引言

近年来，由于2 μm超快光纤激光器优异的性能使其在光通信^[1]、激光医疗^[2]、激光加工^[3]和中红外光源的产生^[4]等多个领域得到了广泛的应用。作为一种体积小、重量轻、性能稳定的超快光源，被动锁模光纤激光器已经被证实能够在多种不同锁模结构下工作^[5-8]。当激光器腔内净色散为负时，在色散效应和非线性效应的共同作用下可以形成传统孤子^[9]。但受到孤子面积理论的限制，使得传统孤子的单脉冲能量一般小于0.1 nJ。继续增大泵浦功率，传统孤子受峰值功率钳制效应的影响发生分裂形成两个或多个脉冲。与物质的原子类似，腔内传输的离散脉冲也可以表现得像粒子一样受到彼此间作用力的影响，从而演化为不同类型的脉冲。分裂后的脉冲根据孤子间作用力的不同又可以分为谐波锁模^[10]、孤子雨^[11]、脉冲簇^[12]和束缚态^[13]等，其中在负色散区形成的束缚态又称为孤子分子。在被动锁模光纤激光器中利用谐波锁模原理，可以使激光器工作的重复频率高达到GHz，用来作为高分辨率的光频梳光源^[14-15]。由于脉冲簇和束缚态孤子脉冲的紧凑性与独立性，可作为光通信的载体用来提高信息的传输速率^[16]。类噪声脉冲在时域上表现为由数百甚至上千个持续时间为飞秒量级的脉冲聚集而形成的宽度为数百皮秒的基座，并在顶部具有一个尖的相干峰，因而，类噪声脉冲往往具有较高的脉冲能量^[17]。类噪声脉冲的形成与腔内色散正负值无关，但在不同色散区域类噪声的形成机理不同。例如在负色散区类噪声的形成和孤子的坍塌效应有关，在正色散区类噪声脉冲的形成与色散和锁模机制的峰值功率钳制效应有关。

由于光纤激光器具有丰富的脉冲动力学和潜在的应用价值，使得人们对产生不同类型的孤子及其之间切换的研究表现出了极大的兴趣。通过设计合适的激光器结构，在激光器中引入不同类型脉冲的形成条件，可以在同一激光器中实现不同类型锁模脉冲之间的切换和共存^[18]。2013年，Mao等人在基于半导体可饱和吸收镜锁模掺铒光纤激光器中利用啁啾布拉格光纤光栅对波长的选择透过性，使光纤激光器结构中存在2个不同长度的循环腔，实现了传统孤子和耗散孤子双波长锁模^[19]。2017年，Wang等人在掺铥光纤激光器中通过改变腔内的相位延迟，实现了类噪声脉冲和谐波孤子共存锁模^[20]。2020年，Liu等人采用双向泵浦，在基于非线性偏振旋转锁模掺铒光纤激光器中利用双折射效应得到了稳定的传统孤子和不稳定的调制孤子共存^[21]。2020年，Zhao等人在基于非线性偏振旋转锁模掺铥光纤激光器中补偿腔内色散到正色散区，通过调节腔内偏振控制器和泵浦功率，获得了可切换的耗散孤子和类噪声锁模^[22]。这些工作实现了不同类型脉冲之间的切换和共存，研究了不同类型脉冲的演化过程，对进一步探索被动锁模光纤激光器中丰富的脉冲动力学理论具有重要意义。如果当腔结构存在2种不同的锁模结构共同作用于脉冲的形成过程时，腔内会形成什么样的脉冲，以及当改变腔内参数时脉冲会发生怎样的演化，这是一个值得研究的内容。

本文提出了一种能实现多种脉冲之间可切换的混合锁模光纤激光器。当泵浦功率为400 mW时，在1 900 nm处获得了孤子分子锁模，随后通过调节偏振控制器在1 912 nm处分别获得了2阶谐波锁模和孤子簇。此外，当泵浦功率增加到600 mW时获得了类噪声锁模，其中心波长可以从1 895 nm调谐到1 930 nm，可调谐范围为35 nm。因为半导体可饱和吸收镜属于真实材料可饱和吸收体，其锁模的原理并不依赖腔内的偏态，而是基于其材料结构对强光透过和对弱光吸收来达到窄化脉冲的作用，从而实现超短脉冲输出。所以，在腔内加入半导体可饱和吸收镜作为慢可饱和吸收体，不仅增强了光纤激光器系统的稳定性，而且还能实现激光器在输出任何脉冲状态下的自启动。该激光器具有结构简单，锁模模式可切换，波长可调谐和自启动等优点。

