专利名称：宽波带光源装置的利记博彩app
技术领域：
本发明涉及在铁电极板上制作晶畴反转结构的方法在以准相位匹配(QPM)技术为基础生成宽波带光源的领域内的应用。
背景技术：
开发以准相位匹配(QPM)为基础的非线性光学设备，如波长转换器，对铁电物质反转晶畴的精密控制是非常必要的。波长转换器的一个实例公开于文献“J.A. ARMSTRONG et al.，Physical Review, vol. 127，No. 6，Sep.15，1962，pp.1918—1939 (J. A. Armstrong 等人，物理评论，第127卷，第6期，1962年9月15日，第1918-1939页)”在该文献中，波长转换装置采用了一种波长转换元件，将其置于在沿着光栅的方向上形成的周期性晶畴反转光栅中，以满足准相位匹配(QPM)的条件。通过向波长转换元件输入角频率为ω的基本光，实现波长转换，以获取角频率为2 ω的转换光，即产生二次谐波(SHG)。该晶畴反转光栅的周期Λ取决于准相位匹配(QPM)的条件(即2ω (η2ω-ηω) = 2 π c/Λ，其中η2ω和ηω分别是 2ω和ω的折射率，c是光在真空中的速度)。相反，如果一种角频率为2 ω的泵浦光投射到同一装置上，角频率分别为《3和coi的信号光和闲置光通过自发参量下转换(SPDC)过程产生(其中2ω = ω3+ω)0在自发参量下转换(SPDC)过程中，必须满足相似的准相位匹配(QPM)条件，艮P 2ωη2ω-ω. sns-ω ni = 2 π c/Λ，其中 η2 ω、ns 禾口 ni 分另 Ij是 2ω、 s和《i的折射率，c为光在真空中的速度。由于大量的cos与《i对数能满足某一固定周期的准相位匹配OffM)条件，产生的自发参量下转换(SPDC)光通常在角频率ω周围具有很宽的频带宽度。为实现高效的波长转换，高均勻周期性晶畴反转结构必需穿出晶体的厚度。为取得具有高效率及大输出功率的波长转换器，具有不完全掺杂的高光学性质的极板，无论是哪一种，都必须在极化掺杂质的极板上花很多心思。一种基于电晕放电方法，在掺杂铁电材料(掺氧化镁铌酸锂的极板)中形成周期性晶畴反转结构的技术公开于文献“C. Q.Xu，et al. , USprovisional Patent NO. 60/847122 ； (C. Q. Xu 等人，美国临时专利号 60/847122) ；Akinori Harada, U. S. Patent No. 5，594，746 (Akinori Harada,美国临时专利号 5，594，746) ；Akinori Harada, U. S. Patent No. 5, 568, 308 (Akinori Harada，美国临时专利号 5，568，308) ；A. Harada, et al.，Applied Physics Letters, vol. 69, no. 18，1996，pp. 2629—2631 (A. Harada 等人，应用物理快报，第69卷，第18期，1996年，第沈四-2631页)”，(如图1所示)。在这些文献中， 电晕线或接触线3被安置在掺氧化镁铌酸锂单晶极板1的-C面上方，同时将周期性电极光栅2安置在极板的+c面上。电极由金属制成并接地。只要高压电源5向电晕线输入了高电压，就会发生电晕放电，使极板-C面上产生负电荷。由于-C面上存在电荷，造成了电压电势差，从而产生横穿极板的强电场。若产生的电场大于晶体的内部电场(即矫顽电场)， 在电极之下的晶畴就可被反转，这是因为所产生电场的方向与晶体内部电场是相反的。由于矫顽电场会随着温度的上升而减小，可采用温度调节器6来减小畴反转所需的电场。众所周知，电晕放电法能够克服不均勻掺杂的问题，这是由于，因电晕放电而沉积在表面上的电荷的迁移速度非常缓慢。因此，晶体的极化会在局部矫顽电场所及的范围内发生。尽管均勻的晶畴反转可借助电晕放电方法实现，但反转后的晶畴形状不佳。换言之， 反转后的晶畴通常不会沿着极板的厚度方向垂直穿过晶体，如果使用块状晶体来开发晶畴反转晶体，就会出现问题。