基于光学方法的太赫兹辐射源

2006年10月

中　国　激　光

CHINESEJOURNALOFLASERS

Vol.33,No.10

October,2006

　　文章编号:025827025(2006)1021349211

基于光学方法的太赫兹辐射源

孙　博,姚建铨

(天津大学精密仪器与光电子工程学院激光与光电子研究所,光电信息技术科学教育部重点实验室,天津300072)

摘要　太赫兹波技术在物理、化学、生命科学等基础研究学科,以及医学成像、安全检查、产品检测、空间通信、武器制导等应用学科都具有重要的研究价值和应用前景,而太赫兹辐射源正是太赫兹技术发展的关键部分。概述了基于光学方法产生太赫兹辐射的几种常用方法,着重叙述了利用非线性光学差频技术和基于横向晶格振动光学模受激电磁耦子散射过程的太赫兹参量振荡技术工作原理,以及目前的研究状况,并对这两种方法产生太赫兹波辐射源未来的发展方向进行了展望。

关键词　非线性光学;太赫兹辐射;太赫兹波的产生;非线性光学差频;相位匹配;太赫兹波参量振荡器;电磁耦子中图分类号　O441.4　　　文献标识码　A

GenerationofTerahertzWaveBasedonOpticalMethodsSUNBo,YAOJian2quan(KeyLaboratoryofOpto2ElectricInformationScienceandTechnology,

MinistryofEducation,InstituteofLaserandOptoelectronics,

CollegeofPrecisionInstrumentandOpto2ElectronicsEngineering,TianjinUniversity,Tianjin300072,China)

Abstract　Theterahertz(THz)techniquehasattractedmuchattentionfromavarietyofapplicationsinfundamental

andappliedresearchfield,suchasphysics,chemistry,lifesciences,medicalimaging,safetyinspection,radioastronomy,moderncommunication,weaponguidanceandsoon.THzradiationsourceisacrucialpartofTHztechniquessystem.SometypicaltechniquesofthegenerationofTHzradiationbasedontheopticalmethods,especiallythenonlinearopticalprocesssuchasdifferencefrequencygeneration(DFG)andTHzparametricgeneration(TPG)basedonstimulatedpolaritonscatteringprocess,arebrieflyintroducedandreviewed.ThefutureofthesetwokindsofTHzgenerationmethodsisalsoforecast.

Keywords　nonlinearoptics;terahertzradiation;terahertzgeneration;nonlineardifferencefrequencygeneration;phasematching;terahertz2waveparametricoscillator;polariton

1　引　言

　　太赫兹波(THzWave),是指频率在0.1～10THz范围内的电磁波(1THz=1012Hz),其波段位于电磁波谱中毫米波和远红外光之间(30μm～3mm,亦称为亚毫米波),是光子学技术与电子学技

生和探测技术与十分成熟的微波、光学技术相比仍然十分落后,苦于未能找到具有高能量、高效率、低造价、且能在室温下稳定运转的太赫兹波辐射源,所以在上世纪80年代中期以前,人们对这个频段的电磁波特性知之甚少,形成了远红外线和毫米波之间

(THzGap)[1,2],如图1所示。所谓的“太赫兹空隙”由于物质在太赫兹波频段的发射、反射和透射

光谱中包含有丰富的物理和化学信息,并且太赫兹

术、宏观与微观的过渡区域。虽然早在上世纪20年代就有人对太赫兹辐射产生了浓厚的兴趣,但其产

　　收稿日期:2006203231;收到修改稿日期:2006205215

　　基金项目:国家自然科学基金(10474071)和高等学校博士学科点专项科研基金(20040056010)资助项目。

),男,河北邢台市人,天津大学精密仪器与光电子工程学院物理电子学专业博士研究生,主要从　　作者简介:孙　博(1979—

事太赫兹波辐射、非线性光学频率变换技术的研究。E2mail:sunbo_xt@163.com

),男,江苏省人,中国科学院院士,天津大学精密仪器与光电子工程学院教授,博士生导师,多年　　导师简介:姚建铨(1939—

从事非线性光学频率变换及全固态激光技术等方面的研究。E2mail:jqyao@tju.edu.cn

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有源区的串联级数来获得较大的光功率输出(已经

达到毫瓦量级),并且工作温度相对较高(已经达到液氮温区)。但其自身结构和生长技术都较为复杂,工作阈值电流密度较大,而且由于太赫兹波辐射的波长较长,导致大的光学模式,结果使小的增益介质和光场之间的耦合作用很弱;并且由于材料中自由

