摘要：自由空间光学允许设计自由和控制，但小型化和可制造性有限。在此，Antoine Delgoffe等人提出了一种制造复杂小型化自由空间光学系统的方法，该方法将非接触式飞秒激光激活对准与飞秒激光3D制造结合了光机元件的基板相结合。具体来说，研究人员实现了一个手掌大小
专家视点
自由空间光学允许设计自由和控制，但小型化和可制造性有限。在此，Antoine Delgoffe等人提出了一种制造复杂小型化自由空间光学系统的方法，该方法将非接触式飞秒激光激活对准与飞秒激光3D制造结合了光机元件的基板相结合。具体来说，研究人员实现了一个手掌大小的全玻璃GHz飞秒激光腔，其对准和激光操作通过使用另一个飞秒激光的激光-物质相互作用以非接触方式永久调谐。所制造的Yb:KYW振荡器显示出衍射受限光束的自启动锁模，并在725 mW的入射泵浦功率下，以1.0925 GHz的重复率输出182 fs脉冲宽度的稳定孤子串。该工作发表在Optica上。
Antoine Delgoffe, Saood Nazir, Sargis Hakobyan, Clemens Hönninger, and Yves Bellouard, All-glass miniature GHz repetition rate femtosecond laser cavity, Optica 10(10): 1269-1279 (2023).
由于其脉冲的短暂性，飞秒激光器在许多应用中变得无处不在，不仅适用于需要高峰值功率来触发非线性光学响应的应用，如3D微制造或手术应用，还适用于基于光学频率梳的计量和创新光谱应用。飞秒激光振荡器有三种不同的实现方式，分别依赖于自由空间光学、光纤或集成光学，每种方式都有其优点和局限性。在这三种方法中，自由空间光学提供了相当大的设计自由度，例如控制腔模尺寸，在功率提升和信噪比方面具有领先的性能。然而，它以固有的有限小型化能力和可制造性为代价。
为了解决这些问题，研究人员探索了一种几乎完全由玻璃制成的自由空间飞秒激光器的新概念，其中激光腔的组件放置在预制的玻璃基板中，随后使用飞秒激光-物质相互作用而不是典型的机械相互作用进行对准。通过将这种方法应用于GHz重复率飞秒激光腔的特定情况（即光脉冲往返长度
在之前制造紧凑型GHz腔的尝试中，Shoji等人实现了一种准单片激光源，其中定制的玻璃组件被精确地手动粘合在一起。即使不稳定，该器件也能实现超低强度噪声和相位噪声性能。研究人员通过与氟化钙的内部接触冷却Yb:Er玻璃晶体，防止了有害的热效应（即功率限制、模式失真）垫片。Feng等人使用传统的组装方法，通过将玻璃组件直接粘合到铝基板上，也充当散热器，构建了一个环形振荡器克尔锁模GHz激光器。虽然铝很轻，适合散热，但它的热膨胀系数（∼23 µ/m/ͮC）相当大，导致腔长（即重复率）的显著波动，必须通过主动稳定来补偿。尽管存在这一缺点，但在室温±1 ⁰C下设法将标准偏差保持在143 nm（即1.08 kHz）以内。
与这些尝试不同，这里的方法建立在单个微机械基板的概念之上，该基板具有预定义的组件支架和嵌入式弯曲元件，随后通过非接触方式将其调整到亚纳米分辨率，利用体积非烧蚀激光照射引起的体积变化。使用单个基板提供了一种解决自由空间光学GHz腔固有可靠性、可制造性和精度要求的途径。首先，单个基板提供了一个由所有元素共享的参考坐标系，这是相对于彼此精确定位和对齐它们所必需的。其次，使用单一的创新3D激光加工方法（这里是飞秒激光曝光与蚀刻相结合），结合精密工程设计方法，在调整前提供了接近1 µm的定位精度，因为所有参考表面都是使用单个制造平台一次制造的。第三，熔融石英的使用提供了优异的热稳定性，可以抵抗温度波动，但杨氏模量与铝相似。熔融石英的热膨胀系数在非工程材料中最低（比Invar低两倍，比铝好约40倍，比钢好16倍，这两种材料通常用于镜子安装）。一般来说，使用超低热膨胀系数（即
