基于飞秒激光的太赫兹辐射增强技术研究

赵　骥　赵晓凡

(中国北方车辆研究所　北京　100072)

0　引言

太赫兹波第一次出现在人们视野中是在1974年，Fleming在迈克逊干涉系统中测量得到太赫兹波波的干涉信号[1]，随后，Kerecman将其应用到点接触的二极管探测中[2]。进入20世纪80年代，太赫兹波的产生方法十分受局限，关于其应用性研究进展得十分缓慢。但是随着快速发展的激光技术，我们可以拥有功率稳定的激发光源，随之而来，太赫兹波技术也有了巨大的变化，人们开始致力于研究太赫兹波及其应用。例如在现代战争中，太赫兹雷达的高分辨率让雷达可以确认更远距离的敌方目标以及增强其真实性；另外，由于太赫兹波的穿透性强，因此可以利用太赫兹以非接触式的方法来探测嵌入或打包在不透明介质的爆炸物、危险品等。那么，太赫兹波辐射源是太赫兹波技术发展的关键环节，开发大功率、高效率的太赫兹波辐射源对太赫兹波的应用就有着非常重要的价值。目前，基于飞秒激光的太赫兹辐射源产生方法有很多，其中，光整流是产生太赫兹波目前使用最广泛的方法之一，利用非线性效应来产生太赫兹波；另外一种使用较多的方法是利用800nm波长的飞秒激光通过空气激发等离子体辐射太赫兹波，飞秒激光通过透镜聚焦形成等离子体，等离子体在有质动力作用下会将离子和电子形成密度差，因而形成瞬变磁场，辐射出太赫兹波[3-7]。

但是，目前提高太赫兹波辐射峰值能量几乎都是依赖于增加飞秒激光能量而达到的。然而，当能量增加到一定程度时，等离子体击穿空气达到饱和状态，用于产生太赫兹波的非线性效应将不再增加，太赫兹波的转换效率将会维持在10-4～10-5[8-9]。所以，本文提出了在飞秒激光能力受限时，可以通过改变飞秒激光的波长以及周围气体环境来增强太赫兹辐射强度的新方法，为未来太赫兹技术的应用发展提供了更好强的辐射源。

1　基于飞秒激光的太赫兹辐射源产生原理

在太赫兹波技术发展中，太赫兹波辐射源作为其基础性学科，开发高功率，高效率的太赫兹波辐射源是目前研究者致力于研究的科研项目。太赫兹波产生方法主要可通过两个途径实现，一种是直接将波长为800nm的超短强飞秒激光脉冲聚焦在空气中，在焦点处击穿空气，将分子电离成等离子体，通过有质动力，等离子体中的离子和电子形成密度差，因而形成瞬变磁场，辐射出太赫兹波。但是在该方法下所得到的太赫兹波能量较弱(0.1-0.3nJ)，转换效率很低，约有10-9。为了提高其能量转换效率，第二种途径是在聚焦透镜之后放置一个I类位相匹配的倍频晶体。该倍频晶体的作用是将800nm波长的基频波(ω)倍频为400nm波长的倍频波(2ω)，然后基频波和倍频波混合通过透镜同时聚焦在空气中，形成等离子体丝。这里倍频波可以看作是一个强交流场，使得利用飞秒激光击穿空气形成等离子体丝产生太赫兹波的能量更高(几百nJ)。

根据四波混频机制可定性解释该种太赫兹波辐射机制：

(1)

这里P表示介质的极化强度， 表示太赫兹波场的相关电场分量， 表示三阶非线性极化系数。当基频波ω、倍频波2ω和太赫兹波偏振方向相同时(如都是水平偏振或都是竖直偏振时)，就可以得到最佳的太赫兹波辐射效率。由此，上式也可表示为：

(2)

其中，φ=2ωτ表示基频波与倍频波之间的位相差，τ表示时间延迟。从这个公式可以看出，太赫兹波产生原理是基频波ω和倍频波2ω通过三阶非线性极化效应即四波混频这样的过程产生太赫兹波。这里基频波和倍频波的相位差决定太赫兹波的强度，而他们之间的极性同样也决定太赫兹波的极性。当飞秒激光脉冲能量达到一定能量时(超过等离子体形成阈值)，随着基频波脉冲能量的增加，太赫兹波场的振幅也相应增加，呈一定的线性关系；另外，随着倍频波脉冲能量增加，太赫兹波场振幅也相应增加，但是与其平方根成正比关系。当基频波ω、倍频波2ω及太赫兹波的偏振态(水平或竖直)完全相同时，此时辐射出的太赫兹波强度最强。