图1电磁波谱图

Fig.1SpectralrangeofTHzelectromagneticwave

波辐射源与传统光源相比,具有相干性、低能性、高穿透性等独特、优异的特性,与太赫兹辐射相关的太赫兹波技术逐渐成为国际研究的热点。它在物理、化学、天文学、生命科学和医药科学等基础研究领域,以及安全检查、医学成像、环境监测、食品检验、射电天文、卫星通信和武器制导等应用研究领域均具有巨大的科学研究价值和广阔的应用前景。目前,包括美国、西欧和日本等发达国家在内的世界各国都对太赫兹波技术的研究给予高度的重视,投入了大量的人力和物力,陆续开展了与各自领域相关的太赫兹波技术的研究[3]。研制出高功率、高能量、高效率且能在室温下稳定运转、宽带可调的太赫兹辐射源,并能将其方便、灵活地运用于科研工作和实际生活中,已经成为21世纪科研工作者追求的目标和迫切需要解决的实际问题。

根据太赫兹波产生的方式以及它所处电磁波谱中的位置,太赫兹波辐射可以利用光学技术和电子学技术两种方法来产生。目前,常见的电子技术产生太赫兹波的方法有反向波振荡器(BWO),它可以在亚太赫兹区域产生频率连续调谐的相干输出,但当频率超过1THz时,输出功率和工作效率急剧下降,并且使用寿命短,仍需进一步提高[4]。其他基于电子学振荡的太赫兹辐射源还有耿氏(Gunn)振荡器、布洛赫(Bloch)振荡器等,它们与反向波振荡器一样,都具有体积小、结构紧凑等优点,但都尚未实用化、商业化。而基于半导体技术的太赫兹激光器是目前发展较为迅速、且被认为是较为有发展前途的太赫兹相干辐射源,但仍有一些技术瓶颈有待解决。以浅掺杂的P型锗半导体激光器为例,它的转换效率和输出功率都较低,需要在超低温、大电流、强磁场情况下运转[5,6];而近些年来被誉为中远红外波段激光技术革命、具有量子阱结构的量子级联激光器,通过能带设计,其输出范围逐渐进入了太赫兹波段。太赫兹量子级联激光器可以通过适当增加

电子的作用,存在较大的光学损耗[2,7,8]。而属于真

空电子学范畴的自由电子激光器,理论上可以产生从远红外到硬X射线全波段的相干辐射,具有频谱范围广、峰值功率和平均功率高、可连续调谐以及相干性好等优点,但它体积过于巨大、能耗高、运行和维护费用较为昂贵,难以在科研工作中广泛普及[3]。

产生太赫兹辐射的光学方法最早是利用高压汞灯。高压汞灯全波段一般输出总功率为100W左右,由于它的输出光谱分布形状与温度为4000K的黑体辐射的辐射光谱形状相似,因此在0～2THz范围内的输出功率大概为70μW[9,10]。而在一般傅里叶变换红外线光谱技术中所常用的1600～2000K的黑体辐射源,可在近红外至远红外范围内提供足够的信号强度,但信号的相干性则不甚理想,且通常难以覆盖1.2THz以下至毫米波段的频谱。目前,利用光学方法产生太赫兹辐射主要有太赫兹波气体激光器,与超短激光脉冲有关、能产生宽带亚皮秒太赫兹辐射的光整流、光电导和等离子体四波混频等方法,还有在这里着重要讨论的非线性光学差频方法,以及与晶格振动有关的太赫兹波参量振荡方法。后两种方法可以产生连续可调谐的单频太赫兹波辐射,且均具有较高的输出功率。

2　光抽运太赫兹波气体激光器

　　直接产生太赫兹波辐射的激光器,是利用一台CO2激光器的远红外输出光抽运一个充有甲烷(CH4)、氨气(NH3)、氰化氢(HCN)或是甲醇(CH3OH)等物质的低气压腔,由于这些气体分子转动能级间的跃迁频率处于太赫兹波段范围,所以可以形成太赫兹波受激辐射,如图2所示。通过选择合适的工作介质、寻找新的能级跃迁谱线,就可以基本覆盖整个太赫兹波段。这种方法可以得到高达上百毫瓦的输出功率,且已实现商业产品化,并被美国国家航天局应用于卫星大气观测[11]。虽然这种技术被证实切实可行,但这种辐射源不是连续可调的,而且通常需要大的气体腔和数百瓦的能量输入,在体积、重量、效率、可靠性、维护性、运行寿命,以及频

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图2太赫兹波气体激光器

Fig.2SchematicdiagramoftheTHz2wavelaseranditsenergylevelofmethanol

率稳定性等方面仍需要一定的改进[12]。

而光整流效应是一种非线性效应,是利用飞秒

激光脉冲和非线性介质(如ZnTe)相互作用而产生低频电极化场,此电极化场在晶体表面辐射出太赫兹电磁波。此过程与二阶非线性光学过程(差频产生(DFG))或高阶非线性光学过程有关,如图4所示。光整流发射的太赫兹光束的能量直接来源于激光脉冲的能量,它的转换效率主要依赖于材料的非线性系数和相位匹配条件。

