專利名稱：用于增加光學(xué)脈沖的光譜帶寬的裝置以及用于借助于這種裝置減少光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間 ...的制作方法
技術(shù)領(lǐng)域：
本發(fā)明總體上涉及一種用于高能飛秒脈沖的空心光纖壓縮方案。更詳細(xì)地說，本發(fā)明涉及一種用于增加光學(xué)脈沖的光譜帶寬的裝置，所述裝置包括空心光纖波導(dǎo),該空心光纖波導(dǎo)具有輸入端部和輸出端部；
光學(xué)部件，該光學(xué)部件用于將光束聚焦到所述空心光纖波導(dǎo)中，并用于在所述中空光纖波導(dǎo)的輸出端部處將所述光束再次準(zhǔn)直，該所述空心光纖波導(dǎo)被容納在以給定壓力填充有氣體的氣密腔室中。此外，本發(fā)明還涉及一種使用這種裝置的設(shè)備以及相應(yīng)的方法，即用于減少光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間的方法。
背景技術(shù)：
在時(shí)間分辨光譜測量中，特別是在阿秒物理學(xué)中，周期量級(jí)強(qiáng)飛秒激光脈沖是一個(gè)重要的使能工具。然而，盡管在啁啾脈沖放大器(CPA)的研發(fā)中獲得了實(shí)質(zhì)性進(jìn)展，但是在實(shí)踐上，從這種源產(chǎn)生的最短脈沖僅達(dá)到15飛秒(fs)。這可以追溯到根本限制，即激光晶體中的增益窄化，這種增益窄化導(dǎo)致光譜帶寬減小，并隨之導(dǎo)致脈沖持續(xù)時(shí)間增加?？招墓饫w壓縮(HFC)通過展寬利用飛秒放大器產(chǎn)生的脈沖的光譜來克服該限制。該光譜展寬的脈沖隨后在負(fù)色散延遲線中被壓縮。HFC依賴強(qiáng)飛秒脈沖在充滿氣體的毛細(xì)管中的非線性傳播。在圖I中，示出了標(biāo)準(zhǔn)HFC結(jié)構(gòu)的設(shè)備的示意性表示。在圖2中以部分剖視的方式更詳細(xì)地示出了這種結(jié)構(gòu)。根據(jù)這些圖I和圖2，在激光放大器2中產(chǎn)生的激光光束I通過折疊鏡4和聚焦鏡5被耦合到光纖波導(dǎo)3中，即被耦合到放置在氣密中空光纖腔室3B中的空心光纖3A(圖2)中。在該腔室3B的輸出端，光束利用鏡6而被再次準(zhǔn)直并被導(dǎo)向壓縮器7，該壓縮器7例如由負(fù)色散延遲線8構(gòu)成。此外，圖3示出了空心光纖波導(dǎo)3A的剖視圖，該空心光纖波導(dǎo)3A由玻璃覆層9和空心芯部10構(gòu)成且具有等于2a的內(nèi)徑?？招墓饫w波導(dǎo)中的自相位調(diào)制導(dǎo)致光譜展寬，而波導(dǎo)的空間濾波特性確保橫向均勻光譜展寬，結(jié)果形成優(yōu)異的光束分布。最初針對(duì)亞毫焦脈沖設(shè)計(jì)的方法(例如參見 M. Nisoli 等的“A novel-high energy pulse compressionsystem:generation ofmultigigawatt sub-5-fs pulses”，Appl. Phys. Lett. B 65(1997):p. 189-196 (M. Nisoli等的新穎高能量脈沖壓縮系統(tǒng)數(shù)千兆瓦亞5-fs脈沖的產(chǎn)生，應(yīng)用物理快報(bào)B65 (1997)第189至196頁))使得能夠通過桌面型系統(tǒng)產(chǎn)生KHz重復(fù)頻率的亞TW周期量級(jí)脈沖。后來，配備有HFC的CPA變成了世界上許多飛秒和阿秒物理學(xué)實(shí)驗(yàn)室的御用工具。然而，包括高光子產(chǎn)量高量級(jí)諧波產(chǎn)生(產(chǎn)生高光子能量諧波輻射)或相對(duì)激光場物質(zhì)相互作用的調(diào)查的若干應(yīng)用要求能量超過ImJ的周期量級(jí)驅(qū)動(dòng)激光脈沖。隨著供應(yīng)持續(xù)時(shí)間在30fs到50fs的范圍內(nèi)的多mj脈沖的CPA的廣泛使用，脈沖壓縮器的能量按比例放大對(duì)于強(qiáng)場物理學(xué)所用的激光源的發(fā)展來說獲得了極為重要的重要性。HFC的能量按比例放大的價(jià)值并不高，因?yàn)楫?dāng)脈沖能量增加超過ImJ時(shí)一些現(xiàn)象會(huì)影響HFC的性能，如例如傳播介質(zhì)的電離、光纖進(jìn)入的損失、自相位調(diào)制和在光纖之前的自聚焦?？招墓饫w波導(dǎo)中的光傳播可以通過將光場分解為具有由下式給出的橫向模式分布的離散空間模式來描述Vjp=Jj (uJpr/a)其中Jj ( j = 0，1，· · ·)是j次貝塞爾函數(shù)；
