近年来，人们对光纤中的非线性相互作用非常感兴趣。例如，石 英玻璃的低非线性被长的互作用长度和光纤中的高的功率密度抵 销，产生引人注意的非线性作用。对于大部分非线性过程，可以使光 纤物理长度长于有效互作用长度，所述有效互作用长度受相位匹配、 脉冲加宽、侧面输出(walk-off)和衰减控制。具体地说，光纤色散对 于非线性过程在短脉冲传播和相位匹配状态中起关键作用。
在1300nm以外的光谱区域中，其中石英玻璃本身的材料色散是 反常的，光纤可以设计和制造成具有正常或反常的模色散，在任何给 定的波长下具有零色散(例如，用于电信系统的色散移动光纤)。但 是，把阶梯折射率单模石英光纤零色散波长λ0移到比1270nm(体石英 零色散波长)短的波长是不可能的。
光子晶体光纤(PCF)，亦称微结构光纤或多孔光纤)是一种比较新 型的光纤。PCF包括由形成多个细长孔的固态基质材料制成的包层区 和纤心区。PCF在它们的纤心区通过若干机制引导光线，包括纤心区 和包层区之间界面上的全内反射。尽管PCF是由单一的固态的材料制 成的，但是包层区中的孔降低所述包层区的有效折射率，但是在固态 的纤心和包层区之间提供折射率阶梯，并使导波光线的全内反射成为 可能。
在光子晶体光纤中，有可能把单模石英光纤的零色散波长移到短 得多的波长(见例如，D.Mogilevtsev，T.A.Birks和P.St.Russell， ″光子晶体光纤中的群速度色散″，Opt.Lett.23(21)，1662- 1664(1998)；J.C.Knight，J.Arriaga，T.A.Birks，A.Ortigosa- Blanch，W.J.Wadsworth，P.St.J.Russell的″光子晶体光纤中的反常 色散″，IEEE Photonic Technology Letters，12，807-809(2000)以 及J.K.Ranka，R.S.Windeler和A.J.Stentz的″在800nm下 具有反常色散的空气石英微结构光纤可见光连续谱的产生″，Opt. Lett，25(1)，25-27(2000))。这已经用于在区域580-900nm中具有 零色散波长、用锁模Ti：蓝宝石激光器在750-850nm下泵浦的小纤 心高折射率反差的PCF中产生超连续谱，得到引人注意的效果。尽管 这些光纤一般都不是严格单模的，但是难以激励阶数较高的模式，而 且也不是通过正常弯曲耦合到基模，所以所述光纤可以用作单模。
不仅可以制造严格的单模PCF，而且可以制造在所有波长上都只 支持一个波导模的所谓循环单模PCF(例如，见T.A.Birks， J.C.Knight和P.St.J.Russell的″循环单模光子晶体光纤 ″，Opt.Lett.22，961-963(1997)和T.A.Birks。D.Mogilevtsevk， J.C.Knight，P.St.J.Russell，J.Broeng，P.J.Roberts，J.A.West， D.C.Allan，和J.C.Fajardo的″光子晶体光纤和阶梯折射率光纤 之间的相似性″，optical fibre Conference，Paper FG4-1，pages 114-116，Friday，February26 1999)。
Schreiber等人在Opt.Comm.Vol.228(2003)一文pp 71-78中 描述了通过以来自在1040nm下运行的钇掺杂光纤放大器的毫微秒脉 冲进行泵浦，从PCF产生超连续谱。
Town等人在Appl.Phys.B-Lasers and Optics，Vol.77(2003) 一文pp235-238描述了通过以来自Q开关的Nd:YAG激光器的毫微秒 脉冲进行泵浦，从随机微结构光纤空气-石英光纤产生超连续光谱。
Coen等人在Opt.Lett.，Vol.26(2001)一文的pp 1356-1358 描述了通过在675W功率下以来自运行在647nm下的Kr-离子激光器 的60ps脉冲进行泵浦，从PCF产生超连续谱。
Dudley等人在J.Opt.Soc.Am.B，Vol.19(2002)一文的pp 765-771描述了通过以来自在532nm下运行的倍频，Q开关的Nd:YAG 微片激光器的持续时间为0.8ns的脉冲进行泵浦，从空气-石英微结 构光纤产生超连续谱。

