定义：通过主动或者被动锁模产生超短脉冲的
激光器。
Z |a*"@5_ 通过主动或者被动锁模产生超短脉冲的
光纤激光器具有很多有利的特性：
$X)|`$#pL# - 稀土掺杂光纤的增益带宽较大，通常有几十纳米，能够产生飞秒脉冲。
- 有源光纤很高的增益效率使激光器工作在很低的功率处，并且允许腔内的光学器件具有一定的光学损耗。例如，在体激光器中，有些光学滤波器等不能用来进行色散补偿。
- 光纤激光器装置成本较低，并且尺寸小装置很坚固，尤其是当不采用自由空间器件时。
- 锁模光纤激光器主要是采用通信器件，这些器件已经发展的非常成熟，适宜应用于长距离工作并且成本适中。
- 激光器输出一般是光纤耦合的（例如，端口为光纤连接器），因此与通信系统兼容。
- 如果采用双包层光纤，那么可以得到很高的输出功率。
但是，有些皮秒和飞秒锁模光纤激光器和放大器，尤其是在脉冲能量，峰值功率和脉冲质量方面受限于光纤中强的非线性效应，有时也受色散影响。还有一个问题是如果光纤不是偏振保持的，那么其中的双折射无法控制。
UYZ C% $5x 有很多种超快光纤激光器，它们不仅辐射不同波长、脉冲长度和脉冲能量的脉冲，并且采用了不同的脉冲产生机制。下面的章节中讨论几种最重要类型的超快光纤激光器。
g_l -@ `&fW <5- 1.5-μm飞秒掺铒光纤激光器
3
I%N4K4 DUu:et&c1 图1：简单的掺铒飞秒光纤激光器
B!quj!A 6%6d zZ 图2：8字形激光器装置，左侧为主谐振腔，右侧为非线性放大环路反射镜作为模式锁定装置。
,|\\C 6s 掺铒光纤具有较宽的增益带宽，峰值增益位于1535 nm或者更长的例如1550 nm处，取决于光纤纤芯的组分和反转能级，而后者则取决于光纤长度，掺杂浓度和谐振腔损耗。
|*zgX]-+ ; 图1是一种很简单的掺铒光纤激光器[4]。线性激光器谐振腔左端连着一个
半导体饱和吸收反射镜（SESAM）作为被动锁模器，另一端就是裸光纤端口（菲涅尔反射率约为4%）。掺铒激光器由一个低功率的激光二极管泵浦，后者出射的光纤进入一个二色性光纤耦合器中。光纤长度决定了脉冲重复速率，而脉冲长度则是色散，非线性和增益的共同结果。
O_2o/ 更复杂的谐振腔可以得到更短的脉冲。例如图2中所示的8字形激光器装置[2]。右侧的环是一个非线性放大环路反射镜。来自主谐振腔中的光分成两束相反方向的光进入环路中。顺时针方向以较低的功率先进入长的非线性光纤中，然后在掺铒光纤中被放大，而另一个方向的光则是先被掺铒光纤放大，产生的非线性相移更大。如果非线性相移为π（理想情况），那么两束光在耦合器干涉后的结果是进入主谐振腔的底部；进入另一个方向的光会被法拉第隔离器隔离。因此往返的增益在低功率时比较低，但是在一定功率时非常高（接近于脉冲的峰值功率）。这一装置类似于激光器增益与饱和吸收器的结合，使往返的脉冲与低功率的背景光分离开。人为的饱和吸收器产生一个在谐振腔中往返的脉冲，然后在左边低端端口处辐射一个脉冲列。
) a MiT 在简单的情况下（例如，上面描述的8字形激光器），需要调节腔内色散用于孤子模式锁定，即往返的脉冲为准孤子脉冲，孤子参数与平均色散和非线性相移有关。尽管孤子工作状态下脉冲形状很规则，并且易于采用一些基本的定量描述，但是考虑到脉冲能量和脉冲功率，它具有一些限制，尤其是短脉冲情况下非线性效应变得非常强。通常来讲，脉冲长度不低于几百飞秒，脉冲能量在皮焦耳区域，平均能量只有几个毫瓦。通过结合光纤布拉格光栅来提高反常色散[10]已经可以得到具有较高脉冲能量（远大于1 nJ）的皮秒脉冲，但是这时光纤中已经不再是孤子传输了。其它的模式锁定技术可以得到更高的脉冲能量和更短的脉冲长度，但是得到的脉冲形状更加复杂，并且通常脉冲质量也下降了。通过
优化设计，掺铒飞秒光纤激光器可以得到的脉冲长度可以小于100 fs，有时甚至低于50 fs[29]。典型的输出功率为几十毫瓦。如果采用不同的色散控制可以得到更高的脉冲能量，下面会有所讨论。
dI7rx+L N @<-R<s^ :/][ n9J^ 图3：光纤环形激光器，利用非线性偏振旋转实现锁模
>ZPu$=[W 除了非线性放大环路反射镜，还有其他类型的饱和吸收器。一种常用的方法是采用非线性偏振旋转，其中随功率变化的偏振通过偏振光纤器件转化陈了随功率变化的透射率。图3给出了采用这种原理的光纤环形激光器装置，这一装置也可以用作线性光纤激光器谐振腔。这种技术类似于体激光器中的克尔
透镜模式锁定，但是这一技术的确定在于温度变化也会引入偏振改变。这一问题如果采用保偏光纤和法拉第旋转器可以解决[6]。这样得到的激光器在环境中是稳定的，因为温度引起的偏振变化被消除了。但是这种方法比较难实现全光纤装置，因此不是理想的稳定装置。
Jg'#IM 还有采用腔内调制器的主动锁模光纤激光器，例如，马赫-曾德尔类型。这种技术在光纤通信中非常重要，其中需要采用不同的
光源。
kkHK~(>G 6 A]a@,PC 掺镱1-μm飞秒光纤激光器
_IU5HT}2 z@19gD#8 有的锁模光纤激光器利用掺镱光纤，辐射的波长在1000-1100 nm。这种技术相对于掺铒激光器来讲存在一个很大的不同是石英光纤通常是处于正常色散区域。产生飞秒脉冲通常需要附加的反常色散，可以由光纤布拉格光栅或体光栅对得到。在1-μm波长区域光子晶体光纤中也可能发生反常色散。这种光纤可以用作腔内色散补偿的无源光纤或者有源光纤。因此可以将所有其中的技术应用于掺铒光纤激光器中。
NkGtZ.!pk 掺镱飞秒光纤激光器可以得到与掺铒激光器类似的脉冲长度。得到的输出功率较小，有时较高。因此这种激光器在低脉冲能量区域可以与锁模体激光器相比拟。