01
激光腔的概念及设计
图1给出了“全玻璃”光学器件的一般运转概念。为了简单起见，只表示了几个元件，但是这个概念可以根据需要自然地扩展到尽可能多的元件。在图1(a)中，通过三维飞秒直接激光写入制造玻璃基板。基板作为模板，为各种组件预先对准槽，在这种情况下，弯曲和平坦的微镜以及内置的微调节器来微调光学对准，在这里，只有一个自由度来调整第二个镜子的偏航。图1(b)在化学浴中显影后，通过去除暴露的碎片来释放各种元件。图1(c)镜子可以通过人工操作或机器人夹持器插入预对准的槽内，并通过内置夹具固定在位置上。组件可以使用合适的粘合剂，例如紫外光固化环氧树脂或通过飞秒激光焊接永久粘合到玻璃基板上。由于制造公差，主要来自组件本身，在较小程度上，源于基板加工，在器件中传播的光束可能偏离理想光路。在这种情况下，它的目的是让光束反射到第二个镜子上并重叠自己，就像在光学驻波谐振器中的情况一样。由于光束向弯曲反射镜传播的横向偏移，光束错过组件的中心并以一定角度向第二个平反射镜反射；由于光束不是以法线角度入射，所以它不能被反射回同一路径。在这个概念中，光束的原始横向偏移不能被修正；然而，第二个反射镜的光学表面可以调整，微调节器可以通过用飞秒激光写入应力发生器(或“应力源”)来驱动，使用相同的激光微加工设置。
图1 “全玻璃”光学器件的一般概念以及制造的各个阶段。(a) 飞秒激光制造具有精确预对准槽和柔性机构的玻璃基板，以完成光学对准。蓝色箭头表示承载基板的平台和聚焦物镜的协调运动。(b) 激光增强湿法蚀刻后嵌入结构的释放。(c) 在装配过程中，光学元件（这里是两个镜子）插入槽内，可以用一些粘合剂粘合或使用飞秒激光器焊接。携带第二面镜子的微调节平台可以旋转，以微调在装置内传播的光束的循环。这是通过在驱动部件内刻印一个应力源来完成的，再次使用飞秒激光。绿色箭头表示微调节器平台的旋转。红色箭头表示光束路径的调整。(d) 光学分系统已永久对准并准备封装。
这将旋转整个载体平台，并以超高角分辨率校正光束路径。该工艺是无接触的，可以在密封后的最后包装步骤中通过访问窗口进行。图1(d)通过适当的机械设计和应力加载，变形可以无限期保持，光学器件永久对齐并准备使用。在这种循序渐进的通用包装调整原理中，通过设计实现运动方向的可逆性。挠性机构本身是有弹性的；因此，它可以在两个方向上加载或卸载。然而，由“应力源”产生的力并应用于变形挠曲仍然是永久的。提供力的元件（如图1所示，一根暴露在激光束下的杆）可以向相反的方向驱动，因此可以提供双向运动。当然，这样做的次数是有限的，也就是说，激光曝光的空间是有限的。通过设计，在该杆上有足够的空间允许快速收敛到所需的最终永久变形挠曲位置。在这种情况下，静应力稳定性对于保持构件是必不可少的。在一项专门的研究中，研究人员发现在很长一段时间(大于1年)和不同的大气条件下，压力水平接近兆帕时没有可观察到的变化。另一个方面是温度对定位稳定性的影响。根据先前的研究，激光照射区域的相对热膨胀系数增加估计最多在约为1 μ/m/⁰C的范围内。该值可以通过选择其他激光曝光参数和/或通过设计补偿热膨胀系数不匹配扩展来减小。
