基于氧化鎂晶體中級聯四波混頻過程的紫外飛秒光脈沖產生*

陳忠 華林強? 張津 龔成 柳曉軍?

1) (中國科學院精密測量科學與技術創(chuàng)新研究院， 波譜與原子分子物理國家重點實驗室， 武漢 430071)

2) (中國科學院大學， 北京 100080)

1 引 言

紫外飛秒激光脈沖在超快化學和超快物理研究領域有著十分重要的作用.在超快化學研究中，大量分子體系的成鍵軌道到反鍵軌道的躍遷位于紫外波段， 紫外波段飛秒光脈沖結合時間分辨光譜技術， 能夠讓人們直接觀察極短時間尺度內分子的形成或解離過程[1]; 在超快物理研究中， 紫外波段飛秒脈沖結合多維相干光譜技術[2]， 能夠研究半導體內激子動力學過程.產生寬帶可調諧的紫外飛秒光脈沖將有助于推動上述領域的研究.

受限于激光工作介質， 目前大部分商用飛秒激光器的基頻波長都在近紅外波段， 采用一種便捷的方式將激光器輸出波長拓展到紫外波段無疑具有重要的科學意義和應用前景.目前， 基于非線性晶體將基頻飛秒光脈沖的波長轉換到紫外波段的主要方法包括: 倍頻與和頻[3]、光學參量放大[4]、級聯四波混頻[5-7]等.其中級聯四波混頻由于其轉化效率高、產生的邊帶波段范圍寬、可調諧以及能夠合成超短飛秒(甚至阿秒)脈沖等優(yōu)點， 成為近年來的研究熱點[8-33].例如: Crespo 小組[8]利用級聯四波混頻在玻璃片中觀察到了11 階邊帶的產生， 并且將光譜從近紅外延伸到了紫外波段.另外他們還利用可調諧染料飛秒激光器輸出的兩種頻率的激光， 在熔融石英中實現了更高的20 階的頻率上轉換邊帶， 最短波長為209 nm， 并利用這些邊帶合成了2.2 fs 的近單光學周期超短脈沖[9].文獻[10-17]將級聯四波混頻方法擴展到了BBO[10，11]、藍寶石[12-14]、石英[15，16]、氟化鈣[17]等各向異性材料中.他們通過拓展抽運光的光譜并引入適量的啁啾， 使產生的紫外脈沖輸出能量穩(wěn)定、波長可調諧， 提高了級聯四波混頻輸出的多色飛秒光脈沖的實用性.Fang 等[18，19]還發(fā)展了和頻級聯四波混頻技術， 他們利用一束800 nm 基頻脈沖和一束紅外超連續(xù)白光脈沖， 在BBO 晶體中實現了倍頻與四波混頻之間的級聯效應， 拓展了紫外波段的光譜范圍.文獻[20-33]則選擇具有拉曼活性的晶體， 實現了更高的邊帶轉化效率并且產生了更高的階次.這些研究工作推動了基于級聯四波混頻技術產生寬帶紫外飛秒光脈沖的發(fā)展.然而， 這些級聯四波混頻研究所采用的驅動光源都在近紅外或者可見波段， 所產生的紫外飛秒光脈沖對應很高的階次.在級聯四波混頻中， 每一階信號光由上一階信號光和兩束抽運光共同產生， 邊帶階次越高， 產生效率越低.因此， 利用短波長的驅動光進行級聯四波混頻， 將降低紫外波段邊帶對應的階次， 有助于提高紫外邊帶的產生效率[9，12，13，16].

