作者： 时间：2024-07-17
超快激光器受益于两种薄膜元件的发展，即用于色散补偿的可饱和吸收镜和介质镜。其中，可饱和吸收镜SAM成为固态锁模激光器的重要元件之一。常用于色散补偿的是啁啾镜和GTI镜，这些反射镜可在高达几十纳米的带宽内提供大量群延迟色散。尽管如此，共振可饱和吸收镜（Resonant Saturable Absorber Mirrors, RSAM）在产生大量色散方面和实用性等方面也是可行的，因此，将讨论如何在GTI谐振器中加入增益部分而非吸收部分，即在可饱和吸收镜中加入色散补偿。这种集成装置依靠嵌入谐振器结构中的吸收层，可提供几千fs2的负色散，类似于Gires-Tournois 干涉仪(Gires–Tournois interferometer)的光谱相位特性。
共振可饱和吸收镜的相位响应：
如下图，既可以看作是增加了吸收部分的GTI，也可以看作是不对称法布里-珀罗干涉仪的极限情况，其中一面反射镜的反射率接近于1，该结构包括一个部分反射镜M1（显示振幅反射率）和一个高反镜M2（M1和M2之间有一个或多个吸收层）。
图1：共振可饱和吸收镜(RSAM)的结构。
该反射镜由一个具有折射率n+i的吸收层部分组成，嵌入在具有功率反射率R的部分反射镜M1和具有100% 反射率的高反射镜 (HR) M2之间。如虚线箭头所示，进入该结构的脉冲会经历两次主要反射，产生一个前导脉冲和一连串后导卫星脉冲。
下图的图2显示出常数t但不同r值的色散特性序列。远离临界条件t = r且t接近1时，群延迟色散相当好地近似为正弦行为：
图2(b)中最低 r= 0.1 的情况说明了假色散情况。对于单量子阱设计中通常遇到的小吸收（0.9<t<1）情况，可以直接确定色散振荡的大小。通常情况下，抗反射涂层SAM（r<0.1）的色散振荡可以忽略不计，但对于未涂层的半导体表面（r=0.5-0.7），色散振荡可能已经达到相当大的振幅，如图2(b)中的第二条曲线图所示，该曲线图对应于未涂层半导体导管正面的反射率。
另外，在更高的反射率下，可以看到色散急剧增加，周期函数开始发展成为一个三阶极点（t→r，共振点y=2Nm），在共振点下方的波长处出现一个负尖峰，在共振点上方出现第二个等量的正尖峰。与此同时，图2（a）中SAM的反射率也经历了类似的转变，从r（w）的正弦变化转变为类似于高精细法布里-珀罗干涉仪响应的函数，但与图2（b）中色散振荡的幅度相比，调制深度的增加幅度要小得多。超过临界条件t=r 时，尖峰色散特性的波长依赖性将发生反转，在共振以下表现出强烈的负色散，而在共振以上则表现为正色散。
图 2. 不同反射率r=0:1、0:54和0:9的SAM 的反射率和色散情况，分别对应抗反射涂层、无涂层和高反射率涂层元件，其他参数=3:5fs和t=0:974保持不变。在每个子图中，底部轨迹显示的是抗反射涂层SAM的行为，中间轨迹显示的是未涂层半导体表面的行为，最后顶部轨迹显示的是高反射涂层的行为。垂直轴已根据正面反射和背面反射镜反射的干涉引起的反射率调制量进行了调整，水平轴相互移动，范围和比例因子保持不变。
(a)SAM的反射率。(b)根据公式计算出的相同SAM的群延迟色散。虚线表示零色散和共振波长。
在图3的示例中，在1064nm中心波长下，4nm的20%带宽达到–4600fs2的峰值色散值。在指定参数的情况下，预测峰值色散为–4400fs2；宽度约为5nm。在大多数情况下，简单的估计将足以预测近临界RSAM设计的色散特性。
图3：RSAM设计。
虚线：R=0:55<t；实线：R=0:88>t。
(a) 反射率与波长的关系。(b) 分散特性。图中标出了中心波长、带宽和负色散峰值。
实验：
实验用到两个Batop的RSAM共振可饱和吸收镜，在1064nm下运行，其中一个为了通过强谐振腔提供大量的可饱和和损耗，将使用两个吸收层。该腔由27层对AlAs-GaAs反射镜(rear mirror)构成，提供99.9%的反射率，在GaAs上有一个保护性电介质半波层，提供大约30%的反射率。空腔长度大概2.5λ，即该装置以五阶操作。在下文中，该设备将被称为RSAM1。装置设计数据如图4所示，两者都是用涂层设计程序计算的，量子限制必须明确地引入传输矩阵计算。实验发现，假设量子阱层的消光系数K=0.07，比较符合实验数据。
如图5(a)所示，RSAM1的饱和通量测量值为Fsat=110 pJ/cm2，尽管该SAM采用了相当强的谐振增强，但该值与非谐振器件的典型值相当。该元件的调制深度ΔR为0.42，远大于非谐振器件通常达到的百分之几的调制深度。相比之下，非可饱和损耗ΔRns仅为0.13，此外，还对该元件进行了泵探测量，结果显示其响应时间为 1到几个ps。这些测量结果表明，尽管大量使用了谐振增强技术，RSAM的响应速度并不一定很慢。事实上，腔体的传输时间仅为几个飞秒，因此在100fs的响应时间内也不会出现衰减。第二个RSAM（RSAM2）的设计数据和特性测量结果如图 4(b)和图5(b)所示。这第二个元件有一对二氧化硅-二氧化钛双层前反射镜(提供约50%的反射率)和一个单量子阱吸收层。该元件使用与RSAM1相同的高反射镜，在波长为1060nm时以四阶方式工作，可饱和损耗为13%，而不可饱和损耗仅为5%。