在这里，先讨论一下GHz激光腔的设计及其工作原理。如图2(a)所示的激光腔，采用改进的z形排列，其中有三个弯曲折叠镜（M1, M2和M3），两个端镜之间放置增益介质（掺镱钨酸钇钾双轴晶体），由输出耦合器和半导体可饱和吸收镜组成。使用一对透镜（f1约为11.16 毫米, f2约为38.1毫米），该晶体被光泵浦通过一个二向镜（M3），其中单模激光二极管的连续波光尾连接到保偏光纤，中心约为 979.5 nm，可提供高达950 mW的功率。泵浦光束沿Ng晶体光轴传播，其线偏振方向为Nm，平行于绘制平面。使用免费的模拟高斯光束传输软件包，通过ABCD形式体系计算了泵和腔的模态直径作为位置的函数图2(b)。从左到右，从半导体可饱和吸收镜开始，45微米宽的光束扩展约10倍，通过镜面M1准直。半导体可饱和吸收镜的饱和影响约为50微焦/平方厘米，调制深度约为0.9%，不饱和损耗约为0.6%，弛豫时间常数约为1皮秒。M1 (反射率约为99.9%，曲率半径为30 mm)的前表面涂有Gires-Tournois干涉仪涂层，具有负的群延迟色散约为-800±100 fs^2，以确保产生稳定的孤子。光束传播到高反射镜M2 (反射率约为99.98%，曲率半径3 毫米)，该反射镜将光束聚焦到半导体可饱和吸收镜光斑的镜像中，进入增益晶体。离开晶体后，光束再次膨胀约10倍，并通过镜面M3 (反射率约为99.9%，曲率半径30毫米)重新准直。最后，光束向输出耦合器传播，通过输出耦合器提取腔内功率的一部分。输出耦合器是一个透射率为1%的反射镜，背面有一个楔形，以防止回反射进入腔内。输出椭圆度约为0.75（510微米×380微米椭圆）。假设掺镱钨酸钇钾晶体在约1微米波长处的折射率为Ng约为2.037，则总腔长约为137 毫米，预测重复频率约为1.0938 GHz。为了尽量减少光束散光，腔角尽可能小(即组件旋转小于7.5度)。这些角度仅受实际使用的单个组件的尺寸限制，而不受衬底本身的限制。因此，分量越小，角度就越小。
图2 (a) 从上方看到的二极管泵浦固体激光振荡器结构示意图。改进的z形腔由半导体可饱和吸收镜和输出耦合器端镜组成，其中有三个折叠曲面镜；M1 (Gires-Tournois干涉仪），M2和M3（二向色镜），中间放置一个掺镱钨酸钇钾增益晶体。增益晶体是通过使用一对准直和聚焦透镜的保偏光纤尾状激光二极管的聚焦来泵浦的。(b) 腔模半腰沿腔光轴纵向位置的函数，与(a)平面平行(垂直)的半径为绿色实线（红色虚线）。细的垂直黑色线表示各种标记的光学表面的轨迹。(c) 晶体内部聚焦放大，泵浦模式半径为绿色虚线(红色虚线)和阴影区域。
02
振荡器制造
第一步是制造衬底。这是使用飞秒激光曝光和化学蚀刻相结合的工艺完成的。在实践中，一个1毫米厚，15厘米的熔融硅片被用来雕刻出整个（100毫米× 60毫米）腔基板。选择这种衬底厚度是出于实际原因，但选择更厚的衬底也可以增加自然共振机械频率（例如，最低频率的振动模式将与衬底厚度具有三次相关性）。在这里，对于1毫米厚的衬底，集成的三个最低频率振动模式在400赫兹到1千赫兹的范围内。该工艺的估计精度（可重复性）约为±5微米。基板的底部包含三个V形槽，在厚度上蚀刻，以唯一地参考基板，并与最终封装形成运动学耦合。在这里，光泵光学器件安装在基板外部，但也可以集成到同一基板上。泵浦光束平行于玻璃基板排列，靠近M3的中心。
基板具有插入槽，其中直接放置腔体组件，镜子，晶体和半导体可饱和吸收镜，在这里，使用一对带有弯曲特氟龙尖端的镊子。利用微制造工艺的3D能力，每个插入槽都是基于精密工程概念设计的，因此，稳定性和接触点定义了近似于等静力加载情况的定位。内置的可变形夹具有效地将组件锁定在适当位置，并确保光学表面相对于基板表面的垂直度。具体来说，夹具由两个叶弹簧挠曲组成，提供线性平移运动（±120微米行程范围）。在插入组件时，使用安装在精密台上的针收回夹钳。该输出耦合器是安装在一个灵活的机构，用于微调腔通过调整其俯仰和偏航。
