光子晶体光纤的研究现状及其在光纤通信中的应用

科技信息 1.光子晶体光纤概述 1987年，Yablonovitch在研究材料的辐射特性时[1]，S. John在研究光 子局域态随折射系数的变化关系时[2]，分别发现介电常数呈周期性变化 的结构会使材料中光子模的性质发生变化，从而分别提出了“光子晶体” 的概念。1991年，Russell根据根据光子晶体传光原理提出了光子晶体 光纤的概念[3]，1996年，英国的南安普顿大学的 J.C.Knight等人研制出 世界上第一根 PCF[4]。光子晶体光纤（PCF）又称为多孔光纤(HF)，微结构 光纤(MOF)，光子带隙光纤（PBGF），其中，PCF,HF,MOF是根据光纤的结 构来定义的，而 PBGF则是根据光纤的光学性质来定义的。与传统的光 纤不同，光子晶体光纤的包层为沿轴向规则排列着空气孔的石英光纤 阵列，纤芯则由一个破坏了包层周期性结构的缺陷组成。纤芯的缺陷可 以是折射率高于包层的材料，也可以是低于包层的材料。 根据导光机制的不同，可以将光子晶体光纤分为折射率引导型光 子晶体光纤和光子带隙型光子晶体光纤。前者的纤芯是高折射率的材 料，它利用中心缺陷区和缺陷区外周期性结构区之间的有效折射率差 将光子局域在高折射率的纤芯中，传输机理仍然是全内反射，但由于包 层含有气孔 与传统光纤的“实芯”熔融硅包层不同，并且这种光子晶体 光纤具有一些传统的全反射光纤所不具备的特性，因而把这种导光机 制成为改进的全内反射；后者纤芯的折射率低于包层，传输机理是利用 包层对一定波长的光形成光子带隙，光只能在缺陷中存在和传播。 2.光子晶体光纤的传输特性 2.1色散特性 色散是指不同频率的电磁波以不同的相速度和群速度在介质中传 播的物理现象。色散导致光脉冲在传播过程中展宽，致使前后脉冲相互 重叠，引起数字信号的码间串扰。在光纤传输理论中，由不同的物理机 理引起的色散有两类：波长色散和模式色散。 对光子晶体光纤而言，由于它可以由同一种材料制成，所以纤芯和 包层可以做到完全的力学和热学匹配，使得纤芯和包层间的折射率差 不会因为材料的不相容而受到限制。包层的有效折射率是波长的函数， 导致光场在包层中的分布出现了新的变化，因而产生了零色散波长可 调，近零超平坦色散，高负色散等不同于传统光纤的色散特性。 西班牙的 Ferrando等人早在 2000年就报道了他们关于近零超平 坦色散的研究结果，通过选择 d和Λ的值，可以在 1.52um为中心的 543nm波长范围内得到色散 D=+1ps/(nm.km)的 PCF(d≈0.73um，Λ≈ 3.02um);在 428nm范围内得到 D=±0.5ps/(nm.km)的色散值(d≈0.63um， Λ≈2.64um)[5]。 在纤芯中掺杂也可以改变 PCF的零色散波长，试验发现，对于空气 孔直径 d为 0.345um,空气孔间距Λ为 2.3um的 PCF，掺杂浓度 C为 7%， 掺杂半径 r 从 0um 变为 0.75um 时，零色散波长从 1.474um 变为 1.653um。当 d=0.558um，Λ=2.62um,C=3% ,r=1um 时，在 1430nm 到 1700nm波长范围内，可得到超低超平坦的色散。这种超宽带低色散的 PCF在波分复用通信系统中具有重要的应用价值。 为了克服色散对通信容量的限制，可以采用适当的技术补偿光纤 的色散，使色散导致的光信号的传输畸变减至最少。补偿光纤的负色散 值越大，所需要的光纤长度就越小。经过合理设计其包层的几何结构 后，光子晶体光纤不但可以在单一波长下得到很大的负色散值，而且在 较宽的波长范围内也可以取得理想的色散效果。Birks等人的研究表明[7]， 在 PCF中可以实现 - 2000ps/(nm.km)的色散，也就是说这种光纤能够对 长度为其 100倍的普通光纤进行色散补偿。 2.2无截止单模特性 在传统的阶跃光纤中，光纤的归一化频率定义为 V=k0 a(n 2 s - n 2 cl ) 1 2 （1） 式中：ns———光纤芯层的折射率 ncl———光纤包层的折射率 a———光纤芯层半径 光纤的单模传输条件为 02.613nsa 2Δ姨 时，光 纤才是单模的，波长小于此截止波长的光波在光纤中为多模传输。 应用有效折射率模型，得到光子晶体光纤包层的有效折射率后，我 们可以定义一个等效的归一化频率为： Veff=k0 a(n 2 s - n 2 eff ) 1 2 （2） 式中：ns———光纤芯层的折射率 neff———包层的有效折射率 a———光纤芯层半径 有效折射率的大小与包层的结构和传输光波的波长有关。