锁模激光器中具有正常和超窄光谱的偏振极端不对称矢量孤子

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专家视点

矢量孤子作为非线性光学中具有局域化与稳定传输特性的重要载体，在锁模光纤激光器中可形成由正交偏振分量耦合构成的矢量光脉冲，其偏振自由度带来比标量孤子更丰富的动力学行为。传统矢量孤子的正交偏振分量多呈现相近的光谱与时域特征，而偏振不对称矢量孤子因分量间显著差异，成为非线性耗散系统中尚未被充分挖掘的前沿方向，其极端不对称构型与动态演化机制对理解光场耦合、孤子稳定与能量交换具有关键价值。在此，西北大学姚献坤副教授团队在锁模激光器中实验观测到兼具正常光谱与超窄谱的新型偏振极端不对称矢量孤子，系统揭示了稳态与呼吸态下该类孤子的产生机制与动力学规律。首先，研究人员在掺铒光纤锁模激光系统中实现了稳定与呼吸态偏振不对称矢量孤子的实验观测，其正交偏振分量呈现两个数量级的谱宽差异，一者为传统孤子谱，另一者为极强超窄谱峰，超窄谱可通过偏振耦合从传统孤子持续获得子脉冲补充以抵消腔损耗稳定传输；在呼吸态下，两偏振分量呈现反相能量振荡行为。随后，通过数值模拟复现实验关键特征，研究人员揭示了超窄谱在时域对应双周期强度调制脉冲并伴随明显拖尾结构。这项研究不仅拓展了矢量孤子的家族类型，也深化了非线性耗散系统中偏振不对称矢量孤子动力学的认知，为超快激光、光通信与非线性光学前沿研究提供新的物理机制与实验支撑。该工作发表在Optics Letters上。

Shaokang Lei, Heng Dong, Xiankun Yao and Wen-Li Yang, Polarized extreme asymmetric vector solitons with normal and ultra-narrow spectra in a mode-locked laser. Optics Letters 51(8): 2200 (2026).

孤子是具有鲁棒传输特性的局域非线性波，在非线性光学、量子物理、光纤通信和材料科学领域得到了广泛研究。锁模光纤激光器天然支持稳定矢量孤子的形成，这类矢量孤子是由两个正交偏振分量构成的局域非线性波，其动力学特性通常由耦合非线性薛定谔方程描述。与标量孤子相比，矢量孤子多了一个偏振自由度，因此展现出更丰富的物理现象和更复杂的动力学行为。在传输过程中，两个偏振分量作为一个耦合整体演化，其动力学特性对系统参数高度敏感。例如，光纤激光器中可形成多种类型的矢量孤子，在这些研究中，两个正交偏振分量通常表现出相似的光谱和时域特征。

与之不同的是，还存在另一类正交偏振分量存在显著差异的矢量孤子，被命名为“偏振不对称矢量孤子”。目前，激光器、克尔谐振器等非线性光学系统被广泛用于研究这类矢量孤子现象。近期，研究人员在相干泵浦的克尔谐振器中观测到了具有偏振和时域分布不对称特征的矢量孤子现象。在光纤激光器领域，由于光纤激光器中两个正交偏振分量之间存在相干能量交换，较强的分量可能表现为单脉冲，而较弱分量的强度分布则呈现双峰结构。此外，在锁模光纤激光器中还存在一种由两个偏振模之间的线性耦合效应形成的异质矢量孤子，其特征是一个偏振分量具有宽带光谱，而另一个则为离散梳状光谱。上述研究表明，非线性光学系统中存在多种类型的偏振不对称矢量孤子，但具有极端不对称性的矢量孤子在很大程度上仍未被探索。

这里，研究人员发现了锁模激光器中一种新型的极端偏振不对称矢量孤子，实验观测到由局域耦合诱导的稳态和呼吸型偏振不对称矢量孤子。与两个分量相似的矢量孤子不同，偏振不对称矢量孤子由光谱带宽相差两个数量级的两个偏振分量构成。数值模拟也复现了实验观测到的关键特征。这些结果不仅发现了新的矢量孤子结构，还丰富了孤子的动力学特性。

如图1所示，2.2米长的掺铒光纤作为腔内增益介质，其余腔路由7.6米标准单模光纤组成。980 nm泵浦光通过980/1550波分复用器耦合进腔内，锁模则由偏振无关的碳纳米管可饱和吸收体实现。采用偏振无关隔离器确保光在腔内单向传输，通过9:1光耦合器的10%输出端口记录激光器的输出特性。总腔长为9.8米，腔内净色散为−0.119 ps²。由于环形腔中所有器件均为偏振无关，因此可通过偏振控制器灵活调节耦合强度，从而产生不同的矢量孤子状态。需要说明的是，图1中的插图为两个偏振分量的光谱示意图。利用由31公里长单模光纤搭建的色散傅里叶变换系统测量实时光谱演化，通过50 GHz光电探测器配合100 GSa/s示波器实现实时光信号测量与数据采集。