^2rj);{V *!`&+w 高脉冲重复速率
F)eP55C6 h0~<(3zC 在很多应用领域，例如，通信，需要数千兆赫脉冲重复速率的脉冲列。光纤激光器谐振腔如果只采用基模模式锁定来（即只有一个脉冲往返于谐振腔中）实现这一重复速率的话其长度太长。因此，通常需要谐波锁模，其中多个脉冲（甚至成百上千个）以特定的间隔往返于谐振腔中。很多技术用来保证模式间的等间隔和抑制超模噪声，但是这会提高装置的复杂性，并且激光器工作并不是很稳定。
m !<FlEkN FG71 <}C[K 色散和光纤非线性
Wy6a4oY E3S0u7 Es 与体激光器相比，光纤激光器谐振腔具有更强的色散和非线性效应（尤其是非线性克尔效应）。强的色散效应来自于玻璃的长度（大多数情况下谐振腔往返长度大于1m，体激光器约几毫米），并且由于采用的单模光纤具有很小的模式面积，光强更高，因此非线性效应进一步加强。强的非线性效应引入强的限制，下面会提到。
WixE nsJ 将具有不同符号色散的光纤结合一起可以补偿激光器谐振腔中的色散（参阅色散补偿）。但是，很难同时补偿二阶和高阶色散，这在产生超短脉冲非常重要。
NF |[j=? 有些情况下，激光器谐振腔需要很大的色散，这不能由色散光纤产生。啁啾光纤布拉格光栅和光纤环形器结合在一起可以解决。有时也采用体光栅对，但是自由空间光学引入对准、灰尘敏感性等问题，因此丧失了光纤激光器本身的优势。
&*O'qOO<2 J#@+1 Nt 孤子锁模光纤激光器受非线性效应的限制
*tpS6{4=#7 A-myY30 在孤子锁模光纤激光器中，当谐振腔中往返一次的非线性效应比较强时准孤子脉冲变得不稳定。低于该阈值时，可以看到例如Kelly边带等。（锁模体激光器中几乎不会发生该效应。）该效应在短脉冲情况下更加明显，因为会得到短的孤子周期，或者单位长度非线性相移较大。但是，孤子脉冲越长脉冲能量越小。因此需要限制脉冲的能量使其远小于平均功率和输出功率。
N&k\X]U 如果采用大模式面积光纤，可以在一定程度上减小非线性效应。但是，相比于体激光器来说，非线性效应还是很强，因此得到的脉冲能量更低，通常不能达到有源光纤增益带宽设置的限制值。
SufM ~9Ll Z&H _+u3j 脉冲展宽光纤激光器
oo]P}ra mhU=^/X 
#H~$^L 图4：脉冲展宽光纤环形激光器装置
yF|yZ{ 一种锁模光纤激光器中脉冲能量同时减小脉冲长度的方法是采用脉冲展宽光纤激光器[5,8,9,13,19,22]，有时也称为色散管理光纤激光器。基本原理就是对光纤进行色散管理，这样在脉冲每次往返于谐振腔时被周期性展宽或者再压缩。由于谐振腔中的平均脉冲长度极大的增大，因此脉冲能量相应的增加，但是不会存在附加的非线性相移。采用这种方法可以得到的飞秒脉冲具有纳焦耳的能量。为了产生带宽限制脉冲，需要在光纤激光器谐振腔的某一合适位置进行输出耦合，或者采用附加的色散脉冲压缩。图4给出了一个环形激光器装置，利用了脉冲展宽原理，有时也利用线性谐振腔，还有时会用到所谓的σ谐振腔[13]。
p_n$}z 对于皮秒光纤激光器，也可以采用脉冲展宽技术。但是，得到变换极限脉冲不是特别现实，因为很大程度的展宽和压缩需要很大的色散。
dQp>z %L) Rd;t}E$ 自相似光纤激光器中的抛物线脉冲
C{l-l`: ^o q|^O 另一个方案是正常色散光纤激光谐振腔中抛物线脉冲放大过程。经过放大然后输出耦合后，利用光学滤波器重新设置脉冲带宽。由于脉冲在放大器光纤中自相似演化，这种激光器称为自相似光纤激光器。它通常辐射强啁啾脉冲，该脉冲在激光器谐振腔外被色散压缩，得到的脉冲长度低于100 fs。这种激光器具有很好的性能。但是，很难实现全光纤装置。
~ LF M,@ M!gu`@@}F 其它工作在正常色散区域的光纤激光器
?AxB0d9z O<>+l*bk 除了自相似激光器之外，还有一大类全正常色散飞秒光纤激光器，其中避免了反常色散，但是脉冲演化不是自相似的[31]。典型情况下，光谱滤波器决定了脉冲形成过程。产生的脉冲是强啁啾的，但是通常在激光器谐振腔外被强烈抑制。
Jk|DWZ 这种技术受限因素目前还不是完全清楚，但是可以实现几十纳焦耳的脉冲能量[26]，即使采用中等有效模式面积的光纤也可以实现。如果采用大模式面积光纤，脉冲能量可以大于100 nJ[39]，甚至达到1 μJ [43]。但是，也很难实现全光纤装置。
,:-^O # ]-X\n
通过放大得到更高的脉冲能量
gV:0 &g\v 0%\fm W j 另一种获得高脉冲能量的方法是先采用一个相对低功率的光纤种子激光器，然后在光纤放大器中放大其输出（参阅主振荡功率放大器，主振荡光纤激光器）。在放大器中控制非线性相对比较简单，因为非线性相移比较容易处理。例如，在很高脉冲能量情况下采用啁啾脉冲放大器很合适。
v1 ?G 需要注意许多商业超快光纤激光器通常包含一个锁模激光器和一个光纤放大器。
; &?ITV 3_
E}XQd 自启动问题
!_c6 `oW ?0z/i^I 超快光纤激光器通常不会发生自启动模式锁定。主要原因是激光器谐振腔中的寄生反射很难抑制，包括其中的快速饱和吸收器用来进行模式锁定和长的激光器谐振腔。
TOP,]N/F
H -g 9 CW[ 锁模光纤激光器中的饱和吸收器
_Y6Ezh. 6oq^ n
s- 之前提到过，半导体饱和吸收反射镜（SESAMs）可以用在光纤激光器中进行被动锁模。但是SESAMs在光纤激光器中参数与体激光器中的差别很大。大多数情况下调制深度更高，主要是由于光纤激光器中的各种非线性效应和色散效应更强，有时也由于寄生反射效应。高的调制深度通常是利用多个
