基于光学参量效应的太赫兹辐射源及其研究进展

基于光学参量效应的太赫兹辐射源及其研究进展
林雪梅1，2，鲁远甫2，冯广智2，冯金垣1，金雷2
【摘要】太赫兹频段是电磁波谱中极具科学价值但尚待完全开发的电磁辐射区域，其中，太赫兹辐射源是影响太赫兹频段能否被广泛应用的关键器件，也是太赫兹技术研究领域的前沿问题。

基于光参量效应产生太赫兹波的方法具有非线性转换效率高、波长在一定范围内连续可调、易小型化、能够在室温下稳定运转等优点，近年来得到了广泛的关注。

文章介绍了光参量效应产生太赫兹波的原理，分析了影响太赫兹波输出功率的因素，总结介绍了其在国内外的代表性研究进展，最后提出了一定的改进方法。

【期刊名称】激光与红外
【年(卷),期】2011(041)001
【总页数】7
【关键词】太赫兹波；非线性光学；光参量效应；太赫兹产生
·综述与评论·
1 引言
太赫兹（THz）波是指频率在0.1～10 THz（波长 3 mm～30m，1 THz=1012Hz）范围内的电磁波。

从频谱图上看，它处于微波和红外线之间，如图1所示。

太赫兹波所处的特殊频率范围使它表现出一系列不同于其他电磁辐射的特性，它具有的低能性、高穿透性对遥感、安全检查和反恐有重要意义。

例如探测地面下的地雷、木箱内的炸药、人体炸弹等。

同时物质的太赫兹谱带有非常丰富的物理和化学信息，使得它在生物学、医学、农业等领域也有很大的应用潜力。

在20世纪80年代中期以前，由于缺少有效的太赫兹波产生方法和检测手段，科学家对于该波段电磁辐射性质的了解非常有限，使得太赫兹频段成为电磁波谱中有待进行全面研究的最后一个频率窗口。

近十几年来，太赫兹波的产生和应用都得到了蓬勃的发展。

根据太赫兹波产生的机理，可以将其辐射源分为电子学方法与光学方法两大类。

目前，基于电子学的太赫兹波源包括微型真空电子器件、相对论性电子器件［1］、半导体激光器等，本文不再赘述。

基于光学方法产生太赫兹波的方法有超短激光脉冲触发光电导天线产生太赫兹波［2-3］、基于非线性光学技术的光整流和混频方法［4-5］、利用激光和等离子体相互作用产生太赫兹波［6-7］、光泵浦太赫兹气体激光器以及基于非线性晶体光参量效应的太赫兹波参量发生器和参量振荡器［8］等。

前三种方式产生的太赫兹波多数是不能调谐的宽带辐射，而在高精细太赫兹频谱观测以及在太赫兹多谱成像等众多科学研究中，需要窄线宽、频率连续可调的太赫兹波源。

光泵浦太赫兹气体激光器通常需要大的气体谐振腔和数百瓦的能量输入，在体积、效率、可靠性等方面还有待改进。

基于非线性晶体光参量效应的太赫兹波参量发生器与参量振荡器（下文中我们将这种太赫兹波源称为光参量太赫兹源）具有非线性转换效率高、波长在一定范围内连续可调、易小型化、能够在室温下稳定运转等特点。

本文将对光参量效应产生太赫兹波的原理进行介绍，对影响太赫兹波输出功率的因素进行讨论，并对光参量太赫兹源在国内外的研究进展进行总结，最后提出了一定的改进方法。

2 光参量效应产生太赫兹波的原理
光参量太赫兹源有太赫兹波参量发生器（THzwave parametric generator-
TPG）和太赫兹波参量振荡器（THz-wave parametric oscillator-TPO）两种，二者的区别在于TPO有参量谐振腔而TPG没有。

起初，人们用于产生太赫兹波的是TPG，TPG的结构相对简单，如图2所示。

频率为ωP的泵浦光入射进入非线性晶体，晶体受到激光抽运后，在满足一定条件时即可对频率ωT的信号光（文中将太赫兹波称为信号光）和频率为ωi的闲频光提供增益输出闲频波与太赫兹波。

如果将非线性晶体放在谐振腔内，则形成典型的参量振荡器结构。

谐振腔的作用是使闲频光振荡，增大晶体内闲频光束能量，提高参量过程的非线性转换效率。

当参量放大的增益超过损耗时达到振荡阈值，此时输出相干的太赫兹波和闲频波。

此过程太赫兹波的产生是基于极性晶体中同时具有拉曼活性和远红外活性的晶格振动模，在小波矢、长波长处的小角度受激电磁耦子（Polariton，又称极化声子）散射过程来实现的，该过程兼有参量效应和受激拉曼散射效应。