3　与超短激光脉冲有关的太赫兹波辐

射源

　　利用超短激光脉冲对不同材料(LiTaO3,LiNbO3,半导体材料ZnSe,ZnTe,CdTe,有机物DAST,金属,包括空气在内的各种气体等)激发,可以产生宽频带的太赫兹脉冲辐射,其中基于光电导原理和光整流效应的脉冲太赫兹波产生技术目前较为成熟、应用较为广泛。光电导方法就是在光电导半导体材料表面淀积金属制成偶极天线电极结构,用光子能量大于半导体禁带宽度的超短脉冲激光照射半导体材料,使半导体材料中产生电子2空穴对,在外加偏置电场中产生载流子的瞬态输运,这种真实、随时间变化的瞬态光电流的变化,便会发射太赫兹电磁辐射。由于辐射的能量主要来自天线上所加的偏置电场,可以通过调节外加电场的大小来获得能量较高的太赫兹波。而制作大孔径的光电导天线可以提高太赫兹波辐射的效率,如图3所示。

图4光整流效应

Fig.4Opticalrectificationeffect

将超短强激光脉冲在周围空气中聚焦,直接产生太赫兹波辐射的技术,近些年来引起人们的广泛关注。上个世纪90年代初,H.Hamster等[13,14]首次提出了将亚皮秒高能量密度的激光脉冲在空气中聚焦,使空气在焦点处发生电离形成等离子体。所形成的有质动力(PonderomotiveForces)使离子电荷和电子电荷之间形成大的密度差,而这种电荷的分离将导致强有力的电磁瞬变,辐射出太赫兹波。同时,有质动力所引起的空间电荷场还会加速热电子的运动,从而根据韧致辐射原理辐射出X射线。如果将超短脉冲聚焦于固体靶,则得到的太赫兹波辐射峰值功率将比气体靶高出几个数量级。

而利用超短激光脉冲基频ω和它的二次谐波2ω同时在空气中聚焦,基于与三阶非线性极化率

图3光电导天线

Fig.3Schematicofphotoconductiveantenna

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(3)

χ相关、在脉冲激光诱导空气等离子体中的四波混频整流效应(FourWaveMixingRectification),

的远红外辐射,线宽小于100kHz[22]。而K.H.Yang等用一台双频率输出的染料激光器,在LiNbO3,ZnO等晶体中利用共线和非共线相位匹

在空气中亦可产生较强的太赫兹辐射[15]。在这种

方法中所表现出的明显太赫兹辐射阈值现象表明,空气等离子体的形成是产生太赫兹波的先决条件。并且与在空气中直接聚焦产生太赫兹辐射的方法相比,空气等离子体是一种具有很高三阶非线性极化

()

率χ3数值的非线性介质。而利用超短激光脉冲激

()

发电光晶体、与二阶非线性极化率χ2有关的光整流过程却没有阈值现象。当基频光、倍频光和太赫兹波的偏振方向相同时,可以获得最佳的太赫兹波辐射效率。当总的脉冲能量超过空气等离子体形成阈值时,太赫兹波场的振幅与基频光ω的脉冲能量

ω的脉冲能量的开方成正成正比,与倍频光2

比[16,17]。

利用超短激光脉冲激发各种物质所产生的太赫兹波具有超宽带、脉宽窄、峰值功率高等特点,可应用于太赫兹时域光谱成像、精密时间分辨光谱等研究,其信噪比远高于传统远红外傅里叶光谱,但太赫兹脉冲频谱较宽、时间相干性差,且不可连续调谐,转换效率较低,得到的太赫兹光束的平均功率只有纳瓦到微瓦量级,不利于对其进行探测。配,均实现了在0.6～5.7THz连续可调远红外辐射,峰值功率达到了200mW[23]。

近年来,日本科学家T.Tanabe等利用Nd∶YAG激光器(输出波长为1064nm)和该激光器三倍频输出所抽运的BBO晶体光学参量振荡器(BBO2OPO)的输出分别作为抽运源和信号光,采用GaP晶体作为差频晶体,利用非共线相位匹配配置,通过改变两入射光的夹角,实现了0.5～3THz的太赫兹波调谐输出,并在1.3THz处达到480mW的峰值功率输出[24],如图5所示。接着又将调谐范围延伸到了7THz[25]。但在这种非共线相位匹配配置中,由于太赫兹波与两束抽运光在晶体中夹角大,减小了三束波的空间重叠性,大大降低了三波转换效率。显然,为了使三束参量光的空间重叠最大,共线相位匹配配置是最理想的,从而可使太赫兹波输出功率更高。WeiShi和YujieJ.Ding根据理论计算,发现对于GaP晶体,当混频波长在0.9958～1.034μm范围内才可实现共线相位匹配差频。当两混频波长超出此范围,但接近于1.064μm时,差频过程的相干长度仍然足够长,仍可认为此差频过程满足相位匹配条件。他们采用类似的抽运源,利用共线相位匹配配置在GaP晶体内进行差频,得到了0.101～4.22THz调谐范围,并在173μm得到15.6W的峰值功率输出[26]。