当波 长减小时，光束截面向纤芯收缩，这样就会使得有效折射率增加，导致 纤芯和包层的折射率差减小，使得 Veff在波长减小时可以趋向于一个固 定的值，这样就使得当波长减小时可以满足 Veff<2.405，从而能维持较短 波长的单模传输。适当设计包层的参数就可以在任意波长上满足单模 传输条件，试验发现，对于中心缺陷一个空气孔的 PCF，当Λ=10um (Λ———两相邻空气孔的中心距)，d/Λ≈0.45(d———空气孔的直径)时，可 实现单模传输；中心缺陷三个空气孔时，当Λ=6um，d/Λ≈0.25时，可实 现单模传输[8]。 2.3高双折射效应 传统的保偏光纤是基于高双折射光纤的，常采用的方法有制作非 圆截面光纤、非轴对称性的纤芯折射率分布。制作高双折射光纤一般需 要引入形状双折射或者应力双折射，这样会使它的工艺难度和制作成 本大大增加。但是对于光子晶体光纤来说，我们可以通过改变它的包层 结构参数来使其具有高双折射性。 3.研究光子晶体光纤的理论模型 3.1有效折射率法 有效折射率模型采用的是普通阶跃光纤的分析方法，并合理的略 去光子晶体光纤的细节，利用几个关键的参数从整体上描述光子晶体 光纤的结构特点。 目前使用的有效折射率法有标量有效折射率法（SEIM）和全矢量有 效折射率法（FVEIM）。这两种方法相比较而言，标量有效折射率法适用 于弱波导近似的情况。随着空气填充比的增加，由于纤芯和基空间填充 模之间的折射率差增大，标量有效折射率的准确性将降低。在波长较短 时，两种方法得到的差异不大，但是随着波长的增加，差异变得明显，原 因是由于纤芯和包层的有效折射率差依赖于波长。在纤芯和包层有效 折射率较大的情况下，FVEIM所得到的结果会更精确些。 3.2时域有限差分法 该方法在分析弱导光纤时很有效，可以大大节省计算机内存和计 算时间；采用这种方法可以直接在数值空间模拟电磁波的传播以及它 与物体的相互作用过程，有效的应用于设计具有特定色散和偏振特性 的光子晶体光纤。 3.3超格子法 超格子法将 PCF的横向介电常数表示为两种周期性结构叠加，这 两种周期性结构分别用余弦函数或正弦函数展开；同时将横向电场按 厄密·高斯函数分解展开。利用正交函数的性质，将全矢量波动方程转 化为矩阵本征值问

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，可求得光子晶体光纤的模式、特性、色散特性、偏 光子晶体光纤的研究现状及其在光纤通信中的应用 莱芜职业技术学院 王松红 ［摘 要］自J.C.Knight等人研制出世界上第一根PCF以来，有关这方面的研究成为热点。本文综述了光子晶体光纤的导光原理、 传输特性和理论研究模型，探讨了其在光纤通信中的应用，最后对其发展作了展望。 ［关键词］光子晶体 光子晶体光纤 光纤通信 专题论述 723— — 科技信息 振特性等。 3.4多极法 多极法是在分析传统多芯光纤的多极公式的基础上发展起来的， 这种方法具有精确度高、收敛快、可以处理各种光纤几何参数变化的情 况的特点。不过该法一般只适用于圆形空气孔，并且对于我们不熟悉的 光纤几何结构进行模式分析很困难。 3.5有限元法 有限元法通过将具体问题化为等价的泛函形式来求解，把光纤分 成许多具有相同性质的单元，对每一单元运用离散的麦克斯韦方程，再 在这些单元的边界上加上连续性条件，来计算具有任意结构的光子晶 体光纤。 利用有限元方法分析的优势在于能够对具有任笃意形状、大小以 及分布的光子晶体光纤进行求解，而最近发展起来的利用曲线 /边界 节点有限元的全矢量有限元法则更加可以避免伪解，很精确的分析光 子晶体光纤的多种性质[10]。 除以上方法外，还有多重散射法、平面波法、局域函数法、频域有限 差分法、多元法等。 4.光子晶体光纤在光纤通信中的应用 4.1色散补偿光纤 普通色散补偿光纤的纤芯和包层之间的折射率差较小，所以其色 散补偿能力差，而 PCF的纤芯和包层之间的折射率差较大，所以具有很 强的色散补偿能力。 C.Peucheret等人利用 5.6Km的 PCF线路进行工作波长为 1550nm 的 40Gbit/s的传输实验中，利用 PCF的非线性效应四波混频制作了光 相位共轭器进行色散补偿，将光相位共轭器与 2.6Km和 3Km的 PCF链 路级联时，通过光相位对前后两段 PCF进行色散补偿，使得整条 PCF 的色散的累计之和为零。 由于 PCF的优良的色散补偿性能，使其有望代替普通的色散补偿 光纤成为新一代色散补偿光纤。 4.2作为光信号传输媒质 目前 PCF已进入