电磁耦子是声子与光子相耦合的量子，受激电磁耦子散射只能在极性晶体当中产生，这是由于极性晶体当中存在一种横光学声子模（也称为A1对称软模），这种振动模同时具有拉曼活性与远红外活性，它与入射光相互作用、相互耦合即可形成电磁耦子。

电磁耦子的色散曲线（在小波矢情况下）与参与受激散射过程的晶格振动模的色散曲线基本一致［9］，例如，对于LiNbO3晶体，参与受激散射过程产生太赫兹波的是具有A1对称性、振动频率wT0≈248cm-1的晶格振动模。

它的色散曲线如图3所示。

可由下式计算得出：
式中，为电磁耦子的波矢或传播常数；w0j为晶体A1对称晶格振动模的本征振动频率；Sj为振子强度；Γj为阻尼系数；w∞为高频介电常数。

电磁耦子既有机械振动的特性（声子特性），又有电磁振动的特性（光子特性）。

在大波矢处，电磁耦子具有明显的机械振动特性，以类声子的形式传播，其散射过程与普通拉曼散射过程类似；而在小波矢情况下，它则以光子的形式传播，它的受激拉曼散射会产生相干远红外辐射即为我们所感兴趣的太赫兹波，同时产生斯托克斯光，其散射过程与光参量效应类似。

基于电磁耦子的受激拉曼散射过程可以解释如下：入射光子与横光学波耦合形成电磁耦子并在晶体中传播，当入射光足够强时会导致电磁耦子的受激拉曼散射，该过程每消耗一个泵浦光子，则会产生一个信号光子和一个Stokes光子即闲频光。

产生的信号光是太赫兹（1012Hz）频率范围的电磁波，也就是太赫兹波。

在受激电磁耦子散射过程中，入射抽运光wp、散射的Stokes光wi和太赫兹波wT同时满足能量守恒条件：
以及动量守恒条件：
式（2）可以改写为余弦定理形式：
其中，θ为抽运光与Stokes光在晶体内部的相位匹配角。

在小角度情况下，通过连续改变相位匹配角θ，可以根据上式计算出一系列由抽运光、Stokes光和太赫兹波三波共同决定的相位匹配曲线。

这些相位匹配曲线与晶格振动模（电磁耦子）色散曲线的交点可以确定在此受激散射过程中可产生的太赫兹波以及Stokes光的频率大小和调谐范围，这就是常见的TPG/TPO角度调谐原理［10］。

3 影响太赫兹波输出功率的因素
光参量效应产生的太赫兹波的脉冲宽度与入射激光脉冲宽度相当，太赫兹波脉冲的能量直接来源于激光脉冲的能量，所以太赫兹辐射的功率取决于转换效率
及有效的输出耦合方式。

影响太赫兹波转换效率的因素有材料的非线性系数、材料对太赫兹波的吸收、泵浦光的波长与功率密度、温度等。

非线性晶体的选择在光参量太赫兹源中起着重要的作用，这是因为材料的选择直接影响到太赫兹波的增益系数，公式（4）是太赫兹波增益系数表达式，其中α是晶体在太赫兹波段的吸收系数，角φ是泵浦光与太赫兹波的夹角，g0是低损耗极限下的参量增益系数，g0与αT的表达式分别是式（5）与式（6）。

其中Ip是泵浦光能量密度，nβ（β=i，p，T）分别代表闲频光、泵浦光、太赫兹波的折射率。

从等式（4）中我们可以看出，增益系数是g0的增函数，是吸收系数αT的减函数。

而吸收系数是与频率相关的，当频率处于低频段即远离共振频率的时候，吸收系数较小，当频率接近共振频率的时候，吸收系数迅速增大。

在接近共振频率的高能频段，αT的影响超过了g0的作用增益系数开始减小。

光参量过程中用于产生太赫兹波的材料通常有LiNbO3，LiTaO3，GaP等，选择应用于光参量太赫兹源的非线性极性晶体应满足下列几个条件：在所用波段范围内具有较高的透过率、较高的损伤阈值、较大的非线性系数及优秀的相位匹配能力。

LiNbO3被认为是目前最适合用于光参量太赫兹源的非线性晶体，它的非线性系数较大（d33=25.2 pm/V@λ= 1.064μm），透光范围较宽（0.4～5.5μm）。

日本的Kodo Kawase等人在2000年使用掺杂浓度为5％的MgO∶LiNbO3代替LiNbO3进行光参量法太赫兹波辐射研究表明，掺杂使得LiNbO3晶体的非线性系数增大，抗光折变损伤阈值也有了一定的提高。