4　利用非线性差频过程产生太赫兹波4.1　差频方法产生太赫兹波的进展

差频方法产生太赫兹辐射的最大优点是没有阈值,实验设备简单,结构紧凑。与前面提到的光整流和光电导方法相比,它可以产生较高功率的太赫兹波辐射,且不需要价格昂贵的抽运装置。差频方法产生太赫兹波的技术关键是要获得功率较高、波长比较接近的抽运光和信号光(两波长相差一般不大于10nm),以及具有较大的二阶非线性系数,并在太赫兹波范围内吸收系数小的非线性差频晶体。这样,利用差频方法甚至可以得到比太赫兹波参量振荡器[18～20]更宽的太赫兹波调谐范围,但其存在着转换效率低下的缺点。

早在上世纪60年代中期,国外就有人利用一台钕玻璃激光器得到1.059～1.073μm波长输出,通过利用一块石英晶体进行非线性差频,得到大约3THz的输出,但输出效率很低[21]。到了上世纪70年代,R.L.Aggarwal等在80K的温度下,用两个单模连续CO2激光器在GaAs晶体中通过非共线差频,在0.3～4.3THz频率范围内实现了连续调谐

图5利用Nd∶YAG激光器和BBO晶体光学参量

振荡器输出进行差频产生太赫兹波

Fig.5SchematicoftheDFGexperimentsetupforTHz2

wavegeneration,inwhichNd∶YAGandBBO2

　　　　OPOareusedaspumpsources

他们还利用在太赫兹波频段内具有最低吸收系数的GaSe晶体作为差频晶体。采用Ⅰ类共线相位匹配方式,实现了调谐为0.18～5.27THz的相干太赫兹输出,并在1.53THz处峰值功率达到69.4W,

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光子转换效率达到3.3%[27]。接着,他们利用在太赫兹波段吸收系数仅次于GaSe晶体、经过退火处理的ZnGeP2(ZGP)晶体作为差频晶体,采用Ⅰ类,Ⅱ类两种相位匹配配置,分别实现了1～4.5THz和1.27～4.13THz的调谐范围,最大输出功率分别可达36W和19W[28]。而采用更长退火处理、吸收系数更低的ZGP,得到了上百瓦的太赫兹波峰值输出功率和更宽的调谐范围[29]。经过退火处理的ZGP晶体与普通ZGP晶体相比,减小了杂质密度,但并没有改变声子模式,因此经过退火处理的ZGP的吸收系数在太赫兹波段并没有显著变化,对三波参量转换效率也没有显著改善。而它在近红外区(1～2μm)则具有小的吸收系数,因而它可以被两束近红外光高效抽运,并且相位匹配角比普通ZGP晶体情况下的要小。

KodoKawase等利用一块双周期级联的周期性极化铌酸锂(PPLN)晶体实现了双信号参量振荡,当两输出信号光的偏振态都平行于DAST晶体的a轴时,可利用DAST晶体的最大有效非线性系数d11,差频得到太赫兹波。通过改变晶体温度或者选择合适的极化周期,可以实现0.4～3THz较宽范围的太赫兹波输出[30],如图6所示。而P.E.Powers等使用两台由PPLN晶体组成光学参量产生器(OPG),使其输出波长比较相近,通过改变PPLN晶体的温度实现两台光学参量产生器输出波长的调谐。同时由于光学参量产生器没有谐振腔,使用两台可调谐半导体激光器作为注入种子光源,减小了光学参量产生器的输出带宽;将线宽较窄的输出光入射DAST晶体进行非线性差频,得到了较宽范围的太赫兹波连续输出[31]。此外,还有其他一