在文献“M.Yamada，et al.，US patent 5，193, 023 (Μ. Yamada 等人，美国专利 5, 193,023) ；Μ. Yamada, et al. , Applied Physics Letters, vol.62, no. 5,1993, pp. 435-436 (M. Yamada等人，应用物理快报，第62卷，第5期，1993年，第· 435-436页)J ffebjiorn, et al. ,US patent 5，875，053 (J. Web jorn 等人，美国专利 5，875，053) ；Byer,et al.，US patent 5，714，198，US patnet5, 800，767，US patent 5，838，702 (Byer 等人，美国专利5，714，198，美国专利5，800, 767，美国专利5，838，702)，，中公开了另一种基于静电方法，在掺杂氧化镁铌酸锂形成周期性晶畴反转结构的技术(如图1(b)和(c)所示)。在这些文献中，在一种单晶掺氧化镁铌酸锂极板1的+c面上形成了一个电极光栅2。电极光栅 2既可以是金属(图1(b))，也可以是绝缘体，如光刻胶(Fig. 1(c))。通过高压电源5施加了一个横穿极板的强电场。若施加的电场大于晶体的内部电场(即矫顽电场)，在电极(图 1(b))或绝缘体光栅(图1(c))之下的晶畴就可被反转，这是因为所施加电场的方向与晶体内部电场是相反的。在图1(b)中的电极2和4之间，或图1(c)中的电极3和4之间施加了一个高电压。由于矫顽电场会随着温度的上升而减小，可采用温度调节器6来减小畴反转所需的电场。虽然铁电极板技术在应用于具有垂直晶畴形状的非掺杂晶体的极化时很成功，但由于掺杂是不均勻的，难以实现均勻的极化。晶畴反转的晶核形成是在极板表面随机形成的。因此，极板上所施加的横穿极板的电场的分布会在晶体开始极化时发生变化，因而会导致不均勻极化。在文献"M. Nakamura，et al. , Jpn. J. Appl. Phys. , vol. 38, 1999, pp. L1234-1236(M. Nakamura 等人，日本应用物理杂志，第 38 卷，1999，第 L1234-1236 页)； H. Ishizuki, et al.，Appl. Phys. Lett.，vol. 82，No. 23，2003，pp. 4062—4065(H. Ishizuki 等人，应用物理快报，第82卷，第23期，2003年，第4062-4065页)；K. Nakamura, et al.， J. Appl. Phys.，vol. 91，No. 7，2002，pp. 4528-4534 (K. Nakamura 等人，应用物理杂志，第 91 卷，第7期，2002，第45观-4534页)，，中公开了一种通过降低晶体极化所需的电场强度来解决上述问题的方法。该方法通过将极化温度升高至170°C和/或将极板的厚度减小至 300μΓη，可降低需要的电场强度。尽管该方法在实现长周期(>20μπι)的均勻极化方面有一定的效果，但很难实现短周期(< ΙΟμπι)的均勻极化。此外，升高温度也会造成制造工艺上的困难，同时极板厚度的减小也限制了所研发的晶体的应用。另一种通过在极化中采用厚极板和短脉冲电场来解决此问题的方法公开于文献 “K. Mizuuchi，et al.，US patent 6，353，495 (K. Mizuuchi 等人，美国专利 6，353，495)， K. Mizuuchi, et al. ,J. Appl. Phys. ,vol. 96, No. 11，2004，pp. 6585-6590 (K. Mizuuchi 等人，应用物理杂志，第96卷，第11期，2004年，第6585-6590页)”。由于该方法采用了厚(例如Imm)极板和短脉冲极化电压，反转的晶畴不会穿过整个极板。