基于光学方法的太赫兹辐射源(1)(7)

１０期孙博等：基于光学方法的太赫兹辐射源

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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Ｌ４１｜。

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１

ＴＨｚ

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Ｍａｎｌｅｙ－Ｒｏｗｅ关系，在理想情况下转换效率小于吡／（ｃＵ，＋叫。），并且根据动量守恒原理，输出功率ＰＴＨ：～（１／ＡＴＨ：）２。因此，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］。

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（ＴＨｚ—ｗａｖｅ

Ｐａｒａｍｅｔｒｉｃ

Ｇｅｎｅｒａｔｉｏｎ／Ｏｓｃ订ｌａｔｏｒ—ＴＰＧ／ＴＰ０）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ＬｉＮｂＯ。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ＬｉＮｂＯ。晶体同时具有红外和拉曼活性的Ａ。（山Ｔｏ一２４８ｃｍ＿≈７．５ＴＨｚ）最低对称光学软模的色散特性，也就是最低Ａ，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（Ｓｔｉｍｕｌａｔｅｄ

Ｐ０１ａｒｉｔｏｎＳｃａｔｔｅｒｉｎｇＰｒｏｃｅｓｓ），

此过程同时兼有参量和拉曼散射效应［１８￣２…。电磁

万　

方数据耦子是横向极性晶格振动模（Ｔｒａｎｓｖｅｒｓｅ

Ｏｐｔｉｃａｌ

Ｍｏｄｅ—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。

图１０电磁耦子色散关系

Ｆｉｇ．１０

Ｄｉｓｐｅｒｓｉｏｎｒｅｌａｔｉｏｎｏｆｐｏｌａｒｉｔｏｎ

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５０～２３８ｐｍ和６６～２００弘ｍ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（Ａｎｇｌｅｄ

Ｓｕｒｆａｃｅ

Ｃｏｕｐｌｅｒ—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“引，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Ｋｏｄｏ

Ｋａｗａｓｅ领导的科研小组从上个世纪９０年代中期开