CN102959465A - 用于增加光学脉冲的光谱带宽的装置以及用于借助于这种装置减少光学脉冲的持续时间的设备和方法 - Google Patents
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Abstract
一种用于增加光学脉冲的光谱带宽的装置，所述装置包括：空心光纤波导（3A）；光学部件（5；6），所述光学部件（5；6）用于将光束（1）聚焦在所述空心光纤波导（3A）中，并用于在所述空心光纤波导的出口处将所述光束再次准直，所述空心光纤波导（3A）被容纳在气密腔室（3B）中，该气密腔室（3B）填充有给定压力的空气；所述空心光纤（3A）的长度为这样，即：对于给定的输入脉冲能量和气体压力，包含在所述光学脉冲的具有最小传播损失的基本传播模式中的能量在所述空心光纤波导（3A）的全长（Lf）上表现出基本上周期性的振荡，并且在所述空心光纤波导的所述输出端部（13）处达到局部最大。
Description
技术领域
本发明总体上涉及一种用于高能飞秒脉冲的空心光纤压缩方案。
更详细地说，本发明涉及一种用于增加光学脉冲的光谱带宽的装置，所述装置包括：
空心光纤波导，该空心光纤波导具有输入端部和输出端部；
光学部件，该光学部件用于将光束聚焦到所述空心光纤波导中，并用于在所述中空光纤波导的输出端部处将所述光束再次准直，
该所述空心光纤波导被容纳在以给定压力填充有气体的气密腔室中。
此外，本发明还涉及一种使用这种装置的设备以及相应的方法，即用于减少光学脉冲的持续时间的方法。
背景技术
在时间分辨光谱测量中，特别是在阿秒物理学中，周期量级强飞秒激光脉冲是一个重要的使能工具。然而，尽管在啁啾脉冲放大器（CPA）的研发中获得了实质性进展，但是在实践上，从这种源产生的最短脉冲仅达到15飞秒（fs）。这可以追溯到根本限制，即激光晶体中的增益窄化，这种增益窄化导致光谱带宽减小，并随之导致脉冲持续时间增加。空心光纤压缩（HFC）通过展宽利用飞秒放大器产生的脉冲的光谱来克服该限制。该光谱展宽的脉冲随后在负色散延迟线中被压缩。
HFC依赖强飞秒脉冲在充满气体的毛细管中的非线性传播。
在图1中，示出了标准HFC结构的设备的示意性表示。在图2中以部分剖视的方式更详细地示出了这种结构。
根据这些图1和图2，在激光放大器2中产生的激光光束1通过折叠镜4和聚焦镜5被耦合到光纤波导3中，即被耦合到放置在气密中空光纤腔室3B中的空心光纤3A（图2）中。在该腔室3B的输出端，光束利用镜6而被再次准直并被导向压缩器7，该压缩器7例如由负色散延迟线8构成。
此外，图3示出了空心光纤波导3A的剖视图，该空心光纤波导3A由玻璃覆层9和空心芯部10构成且具有等于2a的内径。
空心光纤波导中的自相位调制导致光谱展宽，而波导的空间滤波特性确保横向均匀光谱展宽，结果形成优异的光束分布。最初针对亚毫焦脉冲设计的方法（例如参见M.Nisoli等的“A novel-high energy pulse compressionsystem:generation of multigigawatt sub-5-fs pulses”,Appl.Phys.Lett.B 65(1997):p.189-196（M.Nisoli等的新颖高能量脉冲压缩系统：数千兆瓦亚5-fs脉冲的产生，应用物理快报B65（1997）：第189至196页））使得能够通过桌面型系统产生KHz重复频率的亚TW周期量级脉冲。后来，配备有HFC的CPA变成了世界上许多飞秒和阿秒物理学实验室的御用工具。然而，包括高光子产量高量级谐波产生（产生高光子能量谐波辐射）或相对激光场物质相互作用的调查的若干应用要求能量超过1mJ的周期量级驱动激光脉冲。随着供应持续时间在30fs到50fs的范围内的多mJ脉冲的CPA的广泛使用，脉冲压缩器的能量按比例放大对于强场物理学所用的激光源的发展来说获得了极为重要的重要性。HFC的能量按比例放大的价值并不高，因为当脉冲能量增加超过1mJ时一些现象会影响HFC的性能，如例如传播介质的电离、光纤进入的损失、自相位调制和在光纤之前的自聚焦。