由于制造过程的固有精度，在组装组件后，在没有激活弯曲机构的情况下，谐振器几乎对齐，这可以从激发晶体的自发发射中看出，谐振器循环进入腔并通过光耦合器退出。然而，对准精度不足以实现激光和锁模，需要进行微调。为了完成这一操作，在波束剖面仪上收集远场信号（图3）。然后根据观察到的模式精细调整俯仰和偏航。继承了存在于基片和元件中的固有公差，校准校正所需的振幅和方向对于每个单独制造的激光腔都是独一无二的。模式的演变是相当迅速和明显的，方向可以确定，只写几行试验和反转，如果需要的话。在对准过程中，泵浦功率设置得相当高（约为222 毫瓦），以补偿对准损失，并在波束剖面仪上获得清晰的信号，但不能太高，以防止意外触发强烈的Q开关不稳定性，这可能会损坏半导体可饱和吸收镜。因此，激光阈值最初将是高的，但将降低，因为对准是完善的。首先，观察到一个正方形图案（图1），它可以解释为一个主斑（左下角）和一个副斑（右上角），由于在腔内多次通过而扩散到其他两个角。在这里，对齐目标是通过将右上角带到左下角来折叠光模式，通过顺序调整俯仰和偏航，稍微重新定位输出耦合器。在插图中，首先从俯仰开始。将应力源模式写在俯仰致动器的中性平面下方，导致输出耦合器逆时针旋转。在激光曝光俯仰致动器后，正方形图案被有效折叠（序列I到序列III）。
图3 通过驱动内置微调节器重新定位输出耦合器时，光束剖面仪上的激光腔输出远场。泵浦功率约为222毫瓦大于1微米的长通滤波器。I：插入预对齐组件后得到的光图。正方形图案必须通过重叠四个黑色虚线圆来折叠。II：中间模式在俯仰驱动。III：完成螺距致动后。IV：偏航驱动过程中的中间模式。V：光学校准足以激活TEM03模式。横向模式的次级叶与偏航驱动合并。VII-XII：放大图像。在偏航驱动过程中，从TEM02到TEM00目标模式的瓣合并。沿Np晶体光学轴（垂直于玻璃基板）的线偏振。
接下来，调整偏航。因此，次要斑点被移动到左边（序列III和IV），这有效地将图案(III)压缩成更六边形的形状(IV)。在对齐的这一点上，观察到强度的巨大波动，最终导致非常干净的TEM03模式图案(V)的出现。考虑到模式的几何形状，然后继续调整偏航，直到叶开始合并(VI)。可以通过低阶中间横向厄米高斯模式（V和VI）进行扫描，说明对准过程的准确性和稳定性。从VII到XII，配置文件被放大，以更好地可视化模式合并。在那里，可以欣赏到从TEM02到TEM01的平稳过渡，并最终过渡到有针对性的基本TEM00模式。在第十二之后，俯仰和偏航都可能进一步细化，以优化功率输出。在这里，输出光束略呈椭圆形，腰的比值约为484/590，约等于0.82。此时，停止了调整过程。为了进一步改善对准，可以使用光束采样器将部分信号重定向到功率计上，就像在激光-光纤耦合的背景下所做的那样。总体而言，人工监督的调整时间约为120分钟。
基于一个单独的实验，使用这种特殊的微调节器设计，确定了俯仰和偏航的角度范围约为±2毫弧。根据一项使用免费软件包进行的校准公差研究，除了最敏感的元件输出耦合器必须在±0.5毫弧内校准外，腔可以同时容忍所有组件上大约±1.2毫弧的校准误差。此外，研究人员还确定了偏航激光写入线的角分辨率约为21纳弧每毫米（脉冲能量约为218 纳焦），俯仰激光写入线的角分辨率约为70纳弧每毫米（脉冲能量约为198纳焦）。这些分辨率比最精确的手动调整光学机械支架好两个数量级。
图4显示了完全组装的全玻璃GHz激光振荡器的图像选择。图4(a)显示了直接插入玻璃基板内的所有单个空腔组件并根据空腔设计进行了标记（图2）。人们可以欣赏光学表面相对于基板表面的垂直度。在图4(b)中，当泵浦通过增益晶体时，连接镜面中心的光轴高度进一步突出。当房间的灯关闭时，蓝绿色的荧光是肉眼可见的，灵敏的智能手机相机传感器可以显示散射的近红外光（泵浦光和放大自发辐射）。此时，GHz腔位失调，输出图像1的信号（图3）。图4(c)是在关闭灯的情况下拍摄的，在非接触对准过程之后和激光（低于锁模阈值）。自由度偏航/俯仰驱动器仍然位于显微镜物镜下，用于聚焦飞秒激光束以写入驱动应力源。光束光斑穿过增益晶体并撞击到M2的中心。千兆赫兹腔输出图像XII的TEM00模式（图3）。