实验室

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的光纤通信系统传输试验研究阶段，K. Tajima等人于 2003年通过改进 PCF的制作工艺，制成了在 1550nm波 长处衰减为 0.3dB/km长度超过 10km的超低衰减的 PCF，并利用他们 所设计出的超低衰减的 PCF成功的进行了 8 10Gbit/s的波分复用传输 试验，证明了 PCF在实际的通信系统中使用的可行性 [11]。2004年，K. Nakajima等人利用他们所研制的 Λ=5.6um,d/Λ=0.5 的零色散波长在 850~1550nm的超低衰减的 60孔 PCF进行了 19×10 Gbit/s的波分复用 传输实验，证实了这种 PCF可以在 850nm波段实现单模传输，并且没 有明显的模式延迟[12]。 4.3光纤激光器和光纤放大器 通过调整包层空气孔直径及其间距可以灵活设计出模场面积范围 为 1~1000um2的 PCF，使得 PCF在光纤激光器和光放大器研制中比 G. 652光纤具有更大的优势。2000 年，英国 Bath 大学的 Wadsworth 和 Knight等第一个实验报道了连续波的掺镱光子晶体光纤激光器，实验 中泵浦功率为 300mw，耦合效率为 40%时，最大实现了 18mw的激光输 出，激光阈值小于 10mw[13]。 4.4拉曼放大器 基于目前传统光纤的拉曼放大器所用光纤长度少则几公里，多则 几十公里，这不仅增加了设计拉曼光纤放大器的复杂性，而且由于瑞利 散射噪声的影响，限制了放大器系统性能的进一步提高。可以通过灵活 调整包层中空气孔的大小、形状、树木及分布情况，可方便的改变包层 有效折射率，从而设计成小模场面积的 PCF，可提供比传统光纤的每单 位长度高 10~100倍的非线性系数，这使得开发新一代短长度的紧凑、 高效的拉曼放大器提供了可能。2002年，Yusoff和 Lee等报道了第一个 光子晶体光纤拉曼放大器[14]；在 2002年世界光纤通信会议上，Fuochi和 Poli等第一次报道了连续波泵浦的波长在 1060nm的光子晶体光纤拉 曼激光器，该激光器的阈值为 5W，斜率效率为 70%[15]。 传统光纤拉曼放大器中存在瑞利散射影响严重、必须根据线路的 实际使用光纤情况进行设计、灵活性差等缺点，光子晶体光纤拉曼放大 器不仅具有传统光纤拉曼放大器的所有优点，还可以克服以上缺点，这 对于光纤通信系统具有非常重要的意义。 4.5脉冲压缩 超短光脉冲是未来超高速光通信系统所必不可少的，为此通常采 用孤子效应压缩

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来获取超短脉冲，压缩用的非线性介质一般是色 散位移光纤（DSF）。若想得到重复率 10GHz的脉宽 2ps左右的短脉冲， 需要的常规色散位移光纤的长度通常都在数公里以上，即使采用高非 线性色散位移光纤，也需要 60~500米。由于小芯径、高色散值的 PCF的 零色散波长在可见光附近同时具有高非线性和大的负色散特性，利用 它进行孤子压缩可以大大减小所需光纤的长度。目前的技术仅需要 10 米长的保偏光子晶体光纤就可以得到 10GHz输出功率为 16mw的 1.26ps脉冲。 除此之外，已经取得研究进展的光子晶体光纤与光纤通信的相关 应用还有光波长变换、连续谱发生器、光纤光栅等。 在光纤通信领域中，光子晶体光纤具有传统光纤无法比拟的优越 性，尤其是在长途通信系统中。其极低的损耗保证了信号的长距离传 输；极低的非线性效应保证了信号的保真度；全波段的单模工作为波分 复用系统提供了信道资源；零色散波长的人为控制避免了信号的相互 串扰。 5.展望 光子晶体光纤的出现对于光纤及光纤通信、光纤器件等领域是一 个重大的突破，在其传输理论方面，还需要进行深入的研究。随着对其 理论研究的深入及制作工艺的成熟，光子晶体光纤将在未来的光纤通 信领域中发挥越来越重要的作用。 参考文献 ［1］E.Yablonovitch.Inhibited spontaneous emission in solid-state physicsandelectronic.Phys.Rev.Lett.