空心光纤波导中的光传播可以通过将光场分解为具有由下式给出的横向模式分布的离散空间模式来描述：
Vjp=Jj(ujpr/a)
其中Jj（j＝0,1，...）是j次贝塞尔函数；
ujp（p＝1，2，…）是等式Jj(ujp)＝0的p次方根；
r为半径坐标（在圆柱坐标系中，该圆柱坐标系的对称轴与空心光纤的对称轴共线）；以及
a为光纤半径（参见图3）。
将具有空间分布Vjp的纵向极化（LP）模式称为LPjp模式。模式jp的复数传播常数kjp由下式给出：
kjp(ω)=βjp(ω)+iαjp(ω)
其中ω为激光光的角频率；以及
βjp、αjp分别为该传播常数的实部和虚部。
这样，这些模式具有不同的衰减常数αj p(ω)=2.814ujp/a3[λ/(2π)]2（其中λ为激光光的波长）并且可说明光纤的空间滤波特性。
模式LP01表现出最小传播损失，并且被称为基本模式或最低阶模式。该模式LP01具有由一阶贝塞尔函数（另比较图4中的实线曲线）给出的分布并且其可以通过标准光学器件来有效地聚焦，该一阶贝塞尔函数在光纤壁（例如对于r＝+a和r=-a）处具有零跃迁（zero-transition）并且是高斯模式的极接近近似。越来越高阶的模式具有越来越复杂的横向分布，这种复杂的横向分布显著偏离高斯分布并且导致光束的聚焦能力较差。一阶模式LP02（比较图4中的虚线曲线）例如由在光纤壁（对于r=+a和r=-a）处具有零跃迁并且具有位于光纤芯部内的两个最小值的一阶贝塞尔函数给出。该模式具有第二最低的传播损失。这样，通过光纤的传播辨别这些模式，并且在足够长的传播距离之后，能量将基本上包含在（可良好聚焦的）基本模式LP01中，这是由于高阶模式经历了更为强烈的衰减。
在波导中传播期间发生非线性效应（克尔效应或离子化）的情况下，能量从基本模式LP01耦合到高阶模式（参见G.Tempea and T.Brabec,“Theory of self-focusing in a hollow waveguide”,Opt.Lett.23(10)(1998):p.762-764（空心波导自聚焦理论，光学快报23（10）1998）：第762至764页），这可能导致光束分布劣化。假如j＞2的模式的损失极高并且耦合效率较低，则为了分析这种现象考虑仅仅耦合到模式LP02就足够了。模式LP01和LP02的传播常数kjp的实部β01(ω)和β02(ω)之间以及它们的一阶导数（相对于角频率ω）之间的差分别在所述模式之间导致相位失配（即在传播期间两种模式的相位以不同的速率变化）或群速度失配（两种模式以不同的速度传播）。这些现象可以通过如下参数量化：
相位失配长度Lp12，其可以被描述为：
Lp12=λ0/[4πa2(u02 2-u01 2)]
其中λ0为待压缩的脉冲的载波波长（对于800nm的中心波长来说，Lp12等于2x 10-6xa2），Lp12是在模式LP01和LP02的相位之间建立相位差π所需的传播长度；
群速度失配长度LV12，其可以以被描述为：
Lv12=2τFWHMc Lp12/λ0
其中τFWHM＝半个最大脉冲持续时间；以及