图4 组装全玻璃GHz振荡器。(a) 所有腔部件标记的侧视图。(b) 激光晶体的特写视图（在最终对准之前），荧光和泵浦光束穿过玻璃基板表面。近红外发射是由智能手机图像传感器显示的。(c) 在用飞秒激光照射输出耦合器的俯仰角和偏航角进行永久对准校正之后。
03
激光腔的光学特性
平均功率测量使用热电堆传感器。图5(a)显示了泵浦激光二极管注入电流与光泵浦功率泵浦的关系。这里，泵浦功率是指入射到镜面M3背面的功率。因此，不考虑通过M3的传输和晶体中有效吸收的部分，这高估了有效光泵浦功率，从而低估了实际效率几个百分点。使用线性拟合，研究人员检索了以下关系功率/泵电流关系Pp=0.61ILD-42(mW)。
图5 平均输出功率特性。(a) 作为平均入射光泵浦功率的函数绘制。黑圈：参考数据点从连续波振荡器与HR镜像，而不是SESAM。蓝色向下指向三角形：调Q锁模运转。橙色向上指向三角形：连续波锁模操作。局部线性拟合的斜率效率。(b) 光对光转换效率。(c) 在(a)、(b)中以红色圈出的数据点处，锁模期间1小时内捕获的总体平均值的相对功率稳定性。黑色虚线显示线性漂移趋势。灰色阴影区域表示1、2和3σ均方根间隔。
在连续波模式下工作的第一个激光腔（黑色圆圈所示）与最后的GHz飞秒振荡器和相同的组件具有相同的几何结构，但是用高反射镜代替半导体可饱和吸收镜终止腔，作为参考来定义该谐振器设计和泵浦配置的最佳可实现效率。连续波腔具有60 mW的激光阈值和32%的斜率效率。第二组数据指的是第二个振荡器，根据与第一个振荡器相同的配置，除了这次终止腔的高反射镜像被半导体可饱和吸收镜取代。阈值现在出现在50毫瓦左右，从这个阈值开始，输出功率以大约25%的斜率效率上升。在296毫瓦入射泵功率以上，系统过渡到自启动锁模状态，具有不连续特征和斜率效率的增加，这是半导体可饱和吸收镜饱和和孤子形成导致腔内损耗变化的标志。在此功率中断之前，输出功率达到57毫瓦，对应于5.7瓦的腔内功率或在1.09 GHz重复频率下约5.2纳焦的腔内脉冲能量。假设半导体可饱和吸收镜上的模式面积为1529平方微米，检索到的脉冲通量F≈6.8Fsat，即约为341微焦每平方厘米。随着泵浦功率的进一步增大，输出功率继续增大，最大斜率效率达到30%左右，最终下降到19%（如图黄曲线上的红圈所示）。这种效应可以有多种解释。第一个可能的原因是增益晶体的过饱和，泵浦在介质中输出高达150千瓦每平方厘米，约为掺镱钨酸钇钾晶饱和强度（约为2.1千瓦每平方厘米）的71倍；然而，该值与中达到的因子60相似，未观察到影响。第二个问题是晶体过热和透镜，晶体没有充分冷却。
相反的观点是，在连续波振荡器中没有观察到效率损失或模式畸变；热负荷相当有限，掺镱钨酸钇钾晶体的量子缺陷在这里是一个优势，晶体吸收估计小于约50 mW。因此，这种影响可能更多地与半导体可饱和吸收镜中的热效应有关，或者与瞬时峰值功率有关，而不是与平均功率有关。半导体可饱和吸收镜非线性反射率的“翻转”与逆吸收系数F2有关，这是一种已知效应。这一假设得到了最后记录数据点的支持，该数据点估计入射到半导体可饱和吸收镜上的脉冲通量F≈21Fsat，即约为1毫焦每平方厘米。此外，使用热像仪，研究人员确认晶体和半导体可饱和吸收镜即使在最高工作点也保持在50度以下。然而，该相机的空间分辨率阻碍了对可能的热透镜梯度的直接观测。锁模振荡器的斜率效率并没有完全达到连续波参考曲线的效率，因为在满饱和状态下，实验中使用的半导体可饱和吸收镜最多达到99.4%的反射率，低于连续波工作中使用的高反射器的99.998%。