量子阱吸收器或者多个厚的吸收层。但是，这会对装置带来附加的机械应力，因为吸收器层通常与布拉格反射镜结构不是晶格匹配的。这会引起吸收器损坏或者有效的装置寿命。
?6N\AM ' =/ !A 结论
j[$+DCO#|m 4>Q] \\Lc 尽管短脉冲产生过程采用光纤非常有利，但是其中的色散和高非线性效应限制了锁模脉冲激光器的性能，尤其是激光器的脉冲能量、脉冲长度以及脉冲质量。有很多方法处理这种问题。
WoSKN 7* 在较低脉冲能量区域，锁模激光器由于其制备成本较低有很大的优势。其装置相对较小和坚固，前提是采用全光纤装置，仅采用保偏光纤的情况下。通常只有结合体光学器件才能得到最佳的性能，但是光纤光学的基本优势就丧失了。
@\-*aS_8> 光纤激光器在很多方面都与体激光器差别很大。并不仅仅是量上的差别；还有其相对较新的形成和影响产生脉冲的机制，还有其与体激光器不同的工作适用范围。为了得到很好性能和稳定的锁模光纤激光器，需要完全理解这些机制同时结合数值模型。实现某些指标的锁模光纤激光器的第一步就是明确最适合的工作原理。
drwxrZt 参考文献[1] J. D. Kafka et al., “Mode-locked erbium-doped fiber laser with soliton pulse shaping”, Opt. Lett. 14 (22), 1269 (1989)
-biw{ [2] I. N. Duling III, “All-fiber ring soliton laser mode locked with a nonlinear mirror”, Opt. Lett. 16 (8), 539 (1991)
_ qQ [3] M. Hofer et al., “Characterization of ultrashort pulse formation in passively mode-locked fiber lasers”, IEEE J. Quantum Electron. 28 (3), 720 (1992)
,gkWks l9 [4] W. H. Loh et al., “All-solid-state subpicosecond passively mode locked erbium-doped fiber laser”, Appl. Phys. Lett. 63 (1), 4 (1993)
">fRM= fl [5] K. Tamura et al., “77-fs pulse generation from a stretched-pulse mode-locked all-fiber ring laser”, Opt. Lett. 18 (13), 1080 (1993)
&
}"I! [6] M. E. Fermann, “Passive mode locking by using nonlinear polarization evolution in a polarization-maintaining erbium-doped fiber”, Opt. Lett. 18 (11), 894 (1993)
\
sz ](X [7] K. Tamura et al., “Soliton versus nonsoliton operation of fiber ring lasers”, Appl. Phys. Lett. 64, 149 (1994)
I;$tBgOWq [8] K. Tamura, E. P. Ippen, and H. A. Haus, “Pulse dynamics in stretched-pulse fiber lasers”, Appl. Phys. Lett. 67, 158 (1995)
!HXsxNe [9] H. A. Haus et al., “Stretched-pulse additive pulse mode-locking in fiber ring lasers: theory and experiment”, IEEE J. Quantum Electron. 31 (3), 591 (1995)
mkBQ TQGT [10] M. E. Fermann et al., “High-power soliton fiber laser based on pulse width control with chirped fiber Bragg gratings”, Opt. Lett. 20 (2), 172 (1995)
~7 \`qH [11] M. E. Fermann et al., “Cladding-pumped passively mode-locked fiber laser generating femtosecond and picosecond pulses”, Opt. Lett. 21 (13), 967 (1996)
% 1<@p%y/ [12] A. B. Grudinin and S. Gray, “Passive harmonic mode locking in soliton fiber lasers”, J. Opt. Soc. Am. B 14 (1), 144 (1997)
