106μm激光变频技术的研究.docx
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106μm激光变频技术的研究
第一章前言
激光器问世以前，人们对于光学的认识主要限于线性光学，即光束在空间或介质中的传播是互相独立的，几个光束可以通过光束的交叉区域继续独立传播而不受到其他光束的干扰。
自激光问世以来，非线性光学得到了快速发展，已经成为一门相当成熟的学科分支。
非线性光学包括非线性光学现象、非线性光学器件、非线性光学理论、非线性光学材料等。
非线性光学理论是伴随着非线性光学现象而逐步发展起来的，现已日臻完美。
非线性光学材料在非线性光学领域占有突出的地位，特别是新型、高效、优质的非线性材料的不断发现，为非线性光学器件的发展提供了宽广的平台。
而新型激光技术、可调谐激光器的不断发展和完善，为非线性光学的研究提供了强有力的工具，使得人们能够去研究高阶及共振增强的非线性光学效应。
目前，非线性光学频率变换技术广泛地应用于扩展相干辐射的波段，为激光产业开辟了广阔的前景。
经过几十年的广泛和深入的研究，非线性光学已经取得了丰硕的成果,成为光学学科中最活跃和最重要的分支学科之一。
1.1激光器的发展
激光器的发明是20世纪科学技术的一项重大成就。
它使人们终于有能力驾驶尺度极小、数量极大、运动极混乱的分子和原子的发光过程，从而获得产生、放大相干的红外线、可见光线和紫外线（以至X射线和γ射线）的能力。
激光器主要有固体激光器、气体激光器、半导体激光器、准分子激光器以及自由电子激光器等。
可以说激光器是品种繁多，性能各异，然而绝大多数激光器的输出频率是固定的或在很小的范围内变化。
由于激光器的输出频点和调谐范围限制，特别是有些频率的激光还难以通过普通方法产生出来，在一些实际应用中仍需要与光学频率变换技术相结合以获得各种波长的相干辐射源。
激光科学技术的兴起使人类对光的认识和利用达到了一个崭新的水平。
激光器的诞生史大致可以分为几个阶段，其中1916年爱因斯坦提出的受激辐射概念是其重要的理论基础。
这一理论指出，处于高能态的物质粒子受到一个能量等于两个能级之间能量差的光子的作用，将转变到低能态，并产生第二个光子，同第一个光子同时发射出来，这就是受激辐射。
这种辐射输出的光获得了放大，而且是相干光，即如多个光子的发射方向、频率、位相、偏振完全相同。
此后，量子力学的建立和发展使人们对物质的微观结构及运动规律有了更深入的认识，微观粒子的能级分布、跃迁和光子辐射等问题也得到了更有力的证明，这也在客观上更加完善了爱因斯坦的受激辐射理论，为激光器的产生进一步奠定了理论基础。
20世纪40年代末，量子电子学诞生后，被很快应用于研究电磁辐射与各种微观粒子系统的相互作用，并研制出许多相应的器件。
这些科学理论和技术的快速发展都为激光器的发明创造了条件。
1951年，美国物理学家珀塞尔和庞德在实验中成功地造成了粒子数反转，并获得了每秒50千赫的受激辐射。
稍后，美国物理学家查尔斯·汤斯以及苏联物理学家马索夫和普罗霍洛夫先后提出了利用原子和分子的受激辐射原理来产生和放大微波的设计。
1954年，前面提到的美国物理学家汤斯终于制成了第一台氨分子束微波激射器（图1.1），成功地开创了利用分子和原子体系作为微波辐射相干放大器或振荡器的先例。
汤斯等人研制的微波激射器只产生了1.25厘米波长的微波，功率很小。
生产和科技不断发展的需要推动科学家们去探索新的发光机理，以产生新的性能优异的光源。
1958年，汤斯与姐夫阿瑟·肖洛将微波激射器与光学、光谱学的理论知识结合起来，提出了采用开式谐振腔的关键性建议，并预防了激光的相干性、方向性、线宽和噪音等性质。
同期，巴索夫和普罗霍洛夫等人也提出了实现受激辐射光放大的原理性方案。