本发明的目的是提供一种波长分布在宽光谱上的相对紧凑和价 廉的光源。
按照本发明，提供一种波长谱伸展到300nm以上的光源，所述光 源包括：激光器，运行在它的基波波长或其附近，产生持续时间长于 0.5ns的脉冲；以及微结构光纤，设置成引导所述脉冲，其中通过所 述光纤中的脉冲来产生光。
所述光谱可以是超连续光谱，其中光处于范围在300nm以上的基 本上所有波长上，或者它可以是包括只在几个相隔很远的波长上的 光，共同伸展到300nm。在这种情况下，所述光谱可以通过四波混合 (FWM)产生。因而，所述光源可以是用于通过微结构光纤中的FWM产 生光的光源，而所产生的光可以基本上处于FWM波长。我们已经令人 惊讶地发现：通过对FWM峰值有用的相对较长的脉冲，在微结构光纤 中足够有效地产生FWM峰值。另外，我们已经发现FWM峰值在高功率 下不会明显加宽。所述激光器可以是一种固态激光器，利用增益晶 体，诸如ND:YAG，Nd:YLF或Ti:蓝宝石。所述激光器可以是Q开 关激光器。所述激光器可以是一种单片式激光器。在单片式激光器 中，诸如微片激光器或非平面环形激光器、谐振器反光镜直接涂在激 光器增益晶体上。所述激光器一般地由一个或多个二极管激光器泵 浦。
与主机激光器诸如Kr-离子激光器相比，微片激光器明显价廉而 且更紧凑。
所述激光器运行在它的基波波长上或其附近，与倍频相反；在已 经用来泵浦PCF的先有技术微片激光器中已经倍频。在微片激光器基 波波长上可以达到非常宽的光谱，例如，1000nm至1100nm，这是令 人惊讶的。
特别令人惊讶的是，在所述波长下可以用长脉冲来产生宽光谱。 所述光脉冲的持续时间可以大于500ps，大于1ns，大于2ns，大于 3ns，大于4ns，大于5ns或甚至大于10ns。
另外，特别令人惊讶的是，峰值功率相对较低的脉冲可以用来产 生宽光谱。所述脉冲可以具有小于50kW、小于20kW、小于15kW、小 于10kW、小于9kW、小于3kW或甚至小于1kW的峰值功率。
产生宽光谱相对困难的另一个指示是由脉冲峰值功率和光纤中 的互作用长度(就是说，在色散把它从它产生的光当中分离以前脉冲 行进的长度，足以停止多波相互作用；可以考虑到或可以不考虑到光 纤损失的影响来算出互作用长度的振幅)的乘积给出。我们已经发 现，当功率乘以互作用长度的乘积小于2kWm、小于1kWm或甚至小于 500Wm时，可以产生宽光谱。
我们已经发现，可以产生更宽的光谱，因而，所述光谱可以伸展 到500nm或伸展到700nm。
所述基波波长可以长于600nm。所述基波波长可以在1000nm至 1100nm的范围内。
微结构光纤具有零色散波长λ0。激光器的工作波长可以小于零色 散波长。在这种情况下，宽光谱一般由四波混合产生。
或者，激光器的工作波长可以大于零色散波长。在这种情况下， 宽光谱一般由调制不稳定性产生。
微结构光纤可以具有在1000nm和1100nm之间的零色散波长。零 色散波长可以是制成光纤的材料(例如，硅石)的透射窗口中最短的零 色散波长。
微结构光纤可以设置成支持光以单一横模在波长谱的所有波长 上，例如，在通过四波混合产生的或从脉冲的超连续谱产生的所有波 长上传播。
微结构光纤可以设置成支持脉冲以单一横模传播。利用运行在它 的基波波长，而不是运行在倍频上的激光器的优点是基波波长将长于 二次谐波波长，因而较容易把微结构光纤制造成单模。利用运行在 532nm下的倍频微片激光器的先有技术系统产生一些以它们的微结构 光纤高阶模式传播的脉冲；为了在所述波长上以基模传播，微结构光 纤的纤心需要直径小于1微米，这是难以制造的。
微结构光纤可以设置成支持光在所有波长上以单一横模传播。
波长谱的光的大于70％，大于80％，大于90％或甚至大于95％可以 处于光纤所支持的最低次横模。
微结构光纤可以具有大于2.5微米、大于2.7微米或甚至大于2.9 微米的间距。
微结构光纤可以具有大于4微米、大于4.5微米或甚至大于4.8 微米的纤心直径。
微结构光纤可以具有包层区，所述包层区包括直径为d，间距为 Λ的孔的阵列，其中d/Λ小于0.7、小于0.6、小于0.5或甚至小于 0.4。
微结构光纤可以具有大于8μm2、9μm2、12μm2、14μm2或甚至 15μm2的有效非线性面积。以此使较高功率谱成为可能。