因此，尽管由于掺杂的不均勻性，导致极化启动具有随机性，但电场的分布是不会改变的，而且，即使极化从某个确定的位置启动也是如此，这是因为反转的晶畴不能穿过极板，从而使极化电流受到极大的抑制。况且，采用这种方法时，约有一半的晶体被浪费掉，因为晶畴反转结构会逐渐退化，并最终会从极板的+c到-C面范围内消失。在文献“Peng等人，美国专利6，926，770”中公开了解决此问题另一种方法，即先经过热处理过程再进行静电极化。该方法通过高温(例如1050°C )下的热处理过程生成了均勻的晶核形成层，该晶核形成层由第一个金属电极决定。对第一个金属电极进行的热处理以及环境中的氧气在低于居里温度下的非线性晶体状态共同导致浅表面晶畴的反转，此过程可通过热处理过程中锂外扩散或钛离子内扩散来实现。在进行热处理后，形成了第二电极光栅，并且施加了穿过晶体的脉冲电压(高于晶体的矫顽电压)，以实现深晶畴反转。 然而，由于需要高温热处理并形成第二电极，整个过程比较复杂，产量也较低，因而该方法的生产成本较高。在文献“S. Grilli，et al.，Applied Physics Letters, vol. 89, No. 3， 2006，pp. 2902-2905 (S. Grilli 等人，应用物理快报，第 89 卷，第 3 期，2006，第 2902-2905 页)”中公开的方法中，没有采用晶核形成，而是通过金属电极外的质子交换来防止在无遮盖区域，如金属电极光栅上的晶核形成。然而，该方法并不能保证在金属电极下均勻的晶核形成，因而也未能实现较大面积范围内均勻的深晶畴反转。所生成的周期性极化晶体可用作自发参量下转换(SPDC)过程所需要的非线性介质。自发参量下转换(SPDC)是一种为人熟知的非线性光学过程，公开于“MFiorentino， et al.，Optics Express, Vol. 15，Issue 12，pp. 7479-7488 (Μ· Fiorentino 等人，光学快讯，第 15 卷，第 12 期，第 7479-7488 页)；L. E. Myers, et al.，J. Opt. Soc. Am. B, vol. 12， No. 11，1995, pp. 2102-2116 (L. Ε. Myers 等人，美国光学学会会刊 B，第 12 卷，第 11 期，1995， 第2102-2116页)”等文献。在SPDC过程中，会向非线性晶体中射入一束角频率为ωρ的泵浦光，并生成角频率分别为《3和C0j的信号光和闲置光。通常泵浦光束只透过非线性晶体一次，而生成的SPDC光的能量较低。为了提高PDC的效率，晶体被放置于光学共振腔中， 在0^和ω t下均具有高反射率(双共振)，或在0^和ω t之一下具有高反射率(单共振)。尽管PDC光的输出功率可通过采用双共振或单共振结构来增强，但PDC光的带宽则大大降低。而光传感和光学相干层析(OCT)的应用，需要求光源有较宽的光谱带宽和较高的输出功率。
发明内容
本发明的目标在于提供一种畴反转方法，该方法在应用于极化掺杂晶体领域中特别见效。该方法首先根据电晕放电法，对带有指定电极光栅的极板进行第一次极化，形成金属电极光栅下均勻的浅晶畴反转(即晶核形成)，然后在静电法基础上进行第二次深层极化，以实现深晶畴反转。本发明的另一个目的在于提供一种生成宽波带光源的方法，该方法采用一种具有晶畴反转结构的非线性晶体。根据本发明的一个特点，(如图2所示)，具有晶畴反转结构的非线性晶体1放置在光学共振腔中。非线性晶体的晶面涂有膜2和膜3，在波长为Xf(宽波带)左右时具有高透射率，在波长为二分之一 Xf时具有高反射率。共振腔由后镜4和前镜5组成。后镜4 在波长为Xf(宽波带)左右时具有高反射率，而前镜5在波长为Xf (窄波带)时具有高反射率。在共振腔内有一个激光晶体6，可生成激光波长λ f。激光晶体的晶面涂有膜7和膜 8，均在入，波长下具有高透射率。采用一个可在Xj^长下发出高能激光的泵浦激光二极管9来泵浦激光晶体6。
