高纯度全光纤轨道角动量模式产生及激光研究

发布时间：2020-07-14 14:47

【摘要】：轨道角动量模式凭借其独特的螺旋相位结构和环形光场分布,在光操控、光学显微成像、激光材料处理和非线性光学等领域都有着广泛的应用,尤其是近年来在光通信领域展现出巨大的应用潜力。高纯度轨道角动量模式的产生、放大和激光是实现这些应用的基础。全光纤化的轨道角动量模式产生、放大和激光系统,具有集成度高和抗干扰能力强等优势,是轨道角动量模式应用的重要研究方向。本论文针对全光纤化的轨道角动量模式产生、放大和激光问题,在理论和实验两个方面进行了有益的探索,取得了如下主要研究成果:1、仿真设计了两种全光纤轨道角动量模式产生系统。第一种是基于多芯光纤,通过调控多芯光纤中各单模纤芯的折射率或者半径可在光纤中产生任一特定拓扑荷数的轨道角动量模式。第二种是基于包含应力施加区的复合光纤,通过选择合适的光纤长度和调整施加在应力施加区中的电势,能够可调谐产生拓扑荷数l=±1、±2、±3的轨道角动量模式。这两种设计分别为进一步解决光纤中高拓扑荷数轨道角动量模式的产生问题和不同拓扑荷数轨道角动量模式的可调谐产生问题有极大的指导意义。2、实验研究了一种创新性的高纯度全光纤轨道角动量模式产生器。设计和制备了一种特殊的渐变折射率少模光纤,具有打破HE_(21)模式和相邻TE_(01)/TM_(01)矢量模式间简并的优点,可以作为轨道角动量模式稳定传输光纤,同时作为轨道角动量模式产生的基础光纤。基于相位匹配条件和弱熔融拉锥技术,制作了一种由标准单模光纤和该渐变折射率少模光纤构成的全光纤轨道角动量模式产生器。结果表明,该产生器可以在100 nm带宽范围内产生轨道角动量模式(|7)|=1),最大模式纯度为95%。这种基于轨道角动量模式传输光纤的全光纤轨道角动量模式的产生方案将彻底改变目前的轨道角动量模式复用和解复用系统,不仅避免了空间中产生的轨道角动量模式与光纤的高精度耦合,而且具有更高的紧凑性、灵活性和实用性的优点。此外,超大的带宽促使它可以与成熟的波分复用相结合,以进一步提高基于轨道角动量模式复用的光纤通信系统的传输容量和频谱效率。3、仿真设计了一种新型的稀土掺杂固态芯光子带隙光纤,基于离散化横向分解稳态速率方程,研究了该光纤对轨道角动量模式的放大性能。此外,建立了基于受激布里渊散射的轨道角动量模式放大机理,理论证明了轨道角动量在放大过程中可以很好地从泵浦光传递到布里渊斯托克斯光。对比研究发现,这种放大方式对光场相位和拓扑结构敏感,可有效实现高纯度低噪声的轨道角动量模式放大,为进一步轨道角动量模式激光系统的设计提供了理论支持与指导。4、首次提出了一种新型的全光纤高阶模式布里渊激光器。基于布里渊非线性效应和模式选择耦合,保证高阶模式直接谐振放大,获得高纯度高阶模式激光束。实验表明,输出的LP_(11)模式激光的模式纯度高于98%,线宽约4.7 kHz。通过调整LP_(11)模式之间的相位差,在该全光纤高阶模式布里渊激光器系统中也产生了拓扑荷数为1或-1的轨道角动量模式激光束。该全光纤激光系统首次实现了基于受激布里渊散射效应的高阶模式直接谐振放大,为实验实现全光纤轨道角动量模式激光提供了指导意义。更进一步的,提出了一种横模可切换全光纤布里渊激光器。通过切换耦合到环形腔中的泵浦模式,可以激发相应横模布里渊散射光。基于布里渊非线性效应,保证期望的横模直接谐振放大,获得横模可切换的激光束。实验演示了波长为1550 nm的全光纤布里渊激光器系统中基横模LP_(01)和二阶横模LP_(11)的可切换输出。LP_(01)模式和LP_(11)模式的斜率效率分别为25.1%和20.9%,线宽分别为4.9 kHz和4.96 kHz。同时,在该激光系统中也实现了拓扑荷数l=+1、-1或0的轨道角动量模式激光束的可切换产生。5、首次提出了一种全新的全光纤轨道角动量模式布里渊激光器。采用全光纤轨道角动量模式产生器将泵浦模式由基横模转换为特定的轨道角动量模式;支持轨道角动量模式稳定传输的渐变折射率少模光纤作为布里渊增益介质。基于布里渊非线性效应,实现泵浦模式激发的轨道角动量模式在谐振腔中直接谐振,从而实现高纯度轨道角动量模式激光直接输出。实验研究了一种波长为1550 nm的全光纤轨道角动量模式布里渊激光器,实现了拓扑荷数l=+1或-1的轨道角动量模式激光束的直接产生。其模式纯度均高于95%,激光阈值为145 mW,斜率效率为11.1%。这是在全光纤激光系统中,首次实现轨道角动量模式直接谐振,而获得轨道角动量模式激光,将极大的促进全光纤轨道角动量模式应用系统的发展。
【学位授予单位】：华南理工大学
【学位级别】：博士
【学位授予年份】：2018
【分类号】：TN929.1;TN253
【图文】：

