基于法布里-珀罗调谐滤波器的傅里叶域锁模扫频激光光源*

陈明惠 丁志华 王成 宋成利†

1 引言

光学相干层析成像技术(optical coherence tomography,OCT)是一种微米级分辨率的成像技术,通过测量散射光的振幅和回波时延,从而获得生物样品内部层析结构信息[1-5].OCT技术发展经历了时域OCT,谱域OCT和扫频OCT等三代技术的发展[6-8].最新一代扫频OCT技术成像质量关键取决于扫频激光光源的参数指标,如扫频速度、瞬时线宽、调谐范围和输出功率等.

用于扫频OCT的扫频激光光源出现至今十几年来,得到极大关注并迅速发展[9].扫频激光光源的实现大都是由增益介质的自发辐射光经调谐滤波器实现在时间轴上光谱成分分开,在谐振腔内振荡形成激光输出,得到周期性的时间编码的激光光谱.调谐滤波方法主要有声光可调滤波器[10],光纤法布里-珀罗调谐滤波器(f i ber Fabry-Perot tunable if lter,FFP-TF)[11,12]、法布里-珀罗电光调制器[13]、光栅&扫描振镜调谐滤波器[14]、光栅&旋转多面镜调谐滤波器[15-17]、光栅&微电机系统扫描镜(MEMS scanner mirror)调谐滤波器[18]、超结构光栅分布式布拉格反射器[19].FFP-TF作为选频滤波元件有很多优势,可以实现极细微的调制,瞬时线宽可达到皮米量级,插入损耗也很低.为了减少成像过程中环境干扰和样品移动导致的图像失真,快速成像一直是追求目标.提高扫频光源的扫频速度有三种技术方法,一是缩短腔长,提高光环绕谐振腔一圈的时间;二是采用傅里叶域锁模(Fourier domain mode locking,FDML)技术,大大增加腔长,谐振腔内引入几千米的长光纤为光学延迟线;三是腔外时间延迟技术,扫频激光输出后分出一部分激光经过延时,刚好延时扫频光谱扫描的一个时间周期,可提高一倍的速度.缩短腔长法需要改进的小型的光纤组件,包括调谐滤波方法,耦合器等都有特殊的要求和限制,不能使用常规产品.腔外时间延迟技术适用于扫频光占空比低的情况,并且光功率损失很大,扫频速度的提高也有限.FDML技术突破短腔单次环腔极限最大扫频速度的限制,且同时又不牺牲调谐范围、瞬时线宽和光功率等参数.

本文报道了基于FFP-TF的FDML快速扫频激光光源,增益介质采用光纤型半导体光放大器(semiconductor optical amplif i er,SOA).FFP-TF在它的谐振频率工作,自由光谱范围达到最理想状态,从而可得到比较宽的扫频范围,当然扫频范围也受到SOA自发辐射光谱的限制.FDML技术实现了各色光谱在谐振腔内同时振荡,使各色光谱成分传播到调谐滤波器时刚好是对应光谱成分通过的窗口,可以实现高速扫频.实验对短腔和长腔的FDML扫频光源做了对比研究,对两者光源参数性能以及SOA阈值,扫描频率和功率等关系都进行了理论和实验研究.

2 方法与系统

短腔扫频光源的增益介质发出的放大自发辐射光经调谐窄带滤波器滤出的色光反馈回到增益介质,只有滤波窗口内的光谱成分在谐振腔内振荡,直到放大输出.不同于传统短腔扫频光源,FDML扫频光源采用了光子渡越周期与调谐周期相匹配的长腔谐振技术.所有扫描范围内的光谱成分都光学存储在长腔谐振腔内.延迟线插入腔内,使得光子渡越周期(光在腔内传输一圈的时间)与滤波器的调谐周期匹配,如(1)式所示：

式中Lcavity是激光振荡腔的腔长,V是在介质中的光速,m是整数,代表谐波次数,Tfilter是调谐滤波器的调谐周期.这种基于几千米的长光纤的色散控制延迟线的FDML技术,经滤波器滤出的窄带色光在腔内传输一圈到滤波器时,刚好是滤波器调谐了一个周期又到该窄带色光通过位置处.所有波长模式的光谱同时在谐振腔内形成谐振,依次通过调谐滤波器并由耦合器输出扫频激光,从而得到了准连续模式输出.FDML光源的扫频速度只受限于滤波器的最大调谐速度,因此可实现高速扫频.