微结构光纤可以短于脉冲互作用长度。如在别处所讨论的，脉冲 可以通过微结构光纤中过程的串级产生波长谱的光。最好使用这样的 较短的长度来把串级停止在特定的点上，例如，为了在特定的波长 上，例如，在四波混合波长上，获得较高的输出功率。光纤的长度可 以短于作为脉冲侧面输出侧面输出(walk-off)长度算出的脉冲的互 作用长度，因为由于光纤中损失影响它可以在较短的长度之后几乎不 出现附加的波长产生。
光源可以包括滤光镜，用于在波长谱的子段上选择波长的光。
另外，按照本发明，提供一种产生伸展到500nm的波长谱的光的 方法，所述方法包括使激光器运行在它的基波波长上或基波波长附 近，以便提供持续时间长于0.5ns的光脉冲，并在微结构光纤内引导 所述脉冲。
所述波长谱的光可以通过非线性过程的串级产生，例如，四波混 合后跟超连续谱产生。我们已经发现，利用这样的串级的非线性可以 例如从运行在1064nm下的微片激光器产生在可见光或甚至紫外波长 上具有重大能量的光谱。产生伸展到短于500nm的波长的连续谱是特 别有利的，而且具有许多潜在用途。通过利用倍频微片激光器(例如， 产生从532nm光起的超连续谱的激光器)的先有技术系统至今尚未做 到这一点。但是，我们已经发现，通过四波混合，把从运行在它的基 波波长上的单片式激光器产生的光，例如，从运行在1000nm至 1100nm(例如，1064nm)范围内的微片激光器产生的光，转换为700nm 至800nm范围内的波长，然后转换为超连续谱，可以产生延伸到可见 光或UV的光谱是可能的。
附图的简要说明
现将参照附图只以举例的方式描述本发明的实施例，附图中：
图1是曲线图：
(a)几条考虑的光纤的实测色散曲线(05A，05E和31G，分别对应 于表1中的光纤O，P和G)，以及针对带有圆孔和间距Λ，3μm和d/ Λ＝0.3的普通的PCF计算的色散；
(b)对于2ωpump-＞ωsignal+ωidler的非线性相位匹配条件(实线：从光 纤G实测的色散曲线，输入功率：14W；；140W；1400W。圆：光纤C， F，G，H，I，L(表1)的实测波长和泵浦的波长偏移量)；
图2是光纤O的SEM，Λ＝2.97，d/Λ＝0.39，λ0＝1065nm；
图3表示从100m的Nufern 1000-HP单模光纤的实测输出连续光 谱；(刻度单位dBm/5m带宽)；
图4表示：
(a)6m长度的PCF L的输出光谱，表示在正常色散方式下的强光 学参量产生；以及
(b)2.5m长度的PCF L的输出信号，具有2mW泵浦和9.5、4.2、 1.4、0.07μW点火源(seed)。(只有泵浦，无点火源(seed)，黑。1 μW cw点火源是600ps的4000个光子。光谱仪分辨率为0.1nm。)；
图5表示：
(a)3m长度PCF A，C，F，G，H，I的输出光谱，表示在正常色 散方式下强光学参数的产生，输入功率10-20mW。光谱仪分辨率为 0.2nm。(长于1750nm的空载波长不是用这个光谱仪实测的)；以及
(b)光纤B功率与光谱依赖关系，产生λsignal＝716nm；
图6表示图5(b)光谱的细节，光纤B(光谱仪分辨率为0.2nm)：
(a)泵浦波长(1064nm)和OPG信号波长(716nm)下的输出线宽(全 宽度一半最大值)；以及
(b)低和高输入功率的OPG信号波长下归一化输出光谱；
图7表示从以下长度的光纤P实测的输出连线光谱：
(a)1m，(b)3m，(c)20m和(d)100m，以dBm/5nm带宽为单位的伪 彩色刻度；
图8表示20m长度的光纤O和P在30mW输入功率下的输出光谱：
(a)对数刻度，以及
(b)线性刻度(任意单位，归一化为1064nm下的剩余泵浦峰值)；
图9表示在20m的PCF P中输出光谱超连续谱的产生，具有短的 和长的脉冲；以及
图10表示按照本发明超连续光谱的实施例。
本发明实施方式
利用先有技术众所周知的技术，已经设计和制造一种PCF，其零 色散波长接近于在1064nm下Nd:YAG激光器的波长并且在其任一侧。 我们已经详细研究了当在1064nm下以600ps脉冲中的pJ能量泵浦 时，这些光纤中的调制不稳定性、超连续谱的产生和光学参数的产生 和放大作用。Q开关的毫微秒脉冲的使用显著地偏离以前利用锁模毫 微微秒和微微秒激光器的工作。Q开关所需的激光器技术比锁模简单 得多，使尺寸上和成本上的节约成为可能。另外，在目标波长范围 1040-1070nm中还有许多Nd-和Y-掺杂激光器，它们可以直接用二极 管泵浦并因而是紧凑和高效的。