Ujp (P= 1,2,…)是等式 Jj(Ujp) = O 的 P 次方根；r為半徑坐標(biāo)(在圓柱坐標(biāo)系中，該圓柱坐標(biāo)系的對(duì)稱軸與空心光纖的對(duì)稱軸共線)；以及a為光纖半徑(參見圖3)。將具有空間分布V#的縱向極化(LP)模式稱為LP#模式。模式j(luò)p的復(fù)數(shù)傳播常數(shù)1 由下式給出kJp ( ω ) = β Jp ( ω ) +i a Jp ( ω )其中ω為激光光的角頻率；以及β Jp, a Jp分別為該傳播常數(shù)的實(shí)部和虛部。這樣，這些模式具有不同的衰減常數(shù)α」ρ(ω)=2.814ινν[λ/(2π)]2 (其中λ為激光光的波長)并且可說明光纖的空間濾波特性。模式LPtll表現(xiàn)出最小傳播損失，并且被稱為基本模式或最低階模式。該模式LPtll具有由一階貝塞爾函數(shù)(另比較圖4中的實(shí)線曲線)給出的分布并且其可以通過標(biāo)準(zhǔn)光學(xué)器件來有效地聚焦，該一階貝塞爾函數(shù)在光纖壁(例如對(duì)于r = +a和r=-a)處具有零躍遷(zero-transition)并且是高斯模式的極接近近似。越來越高階的模式具有越來越復(fù)雜的橫向分布，這種復(fù)雜的橫向分布顯著偏離高斯分布并且導(dǎo)致光束的聚焦能力較差。一階模式Lptl2 (比較圖4中的虛線曲線)例如由在光纖壁(對(duì)于r=+a和r=_a)處具有零躍遷并且具有位于光纖芯部內(nèi)的兩個(gè)最小值的一階貝塞爾函數(shù)給出。該模式具有第二最低的傳播損失。這樣，通過光纖的傳播辨別這些模式，并且在足夠長的傳播距離之后，能量將基本上包含在(可良好聚焦的)基本模式LPtll中，這是由于高階模式經(jīng)歷了更為強(qiáng)烈的衰減。在波導(dǎo)中傳播期間發(fā)生非線性效應(yīng)(克爾效應(yīng)或離子化)的情況下，能量從基本模式 LPtll 稱合到高階模式(參見 G. Tempea and T. Brabec, “Theory of self-focusing in ahollow waveguide”, Opt. Lett. 23(10) (1998) :p. 762-764 (空心波導(dǎo)自聚焦理論，光學(xué)快報(bào)23 (10) 1998):第762至764頁)，這可能導(dǎo)致光束分布劣化。假如j > 2的模式的損失極高并且耦合效率較低，則為了分析這種現(xiàn)象考慮僅僅耦合到模式LPtl2就足夠了。模式LPtll和LPtl2的傳播常數(shù)kjp的實(shí)部βαι(ω)和βα2(ω)之間以及它們的一階導(dǎo)數(shù)(相對(duì)于角頻率ω )之間的差分別在所述模式之間導(dǎo)致相位失配(即在傳播期間兩種模式的相位以不同的速率變化)或群速度失配(兩種模式以不同的速度傳播)。這些現(xiàn)象可以通過如下參數(shù)量化相位失配長度Lpl2，其可以被描述為
Lpl2= λ 0/ [4 JI a2 (u022_u012)]其中λ ^為待壓縮的脈沖的載波波長(對(duì)于800nm的中心波長來說，Lpl2等于2x10_6xa2)，Lpl2是在模式LPtll和LPtl2的相位之間建立相位差π所需的傳播長度；群速度失配長度Lvi2，其可以以被描述為Lv12-2 τ FWHMc Lpl2/ λ 0其中τ FWHM =半個(gè)最大脈沖持續(xù)時(shí)間；以及c =光在真空中的速度，Lvl2是在模式LPtll和LPtl2之間以半個(gè)最大脈沖持續(xù)時(shí)間τ FWHM建立等于全寬度的延遲所需的傳播長度。 這兩個(gè)量的物理含義如下只要這兩個(gè)模式之間的相位差< η，即對(duì)于傳播長度來說只要I < Lpl2,則能量從模式LPtll和LPtl2耦合。隨后，對(duì)于傳播長度Lp12 < I < 2LP12，能量耦合回到基本模式LPtll，并且只要在以這兩種空間模式傳播的脈沖之間仍然存在顯著的時(shí)間重疊，即對(duì)于長度I < Lvl2來說，模式LPtll和LPtl2之間的該周期性能量轉(zhuǎn)移的過程就重復(fù)進(jìn)行。與制約模式耦合傳播的這三種現(xiàn)象(相位失配、群速度失配和模式相關(guān)損失)對(duì)應(yīng)的是，可以識(shí)別二種傳播時(shí)段A、B、C :(A)相位失配周期性模式耦合傳播群速度失配具有可以忽略的影響(即具有空間模式LPtll和LPtl2的脈沖幾乎同步地傳播);LP01和LPtl2之間的能量轉(zhuǎn)移由于相位失配而是周期性的。(B)降低耦合的傳播群速度失配顯著地減小脈沖之間的時(shí)間重疊；此外，脈沖展開和損失導(dǎo)致非線性降低，由此導(dǎo)致模式耦合減少；模式LPtl2的功率由于大的傳播損失而已經(jīng)被減少。(C)去耦傳播以這兩種傳播模式傳播的脈沖之間的延遲變成與脈沖的持續(xù)時(shí)間相當(dāng)，從而致使時(shí)間重疊可以忽略。