c＝光在真空中的速度，Lv12是在模式LP01和LP02之间以半个最大脉冲持续时间τFWHM建立等于全宽度的延迟所需的传播长度。
这两个量的物理含义如下：只要这两个模式之间的相位差＜π，即对于传播长度来说只要l＜Lp12，则能量从模式LP01和LP02耦合。随后，对于传播长度LP12＜l＜2LP12，能量耦合回到基本模式LP01，并且只要在以这两种空间模式传播的脉冲之间仍然存在显著的时间重叠，即对于长度l＜Lv12来说，模式LP01和LP02之间的该周期性能量转移的过程就重复进行。
与制约模式耦合传播的这三种现象（相位失配、群速度失配和模式相关损失）对应的是，可以识别三种传播时段A、B、C：
（A）相位失配周期性模式耦合传播：
群速度失配具有可以忽略的影响（即具有空间模式LP01和LP02的脉冲几乎同步地传播）；LP01和LP02之间的能量转移由于相位失配而是周期性的。
（B）降低耦合的传播：
群速度失配显著地减小脉冲之间的时间重叠；此外，脉冲展开和损失导致非线性降低，由此导致模式耦合减少；模式LP02的功率由于大的传播损失而已经被减少。
（C）去耦传播：
以这两种传播模式传播的脉冲之间的延迟变成与脉冲的持续时间相当，从而致使时间重叠可以忽略。脉冲展宽和损失将非线性模式耦合减小到可忽略的水平。这两种模式基本上独立地传播，从而表现出模式特有的传播损失。在足够长的传播距离之后，与包含在基本模式中的能量相比，包含在LP02模式中的能量将可忽略不计。
迄今为止提出的空心光纤压缩方案都依赖于损失相关的模式辨别机制。光纤长度被选择成使得模式LP02的透射率与模式LP01的透射率相比可忽略（参见US 5,956,173；以及M.Nisoli等的“A novel-high energy pulsecompression system:generation of multigigawatt sub-5-fs pulses”,Appl.Phys.Lett.B 65(1997):p.189-196（M.Nisoli等的新颖高能量脉冲压缩系统：数千兆瓦亚5-fs脉冲的产生，应用物理快报B65（1997）：第189至196页；特别是第190页，图1b以及第一部分结尾处的相应讨论））。该方法可很好地应用于能量大约为1mJ和略微超过1mJ的脉冲的压缩，其中可以使用直径高达200μm至300μm的光纤。压缩更高能量的脉冲（具有完全超过1mJ的能量）要求使用具有更大直径的光纤，以便避免过度的非线性和/或光纤入口的损失。然而，根据如下公式，光纤的损失相关的模式辨别随着光纤半径的增加而迅速下降：
(α01(ω)-α02(ω))=2.814(u01-u02)/a3[λ/(2π)]2
结果，为了实现适当的模式滤波而需要使用非常长的光纤。为了将30fs/5mJ的脉冲压缩成5fs/2.5mJ的脉冲，在实际测试（S.Bohman et al.,Opt.Express 16(2008):p.10684（光学快讯16（2008）：第10684页））中，使用了直径为500μm、长度为2.2m的光纤。另外，为了减少在光纤前面的非线性效应，必须使用差异泵浦的腔室（在脉冲耦合的末端将该腔室抽空），由此减少在光纤入口（输入端部）处耦合到高阶模式LP02中的能量。差异泵浦方案给结构增加了明显的复杂性，同时仅HFC腔室的长度就大约为4米，因而超过了典型的桌面型结构的尺寸。
发明内容
现在，本发明的目的是提供一种以上提到的空心光纤波导装置，通过该空心光纤波导装置，能够增加多个mJ光学脉冲的光谱带宽，并且这是通过所述装置的紧凑的桌面型布局来提供的。
本发明的另一目的是提供一种用于减少光学脉冲的持续时间的空心光纤压缩器设备，该空心光纤压缩器设备能够产生具有良好光束分布的多个mJ脉动。