些利用双波长输出差频产生太赫兹波的方法,在此不再赘述。4.2　用于太赫兹辐射的差频器件及相位匹配方式

为了获得较高能量和转换效率的太赫兹波输出,选择合适的差频材料是必须的。选择应用于太赫兹波频段的非线性晶体的条件是:1)在所作用的波段范围内具有较高的透过率;2)具有高的损伤阈值;3)具有高的光学质量;4)具有大的非线性系数deff;5)优秀的相位匹配能力;6)晶体可以大尺寸地生长。第一个条件对于应用于远红外波段频率变换的非线性晶体的选择是非常重要的。大多数非线性晶体在远红外光谱带中有非常宽的剩余辐射带(ReststrahlenBand)或是振动带,因此它们在远红外有较强的吸收。而那些振动带足够窄、理论上允许远红外辐射透过的非线性晶体,目前仍不能以足够高的纯度生长以避免自由载流子的吸收[32]。前面所提到的负单轴GaSe晶体(d22=54pm/V,透光范围0.62～20μm)和正单轴ZnGeP2晶体(d36=74pm/V,透光范围0.74～12μm),以及负单轴CdSe晶体(d31=18pm/V,透光范围0.53～15μm),都具有较大的有效非线性系数和双折射效应,可以在很宽的波长范围内,根据晶体的色散效应和双折射效应,实现差频相位匹配,甚至GaSe可以做成直接产生太赫兹波的光学参量振荡器。更为重要的是,它们在太赫兹波段具有很小的吸收系数,如图7所示,这对太赫兹波的耦合输出极为重要[33,34]。

图7可用于产生太赫兹波常用晶体的吸收光谱

Fig.7AbsorptionspectraforthemostcommonavailablenonlinearcyrstalsforTHzgeneration

图6双周期周期性极化铌酸锂参量振荡输出差频

产生太赫兹波

Fig.6Dualsignal2waveparametricoscillatorof

PPLNforTHz2wavegeneration

具有闪锌矿晶格结构的立方体半导体材料,例如GaP,GaAs,InP,ZnTe和CdTe晶体,属于Ⅲ2Ⅴ族和Ⅱ2Ⅳ族半导体非线性材料,具有相对较高的

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损伤阈值,可以制备出高纯度、大体积的晶体,而且

()

具有非常高的二阶非线性系数χ2,但由于是光学各向同性,没有与传统相位匹配相关的双折射效应,但它们的剩余辐射带相当窄。在各向异性的非线性晶体中,光学差频过程中的抽运光ωp,信号光ωs与差频产生的闲频光ω近红外或中i分别处在可见光、红外波段,它们在非线性晶体中都处于同一条色散曲线范围内,因此可利用晶体的双折射效应和色散效应,也就是双折射相位匹配技术,就可实现差频相位匹配;而在光学各向同性晶体中,对于差频产生太赫兹波过程,抽运光和信号光处于这些半导体非线性材料的近红外窗口(图8中左侧深灰色部分),而差频产生的闲频光ωT(太赫兹波)则处于远红外窗口,在晶体剩余辐射带的另一侧,对应的折射率较大(图8中右侧浅灰色部分)。这样就有可能利用剩余辐射带色散补偿的方法来实现差频相位匹配npωp

=nsωs+nTωT

[32]

倍)、电光系数,以及与LiNbO3和LiTaO3晶体相比,具有较低的介电常数等特点,不但十分有利于差

频相位匹配以及太赫兹波的产生[38],而且还十分适合用作对太赫兹波辐射的高速调制和探测。它目前被广泛地应用于差频产生太赫兹波的实验中。

周期极化晶体由于具有大的非线性系数、高的非线性转换效率、无走离效应等优点,目前广泛用于非线性频率变换中。而利用倾斜周期极化铌酸锂晶体作为差频晶体[39],通过选择合适的极化晶体畴大小,就可以产生垂直于抽运光方向的太赫兹波辐射,如图9所示。这种从晶体侧面辐射太赫兹的方式可以大幅度减少晶体本身对太赫兹波的吸收,大大提高了太赫兹波的输出功率,因而成为近几年来的研究热点。

。当然也可以利用非共线相位匹配

技术在各向同性晶体中实现相位匹配[35]。

图9倾斜周期性极化铌酸锂晶体

Fig.9Schematicillustrationofslant2stripe2type

PPLNandthewave2vectordiagram

图8GaP晶体的色散曲线及剩余辐射带

Fig.8DispersioncurvesandreststrahlenbandofGaP

人们还利用基于光电导外差变频原理的光混频

器(Photomixer)作为差频器件[40～42],差(拍)频产生太赫兹辐射,其工作原理与传统的非线性光学三波混频过程有所不同。这种方法是将两束强度相等、频率ω1,ω2具有微小差别的激光,聚焦于光混频器表面沉积而成的金属电极上,并在电极上施加偏置电压,这时将差频产生处于太赫兹波段范围的拍频信号(ωTHz=ω被调制的激光束在光电导中1-ω2)。

被吸收,所产生的与拍频信号频率ωTHz相同的调制光电流流向螺旋形天线,辐射出太赫兹波。目前,人们通常使用外延低温生长的GaAs(LTG2GaAs)材料制成光混频器,这种材料具有短的载流子寿命(～0.25ps),高的电场击穿强度(>5×105V/cm)以及相对较高的光激发电子迁移率(>200cm2・V-1・s-1)等优点[40]。但它仍存在着LTG2GaAs和衬底物质的高热阻、混频器和天线之

