1、光学损耗

对于用于导光的微纳光纤而言，光学损耗是一个非常重要的参数。由于微纳光纤从熔融状态的非晶材料中拉制而成，表面质量和直径均匀度均很高，与其他类型的微纳光波导相比，传输损耗低得多，目前已经报道的亚波长直径氧化硅微纳光纤在1550nm波长处的最低损耗约为1 dB/m [27]。另一方面，由于微纳光纤是从熔融状态的材料拉伸而成，材料在冷却过程中表面毛细波将凝固下来，不可避免地在光纤表面形成一定的表面起伏（对应的粗糙度一般在0.2 nm量级），由此引起的散射损耗决定了微纳光纤传输损耗的理论极限。M. Sumetsky等研究了微纳光纤的辐射损耗并以亚纳米的精度实验测量了微纳光纤表面不均匀性[28, 29]，翟高叶和Andrey V. Kovalenko等对表面粗糙度引起的微纳光纤散射损耗进行了理论分析[30, 31)], 这些工作对于进一步研究微纳光纤的光学损耗极限具有很好的参考价值。

弯曲损耗是波导的另一个重要参数。由于微纳光纤的包层通常为空气或水等低折射率介质，纤芯和包层折射率相差很大，对光场的约束能力强，因此，微纳光纤的弯曲损耗很低。比如，对于直径为450 nm的氧化硅微纳光纤，当弯曲半径减小至5 mm时，90°弯曲时的弯曲损耗低于0.3 dB[12]。对于微纳光纤的弯曲损耗，虞华康等给出了比较系统的理论研究 [32]。

从理论上来说，只要直径不为零，理想圆柱波导的基模不会随光纤直径的减小而截止，但是，对于实际的微纳光纤来说，当光纤直径减小到远小于波长时，由于极细微的表面不均匀性会引起传导模和辐射模间的耦合，M. Sumetsky在理论上对此进行了研究[33]，预测当光纤直径约小至光波长的1/10时，辐射损耗将急剧增加，使得微纳光纤无法有效导光，并随后进行了实验尝试[34]。但是，在可见光波段，1/10波长的微纳光纤操作困难，难以直接验证这个结果，最近，H. W. Chen 等用亚波长的太赫兹波导证实了这一结论[35]。

2、模场分布

由于微纳光纤和空气的折射率相差较大，在计算普通光纤模场分布时所采用的弱导近似不再适用。童利民等通过精确求解Helmholtz方程，给出了微纳光纤基模的模场分布和群速度色散等特性[5]。一般来说，当直径大于传输光波长时，微纳光纤对模场的约束能力随着直径的减小而增大；当直径减小到波长或亚波长量级时，模场面积将达到一个极小值，微纳光纤的光约束能力达到最大值，如果纤芯和包层参数选择合适，模场的等效直径可以达到亚波长量级；进一步减小光纤直径，微纳光纤的光约束能力将减弱，模场也随之扩散，导致相当比例（比如>80%）的光能量以倏逝波的形式在光纤外传输。F. L. Kien等对微纳光纤的模场分布的解析表达式做了详细的分析[36]，重点将微纳光纤的HE11模和弱导近似的LP01模的场分布进行了比较，通过模场的解析表达，得到微纳光纤模场分布随方位角的变化项, 并分析了微纳光纤的HE11模和LP01模场分布的偏差及其原因。根据分析结果，对准线性偏振的基模而言，光纤内部每点处的场分量在每个瞬时都是准线性偏振的，而光纤外部场分量的偏振方向则与方位有关，电场的大小与LP01模的偏差较大；而对圆偏振的基模而言，电场的分布呈圆柱对称，与方向无关，电场的大小与LP01模的偏差较小。A. M. Zheltikov等用高斯模近似法分析了非圆型截面的亚波长波导传导模的双折射[37]，指出由于芯层和包层的折射率差很大，在非圆形截面的亚波长微纳光纤中的双折射模色散比普通双折射光纤高一个量级。S.O. Konrov等用飞秒脉冲在光子晶体光纤中传播而形成的孤子所产生的Cherenkov 辐射，有效地实现了将光耦合入微纳波导的高阶模[38]。黄克己等使用数值模拟的方法，比较系统地研究了两根微纳光纤之间的倏逝波耦合情况[39]。马哲等使用近场光学扫描显微镜，从实验上研究了低折射率衬底支撑的微纳光纤传导模的耦合和输出特性[40]。王姗姗等从理论上详细分析了微纳光纤传导模受端面的影响情况以及输出特性[41，42]。这些理论和实验进展都对基于微纳光纤模场特性的进一步研究提供了基础和手段。

3、色散特性

波导色散是基本传输特性之一，对光脉冲的传输过程和许多非线性过程有重要的影响[43]。 童利民等通过计算微纳光纤中传导模群速度随波长的变化，可以得到微纳光纤的波导色散远大于弱导光纤的波导色散和材料色散[5]。比如，直径为800 nm的氧化硅微纳光纤在1550 nm波长处的波导色散可达-1400 ps/km.nm，相比之下，材料色散约是它的七十分之一，而弱导光纤的波导色散则小两到三个数量级。同时，由于微纳光纤的波导色散特性如此显著，通过选择不同的光纤直径，微纳光纤就可以获得零色散，或者非常大的反常色散。另外，楼静漪等通过求解三层圆柱波导的Maxwell方程组，分析了微纳光纤表面镀一层不同材料的薄膜对波导色散特性的影响[44]，表明微纳光纤的波导色散可以通过很薄的表面薄膜实现调控。