为使本发明能理解得更加透彻，以下段落结合所附图纸对本发明做出了详细的说明。图纸中图1是晶体先前极化技术的装置示意图，图1(a)根据的是电晕线放电的方法；图 1(b)根据的是金属电极的静电方法；图1(c)根据的是液体电极的静电方法。图2是本发明中用于解释在块状非线性晶体上产生宽波带光的一种配置的概念示意图。图3是本发明中用于解释晶体极化程序流程图的首选实施方案的示意图。图4(a)、图4(b)和图4(c)是本发明中用于解释在具有晶畴反转结构的块状非线性晶体上产生宽波带光所使用的各种内腔配置的第二选择实施方案示意图。图5(a)和图5(b)是本发明中用于解释具有光波导和晶畴反转结构的非线性晶体的各种类型的第三选择实施方案示意图。图6(a)、图6(b)、图6(c)和图6(d)是本发明中用于解释在具有晶畴反转结构的非线性晶体上生成宽波带光的各种内腔配置的第四选择实施方案示意图。
具体实施例方式本发明通过以下所描述的方法解决上述问题在首选实施方案(如图3所示)中，首选晶体极化过程的流程图包含在单晶体铁电极板的+c面上的电极形成过程。第一次极化是通过采用电晕放电法，形成均勻的浅晶畴反转(即晶核形成)而实现的。在完成第一次极化后，通过采用静电法，形成均勻的深晶畴反转而进行二次极化。第一次极化之前在铁电极板的+c面上形成的电极光栅可用做第二次极化的电极。如果第二次极化不采用液体电极，则在第一次极化和第二次极化的间隔时间内，应在铁电极板的-C面上形成一层金属薄膜层。在第二次极化完成后，将采用标准的蚀刻工序，用酸清除金属电极。第一次极化过程中采用的电晕放电法能够克服不均勻掺杂的问题，这是由于，电晕放电产生的表面沉积电荷的迁移速度非常缓慢。因此，晶体的极化会在局部矫顽电场所及的范围内发生。因而，可通过电晕放电法实现均勻的浅晶畴反转(即晶核形成)。浅晶畴反转的深度在几微米到几百微米之间，可通过改变施加在电晕炬或电晕线上的电压、施加高电压的时间、极板的-C面和电晕炬或电晕线之间的距离来控制。施加于电晕炬或电晕线上的典型电压可设定在IkV到IOOkV之间(例如IOkV)，施加电压的时间可以设定在10秒和10分钟之间(例如30秒)。由于在第二次极化过程中，晶体的极化从均勻晶畴反转区(即晶核形成)开始，用
8本发明的方法将不再出现随机的晶核形成过程。因此，对晶体沿厚度方向的剩余部分的极化需要的电场强度更低，并且电场强度的分布只取决于电极光栅，而不受晶核形成过程的影响。因此，可在第二次极化过程中实现具有垂直边界的均勻极化。设定施加的电压值可保证电场能达到晶体的矫顽电场强度。值得一提的是，由于在传统的静电极化过程中经常发生在掺杂晶体内随机形成晶核的现象，所以很难实现均勻极化。因此，尽管静电技术在应用于非掺杂晶体的极化时很成功(没有随机晶核形成的例子)，但由于掺杂的不均勻性，难以实现均勻极化。受局部掺杂浓度的影响，晶畴反转的晶核形成在极板的+c面是随机形成的。因此，在极板上所施加的横穿极板的电场的分布会在晶体开始极化时发生变化，因而会导致不均勻极化。在本发明的第二选择实施方案中(如图4(a)所示)，宽波带光源被安置在一个光学共振腔中。该宽波带光源包括一个具有晶畴反转结构的非线性晶体1(例如掺氧化镁 PPLN 周期性极化的铌酸锂)。PPLN晶体的晶面上涂有膜2和膜3，两层膜在1064nm(宽带宽)左右的光下具有高透射率，而在532nm的光下具有高反射率。PPLN晶体的周期是精心设计的，从而可满足从1064nm到532nm范围内，SHG ( 二次谐波产生)的QPM条件，即 2 ω (η2ω-ηω) = 2 π c/Λ，其中η2ω和ηω分别为2 ω和ω的折射率，c为光在真空中的速度，Λ为PPLN的周期。共振腔由后镜4和前镜5形成。后镜在1064nm(宽波带)左右具有高反射率而前镜在1064nm(窄波带)光下具有高反射率。在共振腔中还放置了一个激光晶体(例如Nd: YAG) 6。激光晶体的晶面上涂有膜7和膜8，在1064nm下具有高透射率。一个可在808nm下发射高能激光的泵浦激光二极管9用于对激光晶体6进行泵浦。温度控制器10和11可分别安置在非线性晶体1和激光晶体6底下。