图1 实验装置示意图。

在12mW泵浦功率下，调节偏振控制器即可获得偏振不对称矢量孤子，如图2所示。图2(a)为光谱仪测量得到的矢量孤子总光谱，光谱两侧出现了一系列规则排列的窄峰。实验中，在激光器输出端口连接偏振控制器和偏振分束器，以分辨矢量孤子的两个正交偏振分量，偏振分辨，如图2(b)和2(c)所示。可以看出，

分量呈现典型的孤子状态，中心波长为1555.78 nm，光谱仪测得的光谱带宽为4.95 nm。由于该孤子产生于反常色散光纤激光器中，其光谱具有特征性的边带。与之形成鲜明对比的是，

分量可近似视为一个极强的窄峰，中心波长为1560.91 nm，带宽约为0.04 nm。研究人员将这一现象归因于脉冲通过偏振控制器时两个偏振分量之间的模式耦合。具体而言，一个偏振方向上的传统孤子每往返一次就会将其部分能量耦合到正交偏振分量并形成一个新的弱脉冲。由于两个分量在腔内的传输速度不同，新形成的弱脉冲逐渐与强分量分离，最终在频域表现为共振峰。尽管大部分能量集中在

分量，但

分量由一系列弱脉冲相干叠加形成，导致两个分量的光谱峰值强度相差数倍。需要注意的是，窄光谱峰II来源于

分量的一个边带，该边带通过偏振耦合耦合到

分量，如图2(c)插图所示。为更深入地了解其时域特征，可利用场自相关迹定性表征孤子的时域轮廓。对图2(c)中的光谱进行傅里叶变换，得到相应的自相关迹，如图2(c)插图所示。自相关迹中的振荡结构表明，

分量由一系列时间间隔为1.23 ps的子脉冲组成，这说明

分量由锁相的离散光谱模（I和III）构成。不过，受孤子光谱带宽的限制，窄光谱峰III的强度相对较弱。

为研究偏振不对称矢量孤子的实时光谱动力学，研究人员采用色散傅里叶变换技术对其光谱进行表征，如图2(d)–2(f)所示。显然，每个单脉冲光谱的强度和轮廓都保持高度均匀，表明由差异显著的偏振模构成的偏振不对称矢量孤子能够稳定传输。值得注意的是，光谱峰和谷出现在相同的位置，这表明两个模式在这些频率处存在强能量耦合。结合偏振分辨测量可确认，总光谱中较低的窄峰来源于孤子光谱的凯利边带，而极强的窄峰则对应于另一个偏振模。令人惊讶的是，两个偏振模的中心波长仅相差5.13 nm，但其光谱带宽却相差近125倍，这是此类极端偏振不对称矢量孤子的显著特征。

稳态偏振不对称矢量孤子的实测光谱。(a-c) 通过光学频域分析测量的光谱。(d-f) 相应的光谱演变。(c)中的插图显示了通过对光谱进行傅里叶变换得到的场自相关曲线，以及

分量的方框区域的特写，其中，I、II和III是窄峰的标签。

将泵浦功率提高至16 mW并仔细调节腔内偏振控制器，可进一步获得脉动型偏振不对称矢量孤子，如图3所示。从图3(d)和3(f)的能量演化曲线可以看出，

分量的振荡幅度略大于

分量。为清晰展示光谱的振荡动力学，研究人员将红色标记区域[图3(c)和3(e)]的光谱演化重新绘制在图3(g)和3(h)中。可以观察到，光谱的振荡周期为5个腔往返周期（黑色虚线清晰地将演化过程分为三个周期），这一特征在图3(i)的能量演化曲线中更为明显。此外，两个分量的能量呈现反相振荡[图3(i)]，表明这种脉动源于两个正交偏振分量之间的模式竞争，该模式竞争由增益竞争和可饱和吸收共同诱导。为进一步理解极端偏振不对称矢量孤子的动力学行为，研究人员进行了数值模拟。光场在光纤中的传输遵循耦合金兹堡-朗道方程：

式中，

设为0.76 m⁻¹，单模光纤中的

=4.2×10⁻⁴，其余参数与单模光纤相同。

=−21.4 ps²/km，γ=1.3 W⁻¹km⁻¹。偏振控制器中的光纤长度为10 cm，

=20 ps²/km，γ=1.0 W⁻¹km⁻¹；单模光纤的

设为0。掺铒光纤的

=0.1，Δn=1.65×10⁻⁶。掺铒光纤中的

=50 W，

=35 pJ，

=3.7 THz×2π，α=0.2 dB/km，

相对于偏振控制器内光纤快轴的旋转角。模拟参数与实验条件一致：

，其中，θ为

分别为小信号增益系数、脉冲能量和增益饱和能量。需要说明的是，当脉冲从单模光纤传输到偏振控制器时，两个正交偏振分量会发生耦合，其数学表达式为：

、E和

为可饱和增益，其中，

为掺铒光纤的增益带宽，

为饱和功率。

为调制深度，P为总脉冲的瞬时功率，

，其中，

分别表示波数差和群速度倒数差。为简化起见，假设光纤双折射Δn沿腔均匀分布，尽管实际中其是随机分布的。碳纳米管可饱和吸收体的模型为：

和γ分别为光纤的二阶色散系数和非线性系数；α为光纤损耗；

分别表示两个正交偏振分量的复包络；

实测光谱脉动呼吸态动力学。(a) 总光谱演变。(c)

