基于磁流體填充微結構光纖的溫度特性研究*

苗銀萍 姚建銓

1)(天津理工大學電子信息工程學院,天津薄膜電子與通信器件重點實驗室,天津 300084)

2)(天津大學激光與光電子研究所,天津大學精儀學院,天津 300072)

(2012年7月27日收到;2012年9月8日收到修改稿)

1 引言

微結構光纖(microstructured optical fiber,MOF),又稱光子晶體光纖(photonic crystal fiber,PCF),是一種在橫截面方向上由緊密排列的波長量級空氣孔構成的微結構包層的新型光纖[1].微結構光纖包層的空氣孔可以看成一系列功能材料的反應器,為填充各種功能材料提供了空間和自由度,大大拓展了微結構光纖的應用.若將具有電光、熱光、磁光、聲光和非線性等特性的功能材料填充到特殊設計的MOF中,能夠通過施加外場改變功能材料的物理特性,實現微結構光纖傳導機制和特性的調諧和控制,進而能夠實現基于電、熱、光、磁、聲等外場操控的可調諧新型光纖光子功能器件.目前,研究人員根據液晶具有良好的電光、熱光等特性制備了電調諧光纖光子器件[2?6],通過填充高折射率聚合物,不僅可以對其溫度調諧,還可以改變光纖的傳導機制等[7,8];Kawanishi等[9]對空芯光子帶隙光纖的纖芯大空氣孔中填充了PbSe納米晶體量子點材料,利用1535 nm處10 mW的抽運光實現了1554 nm處的受激輻射;石墨烯的可飽和吸收特性也常常被用于光纖激光器的鎖模應用之中[10];科學家還將半導體芯片嵌入微結構光纖中,制造出一種具有高速光電功能的新型光纖[11];Du等[12]將金納米線選擇性填充到高雙折射微結構光纖的包層空氣孔中,實現了不同偏振方向的波長濾波特性;等等.上述研究表明通過合理設計微結構光纖的結構和選擇合適的填充材料可以獲得許多新的特性,能夠實現各種新型光纖器件.2006年Psaltis等[13]提出微流體波導器件的技術后,微流體光子器件以其可調、可控、可重組等獨特的優點引起人們的極大關注,其中,以磁流體為代表的微流體材料應運而生.

磁流體是一種光學性質隨外界環境改變的新型納米功能材料,一般是由納米級的強磁性顆粒高度彌散于某種載液之中形成的穩定膠體.磁流體既具有固態磁性物質的磁性,又有著液態物質的流動性.理論和實驗研究證明,該材料的復雜多變的微結構使其具有各種優異的可調諧光學性質,也為新型光子器件的設計提供了極大的可能.研究人員已經利用磁流體獨特的熱光效應和磁光效應制作了高性能可調諧光子器件,如光調制器、光開關、波分復用器、可調諧光柵、可調諧濾波器等[14?17].最近將其填充到MOF中,分析了其磁光效應對光纖傳導特性的影響并實現了對光譜的調諧[18?21].然而在實際應用中與布朗熱運動有關的熱光效應尤為重要[22?26].當溫度升高或降低時,Fe3O4顆粒的分布與排列發生變化,從而導致液體的光學特性隨之變化.磁流體的熱光系數約為?2.4×10?4/°C[27],比光纖的二氧化硅材料的熱光系數(+8×10?6/°C)高出兩個數量級.兩者之間較大的熱光系數差異,為磁流體與光纖的結合創造了條件,使其可作為具有特殊熱光效應的功能材料用于全光纖光子器件等領域.

本文基于磁流體的熱光效應,將其與MOF有機地結合起來,并對填充的MOF的光譜特性和溫度敏感性進行了研究.結果表明由于磁流體本身特性,填充后該材料沒有改變光子晶體光纖的傳導機制,依然為折射率引導型;在波長為600—1700 nm之間透射功率和長波邊緣的光譜特性對溫度非常敏感,溫度敏感度達到0.06 dB/°C,且由于磁流體載液與表面活性劑對溫度的不同敏感性,實現了對透射譜的單邊調諧.因此,將其作為熱光可調諧器件以及溫度傳感器等光纖光子器件將具有很大的應用潛力.該研究可為探索新型全光纖光子器件的新技術和新結構提供有效的方法.

2 實驗

研究中所使用的光纖為長飛公司提供的六角形空氣孔MOF,其包層由五層三角柵格周期排布的空氣孔組成,在纖芯處缺失一個空氣孔引入缺陷而形成石英纖芯,其中,空氣孔直徑為3.67μm,孔間距為6.36μm,纖芯直徑為8.8μm,光纖的橫截面如圖1所示.纖芯由二氧化硅構成,折射率為1.462914,空氣孔的出現降低了包層的平均折射率,因此光纖的纖芯折射率高于包層折射率,在導光機制上屬于折射率引導型微結構光纖.

