熱透鏡效應(yīng)對半整塊腔型中二次諧波過程的影響*

張曉莉 王慶偉 姚文秀 史少平 鄭立昂 田龍2)? 王雅君2) 陳力榮2) 李衛(wèi)2) 鄭耀輝2)

1) (山西大學(xué)光電研究所,量子光學(xué)與光量子器件國家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,太原 030006)

2) (山西大學(xué),極端光學(xué)協(xié)同創(chuàng)新中心,太原 030006)

二次諧波過程是制備高功率、寬波長范圍激光的有效途徑.在二次諧波過程中,晶體的熱透鏡效應(yīng)是限制轉(zhuǎn)換效率進(jìn)一步提高的重要因素,熱透鏡效應(yīng)對二次諧波轉(zhuǎn)換效率的影響隨著基頻光功率的增大而加劇.本文理論分析了不同半整塊腔型中熱透鏡效應(yīng)對轉(zhuǎn)換效率的影響關(guān)系;實(shí)驗(yàn)上搭建了兩種腔型進(jìn)行高效外腔倍頻制備532 nm 激光,測量其倍頻轉(zhuǎn)換效率隨基頻光功率的變化關(guān)系.對于平凹型半整塊腔,在輸入光功率為800 mW 時(shí),產(chǎn)生747 mW 的532 nm 激光輸出,得到最佳的轉(zhuǎn)換效率為93.4%±3%;對于雙凹型半整塊腔,在輸入光功率為600 mW 時(shí),產(chǎn)生529 mW 的532 nm 激光輸出,得到的最佳轉(zhuǎn)換效率為88.2%±3%.研究表明,熱透鏡效應(yīng)對雙凹型半整塊腔的轉(zhuǎn)換效率影響相對較大,且隨著腔內(nèi)損耗的增加而加劇;相比于雙凹型半整塊腔,平凹型結(jié)構(gòu)可以實(shí)現(xiàn)更高效的倍頻轉(zhuǎn)換.本文的理論及實(shí)驗(yàn)結(jié)果可在量子信息科學(xué)、光學(xué)頻率計(jì)量以及生物醫(yī)學(xué)等領(lǐng)域的研究中發(fā)揮重要作用.

1 引言

自1961 年Franken 首次觀測到二次諧波過程(second harmonic generation,SHG)[1]以來,基于不同結(jié)構(gòu)腔型的倍頻技術(shù)促進(jìn)了非線性光學(xué)在各種領(lǐng)域應(yīng)用中的快速發(fā)展,如微觀共振成像[2,3]、醫(yī)學(xué)[4]、光電子[5]、新光源[6]、高分辨率光譜學(xué)[7]和非線性光學(xué)全息[8]等.此外,在量子信息科學(xué)及精密測量領(lǐng)域中,通過SHG 制備參量下轉(zhuǎn)換過程所需的泵浦光,進(jìn)而實(shí)現(xiàn)連續(xù)變量壓縮態(tài)光場[9-12]、糾纏態(tài)光場[13-17]以及離散變量糾纏態(tài)光場[18,19]等非經(jīng)典光場的制備,為量子通信、量子網(wǎng)絡(luò)構(gòu)建及量子增強(qiáng)地基引力波探測提供實(shí)驗(yàn)支撐.

在SHG 中,具有相同能量的兩個(gè)光子被組合成具有兩倍能量的單個(gè)光子,在此過程中激光可實(shí)現(xiàn)從近紅外到可見光譜范圍的變換.二次諧波的產(chǎn)生是非線性相互作用過程,會伴隨著基波和諧波的吸收[20-24].這使得一部分波的能量會以熱量的形式沉積,并沿晶體徑向形成溫度梯度,從而在非線性晶體中形成熱透鏡[25,26].熱透鏡效應(yīng)會使倍頻腔的空間模式發(fā)生變形,導(dǎo)致基波與倍頻腔的模式失配.因此,如果熱透鏡效應(yīng)使模式匹配條件變差,則整體倍頻轉(zhuǎn)換效率將降低.此外,隨著諧波波長的降低,周期極化磷酸氧鈦鉀(periodically poled potassium titanyl phosphate,PPKTP)晶體的吸收系數(shù)將變得很高[27],這將導(dǎo)致更嚴(yán)重的熱效應(yīng),并進(jìn)一步降低光學(xué)腔的輸出質(zhì)量.因此,為了實(shí)現(xiàn)更高效的倍頻轉(zhuǎn)換,必須采取措施以減小熱透鏡效應(yīng)的影響.