此外，本发明的目的还在于提供一种除了确保良好的光束分布之外还以有效但仍然相当简单的方式减少光学脉冲的持续时间的相应方法。
根据第一方面，本发明提供了一种用于增加光学脉冲的光谱带宽的装置，所述装置包括：
空心光纤波导，该空心光纤波导具有输入端部和输出端部；
光学部件，所述光学部件用于将光束聚焦到所述空心光纤波导中，并用于在所述空心光纤波导的所述输出端部处将所述光束再次准直；
所述空心光纤波导被容纳在气密腔室中，该气密腔室填充有给定压力的空气，
其中所述空心光纤的长度为这样，即：对于给定的输入脉冲能量和气体压力，包含在所述光学脉冲的具有最小传播损失的基本传播模式LP01中的能量在所述空心光纤波导的全长上表现出基本上周期性的振荡，并且在所述空心光纤波导的所述输出端部处达到局部最大。
优选地，所述空心光纤波导的长度基本上等于相位失配长度LP12的偶数倍，且LP12＝2x 10-6x a2
其中a是所述空心光纤波导的半径。
进一步优选的是，所述空心光纤波导的长度比群速度失配长度LV12短，且
Lv12=2τFWHMcLp12/λ0=4x10-6τFWHMca2/λ0
其中：a为所述空心波导的半径；
λ0为待压缩的脉冲的载波波长；
LP12为相位失配长度；
τFWHM是待压缩的脉冲的半个最大持续时间处的全宽；而
c为光在真空中的速度。
所述空心光纤波导可以由例如熔融石英或BK7制成。
而且，所述空心光纤波导可以简单地为圆柱形管。
为了避免由于光束指向漂移（该漂移导致光束撞击在所述空心光纤波导的覆层上）而对所述空心光纤波导的输入端部造成损坏，优选的是，所述空心光纤波导具有圆柱形区段和位于所述输入端部处的基本上圆锥形的区段，所述光学脉冲被耦合到所述空心光纤波导的圆锥形输入端部内；或者所述空心光纤波导具有对称轴线，并且相对于该对称轴线被以不同于90°的角劈开。
所述空心光纤波导可以优选地填充有如下气体中的一种气体：Xe、Kr、Ar、Ne、He、N2、空气。
根据第二方面，本发明提供了一种用于减少光学脉冲的持续时间的设备，该设备包括如上所述的装置，并且进一步包括群延迟色散补偿装置。
该群延迟色散补偿装置可以包括例如一个或更多个棱镜对、一个或更多个光栅对、光束对和棱镜对、更优选的色散镜、或色散镜和一个或更多个棱镜对。
根据第三方面，本发明提供了一种用于减少光学脉冲的持续时间的方法，该方法包括如下步骤：
－通过聚焦光学器件将光脉冲耦合到空心光纤波导中，该空心光纤波导具有输入端部和输出端部，并且被容纳在填充有气体的气密腔室中；
－其中所述空心光纤波导的长度为这样，即：对于给定的输入脉冲能量和气体压力，包含在具有最小传播损失的基本传播模式LP01中的能量在所述空心光纤波导的全长上表现出基本上周期性的振荡，并且在所述空心光纤波导的所述输出端部处达到局部最大；
－通过在填充有气体的空心光纤波导中的非线性传播将所述光学脉冲的带宽放大；
－在所述光学脉冲退出所述空心光纤波导的输出端部和所述气密腔室之后通过光学装置将所述光学脉冲在空间上再次准直；以及
－使被光谱展宽的光学脉冲通过群延迟色散补偿装置传播，在该群延迟色散补偿装置处，所述光学脉冲的持续时间被减少。。
如上所述，所述空心光纤波导优选具有圆柱形区段，并具有位于所述输入端部处的圆锥形区段，所述光被耦合到该圆锥形输入端部内。这里，特别优选的是，通过将光束聚焦成直径等于所述空心光纤波导的圆柱形区段的直径的60%至80%来实现将所述光学脉冲耦合到所述空心光纤波导中。或者，通过将光束聚焦成直径等于所述空心光纤波导的圆锥形区段的最大直径的60%至80%来实现将所述光学脉冲耦合到所述空心光纤波导中。