4、其他相关特性研究

基于微纳光纤的倏逝场特性，可以通过处于光学近场范围内的原子或者微粒与微纳光纤相互作用而实现对光纤传输特性的调控；或者通过测量微纳光纤传输特性的变化，反推这些微粒的特性参数。王姗姗等采用Rayleigh-Gans散射模型计算了球形微粒与微纳光纤的倏逝场作用所产生的散射损耗[45]，发现散射能量随微粒的直径和折射率的增加而增加，随传输波长的增加而减小，并且存在一个能得到最大散射效率的特定的光纤直径。同时，还分析了基于微粒散射特性而构建纳米颗粒微纳光纤传感器的可能性，表明如果光纤参数选择合适，该类传感器有可能探测到直径小于100 nm的单个纳米颗粒。

I. D. Chremmos 等通过并矢格林函数和微粒中的Mie散射球面波展开的方法研究了微纳光纤和介质微粒的相互作用[46]，发现对于一定折射率和直径的介质微粒，选择特定的光纤直径，散射效率可以达到最高；对于直径较大的微粒，与微纳光纤相互作用后，在微粒中激发起TE和TM波的WGM模，在光纤的透射谱中可以观察到与偏振相关的透射尖峰。

除了微米颗粒外，原子也可以散射微纳光纤的传导光。原子的共振吸收截面与波长平方成正比，当原子的共振吸收波长和微纳光纤中传导的波长接近时，可发生较强的散射。在基于微纳光纤对铯原子自发辐射影响的基础上, F. L. Kien等研究了铯原子对微纳光纤倏逝场的散射特性[47, 48],，发现微纳光纤对光场的约束程度、光纤中纵向场分量和横向Poynting分量以及微纳光纤对自发辐射的加速等因素均对散射过程有影响。当单个铯原子处于直径为400 nm的氧化硅微纳光纤表面时，其对852 nm的传导光的总散射效率可达60%，其中散射至传导模的效率为16%（前向传导模和后向传导模各占8%），散射至辐射模的为44%，传导光的透射效率降至48%。

另外，微纳光纤的内部或表面形成的周期性结构也可对传导光产生显著的调制作用。W. Liang等使用位相法在直径为6 mm的微纳光纤表面刻蚀Bragg光栅[49]。当宽带光通过微纳光纤时，光栅的Bragg反射波长附近存在一个反射峰。由于微纳光纤的倏逝场对光纤外介质的折射率敏感，微纳光纤光栅位于不同折射率的介质环境，反射峰的位置不同。文中还利用两个Bragg光栅在微纳光纤上形成Fabry-Perot腔。最近，靳伟等使用飞秒脉冲在直径为2 mm左右的微纳光纤上刻写了周期为15mm左右的长周期光栅 [50]，使用总长度仅为150mm的光栅，就在1330nm波长附近获得了调制深度达到20dB以上的共振峰。

除了很强的倏逝场特性，选择合适的光纤参数，微纳光纤还可以显示出很强的光约束能力，比如将传导光的模场约束在波长甚至亚波长尺寸量级，从而对输入光实现很强的空间局域效果，大大增强光功率密度。同时，微纳光纤具有比其他微纳波导小得多的传输损耗，有利于实现光与光纤材料长距离的相互作用。另外，通过选择微纳光纤的直径或表面镀膜，可以对其波导色散进行有效的调控。上述特性使得微纳光纤在非线性光学效应方面具有独特的优势[51]，比如降低激发光的功率阈值、减小非线性相互作用长度、微量样品的非线性效应研究等。目前在微纳光纤中已经观察到很多非线性效应，比如三次谐波的产生[52]、受激拉曼散射[19]、自位相调制[53, 54]、光孤子的形成与传播[55]、超连续光谱的产生[27, 56-58]等。

对于不同直径的微纳光纤，其模场在光纤内和空气中的分布比例不同。若微纳光纤直径很小，模场大部分在空气中，和光纤材料相互作用的有效模场截面很小，则有效非线性系数也很小；若光纤直径较大，对光场的约束较弱，则同样的输入功率对应的光强较小，有效非线性系数也比较小。A. Zheltikov 和M. A. Foster等理论分析了有效非线性系数与微纳光纤直径等参数的关系[59, 60]，指出特定直径的微纳光纤将具有最大的有效非线性系数。

微纳光纤材料一般是各向同性的非晶材料，二阶非线性极化率χ(2)很小。2007年，V. Grubsky等使用1064 nm波长激发光，研究了氧化硅微纳光纤中实现三倍频的过程[52]，位相匹配由微纳光纤中模式色散实现。另外，实验中也观察到了由空气/氧化硅界面引起的二倍频现象。

（本文原创，作者清华大学李宇航博士，授权发布，如若转载，请注明出自e科网）

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