對于1 μm 以下波段的倍頻過程,2005 年,Le Targat 等[28]基于四鏡環(huán)形腔在922 nm 倍頻產(chǎn)生461 nm 過程中,通過增加PPKTP 晶體的長度,選擇更松散的聚焦參數(shù),在不降低轉(zhuǎn)換效率的情況下緩解了熱透鏡效應(yīng),獲得了234 mW 的461 nm 激光輸出,轉(zhuǎn)換效率為75%;2014 年,山西大學(xué)團(tuán)隊(duì)[29]研究了基于半整塊腔的795 nm 高效外腔倍頻過程,通過增大倍頻晶體凸面處的曲率半徑來加大晶體內(nèi)的腰斑,進(jìn)一步放寬聚焦條件,以減輕熱透鏡效應(yīng)的影響.在輸入115 mW 的795 nm 激光時(shí),獲得了47 mW 的397.5 nm 激光輸出,轉(zhuǎn)換效率為41%;2019 年,山西大學(xué)團(tuán)隊(duì)在基于四鏡環(huán)形腔利用852 nm 高效外腔倍頻產(chǎn)生426 nm 藍(lán)光過程中,通過優(yōu)化晶體的位置,調(diào)整等效熱透鏡的中心位置與腔束腰位置重合,大幅降低了由藍(lán)光誘導(dǎo)紅外吸收導(dǎo)致的熱透鏡效應(yīng)引起的模式失配[30];在輸入515 mW 的852 nm激光時(shí)獲得了428 mW的426 nm 激光輸出,轉(zhuǎn)換效率為83.1%[31].然而對于1 μm 以上波段,雖然受熱透鏡效應(yīng)的影響不及短波長激光,但熱透鏡效應(yīng)的存在仍是制約其倍頻效率無法進(jìn)一步提高的重要因素.2010 年,Meier等[32]通過SHG 制備高達(dá)134 W 的532 nm 激光,倍頻轉(zhuǎn)換效率為90%;2017 年,山西大學(xué)團(tuán)隊(duì)[33]在1018 nm 高效倍頻產(chǎn)生509 nm 激光過程中,通過選擇合適的束腰半徑(37 μm)和聚焦參數(shù)(0.48),有效抑制了由綠光誘導(dǎo)紅外吸收引起的熱透鏡效應(yīng).在輸入功率為1.58 W 的情況下,獲得了最大功率為1.13 W 的509 nm 連續(xù)激光輸出,相應(yīng)的轉(zhuǎn)換效率為71.5%[33].2018 年,中國科學(xué)技術(shù)大學(xué)團(tuán)隊(duì)[34]在1342 nm 高效倍頻產(chǎn)生671 nm 激光過程中,通過選擇較短長度的PPKTP 晶體(10 mm)、大的束腰半徑(65 μm)以及較小的聚焦參數(shù)(0.28)來減小熱透鏡的影響,獲得了良好的模式匹配和阻抗匹配,轉(zhuǎn)換效率高達(dá)93.8%±0.8%.