附图说明
现在基于所附附图参照优选实施方式更详细地描述本发明，然而本发明不应当限于这些优选实施方式，在附图中：
图1示意性地示出了包括根据本发明的用于增加可能承载的光学脉冲的光谱带宽的装置的空心光纤压缩器结构的原理；
图2再次示出了空心光纤压缩器结构的原理，但现在就空心光纤波导来说以示意性剖视图示出，并且还示出了包括色散镜的具体压缩器实施方式；
图3示出了就原理来说本身已经公知的空心光纤的剖视图；
图4示出了纵向极化激光模式LP01（基本模式；实线）和LP02（一阶模式；虚线）的强度光束分布的图解即剖视图；
图5示出了一曲线图，该曲线图图示了作为归一化为相位失配长度LP12的传播长度的函数的包含在基本模式LP01（以实线表示）和一阶模式LP02（以点表示）中的功率P（以任意单位表示）的变化的定性描绘；
图6在其部分图6A中示出了激光光束进入空心光纤及其通过该空心光纤，并且在其部分图6B中示意性地示出了在基本模式（LP01）中传播的功率在光纤长度上的周期性变化；
图7示意性地示出了聚焦在空心波导（空心光纤）的输入端部内的激光光束，该空心波导具有渐缩即圆锥形区段和相连的圆柱形区段，其中束腰被匹配为用于最佳耦合在光纤的圆柱形区段中；
图8以与图7中类似的图示示出了聚焦在空心光纤波导内的激光光束，该光纤波导具有渐缩即圆锥形区段和相连的圆柱形区段，不过现在示出的是在束腰被匹配为用于最佳耦合在光纤的圆锥形区段内；以及
图9再次以与图7或图8中类似的图示示出了聚焦在圆柱形空心波导的输入端部内的激光光束，但是现在该波导前端部被劈开以使得该波导的入口表面相对于波导的对称轴线限定锐角β。
具体实施方式
首先，参照图1至图4，在该说明书的以上部分中已经参考这些附图。然而，对于图2，应该提及的是，除了如图2中示意性所示的利用色散镜压缩器8构建压缩器7之外，还可以利用一个或更多个棱镜对8’、或一个或更多个光栅对、或光栅对和棱镜对的组合、或色散镜和一个或更多个棱镜对的组合来构建压缩器7。压缩器7的所有这些实施方式操作用来对从空心光纤波导3输出的脉冲进行再压缩，如本身公知的那样。
在图3中，示意性地示出了波导3的空心光纤3A的横截面，并且从该图示可以看出该空心光纤3A的空心芯部10的半径为a，整个内部直径等于2a。
参照图4，示出了光束的强度（以任意单位）与光束的被归一化为空心光纤半径a的半径r之间的关系曲线图，以便图示出基本模式LP01和一阶模式LP02的强度光束分布的示意性截面图。
这里，可能想起该发明的目的是设计空心光纤压缩器装置，该空心光纤压缩器装置能够利用紧凑结构产生具有良好光束分布的多个mJ脉冲。此外，如以上指出的那样，依赖于光纤3A的用于模式LP01和LP02的透射率的差以及差异泵浦腔室的解决方案无法满足这些要求。
这里提出的方案利用在比借助于损失来抑制模式LP02所需的长度短得多距离上发生的模式LP01和LP02之间的周期性能量转移（对应于上述的传播时段（A）），这样，结果形成了更为紧凑的结构，并且显著地减小了光纤长度Lf（图6B）。此外，本发明的解决方案消除了使用差异泵浦光纤的需要，这是由于可以通过非线性传播将在光纤3A的入口处初始耦合至一阶模式LP02的能量转移回到基本模式LP01。实际上，对于等于相位失配长度LP12的偶数倍的传播长度来说，包含在一阶模式LP02中的脉冲能量被相干地耦合回到基本模式LP01（结合图6A来看图6B），这样，结果形成了优良的光束分布。因而，光纤长度Lf将满足如下条件：
Lf＝2*N*Lp12,Lf＜Lv12,
其中N为正整数。