分量的光谱演变。(b-d)、(f) 对应的归一化能量演变。(g-i) (c)和(e)中标记部分及其能量演变的放大可视化。

和(e)

在数值模拟中，

分别从低强度双曲正割平方形脉冲和零初始值开始演化。经过数千次往返后，两个分量均达到稳定状态并能在光纤激光器中稳定传输，如图4所示（θ=14.4°）。如图4(a)所示，

分量从低强度脉冲逐渐演化为稳定的传统孤子；而

为更清晰地比较两个偏振分量的差异，研究人员将结果重新绘制在二维平面上，如图4(c)和4(d)所示。两个偏振分量的中心波长相差5.15 nm，带宽比相差近110倍，这与实验测得的5.13 nm和125倍吻合良好，如图4(c)所示。图4(d)为两个偏振分量的时域强度分布，

分量呈现典型的孤子轮廓，而

分量则具有明显的拖尾并表现出双周期强度调制。进一步分析表明，双周期强度调制来源于三个锁相的窄光谱峰（标记为A、B、C），它们分别对应实验中的窄光谱峰I、II、III。窄光谱峰C与峰A、B的间隔分别为7.96 nm和0.84 nm，这与

分量中观测到的1.01 ps短周期和9.60 ps长周期强度调制高度一致。由于窄光谱峰II和B的强度较弱，在自相关迹中未观测到长周期强度调制。

稳态偏振不对称矢量孤子的数值模拟结果。(a-b)

分量的强度自相关曲线。

分量的谱演化。(c) 两个分量的光谱。(d) 时间剖面。(c)的插图显示了分量方框区域的特写，其中A、B和C是窄峰的标签。(d)的插图显示了

由于偏振耦合角θ较小，往返传输过程中不断产生的这些弱脉冲发生相干干涉，最终导致分量呈现共振峰。共振峰的位置可通过相位匹配理论计算，其表达式为：

式中，Δω为

分量中心频率与

分量共振峰频率之间的频率差；m为整数；

为长度为L的光纤中两个分量的折射率差；

和D分别为单次往返累积的非线性相移和总腔色散。由式2计算得到的理论波长差为5.21 nm（m=1）和12.7 nm（m=2），与图4(c)所示的模拟结果吻合良好。值得注意的是，偏振不对称矢量孤子的稳定存在取决于耦合到

分量的能量大小。当偏振角θ超过44°时，光纤激光器中矢量孤子的两个偏振分量将表现出相似的特征。此外，双折射对偏振不对称矢量孤子的基本特性有显著影响。在实验中调节偏振控制器时，

分量中共振峰的位置会同步变化，这一现象可通过在数值模拟中分别调节θ和

来复现。

将小信号增益系数

分量表现出周期为5个腔往返的周期性脉动；

分量则表现出与

分量相同的动力学行为，如图5(c)和5(d)所示。值得注意的是，两个分量呈现反相能量振荡，这是腔内增益、损耗、偏振耦合和四波混频共同作用的结果。数值模拟进一步证实，耦合角θ在决定这些振荡的幅度和周期方面也起着关键作用。

调整为1.3 m⁻¹，以对应实验中提高的泵浦功率。如图5所示，两个偏振分量的演化呈现脉动行为，这与实验观测结果相似。如图5(b)中蓝色曲线所示，

脉动呼吸态偏振不对称矢量孤子的数值模拟结果。(a)、(c)

分量的谱演变。(b)、(d) 相应的归一化能量演变。

总之，研究人员基于偏振耦合机制，实验观测到了同时具有稳态和呼吸动力学特性的极端偏振不对称矢量孤子。这类偏振不对称矢量孤子的两个偏振模表现出显著不同的特征：

分量呈现传统孤子，而

分量则表现为极强的窄峰。值得注意的是，

分量的时域分布与窄线宽激光器有着本质区别。通过提高泵浦功率，研究人员还获得了具有呼吸动力学特性的偏振不对称矢量孤子。此外，在模拟中，通过设置孤子每往返一次通过偏振控制器将其部分能量耦合到正交偏振分量，研究人员复现了实验观测到的现象。这项研究揭示了矢量孤子的多样性，加深了人们对光纤激光器中孤子动力学的理解。