脈沖展寬和損失將非線性模式耦合減小到可忽略的水平。這兩種模式基本上獨(dú)立地傳播，從而表現(xiàn)出模式特有的傳播損失。在足夠長的傳播距離之后，與包含在基本模式中的能量相比，包含在LPtl2模式中的能量將可忽略不計(jì)。迄今為止提出的空心光纖壓縮方案都依賴于損失相關(guān)的模式辨別機(jī)制。光纖長度被選擇成使得模式LPtl2的透射率與模式LPtll的透射率相比可忽略(參見US 5，956，173 ；以及 M. Nisoli 等的 “A novel-high energy pulsecompression system: generation ofmultigigawatt sub-5-fs pulses”，Appl. Phys. Lett. B 65(1997):p.189-196 (M. Nisoli等的新穎高能量脈沖壓縮系統(tǒng)數(shù)千兆瓦亞5-fs脈沖的產(chǎn)生，應(yīng)用物理快報(bào)B65 (1997)第189至196頁；特別是第190頁，圖Ib以及第一部分結(jié)尾處的相應(yīng)討論))。該方法可很好地應(yīng)用于能量大約為ImJ和略微超過ImJ的脈沖的壓縮，其中可以使用直徑高達(dá)200 μ m至300 μ m的光纖。壓縮更高能量的脈沖(具有完全超過ImJ的能量)要求使用具有更大直徑的光纖，以便避免過度的非線性和/或光纖入口的損失。然而，根據(jù)如下公式，光纖的損失相關(guān)的模式辨別隨著光纖半徑的增加而迅速下降( α 01 ( ω ) - α 02 ( ω )) =2. 814 (U01-U02) /a3 [ λ / (2 π ) ]2結(jié)果，為了實(shí)現(xiàn)適當(dāng)?shù)哪Ｊ綖V波而需要使用非常長的光纖。為了將30fs/5mJ的脈沖壓縮成5fs/2. 5mJ的脈沖，在實(shí)際測試(S. Bohman et al. , Opt. Express16(2008):ρ· 10684 (光學(xué)快訊16 (2008):第10684頁))中，使用了直徑為500 μ m、長度為
2.2m的光纖。另外，為了減少在光纖前面的非線性效應(yīng)，必須使用差異泵浦的腔室(在脈沖耦合的末端將該腔室抽空)，由此減少在光纖入口(輸入端部)處耦合到高階模式LPtl2中的能量。差異泵浦方案給結(jié)構(gòu)增加了明顯的復(fù)雜性，同時(shí)僅HFC腔室的長度就大約為4米，因而超過了典型的桌面型結(jié)構(gòu)的尺寸。

發(fā)明內(nèi)容
現(xiàn)在，本發(fā)明的目的是提供一種以上提到的空心光纖波導(dǎo)裝置，通過該空心光纖波導(dǎo)裝置，能夠增加多個(gè)mj光學(xué)脈沖的光譜帶寬，并且這是通過所述裝置的緊湊的桌面型布局來提供的。本發(fā)明的另一目的是提供一種用于減少光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間的空心光纖壓縮器設(shè)備，該空心光纖壓縮器設(shè)備能夠產(chǎn)生具有良好光束分布的多個(gè)mj脈動(dòng)。 此外，本發(fā)明的目的還在于提供一種除了確保良好的光束分布之外還以有效但仍然相當(dāng)簡單的方式減少光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間的相應(yīng)方法。根據(jù)第一方面，本發(fā)明提供了一種用于增加光學(xué)脈沖的光譜帶寬的裝置，所述裝置包括空心光纖波導(dǎo)，該空心光纖波導(dǎo)具有輸入端部和輸出端部；光學(xué)部件，所述光學(xué)部件用于將光束聚焦到所述空心光纖波導(dǎo)中，并用于在所述空心光纖波導(dǎo)的所述輸出端部處將所述光束再次準(zhǔn)直；所述空心光纖波導(dǎo)被容納在氣密腔室中，該氣密腔室填充有給定壓力的空氣，其中所述空心光纖的長度為這樣，即對(duì)于給定的輸入脈沖能量和氣體壓力，包含在所述光學(xué)脈沖的具有最小傳播損失的基本傳播模式LPtll中的能量在所述空心光纖波導(dǎo)的全長上表現(xiàn)出基本上周期性的振蕩，并且在所述空心光纖波導(dǎo)的所述輸出端部處達(dá)到局部最大。優(yōu)選地，所述空心光纖波導(dǎo)的長度基本上等于相位失配長度Lpi2的偶數(shù)倍，且Lpi2=2x ICT6X a2其中a是所述空心光纖波導(dǎo)的半徑。進(jìn)一步優(yōu)選的是，所述空心光纖波導(dǎo)的長度比群速度失配長度Lvi2短，且Lv12-2 τ fwhmcLpi2/ 入 ο_4χ10 τ FWHMca / λ 其中a為所述空心波導(dǎo)的半徑；λ ^為待壓縮的脈沖的載波波長；Lpi2為相位失配長度；τ _是待壓縮的脈沖的半個(gè)最大持續(xù)時(shí)間處的全寬；而c為光在真空中的速度。