这种行为（在G.Tempea and T.Brabec,“Theory of self-focusing in ahollow waveguide”,Opt.Lett.23(10)(1008):p.762-764（空心波导自聚焦理论，光学快报23（10）1008）：第762至764页）中预测；通过近似分析模型并由D.Homoelle and A.L.Gaeta,“Nonlinear propagation dynamics of anultrashort pulse in a hollow waveguide”,Opt.Lett.25(10)(2000):p.761-763（空心波导中的超短波脉冲的非线性传播动态学，光学快报23（10）（2000）：第761至763页）确定；通过深入的数值分析）在图5中定性地图示出。基于以上两个公报的结论，该图定性地描述了包含在基本模式LP01和一阶模式LP02中的功率P作为传播长度l的函数的变化。上述相位失配周期性模式耦合传播时段（A）在该示例中由八个相位失配长度LP12构成，之后是具有大约10LP12长度的时段（B）。最后，对于大于18LP12的长度，两个模式LP01和LP02几乎去耦，并且受到不同的传播损失。这里，应注意到的是，与上述三个传播时段（A）、（B）和（C）对应的间隔长度以及如图5中所示的两个模式LP01和LP01之间的耦合强度（即周期性调制的幅度）为了例示之目的而被任意选择，并不限制本发明的范围，这些参数强烈依赖于光纤直径2a、输入功率和腔室3B内的气体压力。然而，不管这些参数的值如何，总是可以将光纤3A的长度Lf选择成使得主要在时段（A）中进行传播，并且使得包含在基础模式中的功率在光纤3A的输出端部处达到最大。对于图2中所示的示例来说，与本发明对应的压缩器将具有2LP12、4LP12、6LP12或8LP12的长度。基于现有技术状态的压缩器（US 5,956,173A,M.Nisoli等的“Anovel-high energy pulse compression system:generation of multigigawattsub-5-fs pulses”,Appl.Phys.Lett.B 65(1997):p.189-196（M.Nisoli等的新颖高能量脉冲压缩系统：数千兆瓦亚5-fs脉冲的产生，应用物理快报B65（1997）：第189至196页）利用传播损失的模式选择性（对于图5中所示的示例，对于光纤长度＞10LP12可以清楚地观察到这一点）。
这里提出的方案使得基础模式LP10具有良好的通过量，并且光纤长度Lf更短使得紧凑性提高。
参照图6并特别地参照图6A，示出了激光光束1聚焦到空心光纤波导3A内。根据图3，该空心光纤3A具有玻璃覆层9和空心芯部10。该空心光纤3A的入口表面（输入端部）11正交于波导3的对称轴线12。图6B随后定性地示出了在基本模式LP01中传播的功率P如何周期性地变化。根据本发明，光纤3A的长度Lf被匹配为使得模式LP01中的功率P（或相应的能量）在光纤3A的输出端部13处达到局部最大Max。
通过这样解决紧凑性问题，人们仍然关心可能由于导致激光光束1在入口（输入端部）处照射空心管3A的覆层9的轻微光束指向漂移引起的可能损失。在传统的圆柱形空心波导（参见图6）的情况下，偶然地从空心芯部偏移的强聚焦光束1在近法线入射下照射覆层9的前表面11。