本文報道了采用兩束400 nm 的飛秒激光作為級聯四波混頻的抽運源來產生波長可調諧的紫外飛秒光脈沖的研究成果.利用紫外脈沖驅動晶體介質產生級聯四波混頻要求所用晶體具有紫外波段透射率高、3 階非線性極化率大和帶隙寬度寬等特性.本實驗選取氧化鎂(MgO)晶體作為工作介質， MgO 晶體的紫外波段透射率為92%， 3 階非線性極化率為χ(3)= 7.3×10—15cm3·erg[34]， 是紫外波段透射率大于90%的晶體材料中， 3 階非線性極化率最大的一種.此外， 其帶隙寬度為7.8 eV， 有較高的損傷閾值.實驗中級聯四波混頻產生的飛秒光脈沖覆蓋了350—450 nm 波段， 實現了直接倍頻難以達到的光譜范圍.紫外邊帶相對于入射光的整體轉化效率約為1.2%， 優(yōu)于已有報道結果[9，12，16]，其中390 nm 的紫外邊帶效率約為0.7%， 高于已有實驗中同波長邊帶的產生效率[9].本方案為高效產生波長可連續(xù)調諧的紫外飛秒光脈沖提供了一種有效途徑.

2 實驗裝置

實驗裝置如圖1 所示.實驗中所使用的飛秒激光器(Legend HE+， Coherent Inc.)由一個振蕩器和一個再生放大器組成， 它輸出的光脈沖參數如下: 最大能量為4.8 mJ， 中心波長為792 nm， 重復頻率為1 kHz， 脈寬約為35 fs.激光器輸出的脈沖經分束鏡后被分為兩束， 其中反射的部分經透鏡聚焦后入射到0.6 mm 厚的第Ⅰ類相位匹配BBO中.通過優(yōu)化基頻光的入射角度和晶體的光軸方向， 獲得了功率約為180 mW 的倍頻脈沖， 其脈寬估算約為140 fs.倍頻光經過透鏡準直后， 平行入射至透800 nm 反400 nm 的二色鏡上.二色鏡濾掉基頻成分， 以排除基頻對級聯四波混頻實驗的影響.400 nm 光經過偏振方向調節(jié)后， 被分光棱鏡(PBS)分成兩路: 一路經過f = 20 cm 的透鏡后，聚焦在MgO 晶體上; 另一路則經過恰當的偏振調節(jié)和延時調節(jié)， 同樣被f = 20 cm 的透鏡聚焦于MgO 晶體上.兩束光的焦點以非共線方式在MgO晶體中重合， 通過調節(jié)兩束光在f = 20 cm 透鏡上的間距對其夾角進行精密控制， 兩束光的偏振方向由透鏡前的半波片(圖1 中編號為3)控制.實驗采用的MgO 晶體的厚度為0.2 mm， 晶向為 〈 1 0 0〉 ，兩面拋光.實驗產生的四波混頻邊帶信號通過寬波段的光譜儀(QE65pro 和Maya2000pro， Ocean Optics)進行測量， 并實時記錄到電腦中， 以便于實驗條件的實時優(yōu)化和后期數據處理.

圖1 實驗裝置圖(PBS 為偏振分束器; 1， 2， 3 為半波片; BS 為分光鏡)Fig.1.Schematic diagram of the experimental setup (PBS represents polarization beam splitter; 1， 2， 3 represent half wave plates;BS represents beam splitter).

3 實驗結果與分析

實驗首先測量了鈦寶石激光器輸出的基頻光的光譜， 如圖2(a)所示， 其中心波長為792 nm， 光譜范圍為760—820 nm.BBO 晶體作為倍頻介質，通過調節(jié)其光軸角度， 可以實現倍頻光的中心波長連續(xù)調諧.這種方式產生的倍頻光的光譜范圍約為380—410 nm， 如圖2(b)所示.本文將倍頻效率最高時的光軸角度設為0°， 可產生倍頻的光軸角度范圍為±10°.注意到圖中光譜在395 nm 附近出現干涉條紋， 它可能來源于BBO 晶體中倍頻光與和頻光之間的干涉.