由于锁模运转,所以FDML扫频光源的相位稳定性得到很好的改善.传统的锁模激光器所有纵模模式以固定的相位锁定,在一个固定重复频率产生序列的短脉冲.FDML扫频光源所有纵模模式以不同相位关系锁定,激光输出不是序列短脉冲,而是序列的波长扫描,高度啁啾的长脉冲.FDML激光光源中的调谐窄带滤波器可相当于有限数量的相位不一样的窄带振幅调制器.FDML技术是周期的光谱调制,而非振幅调制,可看作在傅里叶域上的短脉冲锁模产生.各色光(纵模)的相位被锁定,激光谐振腔内稳定模式运转,确保了扫频光的稳定性.长腔内激光振荡的模式竞争同时也提高了扫频光的瞬时线宽.

图1为基于FFP-TF的FDML扫频激光光源的结构示意图,由增益SOA,偏振控制器,函数发生器驱动的FFP-TF,色散控制延迟线以及输出光纤耦合器(60%输出)组成的激光谐振腔以及由两端带光隔离器的提升级SOA组成的光功率增强单元.谐振腔内增益SOA(Inphenix Inc.,small-signal gain of 22.2 dB)的驱动电流是300 mA.SOA放大自发辐射光经光纤传输到调谐滤波器,滤波选频后在谐振腔同时建立激光振荡,经光纤耦合器输出扫频激光.色散控制延迟线(Corning Inc.,SMF28e)是单模长光纤,有效折射率neff=1.4677,损耗为0.35 dB/km.偏振控制器用来调节激光谐振腔的光偏振态,通过调节腔内光偏振态得到最大的扫频范围和光功率输出.提升级SOA的注入电流是250 mA,主要用来增大输出光功率.光隔离器是避免提升级SOA的自发辐射光对腔内扫频激光的影响以及扫频OCT成像系统的反射光的影响.FFP-TF在1310 nm处的自由光谱范围是184 nm,窄带线宽是0.103 nm,精细度约为2000,插入损耗为0.6 dB.FFP-TF的谐振频率为48 kHz,数据代入(1)式,可以求得对应于基波(m=1)的光纤长度为4.28 km.

图1 基于FFP-TF的FDML扫频激光光源

3 实验结果

前期研究结果表明三角波函数电压驱动比正弦波电压驱动更具有优势,三角波驱动对应的轴向分辨率和成像质量高于正弦波驱动[11].因此,实验中采取的三角波函数电压驱动FFP-TF.图2是基于FFP-TF的FDML扫频激光光源的扫频光谱.扫频速度为48.12 kHz,函数发生器三角波电压驱动函数的频率为24.06 kHz.有带光功率增强单元的扫频激光光源中心波长是1315 nm,扫频范围为1250—1380 nm,扫频带宽拓宽至130 nm,半高全宽为70 nm.提升级SOA不仅提高了光强,并且扩展了光谱带宽,对光谱形状整形使之更加对称,这从短腔扫频光源研究中也可得到.对比短腔的扫频光谱,长腔的扫频范围拓宽了10 nm.这是因为长腔扫频光源FFP-TF工作在谐振频率,自由光谱范围拓宽了,但是扫频带宽还受到SOA的放大自发辐射光谱的限制,并没有大幅度提高.轴向分辨率ΔL由(2)式表示：

式中n为组织的折射率,λ0为扫频光源的中心波长,ΔλFWHM为扫频光源的扫频光谱的半高全宽值.实验结果如图2所示,表明光源中心波长是1315 nm,扫频带宽是130 nm,半高全宽为70 nm,代入(2)式得出组织中轴向分辨率为7.8µm.