激光晶体6和非线性晶体1的横截面大于共振腔中所限制的光束的尺寸，后者的直径通常小于1mm。激光晶体和非线性晶体的长度设定在Imm和IOOmm之间(例如分别为IOmm和5mm)。激光二极管的泵浦功率的设定值大于IOmW (例如5W)。激光晶体6由泵浦激光二极管9来泵浦。由于共振腔中的镜4和镜5在1064nm下具有高反射率，只要激光二极管9的泵浦功率高于设计激光器的阈值功率，就会发生激光振荡。激光器阈值功率取决于激光损失，包括在共振腔的镜4和镜5处的透射损失，在激光晶体6和非线性晶体1处的吸收和散射损失，以及在激光晶体6和非线性晶体1的晶面上的反射损失。由于激光晶体6和非线性晶体1均涂有1064纳米的防反射涂层(即透射涂层)，1064纳米的晶面反射损失小到可以忽略不计。此外，由于采用了高质量的晶体，散射损失也小到可以忽略不计。另外，由于截止波长(即吸收开始变得不可忽略时的波长)远远短于上述波长(例如就掺氧化镁的PPLN而言，其截止波长为340nm)，非线性晶体1的吸收损失也是可以忽略不计)。因此，1064nm的激光具备高频率和激光的高限制性等特点 (即，大多数1064nm的激光会被限制在共振腔内，也即在非线性晶体1中)。如下文所述， 这些特点非常有助于实现高效的SPDC。如上所述，波长1064nm的高强度光会被限制在共振腔中，因而在PPLN非线性晶体 1中，波长为1064nm的光的光强度非常高。由于PPLN晶体1满足QPM条件，利用SHG工序可以有效地生成532nm的光。此外，由于在PPLN晶体1的两个晶面2、3上采用了高反射涂层，所生成的532nm SHG光会被高度限制在PPLN晶体1中。通过为PPLN晶体1选择合适的长度和/或通过位于PPLN晶体1下方的温度控制器10来调整PPLN晶体的温度，使PPLN晶体的环程相在532nm时等于2D的整数倍，就能使532nm光的强度最大化。由于在PPLN晶体1中存在高强度的532nm光，在1064nm左右(此时ω 532-nm = ω3+ω，)，通过自发参量下转换(SPDC)，生成频率分别为ωs和coj的信号光和闲置光。在 SPDC 过程中，必须满足 QPM 的条件，即 Co532-Mm η532_Μ- ω sns_coi ni = 2 π c/ Λ，其中 ns 和 ni分别为cos和coj的折射率，c为光在真空中的速度，Λ为PPL晶体N的周期。由于在给定周期的情况下，满足QPM条件的Cos和coj对数很多，因而生成的SPDC光具有很宽的带宽。与文献中的所公开的传统SPDC不同，SPDC的泵浦光，即532nm光，在PPLN晶体内是高度限制的，因而所生成的具有宽带宽的SPDC光有很高的效率，因为SPDC的效率与泵浦功率成正比。除此之外，生成的SPDC光在向共振腔后镜4传播时会被反射回来，因为该镜在 1064nm左右对宽带宽光具有很高的反射率，这样就进一步增加了 SPDC光的输出功率。由于位于共振腔前镜5在1064nm下只能反射窄带光，生成的SPDC光在共振腔前镜5处的反射损失很小。此外，如果532nm光的强度就已经足够，那么生成的SPDC光可在通过PPLN晶体 1时，在参量扩大过程的作用下进一步增强。在本发明的第三选择实施方案中(如图4(b)所示)提供了另一种宽波带光源的备选配置。共振腔后镜4(如图4(a)所示)被一个宽带宽Bragg光纤光栅如和一个透镜 4b取代，同时共振腔前镜5 (如图3 (a)所示)被一个窄带宽Bragg光纤光栅如和一个透镜 5b取代。光纤Bragg光栅的带宽最大可设置在lOOnm，而光纤Bragg光栅fe的带宽最小可设置在0. lnm。本发明的特点是所生成的宽波带光可以通过光纤输出。如果在共振腔后镜内也采用了窄带宽光纤Bragg光栅，则从两个输出口均可以输出宽波带光。在本发明的第四选择实施方案中(如图4(c)所示)，在激光晶体6和非线性晶体 1之间增加了一个透镜12。与图4(b)所示的配置相比，这种配置可以采用更长的非线性晶体，同时可在共振腔中保持较小的光束直径。