大部分以前的超连续谱产生试验都集中在超短脉冲方式上，采用 来自锁模激光器的毫微微秒脉冲。在所述情况下，自相位调制、 soliton效应和脉冲侧面输出(walk-off)都是重要的考虑因素，通过 一般化非线性Schrdinger方程描述传播过程。
这里我们考虑长得多的脉冲，其中传播可以考虑是准CW的。不 论所述脉冲边沿上的dl/dt的影响，还是不同波长之间脉冲侧面输出 都是意义重大的。在这种情况下，主要非线性过程是相位匹配四波混 合(FWM)，以便从所述泵浦产生频率间隔相等的边带。用于这些过程 的增益是通过硅石的非线性折射率提供的，n2＝2×10-20m2/W。相位 匹配和能量守恒给出方程式
2Kpump＝Ksignal+Kidler+2γP       (1)
和
2ωpump＝ωsignal+ωidler         (2)
其中kj是模式的波矢量(传播常数)，而ωj是泵浦、信号和空载(idler) 波的频率；P是泵浦功率(在准CW情况下，是峰值泵浦功率)；以及 γ是光纤的非线性系数，
$\gamma =\frac{{2\mathrm{\pi n}}_2}{{\mathrm{\lambda A}}_{\mathrm{eff}}}---\left(3\right)$
其中Aeff是光纤的有效面积，而λ是泵浦波长。这些相位匹配条件将 给出的光纤中峰值增益的波长，并将取决于光纤的色散。我们可以测 量或计算不同的光纤的色散，因而计算相位匹配条件(1)。从PCF的 数字建模我们直接获得传播常数ki，然后可以将其代入(1)式。对于 测量，我们只知道群速度色散，所述传播常数的二阶微分。通常展宽 色散曲线(作为光学频率的函数)作为带有色散系数βn的泰勒级数， 由此可以算出相位匹配(1)。对于这里考虑的PCF，为了向实测群速 度色散曲线(图1a)提供合理的拟合和外推，我们包括直到β6的各 项。所述泰勒系数β2(ps2/km)与群速度色散的工程单位D(ps/nm km) 有关，
${\beta }_2=-\frac{{\lambda }^2}{2\mathrm{\pi c}}D---\left(4\right)$
图1(b)中以偏离零色散波长的泵浦波长偏移量的函数的形式示出从 一种PCF的实测色散计算的相位匹配的FWM波长。有3个重要的区 域：a)λpump＜＜λ0，b)λpump＜-λ0，C)λpump＞λ0。
把顺序反过来；情况c)(图1(b)右半)表示接近于泵浦波长的FWM 的峰值强烈地依赖功率的相位匹配。在这个区域求(1)式的解需要非 零的γP值。出现在所有光纤反常色散方式下的调制不稳定性(MI)的 现象是众所周知的。所述增益峰值相对较宽，而中央频率主要取决于 群速度色散β2，而且只是微弱地取决于较高阶色散。
情况b)(图1(b)左半)有一个相隔很远的FWM峰值的在很大程度 上取决于功率的相位匹配。在所述区域中(1)式的解甚至对于零功率 都存在，但是只用于非零阶数较高的色散(甚至在泰勒展开式中的偶 数项134，136等)。所述增益峰相对狭窄，而中央频率强烈地取决于 较高阶色散。
在情况a)(超出图1(b)左侧)中不存在FWM的相位匹配。a)和b) 之间的边界具有试验和理论的位置。从图1(b)可以看出，随着泵浦 偏离λ0的偏移量增大，空载波长进一步移到2μm以外。2.2μm以外 的空载信号无法检测出来，因为硅石的吸收在所述波长范围内快速增 大。即使忽略吸收，理想化的光纤表现FWM相位匹配分支，其曲线回 到它们本身，给出可能出现FWM的最大值波长偏移量的极限。
现在已经经常讨论相隔很远的FWM峰值(情况b)，但只是最近本 发明人等才在652nm上在带有零色散波长的PCF中从锁模Kr+激光器 在647nm下利用60ps脉冲观察到(例如，见J.D.Harvey，R. Leonhardt，K.L.G.Wong，J.C.Knight，W.J.Wadsworth和P. St.J.Russell 的″利用PCF在可见光中的光学参数振荡器″，CLEO 2003，paper(2003))。在这种工作中，我们更详细地研究了FWM/MI 现象，用数量级较长的，600ps，的脉冲和工程上有重大意义的1064nm 波长上，给出许许多多不同的可用的Nd-和Yb-掺杂的激光器。