利用化學共沉法配制的水基Fe3O4溶液作為填充的磁流體,它由直徑約為10 nm的Fe3O4磁性顆粒、包裹于其上的表面活性劑以及溶劑水組成,濃度為1 mg/mL,磁飽和強度為0.96 emu/g,納米顆粒的透射電子顯微鏡(TEM)結果如圖2所示.納米量級的顆粒直徑使得Fe3O4磁性顆粒可通過布朗運動均一穩定地分散開來,從而使它們對溶液的整體磁性反應起作用,表面活性劑用于防止鐵磁顆粒由于范德華力和磁力作用而發生凝聚.配制好的磁流體的折射率約為1.34,低于所要填充的六角形MOF的纖芯折射率1.462914,因此光纖填充磁流體后,不改變原來的導光機制.在沒有外加磁場的情況下,磁流體表現出各向同性的光學特性.

圖1 六角形空氣孔光子晶體光纖橫截面

圖2 水基Fe3 O4磁流體TEM

本研究采用低壓抽入的方式將磁流體填充到MOF的包層空氣孔中,填充速度與磁流體的黏滯度、光纖空氣孔的大小以及填充時氣壓差的大小有關,實驗中得到的平均填充速度約為1 cm/min,填充長度由填充時間決定.由于填充和未填充的光纖區域,其側面對光的反射效果不同,因此在顯微鏡下能夠清晰看到功能材料的填充位置,如圖3所示.然后將填充后的微結構光纖的兩端與單模光纖熔接起來,總體損耗約為10 dB.

圖3 空氣孔微結構光纖填充后顯微鏡下側面圖

3 磁流體填充微結構光纖的透射譜分析

3.1 磁流體填充微結構光纖的透射譜

將兩端熔有單模光纖的磁流體填充微結構光纖的一端接超連續光源(超連續光源光譜如圖4所示),一端接入光譜儀(光譜儀為ANDO ELECTRIC公司生產的AQ6317B型).為了排除光源波動對實驗結果的影響,將輸出光譜對光源原光譜做減法處理,以獲得不受光源影響的相對的光纖透過率曲線.磁流體填充長度約為5 cm的六角形空氣孔微結構光纖在室溫下的透射譜如圖5所示.在1460 nm處,可觀察到一個明顯的吸收峰,這是由Fe3O4納米顆粒、表面活性劑和載液三者吸收峰的疊加引起的.

圖4 超連續光源光譜圖

圖5 室溫下磁流體填充長度5 cm的微結構光纖透射譜

3.2 磁流體填充長度和濃度對微結構光纖透射譜的影響

圖6 填充長度和磁流體的濃度對光纖透射譜的影響 (a)不同填充長度下的透射譜;(b)填充不同濃度磁流體時的透射譜

對填充不同長度、不同濃度磁流體的MOF透射譜進行了比較,如圖6所示.圖6(a)中的兩個透射譜填充的磁流體濃度相同,填充長度不同,分別為5和10 cm.實驗結果表明,填充后的光纖的吸收峰位置不受填充長度的影響,填充長度越長,吸收峰越深,這是因為光與磁流體的作用區域越長,在磁流體中損耗的光能便越多.圖6(b)對填充不同濃度的微結構光纖的透射譜進行對比,填充時間均為5 min.其中“強”譜線所填充的磁流體濃度約為“弱”譜線的20倍.同樣,磁流體的濃度也不會影響吸收峰的位置.理論上,磁流體濃度越大,對光的吸收越多,造成的吸收損耗也就越大.但在填充時間相同的情況下,濃溶液由于具有較大的黏滯系數,導致其填充的長度較短,因此在透射譜中濃溶液表現出較低的透射損耗.

4 磁流體填充微結構光纖的溫度傳感特性分析與討論

由于磁流體具有較高的熱光系數,填充磁流體將大大提高MOF的溫度靈敏度.將其置于溫控箱中研究該光纖的溫度傳感特性,實驗裝置如圖7所示.為了避免彎曲帶來的實驗誤差,MOF的填充部位被固定在有機玻璃板上.溫度傳感特性選定波長測量范圍為1100—1600 nm,溫度變化范圍為27°C—98°C,填充長度約為5 cm.