所述空心光纖波導(dǎo)可以由例如熔融石英或ΒΚ7制成。而且，所述空心光纖波導(dǎo)可以簡單地為圓柱形管。為了避免由于光束指向漂移(該漂移導(dǎo)致光束撞擊在所述空心光纖波導(dǎo)的覆層上)而對(duì)所述空心光纖波導(dǎo)的輸入端部造成損壞，優(yōu)選的是，所述空心光纖波導(dǎo)具有圓柱形區(qū)段和位于所述輸入端部處的基本上圓錐形的區(qū)段，所述光學(xué)脈沖被耦合到所述空心光纖波導(dǎo)的圓錐形輸入端部內(nèi)；或者所述空心光纖波導(dǎo)具有對(duì)稱軸線，并且相對(duì)于該對(duì)稱軸線被以不同于90°的角劈開。所述空心光纖波導(dǎo)可以優(yōu)選地填充有如下氣體中的一種氣體Xe、Kr、Ar、Ne、He、N2、空氣。根據(jù)第二方面，本發(fā)明提供了一種用于減少光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間的設(shè)備，該設(shè)備包括如上所述的裝置，并且進(jìn)一步包括群延遲色散補(bǔ)償裝置。該群延遲色散補(bǔ)償裝置可以包括例如一個(gè)或更多個(gè)棱鏡對(duì)、一個(gè)或更多個(gè)光柵對(duì)、光束對(duì)和棱鏡對(duì)、更優(yōu)選的色散鏡、或色散鏡和一個(gè)或更多個(gè)棱鏡對(duì)。 根據(jù)第三方面,本發(fā)明提供了一種用于減少光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間的方法，該方法包括如下步驟一通過聚焦光學(xué)器件將光脈沖耦合到空心光纖波導(dǎo)中，該空心光纖波導(dǎo)具有輸入端部和輸出端部，并且被容納在填充有氣體的氣密腔室中；一其中所述空心光纖波導(dǎo)的長度為這樣，即對(duì)于給定的輸入脈沖能量和氣體壓力，包含在具有最小傳播損失的基本傳播模式LPtll中的能量在所述空心光纖波導(dǎo)的全長上表現(xiàn)出基本上周期性的振蕩，并且在所述空心光纖波導(dǎo)的所述輸出端部處達(dá)到局部最大；一通過在填充有氣體的空心光纖波導(dǎo)中的非線性傳播將所述光學(xué)脈沖的帶寬放大；一在所述光學(xué)脈沖退出所述空心光纖波導(dǎo)的輸出端部和所述氣密腔室之后通過光學(xué)裝置將所述光學(xué)脈沖在空間上再次準(zhǔn)直；以及—使被光譜展寬的光學(xué)脈沖通過群延遲色散補(bǔ)償裝置傳播，在該群延遲色散補(bǔ)償裝置處，所述光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間被減少。。如上所述，所述空心光纖波導(dǎo)優(yōu)選具有圓柱形區(qū)段，并具有位于所述輸入端部處的圓錐形區(qū)段，所述光被耦合到該圓錐形輸入端部內(nèi)。這里，特別優(yōu)選的是，通過將光束聚焦成直徑等于所述空心光纖波導(dǎo)的圓柱形區(qū)段的直徑的60%至80%來實(shí)現(xiàn)將所述光學(xué)脈沖耦合到所述空心光纖波導(dǎo)中?；蛘?，通過將光束聚焦成直徑等于所述空心光纖波導(dǎo)的圓錐形區(qū)段的最大直徑的60%至80%來實(shí)現(xiàn)將所述光學(xué)脈沖耦合到所述空心光纖波導(dǎo)中。


現(xiàn)在基于所附附圖參照優(yōu)選實(shí)施方式更詳細(xì)地描述本發(fā)明，然而本發(fā)明不應(yīng)當(dāng)限于這些優(yōu)選實(shí)施方式，在附圖中圖I示意性地示出了包括根據(jù)本發(fā)明的用于增加可能承載的光學(xué)脈沖的光譜帶寬的裝置的空心光纖壓縮器結(jié)構(gòu)的原理；圖2再次示出了空心光纖壓縮器結(jié)構(gòu)的原理，但現(xiàn)在就空心光纖波導(dǎo)來說以示意性剖視圖示出，并且還示出了包括色散鏡的具體壓縮器實(shí)施方式；圖3示出了就原理來說本身已經(jīng)公知的空心光纖的剖視圖；圖4示出了縱向極化激光模式LPtll (基本模式；實(shí)線)和LPtl2 (—階模式；虛線)的強(qiáng)度光束分布的圖解即剖視圖；圖5示出了一曲線圖，該曲線示了作為歸一化為相位失配長度Lpi2的傳播長度的函數(shù)的包含在基本模式LPtll (以實(shí)線表示)和一階模式LPtl2 (以點(diǎn)表示)中的功率P (以任意單位表示)的變化的定性描繪；圖6在其部分圖6A中示出了激光光束進(jìn)入空心光纖及其通過該空心光纖，并且在其部分圖6B中示意性地示出了在基本模式(LPtll)中傳播的功率在光纖長度上的周期性變化；圖7示意性地示出了聚焦在空心波導(dǎo)(空心光纖)的輸入端部內(nèi)的激光光束，該空心波導(dǎo)具有漸縮即圓錐形區(qū)段和相連的圓柱形區(qū)段，其中束腰被匹配為用于最佳耦合在光纖的圓柱形區(qū)段中；圖8以與圖7中類似的圖示示出了聚焦在空心光纖波導(dǎo)內(nèi)的激光光束，該光纖波導(dǎo)具有漸縮即圓錐形區(qū)段和相連的圓柱形區(qū)段，不過現(xiàn)在示出的是在束腰被匹配為用于最佳耦合在光纖的圓錐形區(qū)段內(nèi)；以及圖9再次以與圖7或圖8中類似的圖示示出了聚焦在圓柱形空心波導(dǎo)的輸入端部內(nèi)的激光光束，但是現(xiàn)在該波導(dǎo)前端部被劈開以使得該波導(dǎo)的入口表面相對(duì)于波導(dǎo)的對(duì)稱 軸線限定銳角β。