半整塊倍頻腔由一塊PPKTP 晶體和一片獨(dú)立的平凹輸入耦合鏡組成.根據(jù)腔內(nèi)晶體結(jié)構(gòu)的不同可分為兩種: 一種的晶體兩端面為相互平行的平面,記為“平凹型半整塊腔”;另一種的晶體一端為平面、另一端為球型凸面,記為“雙凹型半整塊腔”.由于半整塊倍頻腔具有較低的內(nèi)腔損耗、更好的機(jī)械穩(wěn)定性和更緊湊的結(jié)構(gòu),在制備連續(xù)變量非經(jīng)典光場方面有著顯著的優(yōu)勢和應(yīng)用前景.2011 年,Ast等[35]在基于半整塊腔的倍頻產(chǎn)生775 nm 實(shí)驗(yàn)中,實(shí)現(xiàn)了高達(dá)95%的轉(zhuǎn)換效率;2021 年,山西大學(xué)團(tuán)隊(duì)[36]在基于半整塊腔的倍頻產(chǎn)生532 nm 實(shí)驗(yàn)中實(shí)現(xiàn)了94%的轉(zhuǎn)換效率.所以研究半整塊腔中的倍頻過程以及熱透鏡的影響機(jī)制對于進(jìn)一步提高1 μm 以上波段倍頻轉(zhuǎn)換效率以及在基于倍頻過程的量子信息科學(xué)中發(fā)揮重要作用.

本文理論分析了基于半整塊腔的高效倍頻過程,研究了兩種結(jié)構(gòu)的半整塊腔中綠光誘導(dǎo)紅外吸收[37,38]引起的熱透鏡效應(yīng)對最佳轉(zhuǎn)換效率的影響關(guān)系,數(shù)值上定量分析了平凹型半整塊腔和雙凹型半整塊腔中倍頻轉(zhuǎn)換效率隨基頻光功率的變化關(guān)系.結(jié)果表明,熱透鏡效應(yīng)對雙凹型倍頻腔的最佳轉(zhuǎn)換效率影響相對較大,且隨著腔內(nèi)損耗增加而增大.之后進(jìn)一步搭建實(shí)驗(yàn)裝置進(jìn)行驗(yàn)證,測量兩種半整塊腔型中倍頻轉(zhuǎn)換效率隨基頻光功率變化的關(guān)系,并根據(jù)實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行數(shù)值擬合.結(jié)果表明:在平凹型半整塊腔中,輸入800 mW 的基頻光,將產(chǎn)生747 mW 的532 nm 激光輸出,可實(shí)現(xiàn)的最佳轉(zhuǎn)換效率為93.4%±3%;在雙凹型半整塊腔中,輸入600 mW 的基頻光,可輸出529 mW 的532 nm激光,可實(shí)現(xiàn)的最佳轉(zhuǎn)換效率為88.2%±3%,與理論計(jì)算符合較好.此高效倍頻過程可為基于非線性轉(zhuǎn)換的精密測量物理以及量子信息科學(xué)發(fā)展提供理論及實(shí)驗(yàn)基礎(chǔ).

2 理論分析

在不考慮熱透鏡效應(yīng)的情況下,倍頻轉(zhuǎn)換效率表示為:η=Pout/Pin,其中Pin為輸入的基頻光功率.駐波腔對正向和反向傳播的內(nèi)腔光束進(jìn)行相位匹配,會產(chǎn)生兩個(gè)二次諧波輸出,因此輸出的倍頻光功率可表示為[36,39]

其中,Enl為PPKTP 晶體的單穿效率,由Boyd 和Kleinman 描述的高斯光束倍頻理論給出[28,40]:

這里,ω為基頻光角頻率;deff為PPKTP 晶體的有效非線性系數(shù);Lc為PPKTP 晶體的長度;ε0為真空介電常數(shù);c為真空中的光速;λ1為基頻光的波長;n1為PPKTP 晶體對基頻光的折射率;n2為PPKTP 晶體對倍頻光的折射率;α1和α2分別為基頻光和倍頻光的吸收系數(shù),α=(α1-α2/2)×ZR,其中ZR為高斯光束的瑞利長度,ZR=;h是Boyd-Kleinman 聚焦因子,它取決于聚焦參量ξ=Lc/2ZR;σ為波矢失配量.對于分析的兩種倍頻腔,以上所涉及的參數(shù)取值均相同:deff=(2/π)d33≈11.4×10-12pm/V,Lc=10 mm,ε0=8.85×10-12F/m,λ1=1064 nm,n1=1.8302,n2=1.8894,α1=0.003 cm—1,α2=0.048 cm—1.(1)式中Pc為腔內(nèi)基頻光的內(nèi)腔循環(huán)功率[28,36,39],

式中,T1為輸入耦合鏡的透過率,L是基頻光在倍頻腔內(nèi)的傳輸損耗(不包括T1).Γ=Enl+Γabs是非線性損耗,其中Γabs=Enl×是倍頻吸收效率.