圖8給出了不同溫度下光纖透射譜的變化情況.從圖8中可以看出,隨著溫度的上升,透射譜中磁流體吸收峰深度逐漸變淺,而吸收峰波長保持不變.當纖芯傳導的光與磁流體填充區域存在模場交疊時,光與液體將會發生相互作用,部分光能量會被磁流體吸收而產生損耗,表現為透射譜中的吸收峰.磁流體溶液中實現吸收的物質包括三部分:Fe3O4磁性顆粒、表面活性劑以及載液.該吸收峰是由三者各自對光吸收峰的疊加而形成.由于這三種物質的吸收譜形狀、對光的吸收作用隨溫度的變化不同,因此疊加后的吸收譜在溫度變化的過程中,左右兩個邊沿表現出不同的溫度響應.如圖8所示,吸收峰左邊緣基本保持不變,而長波邊緣透過率隨溫度的升高單調增大.

圖7 磁流體填充微結構光纖溫度傳感實驗裝置

圖8 磁流體填充微結構光纖透射譜隨溫度的變化

磁流體對光能的吸收除了與填充材料本身特性有關外,在很大程度上還依賴于光纖截面上光場與磁流體區域的交疊面積,兩者之間的交疊面積越大,光能和磁流體的相互作用就越充分,磁流體對光能的吸收也就越多.在填充后的MOF中,磁流體位于空氣孔中,位置固定,交疊面積完全取決于光纖纖芯中的光場模場面積,只有當纖芯中的模場足夠大以致擴散到空氣孔區域,才有可能產生光能的吸收損耗.而光場的模場面積與光纖本身的導光性能有關,這里,光纖仍屬于折射率引導型,纖芯對光場的束縛能力直接決定于光纖纖芯與包層之間的折射率差.該差值越大,纖芯對光場的束縛能力越強,光能被牢牢束縛在纖芯中,模場面積也就越小,從而使光場與磁流體區域的交疊面積減小;反之,差值越小,光場與磁流體區域交疊面積越大.溫度對構成光纖的二氧化硅材料以及填充在光纖包層空氣孔中的磁流體的折射率均有調節作用,但調節幅度卻大大不同,二氧化硅材料的熱光系數比磁流體的熱光系數小兩個數量級,也就是說,當改變環境溫度時,光纖材料折射率的變化程度要遠遠小于磁流體,因此在分析過程中,可以只考慮磁流體給整個光纖導光性能帶來的影響,光纖本身作用可忽略不計.由于磁流體的熱光系數為負值,因此,當溫度上升時,其折射率數值減小,從而使整個包層的平均折射率降低,纖芯與包層之間的折射率差增大.增大的折射率差會加強光纖對纖芯模式的約束能力,模場面積減小,與此同時,光場和磁流體填充區域的交疊面積也隨之減小,磁流體對輸入光的吸收損耗降低.

表1給出了通過Comsol multiphysics軟件對不同溫度下,纖芯中傳導的基模在吸收峰1460 nm處的有效折射率和損耗的理論計算值,我們對20°C,70°C,120°C,520°C等較大的溫度變化情況進行了計算.結果表明,隨著環境溫度的上升,光纖的損耗在逐步減小,這說明光纖對光場的束縛能力不斷增強,與上述分析相符合.尤其是作為纖芯模式的基模,其有效折射率也會受到包層磁流體折射率的影響,當磁流體的折射率隨溫度的上升而降低時,基模的有效折射率也在減小,這進一步說明基模并沒有完全禁錮在纖芯當中,而是部分擴散到了填充區域,這也正是損耗產生的原因.

表1 不同溫度下的光纖基模有效折射率和損耗

根據溫度實驗結果,圖9給出了透射譜在吸收峰值1458 nm處透過率隨溫度的變化規律.從圖9中可以看出,透過率(或磁流體吸收損耗)和溫度之間成一次函數關系,靈敏度為0.045 dB/°C,直線擬合表達式為

其中,P為透過率,T為溫度,單位分別為dB和°C,線性度0.999.該溫度實驗結果經過了若干次的重復實驗,具有可靠的重復性.

為了進一步探究磁流體填充長度對其溫度特性的影響,研究中也制作了填充長度約為10 cm的MOF.圖6(a)中表明,不同的填充長度僅影響光纖的整體損耗,不影響光纖透射譜的譜形以及磁流體吸收峰的峰值波長.磁流體填充長度增加后,光與磁流體的交互作用區域更大,對光的吸收更多,因此,在光譜上表現出填充長度越長磁流體吸收峰越深的規律.

圖9 磁流體填充微結構光纖透過率與溫度的關系

圖10 磁流體填充微結構光纖透過率與溫度的關系

該填充長度的光纖具有與前者相似的溫度特性,光纖的透過率和溫度之間具有較高的線性關系,如圖10所示,一次函數擬合表達式為

其線性度為0.996.該微結構光纖的溫度靈敏度達到0.06 dB/°C,高于之前填充長度5 cm的微結構光纖的靈敏度0.045 dB/°C,可見,填充長度越長,相當于參與通過溫控調諧包層折射率的功能材料越多,因此,溫度靈敏度越高.