为了得到更强的太赫兹波辐射信号，可以通过改变飞秒激光入射光波长来增加太赫兹辐射强度，这是由于在四波混频中，太赫兹波电场震荡周期内二次谐波强度可以表示为：

(3)

(4)

(5)

其中，χ(3)表示空气的三阶非线性极化系数，χ表示本机振荡器的极化系数，β从1开始，当仅考虑透镜表面产生的二次谐波时，那么，χ=χ(2)，此时β=1，公式(5)可表示为：

(6)

在空气聚焦电离为等离子体时，极化系数与其高阶非线性及光学能量有关，为了方便计算，我们只考虑振荡器的极化系数时，公式(5)可改写为：

I2ω∝(Iω)2[(χ(3))2ITHz+(χ(2))2+
2χ(2)χ(3)ETHzcos(φ)]

(7)

当振荡器能量很弱时，二次谐波强度正比于太赫兹波能量，二阶极化系数可以忽略不计，那么公式(7)可以表示为：

I2ω∝(Iω)2[(χ(3))2ITHz+
2χ(2)χ(3)ETHzcos(φ)]

(8)

该公式反映了二次谐波的强度与基频波强度的平方关系。当我们提高泵浦光能量时，其聚焦的基频波能量增加，对应的二次谐波成二次方增长；当探测光能量很弱时，I2ω∝ITHz，通过测量二次谐波信号可以转换得到太赫兹波强度。

但是，飞秒激光器入射光能量受到元器件限制，不可能通过无限增加入射光能量来提高太赫兹辐射源强度，而且此时等离子体击穿空气达到饱和状态，那么，我们就提出了通过对飞秒激光进行波前调制以及改变等离子体周围气体环境的方法提高太赫兹辐射源强度的新方法。

2　改变波长增强太赫兹辐射源强度技术研究

2.1　波长对太赫兹辐射影响的理论研究

在双色光场产生太赫兹波辐射中，双色波长的相位差导致非线性作用逐渐增强，不同的飞秒激光波长导致的非线性效应也不同，这种非线性效应下的光电流模型可以表示为：

(9)

(10)

其中，e、mε、Nε分别表示电子电荷、电子质量和电子密度，τc表示碰撞时间，Ex表示双色激光电场强度，Jx和Jy分别表示电子电流密在脉冲传播方向上的水平部分和垂直部分。这种模型源于电子的动力学耦合的连续性方程。公式(9)和公式(10)等号右边的两项式包含了洛伦兹力和激光脉冲电场。我们假设脉冲电场强度E沿着x轴方向是线偏振的，电子的等离子体密度Nε是由光场电离产生的，这个过程涉及由中性原子(A)和分子(M)电离产生的电子密度NA,M(r,z,t)：

(11)

由电荷守恒定律可以知道，电子密度为NA,M(r,

z,t)：

NA,M(r,z,t)=N0-NA,M(r,z,t)

(12)

这里，N0表示激光脉冲到来前的中性原子或分子的电子密度。独立场电离率符合Keldysh公式。我们注意到，在隧穿机制中，电离率并不依赖于泵浦光波长，但是在这个模型中，有效的多光子隧穿机制包含依赖于多光子电离的波长参数。我们将z轴方向的二次谐波的偏振态平行于基频波的偏振态，使得双色光形成的电场可以写为：

Ex=Eω+E2ω

(13)

那么，飞秒激光电流密度可以表示为：

(14)

在隧穿电离中，横向电流正比于泵浦光波长。所以随着飞秒激光波长的改变，其电流密度也发生改变，使得等离子体密度随之发生变化。在非线性效应作用下，太赫兹波辐射信号发生了明显的改变。

2.2　实验装置及测量结果

我们设计了一套太赫兹波测量系统，研究在改变飞秒激光波长的情况下，测量不同飞秒激光波长下的太赫兹辐射强度值，测量系统图如图1所示。该系统将波长为800nm，脉宽为50fs，重频为1000Hz的飞秒激光通过一个光学参量放大器(TOPAS)，得到可谐调的激光波长，其变化范围为533nm到2600nm，然后经过BBO倍频晶体以及两个抛物面镜最终通过高莱(Golay)探测器进行接收。我们通过TOPAS改变飞秒激光波长，分别研究了在1300nm，1400nm和1500nm三种波长下通过空气激发等离子体产生太赫兹波。我们将Golay探测器放置在一个三维平移台上，通过三维平移台扫描可以得到太赫兹波辐射的完整空间分布，太赫兹波辐射空间强度分布图如图2所示。