6is +\ [13] D. J. Jones et al., “Diode-pumped environmentally stable stretched-pulse fiber laser”, IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 3 (4), 1076 (1997)
t[ b(erO' [14] V. Cautaerts et al., “Stretched pulse Yb3+silica fiber laser”, Opt. Lett. 22 (5), 316 (1997)
rX`fjS*C [15] B. C. Collings et al., “Short cavity erbium/ytterbium fiber lasers mode-locked with a saturable Bragg reflector”, IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 3 (4), 1065 (1997)
^ :O*Sx.CA [16] M. E. Fermann et al., “Fiber-lasers for ultrafast optics”, Appl. Phys. B 65, 259 (1997)
J04R,B [17] L. E. Nelson et al., “Ultrashort-pulse fiber ring lasers”, Appl. Phys. B 65, 277 (1997)
geqx":gpx9 [18] K. S. Abedin et al., “154 GHz polarization-maintaining dispersion-managed actively modelocked fibre ring laser”, Electron. Lett. 36 (14), 1185 (2000)
$ 'a]lR [19] F. Ö. Ilday and F. W. Wise, “Nonlinearity management: a route to high-energy soliton fiber lasers”, J. Opt. Soc. Am. B 19 (3), 470 (2002)
`"iPJw14 [20] K. S. Abedin et al., “Self-stabilized passive, harmonically mode-locked stretched-pulse erbium fiber ring laser”, Opt. Lett. 27 (20), 1758 (2002)
dftX$TS [21] M. Guina et al., “Stretched-pulse fiber lasers based on semiconductor saturable absorber mirrors”, Appl. Phys. B 74, S193 (2002)
1o [22] F. Ö. Ilday et al., “Generation of 50-fs, 5-nJ pulses at 1.03 μm from a wave-breaking-free fiber laser”, Opt. Lett. 28 (15), 1365 (2003)
D2:ShyYAS [23] O. G. Okhotnikov et al., “Mode-locked ytterbium fiber laser tunable in the 980–1070-nm spectral range”, Opt. Lett. 28 (17), 1522 (2003)
0 R &7vn [24] F. Ö. Ilday et al., “Self-similar evolution of parabolic pulses in a laser”, Phys. Rev. Lett. 92 (21), 213902 (2004)
OXoEA a [25] L. Schares et al., “40-GHz mode-locked fiber ring laser using a Mach–Zehnder interferometer with integrated SOAs”, IEEE J. Lightwave Technol. 22 (3), 859 (2004)
4 T/ ~erc [26] J. R. Buckley et al., “Femtosecond fiber lasers with pulse energies above 10 nJ”, Opt. Lett. 30 (14), 1888 (2005)
*Hh*!ePp [27] M. Nakazawa, “Ultrafast mode-locked fiber lasers for high-speed OTDM transmission and related topics”, J. Opt. Fiber Commun. Rep. 2, 462 (2005)
D9r ;Ys% [28] P. Polynkin et al., “All-fiber passively mode-locked laser oscillator at 1.5 μm with watts-level average output power and high repetition rate”, Opt. Lett. 31 (5), 592 (2006)
r9-)+R