只考慮熱透鏡效應(yīng)時(shí),可將熱透鏡效應(yīng)等效為在腔內(nèi)插入焦距為f的薄透鏡.透鏡焦距可表示為[26,30]

式中,Kc=13 W/(m·K)是PPKTP 晶體的熱導(dǎo)率,ω0是不考慮熱透鏡效應(yīng)時(shí)腔的腰斑半徑;dn/dT=1.6×10-5K—1是PPKTP 晶體的熱光系數(shù).對于分析的兩種倍頻腔,以上所涉及的參數(shù)取值均相同.

由于晶體對綠光的吸收要遠(yuǎn)大于對紅外光的吸收,則晶體中綠光最強(qiáng)的位置可被認(rèn)為是等效熱透鏡的位置.通過計(jì)算1064 nm 基頻光轉(zhuǎn)化為532 nm 倍頻光的功率密度最大值的位置發(fā)現(xiàn): 平凹型半整塊腔的功率密度最大值在晶體端面處;雙凹型半整塊腔的功率密度最大值則在距離晶體中心1 mm 處.基于此,為了有效分析熱透鏡效應(yīng)對腔腰斑的影響,可以先通過ABCD矩陣計(jì)算受熱透鏡效應(yīng)影響后的腰斑大小,之后通過模式匹配公式計(jì)算出熱透鏡效應(yīng)帶來的模式失配量.

平凹型半整塊腔的ABCD矩陣可表示為

平凹型半整塊腔中功率密度的最大值在晶體端面處,即等效熱透鏡的位置在晶體端面處,且端面處的曲率半徑可近似為無窮大.根據(jù)高斯光束在腔內(nèi)傳播的規(guī)律分析知,入射光束并不會通過等效熱透鏡,因此熱透鏡并不影響光束的傳播,不參與ABCD矩陣的運(yùn)算.在這種情況下,可以認(rèn)為在考慮熱透鏡效應(yīng)和不考慮熱透鏡效應(yīng)時(shí),平凹型半整塊腔的倍頻轉(zhuǎn)換效率相同.

雙凹型半整塊腔的ABCD矩陣可表示為

受熱透鏡效應(yīng)影響后的腰斑大小ω00計(jì)算公式為

式中,R為腔輸入耦合鏡的曲率半徑,L0和L00分別為平凹型半整塊腔和雙凹型半整塊腔的空氣隙長度,L1為雙凹型半整塊腔中熱透鏡距離輸入耦合鏡的距離,L2為雙凹型半整塊腔中晶體凹面距離輸入耦合鏡的距離,f1為雙凹型半整塊腔中的等效熱透鏡焦距,R1為雙凹型半整塊腔中晶體凸面的曲率半徑,Abs 為取絕對值.此外,為了更直觀對比,在設(shè)計(jì)時(shí)選擇合適的參數(shù)以保證兩種結(jié)構(gòu)的倍頻腔在不考慮熱透鏡效應(yīng)時(shí)的腰斑ω0大小相等,均為31.33 μm.

腔TEM00模的模式匹配效率計(jì)算公式為[25,30]

式中,Wα(z) 和Wα0分別是入射光束在腔內(nèi)z=zα處的光束半徑和束腰半徑;Wα,e(z)和Wα,e0是腔的本征模.