激光光对入口表面11的影响（以及随带的意外损失的风险）可以通过采用如图7和图8中所示的位于光纤3A的入口处的渐缩即圆锥形光纤区段14来减少。激光光束1的束腰15将被匹配成用于最佳地耦合到光纤4A的接下来的圆柱形区段16中（为此，束腰15应该优选等于该光纤的圆柱形区段的直径的60%到80%，更优选等于60%到70%，如从文献中所公知的）。在这种情况下，如果其发生漂移，激光光束1不会照射光纤3A的前表面11，而是以90°－α的大入射角度照射在覆层9的内表面17上，其中α为光纤的渐缩区段内的覆层壁的内表面与光纤的对称轴线形成的角度。通过该解决方案，与标准（以法线角度，非渐缩、劈开的）空心光纤相比，激光对覆层9的影响可以减少4*tan2α。举例来说，对于渐缩角α＝5°，该影响减少0.031倍。
束腰15还可以被匹配为最佳地耦合到光纤3A的圆锥形部分14内，如图8中所示。在这种情况下，由于光束1具有更大横截面，因此激光在光纤入口11的影响将被降低。
另选地，如图9中所示，可以以倾斜角度β劈开空心波导3（与形成与光纤的轴线12垂直的表面的标准劈开相比）。如果光纤3A以角度β劈开，参见图9，在发生光束漂移的情况下激光入射在覆层9的横向（前）表面上的影响将减少sin2β。例如，对于劈开角度β＝45°，则与图6中所示的法线（90°）入射劈开光纤相比，影响将减少sin245°＝0.5。
Claims (24)
1.一种用于增加光学脉冲的光谱带宽的装置，所述装置包括：
空心光纤波导（3A），该空心光纤波导（3A）具有输入端部（11）和输出端部（13）；
光学部件（5；6），所述光学部件（5；6）用于将光束（1）聚焦到所述空心光纤波导中，并用于在所述空心光纤波导的所述输出端部处将所述光束再次准直；
所述空心光纤波导（3A）被容纳在气密腔室（3B）中，该气密腔室（3B）填充有给定压力的空气，
其特征在于，所述空心光纤（3A）的长度（Lf）为这样，即：对于给定的输入脉冲能量和气体压力，包含在所述光学脉冲的具有最小传播损失的基本传播模式LP01中的能量在所述空心光纤波导（3A）的全长上表现出基本上周期性的振荡，并且在所述空心光纤波导的所述输出端部（13）处达到局部最大。
2.根据权利要求1所述的装置，其中所述空心光纤波导（3A）的长度（Lf）基本上等于相位失配长度LP12的偶数倍，且LP12＝2x 10-6x a2
其中a是所述空心光纤波导的半径。
3.根据权利要求1所述的装置，其中所述空心光纤波导（3A）的长度（Lf）比群速度失配长度LV12短，且
Lv12=2τFWHMcLp12/λ0=4x10-6τFWHMca2/λ0
其中：a为所述空心波导的半径；
λ0为待压缩的脉冲的载波波长；
LP12为相位失配长度；
τFWHM是待压缩的脉冲的半个最大持续时间处的全宽；而
c为光在真空中的速度。
4.根据权利要求3所述的装置，其中所述空心光纤波导（3A）的长度（Lf）基本上等于相位失配长度LP12的偶数倍，且LP12＝2x 10-6x a2
其中a是所述空心光纤波导的半径。
5.根据权利要求1至4中任一项所述的装置，其中所述空心光纤波导（3A）由熔融石英制成。
6.根据权利要求1至4中任一项所述的装置，其中所述空心光纤波导（3A）由BK7玻璃制成。
7.根据权利要求1至6中任一项所述的装置，其中所述空心光纤波导（3A）是圆柱形管。
8.根据权利要求1至7中任一项所述的装置，其中所述空心光纤波导（3A）具有圆柱形区段和位于所述输入端部（11）处的基本上圆锥形的区段，所述光学脉冲（1）被耦合到所述空心光纤波导的圆锥形输入端部内。
9.根据权利要求1至7中任一项所述的装置，其中所述空心光纤波导（3A）具有对称轴线（12），并且相对于该对称轴线被以不同于90°的角劈开。
10.根据权利要求1至9中任一项所述的装置，其中所述空心光纤波导（3A）填充有从包括如下气体的气体组选择的气体：Xe、Kr、Ar、Ne、He、N2、空气或这些气体的组合。