除了FWM/MI增益之外，在13THz的特性曲线漂移下所有石英光 纤都将显示Raman增益。因为这不是相位匹配过程，所以它将在所有 光纤中出现并在很大程度上不受光纤色散差异的影响。其中相位匹配 可用，FWM/M1增益一般地高于硅石中的Raman增益，所以只有当 FWM/MI增益不存在(亦即，情况a)时，才预期观察到显著的Raman效 应。
制造了许多零色散波长在1064nm任何一侧的PCF。所述光纤具 有125pm直径和250μm丙烯酸盐树脂缓冲区，用于与标准光纤 cleavers、剥皮器(strippers)、机械夹持器和适配器兼容。全部光 纤都具有相同的孔到孔的标称间距Λ＝3μm，但是带有不同的孔径d， 从d/Λ＝0.3至d/Λ＝0.5，对应于大致5μm纤心直径。对于较大 的孔，零色散波长处于较短的波长。实测零色散波长，λ0从1040nm 跨越至1105nm。在制造过程中并未特意减少光纤损失，其后果是光 纤损失相对较高，在1550nm下是4.5dB/km，和在1064nm下是 12dB/km，在1380nm下有110dB/km的OH-吸收峰值。图2所示的是代 表性的光纤的扫描电子显微照片。为了进行比较，还研究了传统的阶 梯折射率光纤Nufem 1000-HP，它具有920nm的单模截止波长，在 1060nm下模场(mode-field)直径6.2pm。
通过以来自无源的Q开关Nd:YAG激光器(JDS单相型号NP- 10620-100)的600ps脉冲泵浦，观察光纤中的非线性相互作用。输送 至光纤的平均功率是30mW，脉冲重复率为7.25千周/秒，对应于脉 冲能量4.1μJ和峰值功率6.9kW。耦合进不同的单模光纤的效率是 35-50％。这个泵浦激光器是低成本和极其紧凑的，激光头100×22×32 毫米，给波长转换和连续谱产生中的科学利益添加实际有用性。利用 云母波片和晶体偏振器控制输出到待测试的光纤的功率。输入到所述 光纤的偏振是固定的，任何时侯都是垂直的。用热功率计测量输入和 输出功率，因为它在所产生的输出波长宽范围内有平坦的光谱响应。 用光谱分析仪(Ando A0-6315B)测量输出光谱。光谱分辨率设置为 5nm，除非另有说明。用等边棱镜SF11散射输出测量离散的参变波长 上的功率，并用热功率计测量各个光束。为了测量参变增益，耦合的 CW二极管激光器的光纤输出通过从无涂层玻璃平板在45°下反射引 入输入光束。调整所述二极管的偏振使得来自所述平板的反射达到最 大，这对应于主要是垂直偏振，与泵浦的光偏振平行。利用在点火源 波长下标定的小功率光电二极管检测器在光纤输出端测量耦合到光 纤的点火源功率(seed power)。
表1表示在本文中考虑的几个PCF的光学数据。利用低相干性干 涉仪技术测量色散。光学参量产生(OPG)波长是指当用1064nm下的脉 冲泵浦长度短的(1至3m)的光纤时实测的输出波长。表1中列出的所 有光纤，光纤P除外，都是循环单模的；无论什么波长只存在一种波 导模。孔直径d/Λ＞0.4的光纤P不是循环单模，但是，单模截止波 长＜650nm，于是在感兴趣的波长下它是单模的。图1(a)中示出用于 选择光纤的实测色散曲线，以及针对Λ＝3μm，d/Λ＝0.3的理想 化光纤算出的曲线。上述非线性交互作用的不同方式是可用光纤范围 内可访问的方式；a)λpump＜＜λ0，如Nufem 1000-HP传统的阶梯折射 率光纤所代表的，b)λpump＜＝λ0，如PCF L所代表的，c)λpump＞λ0，如 PCF P所代表的。
在以下的各部分中，针对每一种情况，讨论输出光谱随着输入功 率和光纤长度的变化：
情况a)λpump＜＜λ0
阶梯折射率光纤1000-HP具有λ0＝1440nm的实测零色散波长。所 述泵浦波长偏移量非常大，-376nm，它处于没有非线性相位匹配的区 域中。在所述泵浦波长1064nm下，色散是-37ps/nm km。对于100m 这种光纤，实测输出光谱随着输入功率的演变如图3中所示。有显著 的Raman产生，可见的几阶Raman Stokes线。所述光谱是单侧的， 没有短于泵浦波长的波长产生。如预期的，这清清楚指明不存在参变 过程。