图5(b)显示了与5(a)相同的数据，但转换为光-光转换效率。在那里，参考连续波数据最终在ηopt≈32%左右达到平台。对于锁模振荡器，在准连续波工作模式下，转换效率上限为ηopt≈25%，当超过锁模阈值时，转换效率突然升至5%左右。最终在ηopt≈26%时达到峰值，然后降解。这些测量的效率与相关文献中报道的相当，在克尔透镜锁模振荡器配置（1.2毫米厚的掺镱钨酸钇钾晶体，10%浓度）中，连续波配置的ηs≈36%的斜率效率和锁模振荡器的ηopt≈24%的斜率效率被记录下来。在这里，泵浦模式场被放大了两倍，达到ωp≈8微米半径，使用0.5%输出耦合器。在另一项研究中，ηs≈69%和ηopt≈61%的效率记录（0.72毫米厚的掺镱钨酸钇钾晶体，10%浓度），但这次使用了半导体可饱和吸收镜锁模振荡器配置，使用5%透射率和ωp≈17微米光斑半径的输出耦合器。研究人员将高值归因于多种因素，包括腔和泵浦模式之间的重叠，在981 nm处泵浦，双泵浦方案及进一步降低重吸收的薄晶体。在这里，腔与泵浦的模态尺寸比为ωp/ωc=0.6。在其他研究中，有利于较高斜率效率的最优比值，即输出功率，应该更接近于一致。除了在激光阈值附近存在泵浦外，ωp/ωc
在激光锁模时，记录1 小时内的输出功率。随着时间的推移，相对的功率稳定性，如图5(c)所示。可以注意到一般缓慢的线性趋势，顶部是快速的较小波动。线性拟合0.0358*t−1.0740(%)捕获了这种漂移，它负责在1小时内稳定的2%的全球增长。这种漂移很可能是热源的。事实上，也有一个GHz振荡器对着空气，观察到输出功率与房间内环境温度变化之间存在很强的正相关关系。如果专注于前2-3小时，输出功率线性增加约2%，与环境温度增加0.5度平行。温度变化可以（可逆地）影响振荡器对准，也可以影响晶体内部的温度梯度（即热透镜），这改变了泵浦-腔模式重叠，从而改变了激光效率。
通过减去该漂移分量并将所有时间片相加，可以构建具有清晰高斯分布的直方图。通过拟合得到σRMS≈34%。研究人员使用他们的1.2 GHz振荡器获得了0.63%的输出功率稳定性，测量时间超过1000秒，该振荡器采用传统光力学，使用浓度为5%的2毫米厚的布鲁斯特切割掺镱钨酸钇钾晶体。注意，腔不是密封的，也不是放在洁净室环境中，因此，对周围的空气流动和灰尘颗粒是开放的。尽管存在这些次优工作条件，振荡器仍保持锁模。痕迹没有重复的大尖峰，这表明有问题的调Q不稳定性且没有明显的功率下降表明半导体可饱和吸收镜没有损坏。
通过对封装振荡器进行适当的热管理，对泵浦激光二极管进行主动反馈并可能将晶体转向布鲁斯特角滤除激光发射的偏振，可以显著提高激光器的稳定性。光束质量[图6(a)]以及腰部轮廓，使用安装在平移导轨上的光束剖面仪进行测量，用于用150毫米透镜聚焦光束。该焦点参数的选择足够长，以确保在焦点附近有足够多的代表性数据点且最小光斑尺寸大于光斑成像传感器的60微米直径分辨率。仔细观察图6(b)中的焦点，可以发现像散光的明显证据，正如谐振器设计所期望的那样，可以通过进一步减小三个折叠镜（M1, M2和M3）和晶体旋转角度来减少散光。数据与Mx^2=1.03±0.03和My^2=1.02±0.02的值拟合得很好，说明激光束本质上是衍射极限的，适合在单模光纤内耦合。y分量在d=193 mm处达到最小直径，其中光束几乎是完美的圆形，而x分量在d=200 毫米处达到最小，其中恢复了轻微的椭圆轮廓。例如，这种椭圆轮廓可以使用圆柱形透镜进行校正。
