁导材料中开窄气 隙比较困难；测量所需的大磁场难于获得；需要设计合适的电路等。 3 1 1 2 压力法 在被测光纤上施加一周期性外力，则在外力作用点，光纤的双折射会发生改 变，当外力沿光纤轴向移动的时候，输出光的偏振态会发生周期性的变化，从而 可以测出光纤的拍长。由作用在光纤上的外力可以是交变的和恒定的，压力法又 可以分为交变压力法和恒定压力法乜。下图2 为交变压力法测量拍长的一个框 图。 1 09 豢 凳 鎏 塞 曼蔫 皇耄 透 偏 透电 镜 器 镜管 图2 交变外力法测量框图 对于交变外力法，令线偏振光沿待测光纤的主轴x 方向注入，由于压力作 用的结果，】，方向也有耦合光，最终经检偏器输出的光强经锁相放大器后的输出 信号为： e o ( z ) = p i k s i n ( 2 a 一) s i n a f l ( l z ) 】 ( 3 5 ) 在上式中，夕= 屐一尾，检偏器特征方向与x 轴的夹角，三为待测光纤的 长度，z 为从待测光纤左端起算的压力作用点。从( 5 ) 式可以测出的大小， 第三章现有光纤双折射特性的测量方法 进而从厶= 2 x a , b 。交变外力法测量的结果同光纤放置的状态及压力作用长度 有关心别。当起偏器和检偏器同光纤主轴的夹角分别为0 0 、4 5 0 或4 5 0 , 0 0 的时候，为 最佳观测状态；此时输出光强的变化周期长度就是l b 。当起偏器和检偏器同光 纤主轴的夹角都为4 5 0 的时候，出现错误；此时输出光强的变化周期长度就是 l 2 。当偏器和检偏器同光纤主轴的夹角都为0 0 的时候，出现测量盲点。在用 交变外力法测量拍长的时候亚力作用长度，的最佳取值是，= l b 2 ，当测量毫米 量级的拍长时，z 取0 5 r a m l m m 为好，当z = n l s ( ，沩正整数) 的时候，出现测量 盲点。用此法测量其结果同光纤的放置状态有关，故不适于用作高精度测量。 在恒定外力法钊测量拍长的系统中，其输出光的偏振态( s o p ) 测量系统实际 上是一台外差迈克尔逊偏振仪和矢量电压表及记忆示波器。其中用声光调制器 ( a o d ) 使干涉仪一臂中的光信号产生微小的频移，然后与另一臂中的信号迭加， 再被检偏器分解成两个互相垂直的分量，送到矢量电压表或记忆示波器进行分 析，求出l r 。这种测量方法不仅精确度高，而且不需要压力振荡系统。恒定外 力法测量时步骤简单，不需要确定光纤的特征方向，可以减小测量的不确定性； 其空间分辩率和不确定度优于其他的检测方法，适合作标准计量的测试方法。其 缺点是所需的仪器设备昂贵。 3 1 1 3 扭转法 扭转法乜3 1 是一种非破坏性的测量方法：测量时只需测量光纤在各种扭转角下 的偏振态，再由理论导出的含有和弹光系数p 的关系式去拟合测量数据，从 而定出夕，同时可以得到光纤材料的弹光系数p 。测量原理如下，当一线偏振 光注入单模光纤后，在光纤出射端，光的偏振态依光纤的特性、外界条件以及入 射光的偏振态而定。对一根直而无缺陷的短光纤( 约l 2 m ) ，双折射为，扭 转角为矽，且扭转率恒定，则这根直的扭转光纤的两个正交本征模的偏振度p 取 决于这两个模的相差口，此相差满足下式： c o s k 等产 2 ( 3 6 ) 高双折射光了晶体光纤双折射的测量及其应用研究 上式中，7 7 = p t - o ( 2 一p ) ，= 秒2 ( 2 一尸) 2 + ( a f l l ) 2 2 2 ，为待测光纤的 长度，尸为弹光系数。只要知道了不同扭转角口下的相差口，就可以利用上式， 通过最小二乘法拟合实测数据得出双折射和弹光系数p 。 当用线偏振光输入的时候，输出光的偏振度 屹= ( c o s 22 a + s i n 22 c p c o s 2c e ) 2 ( 3 7 ) 其中下标l 表示输入的是线偏振光，矽是输入线偏振光和光纤主轴的夹角 当用圆偏振光输入的时候，输出光的偏振度为： = 阻i = 而2 2 ( i + r 2c o s 旷枷i ( 3 8 ) 其中下标c 表示是圆偏振光注入。两种函数i c o s