具體實(shí)施例方式首先，參照?qǐng)DI至圖4，在該說明書的以上部分中已經(jīng)參考這些附圖。然而，對(duì)于圖2，應(yīng)該提及的是，除了如圖2中示意性所示的利用色散鏡壓縮器8構(gòu)建壓縮器7之外，還可以利用一個(gè)或更多個(gè)棱鏡對(duì)8’、或一個(gè)或更多個(gè)光柵對(duì)、或光柵對(duì)和棱鏡對(duì)的組合、或色散鏡和一個(gè)或更多個(gè)棱鏡對(duì)的組合來構(gòu)建壓縮器7。壓縮器7的所有這些實(shí)施方式操作用來對(duì)從空心光纖波導(dǎo)3輸出的脈沖進(jìn)行再壓縮，如本身公知的那樣。在圖3中，示意性地示出了波導(dǎo)3的空心光纖3Α的橫截面，并且從該圖示可以看出該空心光纖3Α的空心芯部10的半徑為a，整個(gè)內(nèi)部直徑等于2a。參照?qǐng)D4，示出了光束的強(qiáng)度(以任意單位)與光束的被歸一化為空心光纖半徑a的半徑r之間的關(guān)系曲線圖，以便圖示出基本模式LPtll和一階模式LPtl2的強(qiáng)度光束分布的示意性截面圖。這里，可能想起該發(fā)明的目的是設(shè)計(jì)空心光纖壓縮器裝置，該空心光纖壓縮器裝置能夠利用緊湊結(jié)構(gòu)產(chǎn)生具有良好光束分布的多個(gè)mj脈沖。此外，如以上指出的那樣，依賴于光纖3A的用于模式LPtll和LPtl2的透射率的差以及差異泵浦腔室的解決方案無法滿足這些要求。這里提出的方案利用在比借助于損失來抑制模式LPtl2所需的長度短得多距離上發(fā)生的模式LPtll和LPtl2之間的周期性能量轉(zhuǎn)移(對(duì)應(yīng)于上述的傳播時(shí)段(A))，這樣，結(jié)果形成了更為緊湊的結(jié)構(gòu)，并且顯著地減小了光纖長度Lf (圖6B)。此外，本發(fā)明的解決方案消除了使用差異泵浦光纖的需要，這是由于可以通過非線性傳播將在光纖3A的入口處初始耦合至一階模式LPtl2的能量轉(zhuǎn)移回到基本模式LPtllt5實(shí)際上，對(duì)于等于相位失配長度Lpi2的偶數(shù)倍的傳播長度來說，包含在一階模式LPtl2中的脈沖能量被相干地耦合回到基本模式LP01 (結(jié)合圖6A來看圖6B)，這樣，結(jié)果形成了優(yōu)良的光束分布。因而，光纖長度Lf將滿足如下條件Lf = 2*N*Lpl2, Lf < Lvl2,其中N為正整數(shù)。
這種行為(在G. Tempea and T. Brabec, “Theory of self-focusing inahollow waveguide” , Opt. Lett. 23 (10) (1008) :p. 762-764 (空心波導(dǎo)自聚焦理論，光學(xué)快報(bào)23 (10) 1008):第762至764頁)中預(yù)測；通過近似分析模型并由D. Homoelle andA.L.Gaeta, “Nonlinear propagation dynamics of anultrashort pulse in a hollowwaveguide”, Opt. Lett. 25(10) (2000) :p. 761-763 (空心波導(dǎo)中的超短波脈沖的非線性傳播動(dòng)態(tài)學(xué)，光學(xué)快報(bào)23 (10) (2000):第761至763頁)確定；通過深入的數(shù)值分析)在圖5中定性地圖示出?；谝陨蟽蓚€(gè)公報(bào)的結(jié)論，該圖定性地描述了包含在基本模式LPtll和一階模式LPci2中的功率P作為傳播長度I的函數(shù)的變化。上述相位失配周期性模式耦合傳播時(shí)段(A)在該示例中由八個(gè)相位失配長度Lpi2構(gòu)成，之后是具有大約IOLpi2長度的時(shí)段(B)。最后，對(duì)于大于ISLpi2的長度，兩個(gè)模式LPtll和LPtl2幾乎去耦，并且受到不同的傳播損失。