A.Fiore等在GaAs/AlOx波导中,通过在

GaAs晶体中插入一薄层氧化的AlAs层(AlOx),

改变了GaAs晶体的光学各向同性,形成了双折射效应[36]。而唯一的非线性物质仍是光学各向同性的GaAs晶体。这就是形状双折射效应(FormBirefringence)。这个概念早在1975年就被VanderZiel[37]提出,但由于一直找不到具有高非线性系数,同时又具有能满足形状双折射相位匹配所要求的高的折射率耦合物质,所以直到20世纪末才在实验上实现。

有机DAST晶体(42N,N2dimethylamino2482N82methyl2stilbazoliumtosylate)是一种应用前途十分广泛的非线性光学物质。它具有较大的非线性系数(d11=290～310pm/V,是LiNbO3的数十

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间的阻抗失配以及非均匀垂直电场分布等亟待解决的问题[41]。

与传统的非线性光学差频三波混频过程相比,在光电导混频中,输出功率主要来源于偏置电压。抽运激光主要是对产生太赫兹光电流的电导率进行调制,而通过增加抽运激光入射功率的方法提高混频太赫兹输出功率,则会因混频器的光热和欧姆热效应所决定的热损伤阈值条件,限制抽运光的入射光功率。并且由于所产生的光电流对激光调制的响应速度有限,随着频率的升高(尤其是超过1THz时),输出功率和转换效率迅速降低。而在传统非线性差频过程中,输出功率遵循Manley2Rowe关系,在理想情况下转换效率小于ω3/(ω1+ω2),并且根

2

据动量守恒原理,输出功率PTHz～(1/λ因THz)。此,基于半导体技术的光混频器经常用于低频段的差频中,而非线性光学差频过程在高频段具有优势地位[42]。

耦子是横向极性晶格振动模(TransverseOpticalMode—TO模)与光波(电磁波)相互耦合作用的产物,它既有机械振动的特性,又有电磁振动的特性(即光波特性)。在小波矢时,电磁耦子具有明显的电磁特性,它以光子的形式传播,与光学参量过程有关;而在波矢较大的时候,电磁耦子则具有明显的机械振动特性,以声子的形式传播,与拉曼过程有关,如图10所示。抽运光、闲频光(斯托克斯光)和太赫兹波满足非共线相位匹配条件,通过控制光束传播方向,就可实现宽带调谐;而三束波的偏振方向都是互相平行的,这与传统的光学参量振荡器有着本质的区别。

5　太赫兹波参量发生器/振荡器

　　差频方法产生太赫兹波虽然有诸多优点,但其转换效率低,且需要两个抽运光源,还要求其中一个光源连续可调,所以结构相对比较复杂,难以调谐。而使用太赫兹波参量发生/振荡(THz2waveParametricGeneration/Oscillator—TPG/TPO)的方法,只需一个固定波长的抽运源和一块非线性晶体,并且非线性转换效率比差频方法高几个数量级,调谐较为简单,因此近10年来倍受关注。

早在上世纪60年代,人们就已经为与电磁耦子(Polariton,又称为极化声子)相关的光学参量技术产生可调谐相干远红外辐射的研究付出了巨大努力。日本的Nishizawa等在1963年就预言,可以利用晶格或分子本身的共振频率实现太赫兹波的参量振荡和放大[18]。在20世纪60年代末到70年代初期的一段时间里,斯坦福大学的Pantell,Purhoff等就对使用调Q红宝石激光器,抽运由LiNbO3晶体构成的可调谐拉曼激光器以及其同时产生的高效、宽带可调的亚毫米波进行了广泛而深入的探索性研究[43]。其原理是基于LiNbO3晶体同时具有红外和拉曼活性的A1(ωTO=248cm-1≈7.5THz)最低对称光学软模的色散特性,也就是最低A1对称光学软模在长波长、小波矢处的可调谐受激电磁耦子散射过程(StimulatedPolaritonScatteringProcess),此过程同时兼有参量和拉曼散射效应[18～20]。电磁

图10电磁耦子色散关系

Fig.10Dispersionrelationofpolariton

在1969年和1970年,斯坦福大学的J.M.Yarborough和B.C.Johnson等分别利用这种方

法实现了在50～238μm和66～200μm范围内调谐的远红外辐射,并在抽运功率为1MW和6MW的情况下,得到了高达5W和3W的峰值功率。虽然三波相互作用的效率比较高,但是,由于晶体具有较大的吸收系数以及在太赫兹波段具有较大的折射率(～5.2),所产生的太赫兹波大部分被晶体吸收或是被全内反射回晶体内部。为了提高太赫兹波输出耦合效率,他们采用切角耦合方法(AngledSurfaceCoupler-ASC):在晶体输出端切下一角,使产生的太赫兹波以基本平行于该切角平面法线的方向输出,减少了全内反射效应,提高了输出效率[44,45],如图11所示。