图2 带提升级SOA的FDML扫频激光光源光谱

扫描周期里不同频率的光谱要确保在单次环腔时间内传播的时间差越短越好,所以色散要越小越好.延迟线一定要色散控制,长度不能无限制,所以我们采用的是1300 nm的SMF28e的单模光纤,这个光纤在1313 nm波长零色散,色散斜率是0.086 ps·km-1·nm-2. 不同波长光谱单次环圈的时间差Δτdisp,可由(3)式所示：

式中λ是光波长,Lcavity是激光振荡腔的腔长为4.28 km.扫频范围为1250—1380 nm,1313±65 nm代入得到Δτdisp是1.5 ns.调谐滤波器滤出的窄带色光调谐时在滤波器上的持续时间τgate,如(4)式所示：

式中δλ为FFP-TF的窄带线宽0.103 nm,Δλ为扫频带宽130 nm,代入得到τgate为16 ns.FDML运转模式中,滤波器滤出的窄带色光在调谐时在滤波器上的持续时间τgate超过最大的色散时间差Δτdisp1.5 ns一个数量级,所以长光纤的色散可以忽略.

图3是FDML扫频激光光源的时间光谱,从图中可看出扫频激光光源占空比约为60%.扫频激光光源的扫频速度达到48.12 kHz,扫频周期是20µs.从图中可看出,前向扫描(短波到长波扫描)和后向扫描(长波到短波扫描)的时间光谱近似成镜像对称,因为后向的扫描刚好是前向扫描的逆方向.

图3 扫频激光光源在48.12 kHz扫频速度下的时间光谱

图4 远离谐振频率48.12 kHz的失谐频率下的输出光功率

短腔的扫频激光光源平均输出光功率随着扫频频率的减小而增大,是单调变化的关系.FDML扫频激光光源输出光功率随扫频频率的变化如图4所示,中心频率为48.12 kHz,3 dB带宽Δf为0.12 kHz.FDML扫频激光的输出激光功率对扫频频率极其敏感,在谐振频率点输出光功率最大,在扫频频率无论是比谐振频率高或低的方向,输出光功率都迅速下降.

图5 增益SOA不同注入电流下的FDML和短腔扫频激光光源输出功率

虽然FDML技术引入几千米的长光纤增加了损耗,但是由于振荡模式竞争、快速稳定的运转模式,所以平均输出光功率反而比短腔有所提高.功率计测得带光功率增强单元的FDML扫频激光光源输出平均光功率大约是11 mW.图5所示是在增益SOA不同的注入电流下FDML和短腔扫频激光光源输出光功率的变化,光源输出光功率随着注入电流的增大近似线性增大.从实验中得到基于FFP-TF短腔扫频光源的增益SOA的阈值电流是250 mA.增至300 mA,功率也随着增大,大于300 mA光功率增长缓慢,所以短腔增益SOA一般工作电流为300 mA.FDML扫频光源在SOA注入电流90 mA开始获得稳定信号,增至300 mA的过程中,光功率得到放大并且光谱没有出现形变,超过到300 mA以上时光谱出现明显的凹陷.这是因为SOA在达到增益饱和时出现的光谱烧孔效应,这在短腔扫频光源也得到类似的结果.短腔和长腔的扫频光源增益SOA阈值电流分别是200和90 mA.

4 讨论

美国Huber等[20]研究了FDML扫频光源,采用FFP-TF谐振频率为58 kHz,中心波长为1300 nm,扫频带宽为105 nm,重点研究了2,4,5次谐波之间的对比,以及研究了实现K(波数)空间线性的FDML光源,带宽为100 nm[21].比较而言,本文中光谱带宽增加了约30 nm,从而提高了轴向分辨率,本文中采取与Huber等不同的波形驱动FFP-TF,用三角波函数取代了正弦波函数.前期研究结果表明三角波函数电压驱动比正弦波电压驱动更具有优势,三角波驱动对应的光谱形状、光谱带宽、轴向分辨率和成像质量均优于正弦波驱动[11],且实现了波长线性输出.