J [29] D. Y. Tang and L. M. Zhao, “Generation of 47-fs pulses directly from an erbium-doped fiber laser”, Opt. Lett. 32 (1), 41 (2007)
diw5h};W [30] A. M. Heidt et al., “High power and high energy ultrashort pulse generation with a frequency shifted feedback fiber laser”, Opt. Express 15 (24), 15892 (2007)
xk aed [31] A. Chong et al., “Properties of normal-dispersion femtosecond fiber lasers”, J. Opt. Soc. Am. B 25 (2), 140 (2008)
TjctK [db@ [32] K. Kieu and M. Mansuripur, “All-fiber bidirectional passively mode-locked ring laser”, Opt. Lett. 33 (1), 64 (2008)
MF::At[4 [33] A. Ruehl et al., “Normal dispersion erbium-doped fiber laser with pulse energies above 10 nJ”, Opt. Express 16 (5), 3130 (2008)
g-+/zEOUS [34] K. Kieu and F. W. Wise, “All-fiber normal-dispersion femtosecond laser”, Opt. Express 16 (15), 11453 (2008)
U4e9[=q`' [35] D. Turchinovich et al., “Monolithic all-PM femtosecond Yb-fiber laser stabilized with a narrow-band fiber Bragg grating and pulse-compressed in a hollow-core photonic crystal fiber”, Opt. Express 16 (18), 14004 (2008)
\]L h a [36] M. E. Fermann and I. Hartl, “Ultrafast Fiber Laser Technology”, IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 15 (1), 191 (2009)
kN vN V(4 [37] O. Prochnow et al., “Quantum-limited noise performance of a femtosecond all-fiber ytterbium laser”, Opt. Express 17 (18), 15525 (2009)
?Y$3R"p@3` [38] R. Paschotta, “Timing jitter and phase noise of mode-locked fiber lasers”, Opt. Express 18 (5), 5041 (2010)
I]d?F:cdX [39] M. Baumgartl et al., “Sub-80 fs dissipative soliton large-mode-area fiber laser”, Opt. Lett. 35 (13), 2311 (2010)
5pE@ Ww [40] D. Ma et al., “37.4 fs pulse generation in an Er:fiber laser at a 225 MHz repetition rate”, Opt. Lett. 35 (17), 2858 (2010)
wqXo]dX [41] W. H. Renninger et al., “Pulse shaping and evolution in normal-dispersion mode-locked fiber lasers”, IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 18 (1), 389 (2012)
yv5 c0G.D [42] P. Grelu and N. Akhmediev, “Dissipative solitons for mode-locked lasers”, Nature Photon. 6, 84 (2012)
XToYtdt 2 [43] M. Baumgartl et al., “66 W average power from a microjoule-class sub-100 fs fiber oscillator”, Opt. Lett. 37 (10), 1640 (2012)
_x7>d:C [44] M. E. Fermann and I. Hartl, “Ultrafast fibre lasers” (a review paper), Nature Photon. 7, 868 (2013)
1a},(ZcdX [45] R. Paschotta, case study on a mode-locked fiber laser