基于上述參數(shù)設(shè)計(jì)和公式進(jìn)行理論計(jì)算.假設(shè)理想情況下,基頻光在腔內(nèi)的傳輸損耗為0;在輸入功率為0 W 時(shí)兩種腔型的模式匹配效率均為100%.為了方便表示,記“雙凹型半整塊腔”為SHG1,“平凹型半整塊腔”為SHG2.

首先,在考慮熱透鏡效應(yīng)的影響下,理論計(jì)算兩種腔型的模式匹配效率與輸入功率之間的關(guān)系,如圖1 所示.在0—1.1 W 的輸入功率范圍內(nèi),SHG1的模式匹配效率從100% 降至93.6%.由此可知,隨輸入功率增大,熱透鏡效應(yīng)對SHG1 的腰斑影響增大,從而導(dǎo)致模式失配加重.

圖1 理想情況下模式匹配效率隨著基頻光輸入功率的變化Fig.1.Mode-matching efficiency as a function of the input power.

然后,分別在不考慮和考慮熱透鏡效應(yīng)引起的模式失配的情況下,理論計(jì)算兩種腔型的倍頻轉(zhuǎn)換效率與輸入功率的關(guān)系,如圖2 所示.在0—1.1 W的輸入功率范圍內(nèi),與不考慮熱透鏡效應(yīng)時(shí)的轉(zhuǎn)換效率相比,隨著輸入功率的增大,考慮熱透鏡效應(yīng)時(shí)的轉(zhuǎn)換效率明顯降低.根據(jù)上述分析,SHG2 不管是否考慮熱透鏡效應(yīng)的影響,轉(zhuǎn)換效率都相同;而SHG1 明顯受熱透鏡效應(yīng)的影響,轉(zhuǎn)換效率降低.

圖2 理想情況下轉(zhuǎn)換效率隨著輸入功率的變化Fig.2.Conversion efficiency as a function of input power.

3 實(shí)驗(yàn)裝置及測量結(jié)果分析

基于上述理論分析進(jìn)行實(shí)驗(yàn)研究,實(shí)驗(yàn)裝置如圖3 所示.泵浦激光源采用自主研發(fā)的中心波長為1064 nm、最大輸出功率為16 W 的連續(xù)波單頻激光器(SF-20,宇光).輸出的激光先注入到光隔離器1 (optical isolator,OI)中以避免后續(xù)光束反饋的影響,然后經(jīng)過一個(gè)楔形電光調(diào)制器[41](electro-optic modulator,EOM)進(jìn)行調(diào)制.頻率為32 MHz 的射頻信號分為兩部分,一部分用于驅(qū)動EOM,另一部分用于產(chǎn)生Pound-Drever-Hall 技術(shù)的誤差信號.在EOM 之后,通過利用半波片(λ/2)和偏振分束器(polarization beam splitter,PBS)的組合,將光束分成兩部分.通過PBS1 的透射光和反射光分別經(jīng)過OI2 和OI3 注入雙凹型半整塊腔(SHG1)和平凹型半整塊腔(SHG2)中.在兩個(gè)部分中,通過OI2 和OI3 來防止下游光路中光束反饋的影響,然后利用兩個(gè)半波片和一個(gè)偏振分束器的組合來調(diào)節(jié)注入倍頻腔的基頻光功率并將基頻光的偏振變?yōu)樾枰乃狡?調(diào)節(jié)好的基頻光再經(jīng)過一個(gè)由正負(fù)透鏡組成的透鏡組(L1,L2&L3,L4)進(jìn)行基頻光與倍頻腔模式的匹配.正負(fù)透鏡組合的使用可以有效變換光束腰斑,更好地實(shí)現(xiàn)倍頻腔的模式匹配.