图1.1氨分子束微波激射器原理图
a系统结构b焦聚器截面
1960年7月8日，美国科学家梅曼发明了红宝石激光器，从此人们便可获得性质和电磁波相似而频率稳定的光源。
这种激光器产生的光与普通的灯光不一样，它是受物质原子结构本质决定的光，频率稳定，约为100太赫。
这种光的频率比已经广泛应用的微波（频率约为10兆赫）的频率高1万倍。
图1.2红宝石激光器
1960年12月，出生于伊朗的美国科学家贾万率人终于成功地制造并运转了全世界第一台气体激光器——氦氖激光器。
1962年，有三组科学家几乎同时发明了半导体激光器。
1966年，科学家们又研制成了波长可在一段范围内连续调节的有机染料激光器。
此外，还有输出能量大、功率高，而且不依赖电网的化学激光器等纷纷问世。
由于激光器具备的种种突出特点，因而被很快运用于工业、农业、精密测量和探测、通讯与信息处理、医疗、军事等各方面，并在许多领域引起了革命性的突破。
比如，人们利用激光集中而极高的能量，可以对各种材料进行加工，能够做到在一个针头上钻200个孔；激光作为一种在生物机体上引起刺激、变异、烧灼、汽化等效应的手段，已在医疗、农业的实际应用上取得了良好效果；在通信领域，一条用激光柱传送信号的光导电缆，可以携带相当于2万根电话铜线所携带的信息量；激光在军事上除用于通信、夜视、预警、测距等方面外，多种激光武器和激光制导武器也已经投入实用。
随着人类对激光技术的进一步研究和发展，激光器的性能将进一步提升，成本将进一步降低，但是它的应用范围却还将继续扩大，并将发挥出越来越巨大的作用。
1.2光学变频技术的研究意义
非线性光学（NLO）的激光变频技术是基于激光场作用下物质的非线性光学效应。
物质在光场作用下产生电极化，当光强较大时介质极化强度与光波电场曲关系式中，除了包含原有线性项外，还包含光波电场的平方，三次方以至多次方项有关的非线性项。
正是这些非线性极化产生了一系列极为丰富多样的非线性光学效应，其中许多非线性光学效应已被用来扩展激光的波段。
把激光变频技术与调谐，调Q和锁模等技术结合，不断满足了在波长、脉宽，功率、能量等方面的要求。
目前被用来作为激光变频技术的NLO效应大致可分为二类：
一类是二级的NLO效应，来源于极化强度中与光电场二次项成比例的项，它只发生在不具有中心对称的各向异性介质，最常用的是各种透明的氧化物铁电晶体如KDP、铌酸盐类等。
有机晶体大的NLO系数差启发了人们研制具有有机结构特点的无机晶体，已经表明这种晶体具有优异的非线性光学性质。
另一类是三级NIO效应，来源于极化强度中与光波电场三次方成正比的项。
它不仅可发生在上述介质中，而且也可发生在具有中心对称的气体和溶液中。
近年来.特别是以磷酸钛氧钾（KTP）、偏硼酸钡（BBO）、三硼酸锂（LBO）等为代表的新型优质非线性光学晶体的发明和基于这些晶体混频特性的光学参量振荡器（OPO）、高次谐波等非线性光学频率变换技术的广泛应用，使得光学频率变换技术成为激光、光电子技术领域内最活跃的研究方向。
OPO技术以其宽调谐范围、高重复频率、高分辨率及其小型固体化等特点成为可调谐激光的主流的有效手段。
然而，尽管非线性光学晶体频率变换技术采用了各种相位匹配技术，其能量变换效率都很低，这是以混频方式实现变频的技术固有的不足，因此寻找更有效的光学频率变换技术始终没有停止。
光学频率变换技术具有很高的学术意义和极强的应用背景，其主要的应用方向是发展波长可调谐的激光器，同时，正在蓬勃发展的光子学，如基础光子学（量子光学、分子光子学、光量子信息论等）、信息光子学（光通信技术、光子信息处理技术、光子探测技术等）、生物医学光子学也依赖于频率变换技术的发展，因此研究频率转换技术在科学研究、工业应用和军事方而有着重大意义。