图6 输出光束特性。用焦距150 mm的对焦镜头测量M^2。(a)半腰距镜头距离的函数。绿色三角形表示沿平行于腔基板方向的投影，而红色正方形表示沿垂直方向的项目。插图A：聚焦镜头入口的光束剖面图，在腰部曲线剖面图中用黑色实线表示。(b)聚焦区域附近腰部曲线放大。在两个焦点处拍摄的相应光束轮廓如图B和C所示。最适合的在腰廓上显示为虚线。
为了分析锁模状态下的脉冲序列，输出自由空间光束通过中性密度轮进行可变衰减，并照射到具有10 GHz带宽（即35 ps上升时间）的超快光电二极管上，其本身连接到8.4 GHz带宽的示波器，提供高达20样本数每秒的采样率。50欧姆通道阻抗将光电二极管产生的光电流转换成电压信号，如图7所示。图7(a)显示了在5纳秒时间窗口内拍摄的轨迹，显示了单个脉冲。处理后的脉冲间时间差异（或所谓的“时序抖动”)表明平均周期为915 ps。幅度变化可能是由示波器的皮秒范围时间分辨率引起的混叠伪影，比脉冲的亚秒实际持续时间大得多，这妨碍了信号包络波形的准确重建，特别是峰值的位置。图7(b)是脉冲序列的傅里叶变换，分辨率带宽为100 kHz。它揭示了射频梳，在重复频率1.0925 GHz处发现了基波峰，谐波梳齿以相同的值有规律地间隔。本底噪声平均约为-90分贝毫瓦。在频率梳线之间也发现了间歇性特征，峰值在大约-70分贝毫瓦和-55分贝毫瓦之间。研究人员将其解释为寄生反射的特征，寄生反射仍然被振荡器或横向高阶模的激发放大。这种影响可以通过进一步优化腔泵重叠来抑制。根据设计，期望的重复频率为1.0938 GHz。然而，通过精密测量，发现实际晶体厚度比假设厚度厚58微米，从而将预测重复率降低到1.0934 GHz，与实际测量值仅偏移860千赫兹（即相对差约为0.08%）。转换为位置精度，这意味着制造的腔比最初的概念长大约100微米，考虑到沿137毫米光学长度的腔的所有堆叠公差，这说明了制造方法是多么精确。最后，图7(c)放大了基频。叠加了一个洛伦兹函数，其半最大带宽与仪器分辨率带宽极限10 kHz相对应。
图7 脉冲序列特性。(a) 5 ns时间尺度脉冲序列波形。(b) 傅里叶变换频谱，显示了规则间隔的基频和谐波梳线。(c) 以1.0925 GHz重复频率为中心的孤立基梳线。黑色虚线表示示波器的分辨率限制。使用50欧姆阻抗。事件泵功率设置为511 mW。
包络线估计的背面预测，约137毫米长熔融石英腔将至少经历腔长波动在±69 nm，±1度左右的室温波动。这对应于重复频率的变化约550赫兹，这是目前的设备无法解决的。低于10 kHz的波动水平和全玻璃方法与主动稳定方案完美兼容。这可以通过集成线性静电平移微致动器来实现，以快速连续地调整腔体的长度。然而，线宽和与相关文献相当的约76分贝信噪比表明，即使没有密封或主动稳定，“全玻璃”激光腔也表现良好。
研究人员使用一台分辨率约为0.8纳米的光谱仪来估计谱线宽度。在388毫瓦入射泵浦功率下的光谱（如图8所示）显示出以1046.5 nm为中心的单一发射线。双曲正割平方曲线比高斯曲线更适合数据，这是干净的准孤子的特征。考虑到仪器展宽，估计半最大带宽约为3.7纳米(±0.8纳米)，即实际半最大带宽为3.7纳米。图8(b)显示了随入射泵浦功率增加的发射线演变。在Ppump≈174毫瓦（即低于锁模阈值）时，谱线在λ₀≈1045.2纳米和Δλ≈1.0纳米（±0.8纳米）处达到峰值。远高于锁模阈值，对于Ppump≈511毫瓦，它在λ₀≈1047.4纳米和Δλ≈5.4纳米（±0.8纳米）处达到峰值。随着泵浦功率的逐渐增加，由于腔损失的减少，光谱线逐渐向连续波振荡器参考线λ₀≈1047.9纳米和Δλ≈0.6纳米（±0.8纳米）红移，而自相位调制则使脉冲带宽变宽。