但到了20世纪70年代末,随着亚毫米波分子气体激光器技术的日益成熟,这种产生太赫兹波的新方法就再也没有报道过。日本科学家KodoKawase领导的科研小组从上个世纪90年代中期开

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(PrismCoupler—PC),如图13所示。这样可以几

乎完全消除太赫兹波光束在全部波长调谐范围内的

方向偏移,从晶体中出射的太赫兹波的方向基本上没有改变。而之所以选择高电导率硅,是因为它在太赫兹波区具有较大折射率(n=3.4)、低色散、吸收系数小(α=0.6cm-1)等特性。使用棱镜阵列(包含7个小棱镜)时耦合效率较单个棱镜提高6倍,远场光束直径减少了40%[46]。

图11晶体切角耦合输出太赫兹辐射

Fig.11Schematicoftheanglesurfacecouplerfor

THz2waveoutput

始,以前人的工作为基础,又将此项技术进一步发展和创新,进行了比较系统的研究。他们研制出了结构紧凑、易于操作、相干性好、单频宽带可调谐,并可在室温下稳定运转的全固态太赫兹波辐射源———太赫兹波参量发生器/振荡器。他们利用Nd∶YAG激光器1064nm的输出抽运由LiNbO3晶体构成的参量振荡器,利用在LiNbO3晶体侧面刻光栅的方法(GratingCoupler—GC),来增加太赫兹波耦合效率。在相同实验条件下,其耦合效率比使用在晶体输出端切角的方法高了250倍。在满足非共线相位匹配的条件下,通过小角度改变抽运光入射角,实现了1.068～1.072μm的闲频光振荡和可调谐纳秒级脉宽1～2.14THz的太赫兹波输出,并具有较好的空间和时间相干性,输出功率达到毫瓦量级。但由于光栅耦合器的色散特性以及非共线相位匹配自身的特点,太赫兹输出辐射角在40余度到80余度变化,方向性较差[18],如图12所示。

为了改善太赫兹波的输出方向性,他们在晶体输出端加入硅棱镜作为太赫兹波的输出耦合器

图13硅棱镜耦合输出太赫兹波Fig.13SchematicoftheSiprismcouplerfor

THz2waveoutput为了提高太赫兹辐射的输出功率,他们将LiNbO3晶体置于80K的低温下,由于此时干扰参量相干互作用的热效应被抑制,A1对称声子振动模的带宽变窄,太赫兹波在晶体中的损耗变小,从而提高了增益系数,得到了较高的太赫兹波输出功率,这个现象在太赫兹波高频区尤其明显。通过测量闲频光,可知当温度由297K降到78K时,转换效率提高了8倍,太赫兹波在LiNbO3晶体中的吸收系数减小了3倍,光参量振荡阈值减少了32%,使太赫兹波的输出峰值功率达到了7.2mW[47]。他们还用掺杂的MgO∶LiNbO3晶体代替普通LiNbO3晶体组成的太赫兹波参量振荡器。由于MgO∶LiNbO3晶体具有高的光损伤阈值和高的非线性转换效率,而且掺杂可以使拉曼散射截面增加和声子模损耗减小,从而其输出功率比没掺杂的LiNbO3晶体组成的太赫兹波参量振荡器高出5倍。MgO∶LiNbO3与LiNbO3的色散曲线基本相同,所以由它们组成的太赫兹波参量发生器的角度调谐特性和太赫兹波输出范围基本相同(0.9～3THz)。通过试用多种浓度掺杂的MgO∶LiNbO3,发现由掺杂摩尔浓度为5%的MgO∶LiNbO3晶体组成的太赫兹波参量振荡器/

图12光栅耦合输出太赫兹辐射

Fig.12Schematicofthegratingcouplerfor

THz2waveoutput

太赫兹波参量发生器具有最大的输出功率和调谐范围[48]。

太赫兹辐射能否窄线宽、高光束质量运转是衡

　10期　　　　　　　　　　　　　　　孙　博等:基于光学方法的太赫兹辐射源1357

量太赫兹波参量振荡器/发生器性能的一个重要标志。较窄的谱线宽度可以提高信噪比和光谱系统的分辨率。普通的太赫兹波参量振荡器输出线宽为50GHz,与典型的没有使用线宽压窄器件的纳秒光学参量振荡器输出线宽相似;而普通太赫兹波参量发生器线宽达到500GHz,且输出功率远低于太赫兹波参量振荡器。它们产生的太赫兹辐射发散角较大,光束质量都比较差。通过使用低能量、窄线宽闲频光种子注入技术,不但使闲频光线宽变窄,而且还使太赫兹波的线宽得到有效压制。在一定实验条件下,理论上可达到傅里叶变换极限100MHz,但由于探测器分辨率极限的限制,测得的太赫兹辐射的频宽为200MHz,同时使太赫兹波参量发生器的输出功率高于最佳运行状态下的太赫兹波参量振荡器[20,49]。太赫兹波参量振荡器和发生器的主要区别是太赫兹波参量振荡器有一个闲频光谐振腔,而太赫兹波参量发生器则没有这个选频机制。由于太赫兹波参量发生器没有腔镜镀膜的限制,没必要因为闲频光种子光的改变而改变腔长,所以它可以更为方便地利用种子注入的方法实现窄线宽、高功率、具有自由模式跳跃特性的调谐输出,如图14所示。太赫兹波参量发生器,使太赫兹波辐射源体积进一步小型化[51]。