1   系统结构

基于非线性偏振旋转和半导体可饱和吸收镜混合锁模的2 μm光纤激光器实验结构如图1所示。波长为1 553 nm的半导体激光光源经过掺铒光纤激光放大器放大后通过1个1 550 nm/2 000 nm的波分复用器耦合进入1.7 m的铥钬共掺光纤，该增益光纤在1 550 nm处的吸收效率为13 dB/m。由2个三环的偏振控制器和1个偏振相关隔离器构成的全光纤非线性偏振旋转结构是腔内的一种锁模结构；腔内的另一个锁模结构是由环形器的2号端口接入腔内的半导体可饱和吸收镜（BATOP SAM 2000-36-10ps-x）。由于半导体可饱和吸收镜的工作机理与腔内偏振态无关，因此，半导体可饱和吸收镜对脉冲窄化时不会受到腔内偏振态的影响。采用30:70的光纤耦合器的30%端口作为输出。腔内所有器件的尾纤均为普通单模光纤（Corning SMF-28e），总腔长为9.2 m。铥钬共掺光纤和普通单模光纤在2 000 nm处的群速度色散分别为−73.7 ps²/km和−85 ps²/km，表明激光器工作在负色散区。

图  1  基于非线性偏振旋转和半导体可饱和吸收镜混合锁模结构的2 μm光纤激光器

Figure  1.  Structure diagram of 2 μm fiber laser based on hybrid mode-locking structure of nonlinear polarization rotation and semiconductor saturable aborber mirror

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实验中的光谱由分辨率为0.05 nm的光谱分析仪（YOKOGAWA AQ6375）观测。时域信号和频谱信号由12 GHz的光电探测器将光信号转换为电信号后分别输入2.5 GHz的示波器（agilent infiniium DSO9254A）和频谱信号分析仪（agilent N1996A）进行观测，脉冲宽度采用基于二次谐波测量法的自相关仪器（FR-103XL）进行测量。

2   实验结果与讨论

2.1   孤子分子/谐波锁模/孤子簇之间的切换

在实验室中，当泵浦功率增加到400 mW时通过调节腔内2个偏振控制器可以得到孤子分子锁模，此时对应的输出功率为2.5 mW。由于泵浦功率迟滞效应，当泵浦功率逐渐降低至350 mW时，依然可以维持稳定的孤子分子锁模。当泵浦功率为400 mW时，对输出激光特性做了测量，其光谱如图2(a)所示，中心波长为1 900 nm，调制周期为6 nm。光谱中心波长两侧不同强度的凯利边带是由于铥钬增益光纤在该波长范围处的增益不平坦性和NPR结构产生的双折射滤波效应共同导致的^[23]。图2(b)为输出激光的脉冲序列，显示2个相邻脉冲之间的间距为45 ns。图2(c)为脉冲自相关轨迹，3个强度比为1∶2∶1，且具有相同宽度的自相关轨迹表明输出脉冲为孤子分子。2个束缚在一起的脉冲间距为2.1 ps，与根据公式$ \Delta t={\lambda }_{c}^{2}/c\mathrm{\Delta }\lambda $计算得到的束缚脉冲之间的间距2 ps接近。其中，$ {\lambda }_{c} $为输出激光中心波长；$ c $为光速；$ \mathrm{\Delta }\lambda $为光谱的调制周期。图2(d)为自相关轨迹中中间脉冲的细节图，采用高斯函数对其拟合后测得其脉宽为425 fs。图3(a)显示了扫描分辨率为100 Hz，扫描范围为14 MHz～28 MHz时的频谱图，其频率为22.2 MHz，信噪比大于44 dB。其中22.2 MHz与腔长9.2 m相对应，表明激光器工作在基本重复频率锁模状态。图3(b)为扫描分辨率为1 kHz，扫描宽度为1 GHz时的频谱，表明孤子分子锁模状态具有良好的稳定性。

图  2  孤子分子锁模

Figure  2.  Soliton molecules mode-locking

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图  3  孤子分子频谱

Figure  3.  Frequency spectra of soliton molecules

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在获得稳定的孤子分子锁模后，大范围调节腔内偏振控制器可以分别获得2阶谐波锁模和孤子簇。图4(a)为2阶谐波锁模的光谱图，其中心波长为1 912 nm，光谱两边仍然具有明显的凯莉边带。但与图2(a)不同是，此时光谱不再被周期性地调制。图4(b)为对应的锁模脉冲序列，相邻2个脉冲之间的时间间隔为22.2 ns，表明激光器工作在2阶锁模状态。在2阶谐波锁模的基础上轻微地调节腔内偏振控制器，示波器上的锁模脉冲序列开始变得不稳定，随后演变为孤子簇，其光谱如图5(a)所示，孤子簇脉冲中心波长为1 912 nm。图5(b)为对应的脉冲序列，显示一个锁模时间周期内共有3个脉冲，其中1个脉冲幅值较高，另外2个脉冲幅值较低，且这3个脉冲紧紧的束缚在一起。需要说明的是，当激光器输出稳定的3脉冲孤子簇时，此时轻微地调节偏振控制器，在示波器上3脉冲孤子簇会演变为更多脉冲的孤子簇，但他们的光谱形状几乎一样。