在級聯四波混頻實驗中， 使用的兩束400 nm抽運光的功率分別為14 mW 和9 mW， 偏振為s偏振.經過透鏡聚焦后， 光斑直徑約為170 μm，0.2 mm 厚的MgO 基片被放置于焦點附近， 兩束光在MgO 晶體中實現時間和空間上的重合.實驗發(fā)現， 兩束抽運光在空氣中的夾角為0.9°—2.8°時，均有四波混頻信號產生.相對延遲為零時， 發(fā)生比較明顯的自衍射[20]， 當兩束抽運光的夾角為1.3°、相對延遲為80 fs 左右時， 級聯四波混頻產生的邊帶數量最多， 且邊帶信號強度最強.在上述條件下產生了9 階頻率上轉換邊帶和5 階頻率下轉換邊帶， 抽運光的左側為頻率下轉換邊帶， 右側為頻率上轉換邊帶， 從左到右波長依次減小.實驗結果表明斯托克斯一側的邊帶數目較少， 這是由于當階數增加時， 產生級聯四波混頻信號所需的波矢量|k(m)|在反斯托克斯和斯托克斯側都會增大[7]， 對于反斯托克斯光束， 波長隨階數的增加而減小， 與|k(m)|長度增大的要求相一致.在此情形下， 高階邊帶也可以滿足一定的相位匹配條件.與此相對，斯托克斯光束的波長隨階數的增加而增大， 紅移波長不滿足增大|k(m)|長度的要求.因此， 斯托克斯信號的相位失配隨階數的增加而迅速增加， 使得斯托克斯側的邊帶數量比反斯托克斯側的少.本文將第m 階的頻率上(下)轉換的邊帶命名為ASm(Sm).其中， AS2 到AS7 投影到白色紙片上的照片如圖3(a)所示.這些邊帶沿著不同的散射角發(fā)散， 利用光譜儀在不同位置對邊帶信號進行收集和測量， 得到每一階邊帶的歸一化光譜， 如圖3(b)和圖3(c)所示， 它們的波長范圍為350—450 nm.其中， 高階邊帶在400 nm 左右的次峰來自于抽運光的雜散信號.同時， 注意到四波混頻信號在空間上并非絕對分離， 這使得在信號的主峰旁邊產生了其他信號的小峰.

級聯四波混頻過程產生邊帶的中心波長和發(fā)散角滿足頻率對應關系和相位匹配關系[7]:

圖2 (a) 鈦寶石激光器輸出的基頻光光譜; (b) BBO 在不同光軸角度下的倍頻光光譜Fig.2.(a) Output spectrum of Ti-Sapphire laser; (b) spectra of the second harmonic generation under different BBO orientations.

圖3 (a) AS2 到AS7 邊帶的照片; (b) AS1 至AS9 邊帶的光譜; (c) S1 至S5 邊帶的光譜Fig.3.(a) Photographs of AS2 to AS7; (b) spectra of sidebands from AS1 to AS9; (c) spectra of sidebands from S1 to S5.

圖4 (a) AS1 到AS9 邊帶的理論計算中心波長(紅色圓圈)和實驗測量(黑色方塊)之間的比對; (b) AS1 到AS7 邊帶的理論計算散射角(紅色圓圈)和實驗測量(黑色方塊)之間的比對Fig.4.(a) Comparison of calculated results (red circles) and experimental data (black squares) of central wavelengths of AS1 to AS9; (b) comparison of calculated results (red circles) and experimental data (black squares) of scattering angle of AS1 to AS7.

其中， ω1， ω2， k1， k2分別為兩束抽運光各自的角頻率和波矢量; ωAsm， kAsm分別為ASm 邊帶的角頻率和波矢量.利用抽運光的作用波長: 395.0 nm和400.6 nm 及抽運光之間的夾角， 通過(1a)式和(1b)式及MgO 的Sellmeier 方程， 計算得到AS1到AS9 的理論中心波長分別為: 390， 384， 379，374， 369， 364， 359， 355 和350 nm， 這和實驗測量的結果吻合， 如圖4(a)所示， 其中低階的差異來源于自相位調制和交叉相位調制[35].同樣， 計算得到AS1 到AS7 的理論散射角度分別為: 2.54°， 3.76°，4.93°， 6.08°， 7.18°， 8.25°和9.29°.圖4(b)為其與實驗測量結果的對比， 可以看到散射角度和理論預測的結果在低階時符合得很好， 在高階的情況下有少量偏移.此外， 產生的邊帶在平面上也有小的彎曲， 波長越短的邊帶越往上偏移.這是因為實驗中晶體的光軸與入射光所在平面存在微小夾角， 對于MgO 樣品， 波長越短對應的折射率越大， 當不同波長的邊帶以不同角度出射時， 波長越短、出射角度越大的光束將產生更明顯的折射， 這導致了高階邊帶的偏移并且散射角度比預測角度大.類似現象也出現在以鎢酸鉛和金剛石為介質的實驗中[20-22].