1.3本论文的研究目标和内容
1.3.1研究目标
基于前述对非线性光学领域概况的分析，论文研究的目标是自行设计一个激光发射系统，研究激光变频技术中的激光倍频。
利用频率为ω的光通过倍频晶体，产生倍频效应，其出射光中含有频率为2ω的激光成分，从而获得波长减少一半的激光。
在论文中是以中心波长为l064nm的红外光通过BBO倍频晶体，从而获得中心为波长532nm的绿光。
1.3.2研究内容
（1）研究光学倍频技术以及相关理论，包括非线性光学倍频理论，相位匹
配理论及方法，倍频原理，倍频晶体的光学特性及物化性质，倍频激光器理等。
（2）根据理论模型基础，选择合适激光的激光器、倍频材料，对选择的晶体切割尺寸，做出整体设计。
要选取光学晶体，并确定尺寸、种类。
（3）通过观察验证实验的现象，对照设计系统，改进设计中的不足，完成论文。
第二章光学变频技术的理论模型
2.1倍频原理
光的倍频是一种最常用的扩展波段的非线性光学方法。
激光倍频是将频率为ω的光，通过晶体中的非线性作用，产生频率为2ω的光。
在激光的应用中,可以利用非线性光学效应来实现频率转换得到很多特定的激光波长,倍频技术是一种频率转换的重要而有效的手段。
这是一种常见而重要的二阶非线性光学效应。
通常利用晶体本身的双折射性质来实现相位匹配。
当满足相位匹配条件时,倍频光功率密度正比于基频光功率密度的二次方,也正比于晶体作用长度的二次方。
此外还与媒质的倍频系数（二阶非线性极化率）二次方成正比。
目前已有许多种倍频晶体,且可达到相当高的倍频转换效率。
对于可见及近红外的基频光,常用的倍频晶体有KDP、KDPADP、LiID、CDA等等,转换效率可高达30%～50%。
对于中红外基频光,常用晶体为AgAsS、GdGeAs、Te、CdSe等,转换效率为5%～15%左右。
2.2倍频效应
倍频效应是目前研究工作做得最详尽的非线性光学现象，实验装置也较为简单。
Nd3+激光器的1.06µm激光通过适当安排的倍频晶体产生0.530µm的绿光，其基频光容易获得较高的功率，而倍频光的应用前途较广，这是近年来倍频实验作得最多的一类。
倍频晶体有许多种，它们当中KDP（KH2PO4）和LiIO3从水溶液中生长，比较铌酸盐类[如Ba2Na（NbO3）5]容易获得大块的完整晶体，它们经常被用来产生倍频光和其它参量过程。
基频光在晶体中感生的二次极化场为：
公式（2-1）
由
辐射倍频光，如果晶体具有对称中心，则在坐标系统中，
时，
，
；物理现象的表式不变，故有Pi（2ω）＝-Pi（2ω）=0。
因之，凡有对称中心的晶体不可能有二次（或任何偶次）极化场，但在外加dc场的作用下，有中心对称性晶体,如碳酸钙CaCO3，也能产生倍频光。
这可理解为中心对称被dc场破坏，或dc场和基频光共同感生的三次极化场辐射倍频光。
晶体如对基频或倍频光中的任一个不透明，便只能由反射方式获得倍频光，Ⅲ-V族半导体，如GaAs，就属于这一类型，在这类晶体中虽然感生较强的二次极化场，但是由反射方式不可能获得较高的转换率（指输出倍频光对输入基频光功率的百分比）。
光的参量过程中，重要性仅次于倍频（外文缩写为SHG）的是参量振荡（外文缩写为OPO）。
泵激光（频率ω）在通过适当安排的晶体介质中产生ω1和ω2的两束光ω1+ω2=ω。
ω1或ω2必须由噪声光子放大，出现受激发射而形成；因而，同激光器的原理一样，要求泵功率（这里指泵激光功率）达到一定的阈值才能出现，在此阈值以下，ω1和ω2不能形成受激辐射时，仍有微弱的、非相干性的ω1和ω2的荧光（参量荧光）。
1966年初次实现了OPO，而参量荧光是在那以后才被注意到的。
倍频和光整流的示意图如下图（a）和（b），图中的水平实线代表介质的未激发能态，水平虚线为非本征态的能量等高线，单线箭头表示光子跃迁，双线箭头代表极化场辐射。