到目前为止,基本上所有的非线性混频过程都使用大块的非线性晶体。而A.C.Chiang等在太赫兹波参量振荡器和太赫兹波参量发生器中使用LiNbO3光学波导器件,由于波导对其空间中的混

频波有较强的限制作用,可以形成与太赫兹辐射相对应的波导作用,大幅度提高了非线性频率转换效率。而选用不同厚度的LiNbO3波导,对转换效率、输出能量以及脉冲宽度亦有不同的影响[52]。

6　展　望

　　近二十年里,太赫兹波技术无论在基础研究方面还是在应用研究领域,都取得了一定的进步和发展。太赫兹波辐射源技术的发展是推动太赫兹应用技术及相关交叉学科迅速发展的关键所在。而基于光学方法(尤其是非线性光学方法)的各种太赫兹辐射源,凭借其卓越的特性和显著的优点,在众多太赫兹辐射产生技术中日益显现出举足轻重的地位。寻找新型有(无)机、具有较大非线性系数、低太赫兹波吸收系数的差频材料,研究新型材料的内部结构,探索新的太赫兹辐射发生、振荡、放大机制,将使得非线性差频技术和太赫兹参量振荡技术朝着实现高效率、高能量、结构紧凑、简单连续调谐、室温稳定运转的研究方向发展。而科研工作者正一如既往地为实现太赫兹辐射源的实用化、小型化、廉价化的目标而努力奋斗,以使太赫兹技术能广泛地运用于各种民用、军用等科学研究和实际应用领域,促进自然学科、应用学科以及相关交叉学科的迅速发展,使太赫兹技术成为21世纪科学发展的“催化剂”。

参

考文

献

图14种子注入太赫兹波参量发生器

Fig.14Schematicofsetupusedfor

injection2seededTPG

随着激光二极管(LD)器件和全固态激光器技

术的日益成熟和完善,使太赫兹波参量振荡器/发生器这种极具发展潜力的太赫兹辐射源实现高效化、小型化、实用化、易于操作携带的目标成为可能。他们利用体积小、寿命长、抽运效率高的激光二极管代替了原有太赫兹波参量振荡器/发生器抽运源中所用的闪光灯,以调QNd∶YAG全固态激光器作为太赫兹波参量振荡器/发生器的抽运源,同时加以种子注入技术,实现了高效率、窄线宽、结构紧凑、易于操作携带的目标,组成了“All2in2one”太赫兹辐射源—Desktop2太赫兹波参量振荡器/发生器[49,50]。而2005年KodoKawase等又实现了Palmtop———

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terahertz2waveparametricgenerationandoscillationinlithiumniobatewaveguidesatterahertzfrequencies[J].Opt.Lett.,2005,30(24):3392～3394

大功率光纤激光器输出功率超过1.2kW

　　大功率光纤激光器是近年来激光技术领域研究的热点之一,目前国外研究机构单纤激光输出功率已达2kW。2006年8月,中国电子科技集团公司第十一研究所研制的大功率光纤激光器,经检测其平均输出功率达1207W。

该光纤激光器采用的新型掺镱光纤内包层直径为700μm,D型结构。对光纤的两个端面进行了高精度的抛磨处理,利用光纤端面的菲涅耳反射作为输出腔镜,通过双色镜耦合输出激光。研制中,课题组采用双端抽运方案,精心设计了大功率抽运光束整形、耦合结构和热管理系统,通过对光纤损伤机制

的深入研究和多项工艺改进,有效地解决了大功率条件下光纤端面损伤问题。实验中,当抽运光入纤功率为1550W时,光纤激光器输出功率为1207W,斜效率为78.6%。图1所示为输入输出曲线,有较好的线性关系,还有提高输出功率的余地,输出功率波动约1%,未见光纤有激光烧蚀或损伤现象。图2为工作中的大功率光纤激光器。

图2工作中的大功率光纤激光器

Fig.2Highpowerfiberlaserinwork

图1光纤激光器输入输出曲线

Fig.1Outputpowerversuspumppowerinfiber

offiberlaser

中国电子科技集团公司第十一研究所,　　　　　　　　　　　北京100015赵　鸿,周寿桓,朱　辰,李　尧,吴　健　　　　　　　　　收稿日期:2006208215