為考察此方案產生的紫外飛秒光脈沖的特征，本實驗測量了400 nm 光激發(fā)MgO 晶體所產生邊帶的功率.測量得到AS1 到AS7 的功率分別為169.3， 85.7， 17.8， 5.2， 1.6， 0.2 和0.032 μW.紫外邊帶相對于入射光的整體轉化效率約為1.2%， 其中， 390 nm (AS1)紫外邊帶的產生效率約為0.7%.在紅外光或可見光驅動級聯四波混頻產生寬帶紫外飛秒光脈沖的實驗中[9，12，16]， 已見報道的紫外波段整體轉化效率最高約為0.7%， 390 nm 邊帶產生效率約為0.3%[9].但注意到本實驗中高階邊帶效率偏低， 邊帶的整體帶寬有限， 如何進一步提升高階邊帶的轉換效率、擴展邊帶的整體帶寬有待進一步研究.同時， 實驗中還測量了邊帶的譜寬， 通過對每一階邊帶的光譜進行高斯擬合， 發(fā)現AS3 到AS9的光譜形狀十分接近高斯線型， 圖5(a)為AS3 邊帶高斯擬合的結果.擬合AS3 至AS9 邊帶得到的光譜半高全寬分別為5.1， 5.7， 5.6， 6.7， 5.6， 4.6 和6.5 nm.根據計算， AS3 到AS9 對應的傅里葉轉換極限脈寬分別為42， 36， 35， 28， 33， 39， 27 fs.

圖5 (a) AS3 邊帶光譜(實線)及其高斯擬合(虛線);(b)不同延時下AS4 邊帶的光譜， 圖中的光譜對應的延時分別為20， 40， 60， 80， 100 fsFig.5.(a) Spectra of the AS3 sideband (solid curve) and its Gaussian fitting (dashed curve); (b) spectra of the AS4 sideband at several specific time delays， i.e.20， 40， 60，80， and 100 fs.

此外， 通過在驅動光脈沖中引入合適啁啾， 利用改變脈沖到達樣品的延遲時間能夠改變兩個脈沖相互作用波長的原理， 可以實現以調節(jié)延時的方式來便捷地調諧產生邊帶的中心波長.在本實驗中， 通過調節(jié)鈦寶石激光器的脈沖壓縮光柵引入約—400 fs2的啁啾， 結合對兩束抽運光的延時控制實現了對邊帶中心波長的有效調控.以AS4 為例， 本文給出了幾個特定延遲時間條件下的該邊帶波長的相對變化， 如圖5(b)所示.可以看出， 在兩束脈沖相互作用產生邊帶信號的時間范圍內， AS4 邊帶的中心波長可以從373 nm 到385 nm 之間連續(xù)調諧.利用產生的全部邊帶， 可以實現波長從350 nm到450 nm 全覆蓋.

4 結 論

本文以兩束400 nm 的飛秒光脈沖作為級聯四波混頻的驅動光源， 在0.2 mm 的MgO 介質中產生了一系列頻率上轉換和頻率下轉換的飛秒脈沖.這些邊帶的波長和散射角符合理論預測， 光譜范圍從350 nm 到450 nm 全覆蓋.其中， 紫外邊帶的產生效率約為1.2%， 高于用近紅外光或者可見光驅動產生紫外邊帶的效率.通過調控兩束400 nm脈沖的相對延時， 可實現波長寬帶調諧.同時， AS3到AS9 邊帶的光譜形狀呈現高斯型， 這些脈沖支持的理論極限寬度為20—50 fs.本文為高效產生波長連續(xù)可調諧的紫外飛秒光脈沖提供了一種有效途徑， 有助于推動超快化學與超快物理方面的相關研究.