，1987,58：2059-2062 ［2］John.S.Stronglocalizationofphotonsincertaindisordereddielectric susperlattices.Phys.Rev.Lett,1987,58(23)：2486-2489 ［3］Russell P St J,et al. Recent progress in photonic crystal fibers［A］. Proc,OFC2000［C］.3:98-100. ［4］J.C.Knight,etal .All-silicasingle-modefiber withphotonic crys- talcladding［J］.Opt.Letters,199621:1547-1549. ［5］Ferrando A,Silvestre E, et al.Nearly zero ultraflattened dispersion in photoniccrystalfibers［J］.Opt.Lett.,2000,25:790-792. ［6］Y.L.Hoo, et al. Design of photonic crystal fibers with ultra-low, ultra-flattened chromtic dispersion ［J］.Opt.Communications,2004, 242: 327-332. ［7］T. A. Birks, et al. Anomalous dispersion in photonic crystal fiber ［J］.IEEEPhotonicsTechnologyLett.,2002,12:807-809 ［8］N.A.Mortensen et al.Improved large-mode area endlessly sin- gle-modephotoniccrystalfibers.http://www.arxiv.org，2002-11-12. ［9］R. K. Sinha, et al. Dispersion properties of photonic crystal fiber: comparison by scalar and fully vectorial effective index methods［J］.Optical andQuantumElectron.,2005,37:711-722. ［10］M.Koshiba.Fullvectoranalysisofphotoniccrystalfibersusingthe finiteelementmethod［J］.IEICETrans.Electron.,2002,E85-C(4):881-888. ［11］K. Tajima, et al. Ultralow loss and long length photonic crystal fiber［J］.LightwaveTech.,2004,22(1):7-10. ［12］K. Nakajima, et al. Ultrawide-band single-mode transmission performanceinalow-lossphotoniccrystalfiber［J］.LightwaveTech.,2005, 23(1):7-11. ［13］Wadsworth W J, Knight J C, Reeves W H, et al. Yb -doped photoniccrystalfiberlaser［J］.Electron.Lett.,2000,36(17):1452-1453. ［14］Yusoff Z, et al. Raman effects in a highly nonlinear holey fiber: amplificationandmodulation［J］.Opt.Lett.,2002,27(6):424-426. ［15］Nilsson J,Selvas R,Belardi W, et al. Continuous-wave pumped holeyfiberRamanlaser［C］//inProc. OFC2002,Anaheim,CA,Mar.19-21, 2002,PaperWR6:315-317. 专题论述 724— —