图（c）、（d）、（e）和（f）分别表示和频、差频、参量荧光和三次谐频（三倍频）效应。
（a）（b）（c）
（d）（e）（f）
图2-1非线性光学效应
参量过程均满足能量守恒或频率匹配的关系式。
倍频（ω1=ω2）、和频、差频和参量振荡的能量守横式可概括为ω1+ω2=ω3。
相应的光量子的动量为K1、K2和K3。
单一过程中，动量的改变为
Δk=K1+K2-K3。
Ki=（ni/c）ωiKi，i=1,2,3。
Ki为波法线方向上的单位矢量。
麦克斯韦方程是线性微分方程，而在非线性光学中则成为非线性微分方程。
设晶体的磁导率为L，B＝H，将麦克斯韦方程进行处理，将其表达为下列指数函数的和：
公式（2-2）
为代表方向的单位矢量。
最后得出：
公式（2-3）
其解为：
公式（2-4）
并有：
公式（2-5）
其中：
公式（2-6）
当z＝lSHG，即光从晶体表面传播到这一厚度时，相当多的基频光已转变为倍频光；当z＝2lSHG时，这一转换已接近饱和，参见图2-2。
图中纵座标代表基频光进入晶体的深度，实线代表︱Ezω／E0ω︱，虚线代表︱Ez2ω／E0ω︱。
在z＜＜lSHG的情况下，tanh（z/lSHG）→z/lSHG，于是倍频光的功率S2∝S12χ2Z2，其中S1是基频光的功率，Z是晶体的厚度。
lSHG大体上指示了倍频技术中使用的晶体在PM方向上应有的厚度。
lSHG与基频光的振幅成反比。
图2-2倍频光的增长和基频光的衰减
图2-3表示了倍频情况，它表明，由于晶体的非线性效应，入射光波的频率为ω，而极化波中将包含有基波（频率为ω）、倍频波（频率为2ω）和直流分量项。
图2-3倍频极化现象
2.3位相匹配
位相匹配条件对有关的非线性效应有着关键性的影响；如果这一条件不被满足，输出光就可能几乎无法观测到。
现以倍频效应为列，说明边相匹配的原理和各种匹配方法。
倍频的位相匹配公式为：
公式（2-7）
由k=（n/c）ωK,上式直接得出：
n（ω）=n（2ω）。
即要求基频光的相速度等于第二谐频光的相速度（位相匹配）。
当允许我们忽略基频强度因SHG而衰减时，倍频光功率S（2ω）与Δk＝（2k1—k2）的关系为：
公式（2-8）
l为其在介质中传播的厚度。
容易看出，
出现最大强度的条件为
。
当
的条件被满足时，
。
由此可见，在
条件被满足时，基频光沿途诱发的倍频极化场产生的辐射因有相同的位相而相互加强。
若
，则从晶体这一片段和那一片段辐射的倍频波产生相消干涉。
反之若
，则受到基顿波激发的晶体有如一个同步振荡的偶极矩列阵，有效地辐射倍频波。
实现相位匹配条件的方法：
为了满足相位匹配条件，可采用两种基本的方式：
一种是角度匹配，另一种是温度匹配。
角度匹配是将基频
光以特定的角度和偏振态入射到倍频晶体，利图2-4负单轴晶体折射率球面
用倍频晶体本身所具有的双折射效应抵消色散效应，达到相位匹配的要求。
角度匹配是高效率产生倍频光辐射的最常用、最主要的方法。
由于一般介质存在正常色散效果，即高频光的折射率大于低频光的折射率，如n2ω―nω大约为102数量级。
∆k≠0。
但对于各向同性晶体，由于存在双折射，我们则可利用不同偏振光间的折射率关系，寻找到相位匹配条件，实现∆k＝0。
此方法常用于负单轴晶体，下面以负单轴晶体为例说明。
图2-4中画出了晶体中基频光和倍频光的两种不同偏振态折射率面间的关系。
图中实线球面为基频光折射率面，虚线球面为基频光折射率面，球面为o光折射率面，椭球面为e光折射率面，z轴为光轴。
折射率面的定义：
从球心引出的每一条矢径到达面上某点的长度，表示晶体以此矢径为波法线方向的光波的折射率大小。
实现相位匹配条件的方法之一是寻找实面和虚面交点位置，从而得到通过此交点的矢径与光轴的夹角。