轨道角动量,自旋角动量,角动量,自旋粒子

1.1 轨道角动量概述从量子力学角度，光具有粒子特性。众所周知，粒子的运动与动量相关，直线运动的粒子具有线动量，自旋或绕轴旋转的粒子携带有自旋角动量和轨道角动量。同样，光子也具有这两种类型的角动量。近轴近似时，如果电场沿光轴旋转，则光子携带自旋角动量；如果波矢绕光轴螺旋，导致螺旋相前，则光子携带轨道角动量，如图 1-1 所示[1]。光子的自旋角动量早在 1936 年被 R.A. Beth 等人通过实验证实：当一束右旋圆偏振光穿过一个被光纤悬浮的半波片时，转化为左旋圆偏振的光，同时半波片围绕光纤旋转且获得的角动量是穿过它的光子数的 2 倍，得出左、右圆偏振光子各携带了± 的自旋角动量[2]。但是，光子的轨道角动量的概念提出相对较晚。直到 1992 年，荷兰 Leiden 大学的 L. Allen 等人提出有 ( )方位相依赖性的光束携带有与偏振态无关的角动量，即轨道角动量，并且每个光子携带的轨道角动量为 l ，其中是光束横截面中的方位坐标，l 为拓扑荷数，可以取任何正、负的整数值[3]。正如圆偏振光一样，轨道角动量的符号表示其相对于光束方向的手性。携带轨道角动量的光束简称轨道角动量光束。

拉盖尔-高斯光束,相位分布,强度分布

第一章绪论 ( ) = Ъ Ъ ф ( ) ( ) ( ) д ( ) ( ) (1-7其中，C 是归一化常数，是光束的瑞利长度， ( )是光束在 z 处的光斑半径（ ( 是光束的束腰半径，即最小光斑半径），是拉盖尔多项式。p 的值代表了光场径向相位跃变的数目，为拓扑荷数，即绕光轴旋转一周的相位变化量为。p 和 l 可视为LG 模式的两个量子数。p=0、1 和 2 时前三个 l 的拉盖尔-高斯光束的归一化强度分布和相位分布如图 1-2 所示。当 p=0 且 l=0 时，拉盖尔高斯光束即为简单的高斯光束。

光束,高斯光束,图案,角度

测光束与参考高斯光束以一定角度干涉，产生一个 l 叉的图案，荷数。本例中，得出 l=5。3 The interference of a beam with a Gaussian beam at angle createshere l is the topological charge of the measured beam. In this example, l=光束除了最常用的高斯基模光束外，待测的光束本身也可以作为参考示，采用 Dove 棱镜，将待测光束反射奇数次，进而产生一个与其拓轨道角动量光束。当这两束光束共轴干涉时，会产生一个包含 2l 个数可以得出原待测光束的拓扑荷数。

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