虽然可以通过标准测量技术提取慢速时间常数的值，但要可靠地测量RSAM的色散特性却要困难得多，主要障碍之一是GDD随波长的变化发生变化。根据设备的设计，预计在大约5nm的波长间隔内，GDD的变化率为2倍，这就需要高光谱分辨率。因此，用模式锁定的掺钕玻璃激光器取代了干涉仪中的白炽灯光源，从而缩短了数据采集时间，这种激光器具有10nm宽的光谱，中心波长可在8nm范围内调节。为了确定色散，在迈克尔逊配置中使用了光谱干涉仪。如图4所示，以2nm的步长调谐激光，提取了群延迟的光谱依赖性。
如图4中的误差条所示，测量重复进行了多次，以便统计确定置信区间。为便于比较，图中还显示了完整的设计数据，即反射率和GDD与波长的函数关系。测量数据可能与设计数据不完全一致，尽管如此，测量结果还是证实了使用 RSAM产生大量色散的可能性。此外，测量结果还再现了特定设计所预测的色散量，并显示了三阶色散的预期趋势，尽管色散特性可能由于最小的生长误差而发生了微小的偏移。
本节讨论的RSAM已成功应用于被动锁模的掺钕微结构光纤激光器，其工作中心波长为1.056um，在干净的孤子工作中可产生低至180fs的脉冲持续时间。这种激光器具有极高的增益，因此提供具有大调制深度ΔR的无源锁模机制以获得短脉冲持续时间似乎至关重要。因此，RSAM1获得了最佳效果。在锁模光纤激光器中，色散平衡显然是由微结构光纤主导的，在实验中，微结构光纤的群速度色散为β2x-15fs2/mm。这导致往返GDD为-17000fs2，即比RSAM1的峰值色散大三倍。然而，在一些激光实验中，观察到的孤子脉冲能量与通过孤子面积定理从光纤色散中计算出的孤子脉冲能量存在偏差。之前也有人观察到类似的孤子能量偏差，尽管饱和情况下的色散测量仍未完成，但RSAM2的强色散改变了腔内色散，使得脉冲能量高于仅用光纤色散所能解释的能量。这进一步强调了在使用SAM 可饱和吸收镜对激光器进行无源模式锁定时，考虑其色散效应的重要性。
图4(左图)：两种受测RSAM的反射率和色散。实心曲线：根据公式预测的光谱特性。(a)RSAM1：t=0:78，r=0:5，N=5。(b)RSAM2：t=0:96，r=0:77，N=4。点：矩阵法计算的光谱特性。虚线：完全饱和元件(fully saturated device)的计算色散，假设(a)和(b)的 t=0:94 和 0:99。放大的插图显示了与计算数据相比较的色散测量结果。空心三角形：通过光谱干涉仪进行的色散测量。
图5(右图)：用脉冲持续时间为200 fs 的模式锁定掺钕玻璃激光器在1060nm波长处测量的RSAM共振可饱和吸收镜的反射率与输入通量的关系（符号和实心曲线）。饱和通量F是通过拟合程序确定的，由填充圆圈和细实线表示。虚线 表示如何提取可饱和损耗和不可饱和损耗的数值。插图显示的是用同一激光器测量的泵浦探针轨迹。(a)RSAM1。(b) RSAM2。
总结：
上述讨论的理论处理和实例清楚地表明，RSAM设备可以产生大量色散。RSAM方法能为高达厘米长度的高色散增益材料提供色散补偿，甚至还能为孤子锁模提供额外的负色散，当设计的色散值超过大约1000 fs2 时，应仔细检查设计的稳定性。因此，对于较大的色散值，可能需要采取措施对设备的动态行为进行预补偿。另外，通过预计，即使进行了详细的预补偿，产生的色散应该不会大于10000fs2。
从根本上看，对超临界RSAM设计的动态行为进行实验研究比较有意义，从理论上讲，这种装置可以在脉冲持续时间内提供色散的急剧变化，这可能会导致峰值色散的同时增加和带宽的崩溃，从而产生有趣的脉冲整形效应。同样，在吸收器中使用第二个泵浦脉冲或改变谐振激光设备的增益，也能以受控方式驱动此类设备进入谐振，从而研究临界行为附近的动态。
利用本文提出的方法，只要设计参数大致已知，就很容易预测SAM设计的色散特性。这样，即使难以直接测量器件的色散，也能排除锁模固态激光器中的寄生色散效应。此外，谐振设计通常可适于提供与非谐振设计相同或更高的调制深度，但可同时产生负色散，从而减少或完全消除对激光器内部色散补偿镜和棱镜序列的需求。这对于具有数千兆赫重复率的短腔激光器来说较为友好，因为它们的腔体不允许采取任何内在色散补偿措施以外的其他措施。如果使用半导体圆盘激光器，色散补偿也可以在增益结构内部完成。最终，这可能会导致完全垂直集成的激光结构，无需添加外部元件即可实现直接模式锁定。
参考文献: Resonant Saturable Absorber Mirrors for Dispersion Control in Ultrafast Lasers IEEE J. of Quantum Electronics, Vol. 43, p.174, 2007