为了估计时间脉宽，研究人员使用了一个切换到无背景非共线模式的自相关器。Ppump≈388毫瓦的自相关迹，如图8(c)所示，并与双曲正割平方曲线和高斯曲线进行了比较，再次确认了准孤子脉冲的特征。当Gires-Tournois干涉仪反射镜（M1）引入的负色散与晶体的自相位调制很好地平衡时，就会发现这种情况。从这条曲线拟合中，研究人员恢复了τA=480±2 fs的带宽强度自相关，考虑到双曲正割平方的卷积因子，转化为估计的脉冲持续时间为Δτ=0.6482τA=311±1 fs。根据这一信息，估计准孤子脉冲的时间-带宽积为Δτ。Δν≈0.315±0.001≈0.3148，表明准孤子脉冲确实存在傅里叶变换极限。
最后，图8(d)给出了脉冲持续时间（假设为双曲正割平方拟合）作为腔内脉冲能量的函数，高于锁模阈值。在那里，脉冲持续时间从Ep=7.3纳焦（Ppump≈327毫瓦）的Δτ=377±3 fs减少到Ep=16.3纳焦（Ppump≈725毫瓦）的Δτ=181±2 fs，这对应于峰值功率从估计的峰值功率171±1瓦增加到峰值功率793±8瓦。当E//Np时，利用非线性折射率n2≈8.6*10平方米每瓦，研究人员计算了658纳弧每瓦的自相位调制系数。在锁模模式锁定阈值处，估计每单次通过的非线性相位变化为11毫弧。特征非线性和色散长度近似相等。带宽脉冲持续时间趋势得到了很好的再现。从拟合中，研究人员获得了净腔内总群速度色散为每单通-569(±4)平方飞秒，从晶体，半导体可饱和吸收镜和空气介质中的总结果为269(±4)平方飞秒。根据该模型并假设ηopt≈25%[图5(b)]，可以推断并合理预期进一步的脉冲压缩至150飞秒，在Ep≈19纳焦腔内脉冲能量和Ppump≈832毫瓦入射泵功率下，脉冲平均输出功率高达Pout≈208毫瓦，峰值峰值功率为1.1千瓦。这种性能可以与50毫米长振荡器（即2.864 GHz）进行比较，后者使用2.6瓦的泵浦功率产生162飞秒的脉冲，峰值功率为1.5千瓦。
图8 腔产生的准孤子脉冲分析。(a) 连续波锁模运转的谱线，采用双曲正割平方剖面（红色虚线）和高斯剖面（绿色虚线）拟合。(b) 不同入射泵浦功率下的谱线。蓝色向下三角形：低于阈值的调Q锁模运转，功率为174毫瓦。绿色方框：连续波锁模运行，对应于(a)的数据，功率为388毫瓦。橙色向上三角形：连续波锁模运行511毫瓦。黑圈：连续波参考振荡器与高反射镜。(c) 图7(a)所示孤子脉冲的强度自相关迹线，拟合为双曲正割平方曲线（红色虚线）和高斯曲线（绿色虚线）。半对数的插图。(d) 脉冲持续时间与腔内脉冲能量的函数关系。绿色圆圈突出显示了与(a)、(c)相关的数据点。橙色圆圈对应于(b)中的橙色光谱。准孤子脉冲压缩模型绘制为虚线。
综上所述，研究人员实现了一个新颖的概念，手掌大小的全玻璃飞秒激光GHz振荡器腔，利用飞秒激光加工方法。飞秒激光用于加工具有组件组装预定义特征的玻璃基板以及内置的嵌入式弯曲元件，这些元件可以使用相同的激光进行永久微调，以实现亚纳米和亚弧度角分辨率的超精确定位。具体来说，研究人员实现了一个低功率GHz重复锁模飞秒激光振荡器，提供低于200 fs的脉冲，脉冲能量高达约163皮焦，峰值功率约为793瓦，封装在信用卡上并被动冷却。从本质上讲，一个飞秒激光器被用来制造另一个飞秒激光器，不仅在激光腔的设计上，而且在它们的制造上，都提供了一个范式的转变。制造概念适用于更高的重复频率，从10 GHz到100 GHz。它是通用的，可以扩展到其他类型的微型腔。最后，该概念为光学系统制造提供了一种新的范例，适用于各种自由空间微型光学系统（例如干涉仪，光束成形器）。
来源：江苏激光联盟