這里，應(yīng)注意到的是，與上述三個(gè)傳播時(shí)段(A)、(B)和(C)對(duì)應(yīng)的間隔長度以及如圖5中所示的兩個(gè)模式LPtll和LPtll之間的耦合強(qiáng)度(即周期性調(diào)制的幅度)為了例示之目的而被任意選擇，并不限制本發(fā)明的范圍，這些參數(shù)強(qiáng)烈依賴于光纖直徑2a、輸入功率和腔室3B內(nèi)的氣體壓力。然而，不管這些參數(shù)的值如何，總是可以將光纖3A的長度Lf選擇成使得主要在時(shí)段(A)中進(jìn)行傳播，并且使得包含在基礎(chǔ)模式中的功率在光纖3A的輸出端部處達(dá)到最大。對(duì)于圖2中所示的示例來說，與本發(fā)明對(duì)應(yīng)的壓縮器將具有2LP12、4LP12、6LP12 *8LP12的長度。 基于現(xiàn)有技術(shù)狀態(tài)的壓縮器(US 5，956，173A, M. Nisoli 等的 “Anovel-high energy pulsecompression system: generation of multigigawattsub-5-fs pulses，，, Appl. Phys. Lett.B 65(1997) :p. 189-196 (M. Nisoli等的新穎高能量脈沖壓縮系統(tǒng)數(shù)千兆瓦亞5-fs脈沖的產(chǎn)生，應(yīng)用物理快報(bào)B65 (1997):第189至196頁)利用傳播損失的模式選擇性(對(duì)于圖5中所示的示例，對(duì)于光纖長度> IOLpi2可以清楚地觀察到這一點(diǎn))。這里提出的方案使得基礎(chǔ)模式Lpici具有良好的通過量，并且光纖長度Lf更短使得緊湊性提聞。參照?qǐng)D6并特別地參照?qǐng)D6A，示出了激光光束I聚焦到空心光纖波導(dǎo)3A內(nèi)。根據(jù)圖3，該空心光纖3A具有玻璃覆層9和空心芯部10。該空心光纖3A的入口表面(輸入端部)11正交于波導(dǎo)3的對(duì)稱軸線12。圖6B隨后定性地示出了在基本模式Lptll中傳播的功率P如何周期性地變化。根據(jù)本發(fā)明，光纖3A的長度Lf被匹配為使得模式LPtll中的功率P(或相應(yīng)的能量)在光纖3A的輸出端部13處達(dá)到局部最大Max。通過這樣解決緊湊性問題，人們?nèi)匀魂P(guān)心可能由于導(dǎo)致激光光束I在入口(輸入端部)處照射空心管3A的覆層9的輕微光束指向漂移引起的可能損失。在傳統(tǒng)的圓柱形空心波導(dǎo)(參見圖6)的情況下，偶然地從空心芯部偏移的強(qiáng)聚焦光束I在近法線入射下照射覆層9的前表面11。激光光對(duì)入口表面11的影響(以及隨帶的意外損失的風(fēng)險(xiǎn))可以通過采用如圖7和圖8中所示的位于光纖3A的入口處的漸縮即圓錐形光纖區(qū)段14來減少。激光光束I的束腰15將被匹配成用于最佳地耦合到光纖4A的接下來的圓柱形區(qū)段16中(為此，束腰15應(yīng)該優(yōu)選等于該光纖的圓柱形區(qū)段的直徑的60%到80%，更優(yōu)選等于60%到70%，如從文獻(xiàn)中所公知的)。在這種情況下，如果其發(fā)生漂移，激光光束I不會(huì)照射光纖3A的前表面11，而是以90° — α的大入射角度照射在覆層9的內(nèi)表面17上，其中α為光纖的漸縮區(qū)段內(nèi)的覆層壁的內(nèi)表面與光纖的對(duì)稱軸線形成的角度。通過該解決方案，與標(biāo)準(zhǔn)(以法線角度，非漸縮、劈開的)空心光纖相比，激光對(duì)覆層9的影響可以減少4*tan2a。舉例來說，對(duì)于漸縮角α =5°，該影響減少O. 031倍。束腰15還可以被匹配為最佳地耦合到光纖3Α的圓錐形部分14內(nèi)，如圖8中所示。在這種情況下，由于光束I具有更大橫截面，因此激光在光纖入口 11的影響將被降低。另選地，如圖9中所示，可以以傾斜角度β劈開空心波導(dǎo)3(與形成與光纖的軸線12垂直的表面的標(biāo)準(zhǔn)劈開相比)。如果光纖3Α以角度β劈開，參見圖9，在發(fā)生光束漂移的情況下激光入射在覆層9的橫向(前)表面上的影響將減少Sin2P。例如，對(duì)于劈開角度 β =45° ,則與圖6中所示的法線(90° )入射劈開光纖相比,影響將減少sin245° =0.5。
權(quán)利要求
1.一種用于增加光學(xué)脈沖的光譜帶寬的裝置，所述裝置包括 空心光纖波導(dǎo)(3A),該空心光纖波導(dǎo)(3A)具有輸入端部(11)和輸出端部(13)； 光學(xué)部件(5 ;6)，所述光學(xué)部件(5 ;6)用于將光束(I)聚焦到所述空心光纖波導(dǎo)中，并用于在所述空心光纖波導(dǎo)的所述輸出端部處將所述光束再次準(zhǔn)直； 所述空心光纖波導(dǎo)(3A)被容納在氣密腔室(3B)中，該氣密腔室(3B)填充有給定壓力的空氣， 其特征在于，所述空心光纖(3A)的長度(Lf)為這樣，即對(duì)于給定的輸入脈沖能量和氣體壓力，包含在所述光學(xué)脈沖的具有最小傳播損失的基本傳播模式LPtll中的能量在所述空心光纖波導(dǎo)(3A)的全長上表現(xiàn)出基本上周期性的振蕩，并且在所述空心光纖波導(dǎo)的所述輸出端部(13)處達(dá)到局部最大。