图中看到，基频光中o光的折射率可以和倍频光中e光的折射率相等，所以当光波沿着与光轴成θm角方向传播时，即可实现相位匹配，θm叫做相位匹配角，θm可从下式中计算得出
公式（2-8）
，
式中
都可以查表得到，表1列出几种常用的数值。
表1相位匹配角
晶体
λ/μm
no
ne
θm
铌酸锂
1.06
2.231
2.150
87o
0.53
2.320
2.230
碘酸锂
1.06
1.860
1.719
29o30′
0.53
1.901
1.750
KD*P
1.06
1.495
1.455
30o57′
0.53
1.507
1.467
相位匹配角是指在晶体中基频光相对于晶体光轴z方向的夹角，而不是与入射面法线的夹角。
为了减少反射损失和便于调节，让基频光正入射晶体表面。
所以加工倍频晶体时，须按一定方向切割晶体，以使晶体法线方向和光轴方向成θm，见图2-5。
以上所述，是入射光以一定角度入射晶体，通过晶体的双折射，由折射率的变化来补偿正常色散而实现相位匹配的，这称为角度相位匹配。
角度相位匹配又可分为两类。
第一类是入射同一种线偏振光，负单轴晶体将两个e光光子转变为一个倍频的o光光子。
第二类是入射光中同时含有o光和e光两种线偏振光，负单轴晶体将两个不同的光子变为倍频的e光光子，正单轴晶体变为一个倍频的o光光子。
见表2
表2单轴晶体的相位匹配条件
晶体种类
第一类相位匹配
第二类相位匹配
偏振性质
相位匹配条件
偏振性质
相位匹配条件
正单轴
负单轴
温度匹配原理是利用某些非线性晶体（通俗是一些铁电晶体）的折射率双折射量对温度的依赖性关系，使得在特定的温度下（称为相依匹配温度），满足φ0=90°的条件。
在此情况下，出于基波和倍频波均按垂直于晶体光轴的方向行进，因此不会出现两光束在空间的分离，从而有助于获得较高的倍频产生效率。
2.4倍频方式
倍频激光器的倍频方式分为腔内倍频和腔外倍频两种，对于连续输出的激光器，常采用腔内倍频；对于输出峰值功率很高的调Q脉冲激光器，则常采用腔外倍频。
1、腔内倍频
腔内倍频将非线性倍频晶体放置在激光谐振腔内，使腔内的基频光往返通过倍频晶体，在适当的条件下，可获得较高的转换效率.设激光器输出镜对基颇光的反射率为R，则腔内基频光的功率比腔外的要大
倍，如果1≈R，则腔内倍频效率将是很可观的。
下图2-6是腔内倍频激光器示意图，它是在连续YAG激光器的谐振腔内，放置Ba2NaNb5O15（BNN）构成的。
图2-6腔内倍频激光器示意图
它的工作过程是：
光波在腔内振荡时，基频光由左向右传播，经倍频晶体后，部分基频光转换为倍频光。
由于反射镜R1对基数光全反射，对倍频光全透射，因此单程经过倍频晶体的倍频光就由R1输出腔外。
由R1反射返回的基频光向左传播时通过倍频晶体后，部分基频光又转换成倍频光，由于在位相匹配条件下，基频光与倍频光有相同的相进度，它们空腔内往返传播时，基频光从工作物质那里得到增益，倍频光被吸收、散射等有所损耗，当它们再次通过倍频晶体时，部分基频光又转换为倍频光，这些倍频光连同原来的倍频光一起经R1输出。
如果器件是连续工作的，在器件的增益和损耗达到平衡状态后，便可获得稳定输出的倍频光。
2、腔外倍频
腔外倍频是把倍频晶体放置在激光器的输出光束中进行倍频。
当移开倍频晶体时，激光器仍可以方便地输出基频激光。
腔外倍频的基频光源常用调Q激光器，为使通过倍频晶体的基频功率足够大，有时还加上几级放大。
图2-7为腔外倍频的典型装置。
为提高振荡级的输出功率密度P0/A，这套装置在腔内设置小孔光栏和望远镜进行选模。
图2-7腔外倍频装置
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