由于SPDC的效率与非线性晶体长度的平方成正比，采用较长的非线性晶体可以提高SPDC的效率。在本发明的第五选择实施方案中(如图5(a)所示)，在SPDC过程中采用了波导型非线性晶体。采用波导1可极大地提高光的强度，同时还能使用较长的设备。因此SPDC的效率可以得到提高。与图4(a)所示的情况类似，PPLN的波导的晶面涂有膜2和膜3，均在 1064nm(宽带宽)左右具有高透射率而在532nm下具有高反射率。PPLN晶体的周期是精心设计的，从而可满足从1064nm到532nm范围内，SHG的QPM条件，即2 ω (η2ω_ηω) = 2nd A，其中 η2ω和ηω分别为2ω和ω下的有效折射率，c为光在真空中的速度，A为PPLN的周期。在本发明的第六选择实施方案中(如图5(b)所示)，在波导1的两端各形成1个集成的Bragg光栅加和3a。在波导的两个晶面上涂有1064nm下的高透射(即防反射)涂层2b和北。与图5(a)所示的配置相比，波导的两个晶面的上采用的涂层更容易获得，因而可降低非线性晶体的生产成本。PPLN波导的周期是精心设计的，从而可满足从1064nm到 532nm范围内，SHG的QPM条件，即2 ω (n2(a-nj = 2 π c/Λ，其中η2ω和ηω分别为η2ω和 ηω下的有效折射率，c为光在真空中的速度，Λ为PPLN的周期。在本发明的第七选择实施方案中(如图6(a)所示)，1064nm的激光13被从非线性晶体1中分散开。1064nm的光在非线性晶体1中只通过1次，而生成的532nm SHG光被限制在晶体中。532nm的光在接下来的SPDC过程中作为泵浦光。PPLN晶体的晶面上涂有膜2和膜3，两层膜在1064nm(宽带宽)左右的光下具有高透射率，而在532nm的光下具有高反射率。1064nm的光通过透镜14射入晶体中。PPLN波导的周期是精心设计的，从而可满足从1064nm到532nm范围内，SHG的QPM条件，即2 ω (η2ω-ηω) = 2 π c/ Λ，其中η2ω禾口分别为2ω和ω下的折射率，c为光在真空中的速度，Λ为PPLN的周期。与图3(a)类似，可在晶体1底下安装一个温度控制器10。非线性晶体1的横截面大于被限制在共振腔中的光束的尺寸，后者的直径通常小于1mm。非线性晶体的长度设定在Imm和IOOmm之间 (例如5mm)。在本发明的第八选择实施方案中(如图6(b)所示)，1064nm的激光13被从非线性晶体1中分散开。1064nm的光在非线性晶体中只通过1次，而生成的532nm SHG光被一对位于共振腔中的镜4和镜5限制在晶体中。532nm的光在接下来的SPDC过程中作为泵浦光。PPLN晶体的晶面上涂有膜2和膜3，两层膜在1064nm(宽带宽)左右的光下具有高透射率。1064nm的光通过透镜14射入晶体中。PPLN晶体的周期是精心设计的，从而可满足从 1064nm 到 532nm 范围内，SHG 的 QPM 条件，即 2 ω (η2ω-ηω) = 2 ji c/ Λ，其中 η2ω 和 ηω 分别为2ω和ω下的有效折射率，c为光在真空中的速度，A为PPLN的周期。与图3(a)相类似，可在非线性晶体1底下安装一个温度控制器10。在本发明的第九选择实施方案中(如图6(c)所示)，1064nm的激光13被从波导型非线性晶体1中分散开。1064nm的光在非线性波导中只通过1次，而生成的532nm SHG 光被一对集成的Bragg光栅2a，3a限制在晶体中。532nm的光在以下的SPDC过程中作为泵浦光。PPLN波导的晶面上涂有膜2b和北，均在1064nm(宽带宽)左右具有高透射率。 1064nm的光通过透镜14射入波导中。PPLN波导的周期是精心设计的，从而可满足从1064nm 到532nm范围内，SHG的QPM条件，即2ω (η2ω_ηω) = 2 Jic/Λ，其中η2ω和ηω分别为2 ω 和ω下的有效折射率，c为光在真空中的速度，A为PPLN的周期。与图3(a)类似，可在非线性晶体1底下安装一个温度控制器10。在本发明的第十选择实施方案中(如图6(d)所示)，1064nm的激光13被从波导型非线性晶体1中分散开。