2.根據(jù)權(quán)利要求I所述的裝置，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)的長度(Lf)基本上等于相位失配長度Lpi2的偶數(shù)倍，且Lpi2 = 2x IO-6X a2 其中a是所述空心光纖波導(dǎo)的半徑。
3.根據(jù)權(quán)利要求I所述的裝置，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)的長度(Lf)比群速度失配長度Lvi2短,且 Lvi2_2 τ FiHMcLp 12/ 入 ο_4χ10 τ FWHMca / λ 0 其中a為所述空心波導(dǎo)的半徑； λ ^為待壓縮的脈沖的載波波長； Lp12為相位失配長度； τ FWHM是待壓縮的脈沖的半個(gè)最大持續(xù)時(shí)間處的全寬；而 c為光在真空中的速度。
4.根據(jù)權(quán)利要求3所述的裝置，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)的長度(Lf)基本上等于相位失配長度Lpi2的偶數(shù)倍,且Lpi2 = 2x 10_6x a2 其中a是所述空心光纖波導(dǎo)的半徑。
5.根據(jù)權(quán)利要求I至4中任一項(xiàng)所述的裝置，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)由熔融石英制成。
6.根據(jù)權(quán)利要求I至4中任一項(xiàng)所述的裝置，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)由BK7玻璃制成。
7.根據(jù)權(quán)利要求I至6中任一項(xiàng)所述的裝置，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)是圓柱形管。
8.根據(jù)權(quán)利要求I至7中任一項(xiàng)所述的裝置，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)具有圓柱形區(qū)段和位于所述輸入端部(11)處的基本上圓錐形的區(qū)段，所述光學(xué)脈沖(I)被耦合到所述空心光纖波導(dǎo)的圓錐形輸入端部內(nèi)。
9.根據(jù)權(quán)利要求I至7中任一項(xiàng)所述的裝置，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)具有對(duì)稱軸線(12)，并且相對(duì)于該對(duì)稱軸線被以不同于90°的角劈開。
10.根據(jù)權(quán)利要求I至9中任一項(xiàng)所述的裝置，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)填充有從包括如下氣體的氣體組選擇的氣體Xe、Kr、Ar、Ne、He、N2、空氣或這些氣體的組合。
11.一種用于減少光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間的設(shè)備，該設(shè)備包括群延遲色散補(bǔ)償裝置(7)和根據(jù)權(quán)利要求I至10中任一項(xiàng)所述的用于增加光學(xué)脈沖的帶寬的裝置。
12.根據(jù)權(quán)利要求11所述的設(shè)備，其中所述群延遲色散補(bǔ)償裝置(7)包括從包括棱鏡對(duì)(8’)、光柵對(duì)、色散鏡(8)及這些元件的組合的組中選擇的一個(gè)或更多個(gè)元件。
13.根據(jù)權(quán)利要求12所述的設(shè)備，其中所述群延遲色散補(bǔ)償裝置(7)包括光柵對(duì)和棱鏡對(duì)。
14.根據(jù)權(quán)利要求12所述的設(shè)備，其中所述群延遲色散補(bǔ)償裝置(7)包括色散鏡和一個(gè)或更多個(gè)棱鏡對(duì)。