11.一种用于减少光学脉冲的持续时间的设备，该设备包括群延迟色散补偿装置（7）和根据权利要求1至10中任一项所述的用于增加光学脉冲的带宽的装置。
12.根据权利要求11所述的设备，其中所述群延迟色散补偿装置（7）包括从包括棱镜对（8’）、光栅对、色散镜（8）及这些元件的组合的组中选择的一个或更多个元件。
13.根据权利要求12所述的设备，其中所述群延迟色散补偿装置（7）包括光栅对和棱镜对。
14.根据权利要求12所述的设备，其中所述群延迟色散补偿装置（7）包括色散镜和一个或更多个棱镜对。
15.一种用于减少光学脉冲的持续时间的方法，该方法包括如下步骤：
－通过聚焦光学器件（5）将光脉冲（1）耦合到空心光纤波导（3A）中，该空心光纤波导（3A）具有输入端部（11）和输出端部（13），并且被容纳在填充有气体的气密腔室中；
－其中所述空心光纤波导（3A）的长度（Lf）为这样，即：对于给定的输入脉冲能量和气体压力，包含在具有最小传播损失的基本传播模式LP01中的能量在所述空心光纤波导（3A）的全长上表现出基本上周期性的振荡，并且在所述空心光纤波导的所述输出端部（13）处达到局部最大；
－通过在填充有气体的空心光纤波导（3A）中的非线性传播将所述光学脉冲的带宽放大；
－在所述光学脉冲退出所述空心光纤波导的输出端部和所述气密腔室之后通过光学装置（6）将所述光学脉冲在空间上再次准直；以及
－使被光谱展宽的光学脉冲通过群延迟色散补偿装置（7）传播，在该群延迟色散补偿装置（7）处，所述光学脉冲的持续时间被减少。
16.根据权利要求15所述的方法，其中所述空心光纤波导（3A）的长度（Lf）被确定为基本上等于相位失配长度LP12的整数倍，该相位失配长度LP12由LP12＝2x 10-6x a2给出，其中a是所述空心光纤波导的半径。
17.根据权利要求15所述的方法，其中所述空心光纤波导（3A）的长度（Lf）比群速度失配长度LV12短，且
Lv12=2τFWHMcLp12/λ0=4x10-6τFWHMca2/λ0
其中：a为所述空心波导的半径；
λ0为待压缩的脉冲的载波波长；
LP12为相位失配长度；
τFWHM是待压缩的脉冲的半个最大持续时间处的全宽；而
c为光在真空中的速度。
18.根据权利要求15至17中任一项所述的方法，其中所述空心光纤波导（3A）由熔融石英制成。
19.根据权利要求15至17中任一项所述的方法，其中所述空心光纤波导（3A）由BK7制成。
20.根据权利要求15至19中任一项所述的方法，其中所述空心光纤波导（3A）是圆柱形管。
21.根据权利要求15至20中任一项所述的方法，其中所述空心光纤波导（3A）具有圆柱形区段（16），并具有位于所述输入端部（11）处的基本上圆锥形的区段，所述光被耦合到圆锥形输入端部内。
22.根据权利要求21所述的方法，其中通过将光束（1）聚焦成直径等于所述空心光纤波导的圆柱形区段（16）的直径的60%至80%来实现将所述光学脉冲耦合到所述空心光纤波导（3A）中。
23.根据权利要求21所述的方法，其中通过将光束聚焦成直径等于所述空心光纤波导的圆锥形区段的最大直径的60%至80%来实现将所述光学脉冲耦合到所述空心光纤波导（3A）中。
24.根据权利要求15至23中任一项所述的方法，其中所述空心光纤波导（3A）填充有从包括如下气体的气体组选择的气体：Xe、Kr、Ar、Ne、He、N2、空气或这些气体的组合。
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