情况b)λpump＜＝λ0
PCF L具有λ0＝1069nm的实测零色散波长。泵浦波长偏移量是 小的，-5nm，这处于相隔很远的波长相位匹配的区域中，功率依赖性 很小(FWM，图1(b)左半)。在所述泵浦波长下的色散也小，仅仅-1ps/nm km。对于6m的这种光纤，实测输出光谱随输入功率的变化如图4(a) 所示。在小功率下，在895和1315nm下产生两个截然不同的参变波 长，围绕所述泵浦波长，在能量上均等地相隔。如预期的，这是从相 位匹配计算得到的。随着泵浦功率进一步增大，围绕泵浦、信号和空 载波长，光谱加宽。对于其它PCF，A-N，对λ0的泵浦偏移量多达- 40nm，看到类似的参量产生，信号波长范围从686nm至975nm，而空 载波长的范围从1168nm至1900nm以上(表1，图5(a))。
在图4(a)在高功率下看到的所产生的参数峰值的加宽大大减 小，产生相隔更远的FWM波长的光纤。例如，图5(b)表示光纤B的 输出。这里随着泵浦功率增大存在泵浦波长和信号波长非常小的加 宽。这是因为，方程式(1)的右侧具有陡的斜率(相对于信号波长改 变)，接近于精确的相位匹配解，因此所述参变增益峰值狭窄。图6 中示出在中和高输入功率下716nm信号的光谱以及716nm峰值的带宽 随着泵浦功率的变化。当在30mW泵浦功率下两者都增大至1.8nmFWHM 时，对于高达25mW的泵浦功率，带宽不变。通过测量所述信号的功 率确定在这光纤中参数转换效率，并通过棱镜测量泵浦光束散射。对 于30mW输入功率，总输出是11mW，其中8.3mW是在1064nm下泵浦 的，而2.5mW是在716nm处的信号，转换率22％。在预期的2.07μm 空载波长下没有测量到辐射。我们相信，在长的波长下限制损失是在 所述输出中不存在所述波长的原因。利用泵浦波长偏移量较小的光纤 C，FWM波长略微接近732nm(实测)和1945nm(从信号波长推算)。在 这种情况下，观察到空载波长下的输出辐射。对于30mW泵浦功率下 3m长度的光纤，总输出功率是13mW，其中8.0mW是在1064nm下泵浦； 4.5mW是732nm下的信号，转换率35％；而0.43mW是1945nm下的空 载，转换率3％。
图1(b)中画出在光纤C，F，G，I，L中测得的参变产生波长相 对于每一条光纤的偏离实测λ0的泵浦波长偏移量。看出这些点和按 方程式(1)和(2)从光纤G的实测色散算出的线非常一致。
针对2.5m长的光纤L，利用CW二极管激光器探测光束，测量了 1315nm下的参变增益。在4mW(峰值功率920W)的耦合泵浦功率下(其 中自发参量产生仍然是低的)，在1315nm下对于15μW的点火源功率 测到＞55dB的增益。为了在信号波长(895nm)下观察光，阈值从无点 火源自发产生用的2mW(460W峰值)泵浦功率降低至1315nm下11μW 点火源功率用的0.95mW(218W峰值)。在2mW(460W峰值)泵浦功率下， 针对0.07pW可达到的最低点火源功率，观察了点火源参量产生，这 对应于在600ps增益周期过程中少于300光子，图4(b)。在对应于 1310nm下点火源二极管激光器纵向模式的加点火源的信号中看出所 述模式。所需的泵浦功率和点火源功率足够低，人们可以合理地预期 利用带有反馈的较长的光纤产生CW参数振荡。
情况c)λpump＞λ0
PCF P具有λ0＝1039nm的实测零色散波长。泵浦波长偏移量是 +25nm，这处于存在间隔较短的波长(MI，图1(b)右半)取决于功率的 相位匹配的区域。在所述泵浦波长下色散是+5ps/nm km。1m，3m，20m 和100m光纤的实测输出光谱与输入功率的关系如图7所示。对于短 的1m和3m长度，在所述泵浦波长的任何一侧都清楚可见对称的MI 峰值。在低功率(5-7mW)下，如从方程式(1)预期的，存在所产生的MI 波长随输入功率的漂移，但是一旦在所述MI峰值有显著的功率，所 述波长便由于饱和而变得固定。对于长的20m和100m光纤长度，MI 只在非常低的功率，＜2mW下才可见。