1064nm的光在非线性波导中只通过1次，而生成的532nm SHG 光被一对光纤Bragg光栅2a，3a限制在晶体中。532nm的光在以下的SPDC过程中作为泵浦光。PPLN波导的晶面上涂有膜2b和北，均在1064nm(宽带宽)左右具有高透射率。1064nm 的光通过单模光纤15、16和波导之间的直接耦合导入波导。PPLN波导的周期是精心设计的，从而可满足从1064nm到532nm范围内，SHG的QPM条件，即2 ω (η2ω-ηω) = 2 ji c/ Λ，其中η2ω和1分别为2 ω和ω下的有效折射率，c为光在真空中的速度，A为PPLN的周期。 与图3(a)类似，可在非线性晶体1底下安装一个温度控制器10。上述应用方案描述了掺氧化镁铌酸锂晶体的极化。本发明所描述的方法当然也可以用于其它铁电极板材料，如LiTa03、KTP等。上述实施方案在晶体极化过程中采用了金属电极。当然，采用液体电极和/或金属与液体电极相结合的不同方式也能实现均勻的晶体极化。这些配置可以采用与本专利中明确说明的配置不同的各种方法进行组合。上述实施方案中描述了 1064nm左右宽波带光的生成。当然，在其他波长下生成的宽波带光源，如1310nm等，也可以采用类似的配置来生成。在上述实施方案中，描述了附着于晶体上的加热元件。当然，采用其他加热装置， 如红外线加热器等，对晶体的升温效果应该是类似的。
权利要求
1.一种宽波带光源装置，其组成如下激光晶体，可生成波长为Xf的基础光，为以下的二次谐波产生过程所必需； 光学非线性晶体，用于生成波长为Xf/2的二次谐波光； 泵浦二极管激光器，波长为λρ;第一光学共振腔，可将波长为Xf的光限制在装有激光晶体和非线性晶体的共振腔中；第二光学共振腔，可将波长为Xf/2的光限制在非线性晶体中； 第一温度控制器，位于激光晶体下方，用于控制激光晶体的温度； 第二温度控制器，位于非线性晶体下方，用于控制非线性晶体的温度和使非线性晶体内波长为λ f/2的光的强度最大化。
2.根据权利要求1所述的宽波带光源装置，其中，所述第一光学共振腔的组成如下 一个曲面镜，用作腔内的后镜，在波长为Xf(宽波带)左右时，具有高反射率； 一个曲面镜，用作腔内的前镜，在波长为Xf(窄波带)时，具有极高的反射率。
3.根据权利要求1所述的宽波带光源装置，其中，所述激光晶体的组成如下 两个晶面涂有波长为Xf(宽波带)左右的高透射涂层(或防反射涂层)； 其横截面直径大于限制在共振腔中光的光束直径。
4.根据权利要求1所述的宽波带光源装置，其中，所述非线性晶体的组成如下周期性晶畴反转结构，其周期满足生成二次谐波光的准相位匹配条件，该二次谐波光的波长为Xf/2，由波长为Af基础光生成；两个晶面，该晶面涂有波长为Xf(宽波带)左右的高透射涂层(或防反射涂层)和波长为λ f/2的高反射涂层，以形成第二共振腔；其横截面直径大于限制在第一共振腔中的光的光束直径。
5.根据权利要求1所述的宽波带光源装置，其中，所述第一光学共振腔的组成如下 第一光纤Bragg光栅，用作共振腔的后镜，在波长为Xf (宽波带)左右时具有高反射率；第二光纤Bragg光栅，用作共振腔的前镜，在波长为Xf (窄波带)时具有极高的反射率。
6.根据权利要求5所述的宽波带光源装置，其中，用来导入光束的装置的组成如下 第一透镜，用于将光从第一光纤Bragg光栅导入激光晶体；第二透镜，用于将光导入非线性晶体； 第三透镜；用于将光从非线性晶体导入第二光纤Bragg光栅。
7.根据权利要求1所述的宽波带光源装置，其中，所述非线性晶体的组成如下周期性晶畴反转波导，其周期满足生成二次谐波光的准相位匹配条件，该二次谐波光的波长为Xf/2，由波长为Af基础光生成；两个晶面，该晶面涂有波长为Xf(宽波带)左右的高透射涂层(或防反射涂层)和波长为λ f/2的高反射涂层，以形成第二共振腔。