15.一種用于減少光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間的方法，該方法包括如下步驟 一通過聚焦光學(xué)器件(5)將光脈沖(I)耦合到空心光纖波導(dǎo)(3A)中，該空心光纖波導(dǎo) (3A)具有輸入端部(11)和輸出端部(13)，并且被容納在填充有氣體的氣密腔室中； 一其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)的長度(Lf)為這樣，即對(duì)于給定的輸入脈沖能量和氣體壓力，包含在具有最小傳播損失的基本傳播模式LPtll中的能量在所述空心光纖波導(dǎo)(3A)的全長上表現(xiàn)出基本上周期性的振蕩，并且在所述空心光纖波導(dǎo)的所述輸出端部(13)處達(dá)到局部最大； 一通過在填充有氣體的空心光纖波導(dǎo)(3A)中的非線性傳播將所述光學(xué)脈沖的帶寬放大； 一在所述光學(xué)脈沖退出所述空心光纖波導(dǎo)的輸出端部和所述氣密腔室之后通過光學(xué)裝置(6)將所述光學(xué)脈沖在空間上再次準(zhǔn)直；以及 一使被光譜展寬的光學(xué)脈沖通過群延遲色散補(bǔ)償裝置(7)傳播，在該群延遲色散補(bǔ)償裝置(7)處，所述光學(xué)脈沖的持續(xù)時(shí)間被減少。
16.根據(jù)權(quán)利要求15所述的方法，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)的長度(Lf)被確定為基本上等于相位失配長度Lpi2的整數(shù)倍，該相位失配長度Lpi2由Lpi2 = 2x IO-6X a2給出，其中a是所述空心光纖波導(dǎo)的半徑。
17.根據(jù)權(quán)利要求15所述的方法，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)的長度(Lf)比群速度失配長度Lvi2短,且 Lvi2_2 τ FiHMcLp 12/ 入 ο_4χ10 τ FWHMca / λ 0 其中a為所述空心波導(dǎo)的半徑； λ ^為待壓縮的脈沖的載波波長； Lp12為相位失配長度； τ FWHM是待壓縮的脈沖的半個(gè)最大持續(xù)時(shí)間處的全寬；而 c為光在真空中的速度。
18.根據(jù)權(quán)利要求15至17中任一項(xiàng)所述的方法，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)由熔融石英制成。
19.根據(jù)權(quán)利要求15至17中任一項(xiàng)所述的方法，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)由BK7制成。
20.根據(jù)權(quán)利要求15至19中任一項(xiàng)所述的方法，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)是圓柱形管。
21.根據(jù)權(quán)利要求15至20中任一項(xiàng)所述的方法，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)具有圓柱形區(qū)段(16)，并具有位于所述輸入端部(11)處的基本上圓錐形的區(qū)段，所述光被耦合到圓錐形輸入端部內(nèi)。
22.根據(jù)權(quán)利要求21所述的方法，其中通過將光束(I)聚焦成直徑等于所述空心光纖波導(dǎo)的圓柱形區(qū)段(16)的直徑的60%至80%來實(shí)現(xiàn)將所述光學(xué)脈沖耦合到所述空心光纖波導(dǎo)(3A)中。
23.根據(jù)權(quán)利要求21所述的方法，其中通過將光束聚焦成直徑等于所述空心光纖波導(dǎo)的圓錐形區(qū)段的最大直徑的60%至80%來實(shí)現(xiàn)將所述光學(xué)脈沖耦合到所述空心光纖波導(dǎo)(3A)中。
24.根據(jù)權(quán)利要求15至23中任一項(xiàng)所述的方法，其中所述空心光纖波導(dǎo)(3A)填充有從包括如下氣體的氣體組選擇的氣體Xe、Kr、Ar、Ne、He、N2、空氣或這些氣體的組合。
全文摘要
一種用于增加光學(xué)脈沖的光譜帶寬的裝置，所述裝置包括空心光纖波導(dǎo)(3A)；光學(xué)部件(5；6)，所述光學(xué)部件(5；6)用于將光束(1)聚焦在所述空心光纖波導(dǎo)(3A)中，并用于在所述空心光纖波導(dǎo)的出口處將所述光束再次準(zhǔn)直，所述空心光纖波導(dǎo)(3A)被容納在氣密腔室(3B)中，該氣密腔室(3B)填充有給定壓力的空氣；所述空心光纖(3A)的長度為這樣，即對(duì)于給定的輸入脈沖能量和氣體壓力，包含在所述光學(xué)脈沖的具有最小傳播損失的基本傳播模式中的能量在所述空心光纖波導(dǎo)(3A)的全長(Lf)上表現(xiàn)出基本上周期性的振蕩，并且在所述空心光纖波導(dǎo)的所述輸出端部(13)處達(dá)到局部最大。
文檔編號(hào)G02F1/35GK102959465SQ201180030634
公開日2013年3月6日 申請(qǐng)日期2011年5月23日 優(yōu)先權(quán)日2010年6月30日
發(fā)明者加布里埃爾·弗洛林·滕佩亞 申請(qǐng)人:費(fèi)姆托激光產(chǎn)品股份有限公司