所产生的波长对泵浦波长接近 得多(对于100m几乎与泵浦波长没有间隔)，如从较低泵浦功率预期 的，在所述泵浦功率下可以看到它们，在高功率下所述峰值的位置再 一次稳定。在高功率下所述输出带宽增大为宽阔和极其平坦的连续 谱，从大致500nm跨越至超出1750nm下OSA的极限。其它检测器用 来表示在1900nm以外光谱上确定地存在功率。图8中既以线性刻度 又以对数刻度示出两条20m长度的光纤的代表性的高功率光谱。在所 述平坦的连续谱上缺乏光谱特征，与采用毫微微秒脉冲的PCF中产生 的连续谱形成鲜明对照。短期和中期时间稳定性也是良好的，因为我 们已经应用所述连续谱作为干涉仪测量的光源，而不必监视它们的输 入功率。因为20m光纤之后所述光谱已经极其宽阔，进一步传播至 100m带宽增加不多。事实上，进一步传播的主要作用是功率损失。 但是，在光纤的前20m中，所述传播并非所产生的宽光谱的无源线性 传播。看看由所述光纤在1380nm的OH吸收所引起输出光谱下跌，便 可以看出这一点，对于从20至100m的无源光纤传播，其数量达8dB。 在所述光谱上100m之后实测的实际下跌只有4dB，说明在所述吸收 的任何一侧在所述连续谱中都有足够的功率，在能量因吸收而损失时 能够继续把能量重新分布进入所述区域。
我们已经证明单模光纤新的色散方式，其中零GVD波长接近于 1064nm。这适用于亚毫微秒Q开关的激光器脉冲的非线性相互作用， 或者产生宽阔、平坦的、在光谱上和在空间上明亮的单模连续谱辐射 的紧凑光源，或者用于紧凑的有效的波长转换，在近红外的一个选定 的波长上产生脉冲。宽阔、平坦和紧凑的连续谱光源显然可以应用于 光纤部件的光谱测试(对此在我们的实验室已经证明它的能力和多种 用途)和化学和生物学样本的光谱分析。
在其它选定的波长上的脉冲窄带光源增大了在诸如双光子荧光 等方案中容易适用于非线性识别和检测的波长范围，以及向光纤中其 它感兴趣的波长上的非线性相互作用提供泵浦源。例如，可以使在 750nm下产生的脉冲进入为以Ti:蓝宝石激光器产生连续谱而设计的 非线性色散漂移的PCF中，并产生比在红外1064nm处开始时更可能 进一步跨入可见光的连续谱。所观察到的非线性环节适合众所周知的 FWM和MI的物理过程，而用PCF技术容易获得的色散的控制，使在 激光工程有重大意义的波长的应用成为可能。光纤色散的其他考虑可 以帮助进一步改善这里所呈现的结果。
在上述工作的进一步发展中，我们现在报告脉冲形式的强FWM和 超连续谱产生比一般考虑的要长几个数量级。在这准CW方式中，表 明(峰值功率)×所需的(互作用长度)小于500W*m。如上面讨论的，所 产生的连续谱可应用于光谱学和光子器件的测试。FWM可以用来在特 定的所需波长下产生强脉冲，用于双光子荧光显微镜或其他非线性转 换。
这里我们采取下一个步骤，迈向带有102至103W峰值功率的毫 微秒Q开关的激光器脉冲的单模参数连续谱转换的真CW操作。除了 科学兴趣之外，由于Q开关的Nd激光器的紧凑和低成本属性，这具 有实际重要性。
由于其紧凑和低成本，我们选择一个无源Q开关Nd:YAG微片激 光器(短脉冲，7.25kHz下0.6ns，30mW，1064nm)，而曲于其稳定性 和灵活性我们选择一个有源Q开关Nd:YLF激光器(长脉冲，在1Hz 至50kHz下6-30ns，250mW，1047nm，Lightwave Electronics Inc.(公 司)捐赠)。图9(a)表示λ0＝1038nm的PCF P的输出光谱和在两个泵 浦波长下的反常色散，每一个激光器都运行在7.25kHz和全功率下。 在两种情况下连续谱都是宽阔和平坦的，长脉冲激光器较高的平均功 率给出较高光谱密度。图2b表示利用短脉冲激光器在正常色散方式 下λ0＝1080-1105nm的六不同的PCF的输出。可以看到在相隔很远的 波长下的强的四波混合(FWM)。
另外，对于在1047nm下正常色散的PCF 0，长脉冲激光器所产 生的隔离FWM峰值。这等效于图4的FWM，但是针对长得多的脉冲。 用30kHz下大致20ns持续时间的脉冲来产生接近于1400nm和接近于 835nm的FWM峰值。
这些结果都指出在光纤环形空穴中在阈值功率(～1W)下在当前 紧凑的激光器系统的范围内真cw OPO振荡的可能性。
宽光谱光源的示例：