图  4  谐波锁模

Figure  4.  Harmonic mode-locking

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图  5  孤子簇

Figure  5.  Soliton clusters

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激光器分别在1900 nm和1912 nm不同波长处获得稳定锁模的原因主要是：调节偏振控制器改变了由腔内双折射引起的滤波效应，从而对输出激光的波长进行选择。能够产生3种不同状态的脉冲是因为在调节偏振控制器的过程中改变了腔内的非线性相位延迟和腔内损耗，又因为孤子的峰值功率受到腔线性相位延迟点的限制，使激光器中的脉冲发生分裂形成多脉冲。由于孤子在多脉冲的工作状态与孤子间的作用力有关，孤子间不同的作用力会产生不同类型的孤子脉冲。以往的研究表明，被动锁模光纤激光器中孤子间的作用力主要有3种：直接孤子间作用力、局部孤子间作用力和全局孤子作用力^[24-25]。当分裂脉冲之间的作用力由全局孤子作用力主导时，腔内分裂形成的脉冲等间距均匀分布，此时便形成谐波锁模。当分裂脉冲之间的作用力由直接孤子间作用力主导时，便形成孤子分子锁模。局部孤子间作用力一般作用范围较大，但孤子间作用力较弱，对孤子簇锁模的形成起到了很重要的作用。

2.2   类噪声波长可调谐

继续增加泵浦功率至600 mW时，轻微地调节腔内偏振控制器可以获得稳定的类噪声锁模，此时对应的输出功率为15.2 mW，其光谱如图6(a)所示，中心波长为1 885.2 nm，3 dB光谱带宽为6.8 nm。图6(b)插图是通过自相关测得的脉冲轨迹，可以看到很宽的底座上有一个突出的相干峰，这是类噪声脉冲典型的特性。图6(b)为将所得到的相干峰进行高斯拟合，显示其脉宽为444 fs。图6(c)为类噪声脉冲的频谱图，在分辨率为100 Hz，扫描范围为30 MHz的情况下，测得其重复频率为22.2 MHz，信噪比大于60 dB，计算得到对应的单脉冲能量为0.68 nJ。图6(c)插图显示了扫描分辨率为1 kHz，扫描范围为500 MHz时的频谱，表明激光器具有良好的时间稳定性。图6(d)为测量的脉冲序列，2个相邻脉冲之间的时间间隔为45 ns，与腔长9.2 m相对应，表明激光器工作在基频锁模状态。

图  6  类噪声锁模

Figure  6.  Noise-like pulse mode-locking

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此外，通过仔细调节2个偏振控制器可得到波长可调谐的类噪声锁模，调谐范围为35 nm。从图7(a)观察到，中心波长可以从1 895 nm调谐到1 930 nm。在波长调谐的过程中，类噪声光谱有轻微的变形，这是由于铥钬共掺光纤在2 μm波段的增益不平坦性导致的。图7(b)为不同波长类噪声脉冲锁模对应的频谱，表示激光器在各个波长处的类噪声锁模都十分稳定。

图  7  类噪声波长可调谐

Figure  7.  Noise-like pulse wavelength tuning

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这种波长可调谐的锁模现象可以用基于非线性偏振旋转的双折射滤波效应来解释^[26]。当光信号在具有非线性偏振旋转结构的激光腔内传输时，基于非线性偏振旋转的双折射滤波模型的透射函数可以表示为

式中：$ {\theta }_{1} $为腔内传播的信号光通过偏振相关隔离器后的偏振方向与光纤快轴之间的夹角；光信号经过2个偏振控制器后夹角变为$ {\theta }_{2} $；${\Delta \varphi }_{L}=2\mathrm{\pi }L\left({n}_{x}-{n}_{y}\right)/\lambda$和${\Delta \varphi }_{NL}=2\mathrm{\pi }{n}_{2}PL\mathrm{cos}\left({2\theta }_{1}\right)/\lambda {A}_{\mathrm{e}\mathrm{f}\mathrm{f}}$分别表示腔内的线性相位延迟和非线性相位延迟；L是光纤的长度；$ {n}_{x} $和$ {n}_{y} $分别是光纤快轴和慢轴的折射率；$ P $为输入信号的瞬时功率；$ {n}_{2} $为非线性折射率；$ \lambda $为工作波长；$ {A}_{\mathrm{e}\mathrm{f}\mathrm{f}} $为有效模面积。从式（1）可以推断出，在非线性偏振旋转结构中，基于光纤双折射所产生的滤波效应导致光信号的透射函数$ T $值可以随波长周期性变化，透射通道的间距和透射峰的强度与腔内的双折射有关。通过旋转和挤压偏振控制器可以改变腔内双折射和腔内净增益，又因铥钬共掺光纤增益带宽内的增益不平坦性，所以实现了输出脉冲波长在一定范围内的可调谐。

3   结论

本文提出了一种多种脉冲之间可切换的铥钬共掺混合锁模光纤激光器。当泵浦功率为400 mW时，调节腔内的偏振控制器可以实现中心波长为1 900 nm的孤子分子锁模、1 912 nm的2阶谐波锁模和1 912 nm的孤子簇3种不同类型脉冲之间的切换。当泵浦功率为600 mW时，获得了波长可调谐的类噪声锁模，其中心波长调谐范围为1 895 nm～1 930 nm。该锁模光纤激光器具有锁模脉冲可切换、波长可调谐、可自启动的优点，在生物医疗、光学加工、红外光谱的产生等领域具有广泛的应用价值。