圖3 實(shí)驗(yàn)裝置示意圖.OI1—3 為光隔離器,EOM 為電光調(diào)制器,λ/2 為半波片,PBS1—3 為偏振分束器,HR 為高反鏡,L1—4 為模式匹配透鏡,LPF1 和LPF2 為低通濾波器,PID 為比例積分微分器,HVA1 和HVA2 為高壓放大器,Mixer1 和Mixer2 為混頻器,DBS1 和DBS2 為雙色分束器,PD1 和PD2 為光電探測器,SHG1 和SHG2 為倍頻腔,PM1 和PM2 為功率測量裝置Fig.3.Schematic of experimental setup.OI1—3,optical isolator;EOM,electro-optic modulator; λ/2,half-wave-plate;PBS1—3,polarization beam splitter;HR,high-reflection mirror;L1—4,Lens;LPF1 and LPF2,low-pass filters;PID,proportional-integral-differentiator;HVA1 and HVA2,high-voltage amplifiers;Mixer1 and Mixer2,mixer;DBS1 and DBS2,dichroic beam splitters;PD1 and PD2,photodetectors;SHG1 and SHG2,second harmonic generations;PM1 and PM2,power measurements.

倍頻腔輸出的基頻光(1064 nm)和倍頻光(532 nm)由雙色分束器(dichroic beam splitter,DBS)分為兩部分.透射的倍頻光用功率計(jì)探測;反射的剩余基頻光用自制的共振型光電探測器探測[42,43],探測到的信號和與EOM 調(diào)制信號同頻的解調(diào)信號在混頻器混頻后,經(jīng)過自制低通濾波器得到誤差信號,之后經(jīng)過自制比例積分微分控制系統(tǒng)和自制高壓伺服系統(tǒng)后分別反饋給兩個(gè)倍頻腔輸入耦合鏡上的壓電陶瓷(piezoelectric transducer,PZT),進(jìn)行腔長的鎖定.

實(shí)驗(yàn)中的倍頻腔均采用半整塊腔型,此腔型具有體積小、方便調(diào)節(jié)、內(nèi)腔損耗低和穩(wěn)定性高等優(yōu)勢.實(shí)驗(yàn)中兩種結(jié)構(gòu)的倍頻腔將選用相同的腔參數(shù),輸入耦合鏡的曲率半徑R=30 mm,與PZT 相連,對1064 nm 的透過率為9%,對532 nm 的反射率大于99%;使用的非線性晶體均為1 mm×2 mm×10 mm 的PPKTP 晶體(Raicol Crystals Ltd.),晶體的極化周期為9 μm,溫度由熱電帕爾帖元件和溫度控制器控制,測量精度為0.001 ℃[36].SHG1 中晶體遠(yuǎn)離輸入耦合鏡的端面為曲率半徑R1=12mm 的凸面,其對1064 nm 的反射率大于99%,對532 nm 的透射率大于95%;另一側(cè)端面為平行端面,對1064 nm 和532 nm 的剩余反射率均小于0.1%[12,25].輸入耦合鏡和PPKTP 晶體之間的氣隙長度為25 mm,對應(yīng)1064 nm 的腰斑大小為31.33 μm.SHG2 中晶體遠(yuǎn)離輸入耦合鏡的平行端面對1064 nm 的反射率為99.95%,對532 nm的透射率為95%;另一側(cè)的平行端面對1064 nm和532 nm 的剩余反射率均小于0.1%[36,44].其對應(yīng)1064 nm 的腰斑大小與SHG1 的相同為31.33 μm.

基于上述裝置進(jìn)行實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證,測得了兩種腔型的倍頻轉(zhuǎn)換效率隨輸入功率的變化關(guān)系,圖4 中的離散點(diǎn)為實(shí)測實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù).之后根據(jù)實(shí)際測量結(jié)果,利用理論部分的計(jì)算公式進(jìn)行擬合.由于兩種腔型中所使用的晶體是同批次購買,在晶體的有效非線性系數(shù)等參數(shù)相同的情況下,只改變傳輸損耗L進(jìn)行數(shù)據(jù)擬合.擬合發(fā)現(xiàn): 當(dāng)擬合參數(shù)L=0.004 時(shí),擬合結(jié)果與SHG2 實(shí)測結(jié)果符合較好;對于SHG1,當(dāng)擬合參數(shù)L=0.005 時(shí),擬合結(jié)果與實(shí)測結(jié)果符合較好.擬合實(shí)驗(yàn)結(jié)果時(shí)傳輸損耗的微小差距可能是由于兩塊PPKTP 晶體平面和凸面的光學(xué)加工、端面鍍膜的質(zhì)量或者晶體內(nèi)晶格微小缺陷等因素引起的.