参照图10，以下示例描述按照本发明的光源的具体示例。图10 所示的超级连续谱光源是由3个部分构成的。第一部分(图10的元件 1至6)形成Q开关Nd:YAG激光器，在1064nm下以从2ns至5ns的 脉冲宽度(其它脉冲长度，小于或大于2-5ns范围，例如，可以通过 改变腔长度实现)发射光。第二部分(图10的元件7和8)形成光耦合 部分，用于把光从Nd:YAG激光器耦合进第三个部分。第三部分(图 10元件9)是光学非线性光子晶体光纤。
利用二极管激光器1装配如图10所示的白光光源，所述二极管 激光器1以连续波方式在808nm的波长(JDSU，SDL-2472-P1)下发射 高达3W的光。在二极管激光器1的前端大致8mm的距离L1处安装焦 距为8毫米(Thorlabs，C240TM)的非球形透镜2，以便使所发射的光 聚焦在离所述二极管激光器1米的距离处。在离开透镜2为10mm的 距离L2处在透镜2的轴线上设置焦距为8毫米的第二非球形透镜 3(Thorlabs，C240TM)。在离开透镜3为8mm的距离L3处在透镜3的 轴线上设置一端带有在1064nm光下反射99.8％的涂层，另一端带有 对1064nm光减反射涂层的5mm厚的Nd:YAG晶体4(1％Nd)。在离开 Nd:YAG晶体4为0.5mm的距离L4处在Nd:YAG晶体4的轴线上设 置两个光学表面上具有对于1064nm光的70％初始的透射和减反射涂 层的1mm厚Cr4+:YAG晶体5。在离开Cr4+:YAG晶体5为0.5mm的 距离L5处在Cr4+:YAG晶体5的轴线上设置具有对1064nm光反射 90％的涂层和500mm曲率的激光反射镜6(CASIX，ND00112)。所述反 射镜6必须与激光器1发射的光对准，以便使激光在1064nm下从所 述元件4至6发射。距离L3可以进行优化，以便反射镜6的在1064nm 下的光的输出功率最大。在离开反射镜6为40mm的距离L6处在反射 镜6的轴线上设置焦距为75mm的透镜7。在离开透镜7为125毫米 的距离L7处在透镜7的轴线上设置焦距为2.97mm的透镜 8(Lightpath，350660)。设置具有约4.0μm的模场直径、数字孔径 0.20和零色散波长为1040nm的光学非线性光子晶体光纤9(晶体光纤 A/S，Birkerod，Denmark，NL-4，8-1040)，其中所述输入小平面在 离开透镜8为3mm的距离L8处在透镜8的轴线上。两个透镜7和8 的位置和光纤9要对准，以便使1064nm下的光到所述光纤的耦合最 大化。
例如，Bjarklev，Broeng和Bjarklev在″光子晶体光纤″，Kluwer Academic Press，2003，第4章115-130页讨论的，通过从预成型 (preform)拉制来制造光子晶体光纤。
上面已经表示某些推荐的实施例，但应该强调指出，本发明不限 于此，而是在以下权利要求书定义的要点内可以用其它方法实施。
表I.所研究的光纤的参量产生波长。
标志      A    B    C     D     E    F     G      H
λ0      -    -    1103  -     -    1095  1090  1087
λsignal  686  716  732   737   740   765   775   804
λidler   2367 2068 1945  1911  1891  1745  1694  1572
------------------------------------------------------
标志      I     J     K    L     M    N     O     P
λ0     1078   -     -   1069   -    -    1065  1039
λsignal  818   824   856  895   918  975   -     -
λidler   1521  1497  1403 1315  1266 1168  -     -
λ0-实测零色散波长(nm)：
λsignal-实测OPG信号波长(nm)
λidler-OPG空载波长(nm)-带阴影线的值是从λ0(nm)算出的。