8.根据权利要求1所述的宽波带光源装置，其中，所述非线性晶体的组成如下周期性晶畴反转波导，其周期满足生成二次谐波光的准相位匹配条件，该二次谐波光的波长为Xf/2，由波长为Af基础光生成；集成的Bragg光栅，在波长为λ f/2左右时具有高反射率以形成第二共振腔； 两个涂有高透射涂层(或防反射涂层)的晶面，在波长为Xf(宽波带)左右时，晶面具有极高透射率。
9.一种宽波带光源装置，其组成如下泵浦激光器，可发出波长为Xf的光，为以下第二谐波生成过程所需； 光学非线性晶体，用于生成波长为Xf/2的二次谐波光； 光学共振腔，用于将波长为Xf/2的光限制在腔内；上述光学共振腔的后镜在波长为Xf左右和波长为λ f/2时具有高反射率，而在波长为 λ f时却具有高透射率；上述光学共振腔的前镜在波长为λ f/2时具有高反射率，但在波长为Xf时具有高透射率；透镜，用于将波长为Xf的光导入共振腔内； 温度控制器，位于非线性晶体下方。
10.根据权利要求9所述的宽波带光源装置，其中，所述光学共振腔和非线性晶体的组成如下光学共振腔由一对曲面镜形成的，上述光学共振腔的后曲面镜在波长为λ f左右和波长为λ f/2时具有高反射率，而在波长为Xf时却具有高透射率；然而，上述光学共振腔的前曲面镜在波长为λ f/2时具有高反射率，但在波长为Xf左右时具有高透射率；非线性晶体具有周期性晶畴反转结构，其周期满足生成SH光的准相位匹配条件，该二次谐波光的波长为λ f/2，由波长为λ f基础光生成；两个涂有波长为λ f (宽波带)左右的高透射涂层(或防反射涂层)的晶面； 非线性晶体的横截面直径大于限制在腔中的光的光束直径。
11.根据权利要求9所述的宽波带光源装置，其中，所述光学共振腔和非线性晶体的组成如下周期性晶畴反转的非线性晶体，具有两个晶面来以成共振腔，后晶面涂有在波长为Xf 左右和波长Xf/2时具有高反射率，而在波长Xf时却具有高透射率的涂层，而前晶面涂有在波长Xf/2时具有高反射率，但在波长Xf左右时具有高透射率的涂层；非线性晶体的周期性晶畴反转结构满足生成SH光的准相位匹配条件，该二次谐波光的波长为Xf/2，由波长为Af基础光生成；非线性晶体的横截面直径大于限制在晶体中的光的光束直径。
12.根据权利要求9所述的宽波带光源装置，其中，所述非线性晶体的组成如下 光学波导；周期性晶畴反转结构，其周期满足生成SH光的准相位匹配条件，该二次谐波光的波长为入乂2，由波长为Af基础光生成；分别位于波导两端的两个集成Bragg光栅，可在Xf/2的波长下反射光以形成共振腔； 两个涂有高透射涂层(或防反射涂层)的晶面，后晶面涂有在波长为Xf左右时具有高反射率，而在波长为Xf时却具有高透射率的涂层，而前晶面涂有在波长为右时具有高透射率的涂层。
13.根据权利要求9所述的宽波带光源装置，其中，所述第一光学共振腔的组成如下两个用作共振腔镜的光纤Bragg光栅，在波长为Xf/2时具有高反射率； 非线性波导，具有周期性晶轴反转结构，非线性波导的周期满足生成SH光的准相位匹配条件，该二次谐波光的波长为λ f/2，由波长为λ f基础光生成；两个涂有高透射涂层(或防反射涂层)的晶面，后晶面涂有在波长为Xf左右时具有高反射率，而在波长Xf时却具有高透射率的涂层，而前晶面涂有在在波长Xf左右时具有高透射率的涂层。
全文摘要
本发明涉及一种应用铁电极板晶畴反转的方法的宽波带光源装置，该装置组成如下激光晶体，可生成波长为λf的基础光，为以下的二次谐波产生过程所必需；光学非线性晶体，用于生成波长为λf/2的二次谐波光；泵浦二极管激光器，波长为λp；第一光学共振腔，可将波长为λf的光限制在装有激光晶体和非线性晶体的共振腔中；第二光学共振腔，可将波长为λf/2的光限制在非线性晶体中；第一温度控制器，位于激光晶体下方，用于控制激光晶体的温度；第二温度控制器，位于非线性晶体下方，用于控制非线性晶体的温度和使非线性晶体内波长为λf/2的光的强度最大化。
文档编号H01S3/081GK102394467SQ20111035944
公开日2012年3月28日 申请日期2008年7月31日 优先权日2007年7月31日
发明者胡烨 申请人:C2C晶芯科技公司