圖4 轉(zhuǎn)換效率隨輸入功率變化的理論和實(shí)驗(yàn)結(jié)果,其中誤差棒為多次測量誤差的平均Fig.4.Theoretical and experimental conversion efficiencies as a function of input power.The error bars take the average of multiple measurements.

如圖4 所示,當(dāng)注入的基頻光功率增大時(shí),倍頻轉(zhuǎn)換效率逐漸上升,但明顯看出SHG1 的轉(zhuǎn)換效率一直低于SHG2,說明熱透鏡效應(yīng)對SHG1 的影響更大.對于SHG2,在基頻光功率為0.8 W 時(shí),可實(shí)現(xiàn)最大倍頻轉(zhuǎn)換效率為93.4%±3%的倍頻過程,對于SHG1,在基頻光功率為0.6 W 時(shí),可實(shí)現(xiàn)最大倍頻轉(zhuǎn)換效率為88.2%±3%的倍頻過程.受功率測量器件的不確定度影響,測量結(jié)果的不確定度超過3%.從圖4 數(shù)據(jù)可知,當(dāng)輸入的基頻光功率約為0.8 W 時(shí),倍頻光功率隨基頻光功率的增大仍在增長,但轉(zhuǎn)換效率已經(jīng)趨于飽和,同時(shí)實(shí)驗(yàn)結(jié)果開始與理論擬合出現(xiàn)偏差.圖4 中用黑色虛線標(biāo)記出逐漸出現(xiàn)偏差的基頻光功率位置.這是由于繼續(xù)增大基頻光功率時(shí),更為嚴(yán)重的熱透鏡效應(yīng)對倍頻腔模式匹配的影響逐漸加重,限制了倍頻效率的增長.而且,在PPKTP 晶體對倍頻光的吸收影響下,倍頻腔的工作狀態(tài)發(fā)生改變.當(dāng)晶體溫度處于倍頻的最佳匹配溫度時(shí),腔內(nèi)產(chǎn)生的大量倍頻光使晶體溫度急劇上升,引起熱致雙穩(wěn)現(xiàn)象,從而破壞倍頻腔的鎖定.此外,其他熱效應(yīng)如熱雙折射[45,46]和熱致相位失配[45,47-49]等的影響也不可忽略,致使高功率區(qū)域理論與實(shí)際的偏差比較明顯.

4 結(jié)論

本文在定量分析熱透鏡效應(yīng)對兩種半整塊腔型中二次諧波過程影響關(guān)系的基礎(chǔ)上,進(jìn)一步搭建實(shí)驗(yàn)裝置進(jìn)行驗(yàn)證,對比兩種半整塊腔型中倍頻轉(zhuǎn)換效率隨基頻光功率增加的關(guān)系,并進(jìn)行理論擬合.對于平凹型半整塊腔,最終得到最高93.4%±3%倍頻轉(zhuǎn)換效率;對于雙凹型半整塊腔,得到最高88.2%±3%倍頻轉(zhuǎn)換效率,實(shí)驗(yàn)結(jié)果與理論符合較好.理論與實(shí)驗(yàn)結(jié)果均表明,平凹型半整塊倍頻腔在較低輸入功率條件下,可以獲得更好的模式匹配,從而實(shí)現(xiàn)高效率的倍頻輸出,更適用于對倍頻效率有高需求的實(shí)驗(yàn)研究中.此高效倍頻過程可為各種高效倍頻過程提供理論及實(shí)驗(yàn)基礎(chǔ),并為基于非線性轉(zhuǎn)換的量子信息科學(xué)發(fā)展奠定基礎(chǔ).