图1　太赫兹波测量系统图

图2　太赫兹波空间分布图

进一步我们利用太赫兹波测量系统测量800nm、1300nm、1400nm和1500nm波长下的太赫兹波时域信号，如图3所示。结果显示在相同的入射光功率下，随着入射光波长的增加，产生的太赫兹波辐射强度也会随之增强，相比于目前通用的利用800nm波长的飞秒激光通过空气激发等离子体产生太赫兹波的方法，1300nm波长时太赫兹辐射强度增强了约3倍，1400nm波长时太赫兹辐射强度增强了约1.7倍，1500nm波长时太赫兹辐射强度增强了约4倍。这是由于在长波长下，非线性四波混频效应远强于短波长下的非线性四波混频效应。但是当入射光为1400nm时产生的太赫兹波信号明显减弱，这个衰减现象在2013年同样被英国Matteo Clerici[10]等人所发现，但是他们忽略了这个现象，仅仅把它当作是实验的误差。在本实验中，我们多次测量了1400nm下太赫兹波辐射的信号，结果显示其均有明显减弱，因此，我们认为并不是实验误差造成这样的实验结果，这一现象或许同等离子体的密度有关：当TOPAS激光调制到1400nm时，通过透镜聚焦并击穿空气形成的等离子体密度发生了明显降低，使得等离子体形成的电场辐射减弱，辐射出的太赫兹波信号明显降低。

图3　不同入射光波长下太赫兹波的时域信号

3　惰性气体环境下的太赫兹波增强技术研究

一般来说，目前基于飞秒激光激发空气等离子体产生太赫兹辐射技术都是在空气或者氮气环境下进行的，其辐射效率受到飞秒激光功率影响。为了在现有技术条件下提高太赫兹波辐射强度，我们将飞秒激光激发空气等离子体周围的气体环境进行改变，冲入不同的惰性气体，观察不同惰性气体环境下的太赫兹辐射强度变化。我们设计了一个真空腔体，如图4和图5所示，真空腔进光口使用熔融石英玻璃，对飞秒激光的吸收率仅为10%左右；出光口采用高阻硅片，对产生的太赫兹波吸收率为40%左右。将飞秒激光聚焦空气形成等离子体辐射出太赫兹波这个过程放置在真空腔体内，抽去真空腔体内的空气，冲入三种不同的惰性气体—氦气(He)、氮气(N)和氩气(Ar)，利用迈克尔逊干涉系统(如图6所示)测量在不同气体环境下，辐射出太赫兹波的强度。

图4　气体真空腔实物图

图5　太赫兹在不同气体环境下产生示意图

图6　迈克尔逊干涉系统示意图

我们利用迈克尔逊干涉系统测量了不同气体环境下得到的太赫兹波辐射信号，入射光波长为800nm。当我们将飞秒激光的功率控制为一个定值时，我们将三种不同的气体冲入真空腔内，并保持真空腔内的压强为大气压强。接着，我们将太赫兹波反射镜放置在一个电控平移台上，通过移动电控平移台上的反射镜，扫描得到太赫兹波干涉信号，然后利用高莱探测器分别进行太赫兹波探测，结果如图7所示：横坐标表示电控平移台反射镜的移动距离，纵坐标为太赫兹波信号。从测量结果可以发现，真空腔内充入氩气得到的太赫兹波干涉信号最强，而氦气最弱，且得到氩气的辐射强度大约2倍于氮气环境下太赫兹波的辐射强度,大约4倍于氦气环境下太赫兹波的辐射强度。

图7　迈克尔逊干涉测量系统得到的不同气体环境下太赫兹辐射强度信号

这是由于气体的原子质量大小影响着太赫兹波辐射的强度，各种气体的相对分子质量如表1所示。

表1　气体相对分子质量

(15)

其中，v(t)代表分子速度，m代表分子质量。从公式可以看出，气体分子质量决定着飞秒激光聚焦空气电离的自由电子所形成的电场强度，分子质量越高，所形成的电场强度越强，辐射出的太赫兹波信号越大。

我们对实验结果进行进一步分析，并测量了不同气体环境下太赫兹波辐射强度随泵浦光能量的变化(如图8)。实验结果均用二次项进行拟合。从结果可以看出，在氮气和氩气环境下，太赫兹波辐射强度的上升速度比氦气环境下的上升速度快，且在这三种气体环境下，四波混频原理依然可以对其进行相关解释。

图8　不同气体环境下太赫兹波辐射强度随泵浦光能量变化测量结果

3　结束语

本文通过改变飞秒激光波长及空气等离子体周围气体环境，实现了太赫兹辐射信号的增强技术，并可以通过改变飞秒激光波长及气体环境获取不同的太赫兹辐射增强信号，高功率，可调节的太赫兹辐射源为今后太赫兹技术在军事及民用领域的应用提供了有力的保障。