5 结论

FDML技术实现了各色光谱在谐振腔内同时振荡,可以实现高速扫频并且腔内模式竞争提高了瞬时线宽,且大大提高了相位稳定性.基于FFP-TF的FDML快速扫频激光光源扫频速度是48.12 kHz.扫频激光光源中心波长为1315 nm,扫频光谱范围为130 nm,半高全宽为70 nm,对应生物组织成像轴向分辨率为7.8µm.与短腔的扫频光源做了对比研究,基于FFP-TF的短腔扫频光源扫频速度为8 kHz,扫频带宽为120 nm,半高全宽为65 nm,中心波长为1320 nm,输出平均功率约9 mW,组织中轴向分辨率为9.7µm.相比短腔扫频光源,FDML激光光源扫频速度提高了40.12 kHz,扫频带宽扩展了10 nm,轴向分辨率提高了1.9µm.FDML技术在腔内引入4.28 km长光纤,损耗虽然增强,但由于FDML相位锁定稳定的运转模式,输出光功率并没有下降,FDML光源激光平均输出功率为11 mW.基于FFP-TF全光纤FDML扫频光源结构简单,易于调节和维护,实现快速线性扫描,该结构扫频激光光源在快速成像的扫频OCT系统,具有重要的应用前景.

[1]Huang D,Swanson E A,Lin C P,Schuman J S,Stinson W G,Chang W,Hee M R,Flotte T,Gregory K,Puliaf i to C A,Fujimoto J G 1991 Science 254 1178

[2]Huang L M,Ding Z H,Hong W,Wang C 2012 Acta Phys.Sin.61 023401(in Chinese)[黄良敏,丁志华,洪威,王川2012物理学报61 023401]

[3]Yang Y L,Ding Z H,Wang K,Wu L,Wu L 2009 Acta Phys.Sin.58 1773(in Chinese)[杨亚良,丁志华,王凯,吴凌,吴兰2009物理学报58 1773]

[4]Wang C,Tang Z,Fang C,Yu Y J,Mao Y X,Qi B 2011 Chin.Phys.B 20 114218

[5]Ma Z H,Wang R K,Zhang F,Yao J Q 2006 Chin.Phys.Lett.23 366

[6]Leitgeb R,Hitzenberger C K,Fercher A F 2003 Opt.Express 11 889

[7]Wang K,Zeng Y,Ding Z H,Meng J,Shi G H,Zhang Y D 2010 Acta Phys.Sin.59 2471(in Chinese)[王凯,曾炎,丁志华,孟婕,史国华,张雨东2010物理学报59 2471]

[8]Chinn S R,Swanson E A,Fujimoto J G 1997 Opt.Lett.22 340

[9]Ding Z H,Chen M H,Wang K 2009 Chin.J.Lasers 36 2469(in Chinese)[丁志华,陈明惠,王凯,孟婕,吴彤,沈龙飞2009中国激光36 2469]

[10]Sung Y R,Jang W Y,Yoon K K,Soohyun K 2008 Opt.Express 16 17138

[11]Chen M H,Ding Z H,Xu L,Wu T,Wang C,Shi G H,Zhang Y D 2010 Chin.Opt.Lett.8 202

[12]Todor S,Biedermann,Wieser W,Huber R,Jirauschek C 2011 Opt.Express 19 8802

[13]Fujimoto J G,Izatt J A,Tuchin V V 2008 Proceedings of the SPIE Photonics West 2008 Coherence Domain Optical Methods and Optical Coherence Tomography in Biomedicine XII San Jose,California,USA,January 21—23,2008 p68470Z1

[14]Yun S H,Boudoux C,Pierce M C,De Boer J F,Tearney G J,Bouma B E 2004 IEEE Photon.Technol.Lett.16 293

[15]Mao Y X,Chang S,Murdock E,Flueraru C 2011 Opt.Lett.36 1990

[16]Michael K K L,Adrian M,Beau A S,Kenneth K C L,Nigel R M,Alex I V,Victor X D Y 2009 Opt.Lett.34 2814

[17]Liu G Y,Mariampillai A,Standish B A,Munce N R,Gu X J,Vitkin I A 2008 Opt.Express 16 14095

[18]Wu M C,Fang W L 2005 J.Micromech.Microeng.15 1

[19]Amano T,Hiro-Oka H,Choi D H,Furukawa H,Kano F,Takeda M,Nakanishi M,Shimizu K,Ohbayashi K 2005 Appl.Opt.44 808

[20]Huber R,Wojtkowski M,Fujimoto J G 2006 Opt.Express 14 3225

[21]Eigenwillig C M,Biedermann B R,Plate G,Huber R 2008 Opt.Express 16 8916