5 結論

本文基于微結構光纖橫向結構的高度可集成特性,利用普通毛細作用的填充方法將納米磁流體材料完全填充到折射率引導的微結構光纖的包層空氣孔中,并分析了其傳導特性及溫度敏感特性.其中填充的長度分別為5和10 cm,并將兩端與普通單模光纖進行熔接,損耗約為10 dB.該液體填充后不改變光子晶體光纖的傳導機制.基于磁流體載液與表面活性劑對溫度的不同敏感性,結果表明在波長為1100—1700 nm之間透射功率和長波邊緣的光譜特性對溫度非常敏感,溫度敏感性達到0.045 dB/°C,該研究將微結構光纖與磁流體材料有機地結合起來,并利用填充材料自身的熱光特性,實現了對透射譜的單邊調諧,將其作為熱光可調諧器件、濾波器等相關可調諧光子器件在光通信、光傳感等領域將具有很大的應用潛力.基于材料填充微結構光纖的研究可為探索新型全光纖光子器件的新技術和新結構提供有效的方法.該研究可為探索新型光纖光子器件的新技術和新結構提供有效的方法.

[1]Birks T A,Knight J C,Russell St P J 1997 Opt.Lett.22 961

[2]Lee C,Chen C,Kao C,Yu C,Yeh S,Cheng W,Lin T 2010 Opt.Express 18 2814

[3]Wei L,Alkeskjold T T,Bjarklev A 2010 Opt.Lett.35 1608

[4]Wang Y P,Jin W,Jin L,Tan X L,Bartelt H,Ecke W,Moerl K,Schroeder K,Spittel R,Willsch R,Kobelke J,Rothhardt M,Shan L,Brueckner S 2009 Opt.Lett.34 3683

[5]Steinvurzel P,Moore E D,M¨agi E C,Eggleton B J 2006 Opt.Lett.31 2103

[6]Kerbage C,Hale A,Yablon A,Windeler R S,Eggleton B J 2001 Appl.Phys.Lett.79 3191

[7]Bise R T,Windeler R S,Kranz K S,Kerbage C,Eggleton B J,Trevor D J 2002 Proceedings of the Optical Fiber Communications Conference Anaheim,USA,March 17–22,2002 ThK3

[8]Larsen T,Bjarklev A,Hermann D 2003 Opt.Express 11 2589

[9]Kawanishi S,Komukai T 2007 Lasers and Electro-Optics Baltimore,USA,May 6–11,2007 p4453012

[10]Choi S Y,Cho D K,Song Y W 2012 Opt.Express 20 5652

[11]Rongrui H,Pier J A S,Anna C P,Noel H,Justin R S,Mahesh K,Venkatraman G,John V B 2012 Nature Photonics 6 174

[12]Du Y,Li S G,Liu S 2012 Chin.Phys.B 21 94219

[13]Psaltis D,Quake S R,Yang C 2006 Nature 442 381

[14]Huang Y W,Hu S T,Yang S Y,Horng H E,Hung J C,Hong C Y,Yang H C,Chao C H,Lin C F 2004 Opt.Lett.29 1867

[15]Horng H E,Chieh JJ,Chao Y H,Yang S Y,Hong C Y,Yang H C 2005 Opt.Lett.30 543

[16]Pu S,Chen X,Chen Y,Xu Y,Liao W,Chen L,Xia Y 2006 J.Appl.Phys.99 093516

[17]Trigt C 1997 J.Opt.Soc.Am.A 14 741

[18]Thakur H V,Nalawade S M,Gupta S,Kitture R,Kale S N 2011 Appl.Phys.Lett.99 161101

[19]Candiani A,Konstantaki M,Margulis W 2010 Opt.Express 18 24654

[20]Alessandro C,Walter M,Carola S,Maria K,Stavros P 2011 Opt.Lett.36 2548

[21]Yang X H,Liu Y X,Tian F J,Yuan L B,Liu Z H,Luo S Z,Zhao E M 2012 Opt.Lett.37 2115

[22]Du T,Yuan S,Luo W 1994 Appl.Phys.Lett.65 1844

[23]Du T,Luo W 1998 Appl.Phys.Lett.72 272

[24]Luo W,Du T,Huang J 1999 J.Magn.Magn.Mater.201 88

[25]Liberts G,Mitrofanov Y,Cebers A 2003 Proc.SPIE 94 5123

[26]Pu S L,Chen X F,Liao W,Chen L,Chen Y,Xia Y 2004 J.Appl.Phys.96 5930

[27]Chen Y F,Yang S Y,Tse WS,Horng H E,Hong C Y,Yang H C 2003 Appl.Phys.Lett.82 348