掺杂后的太赫兹波输出功率比未掺杂时增大了5倍［11］，这种提升机制来源于掺杂使得拉曼散射
过程中A1对称性晶格振动模的散射截面得到增大，从而使太赫兹波的增益提高。

泵浦光的波长与功率密度对太赫兹的产生也有一定的影响。

如图4所示［12］，在泵浦密度为150 mW/cm2的情况下，随着泵浦波长的缩短增益得到提高。

因此，越短波长的泵浦光将会得到越高的转换效率，越低的振荡阈值。

但是，当我们使用一个高功率、短波长的激光泵浦晶体时，光损伤将是需要考虑的一个问题。

图5显示了泵浦光功率密度对增益系数的影响［12］。

当激光的波长取固定值（图中选取为1.064μm），由公式（5）也可以很明显地看出，增益g0与泵浦光功率密度的平方根成正比，因此太赫兹波增益系数随泵浦光密度的增大而增大。

同样，泵浦光密度并不能一直增大，它同样需要考虑到晶体的光损伤。

实验常使用的LiNbO3晶体的光损伤阈值较低，为几百mW/cm2。

用于产生太赫兹波的晶体对温度极为敏感，晶体温度变化后，一方面晶体吸收系数和折射率将发生改变，另一方面由于温度的改变晶体膨胀或缩小，进一步影响到晶体的光学性质。

图6显示的是太赫兹波增益受温度影响的变化曲线［12］，温度降低后，闲频光与太赫兹波的增益将会增大。

这是由于温度下降使得光学模的带宽Γ减小，从而使吸收系数减小，增益系数得到提高。

Kodo Kawase等人利用晶体在低温冷却的环境下，吸收系数会降低的特性，在1999年使用该方法将晶体置于78 K的低温环境下，使太赫兹波的输出较常温情况增大了125倍，阈值降为原来的32％［13］。

4 光参量法太赫兹源研究进展
早在20世纪60年代，已经有人们研究基于电磁耦子的受激拉曼散射相关的光
学参量技术能够产生相干远红外辐射［14-15］。

日本的Nishizawa等人在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［16］。

60年代末到70年代初，斯坦福大学的J.M.Yarborough，J.Gelbwachs等人对使用红宝石激光器泵浦LiNbO3晶体构成的可调谐拉曼激光器及其同时可产生宽带可调的亚毫米波进行了深入的探索性研究［17-19］。

由于太赫兹波在LiNbO3晶体与空气界面的全反射角较小（约为11°），导致大部分光被反射回晶体内部经多次全反射，最终被晶体吸收。

为了减少全内反射效应，他们采用了切角耦合法（Angled Surface Coupler），即在晶体的输出端切下一个角，使产生的太赫兹波能够以基本垂直晶体切面方向输出，提高了输出耦合效率［20］。

如图7所示。

1975年之后至1994年，这种产生太赫兹的方法没有再被报道。

直到1995年日本科学家Kodo Kawase领导的小组在前人工作的基础上，对该方法进行了一系列改进与创新。

他们用闪光灯泵浦Nd∶YAG激光器输出的1064nm的激光入射LiNbO3晶体构成参量振荡器，实现了0.9～2.1 THz的太赫兹波输出。

在提高太赫兹波输出耦合效率方面，他们尝试了多种方式，如在晶体侧面刻光栅（GratingCoupler）、单Si棱镜耦合输出（Si Prism Coupler）和Si棱镜阵列耦合输出法（Si-prism Array Coupler）。

在相同的实验条件下，图8（a）所示的光栅耦合法输出效率比切角耦合法高250倍，输出峰值功率达1.2 mW （切角法输出峰值功率为5μW）［7］。

但由于光栅的高色散性，太赫兹波的输出方向性较差。

当使用具有高电阻率、在太赫兹波波段具有较大折射率（n=3.4）、低吸收系数（约0.6cm-1）、低色散特性的Si棱镜作为输出耦合器
时［21］，如图8（b）所示，可以使波束输出方向基本不变，其在λT= 200μm附近辐射角度的平均变化率为0.00018（deg./μm），而同样的条件下光栅耦合法与切角法辐射角的平均变化率为0.65（deg./μm）与0.017（deg./μm）［22］。

当使用图8（c）所示的硅棱镜阵列（通常选6个或7个）进行耦合输出时，输出峰值功率可达19.2 mW，光束的远场半径减小了40％，耦合效率较使用单个Si棱镜提高了6倍［23-24］。

因为使用多个硅棱镜时耦合输出的面积得到相应倍数的增大，发射孔径的增大将导致远场发散角缩小。

但是棱镜个数不是越多越好，当增大棱镜个数时势必要将每个棱镜体积减小，多个小棱镜将使得衍射效应增强，影响光束质量。

MgO∶LiNbO3与LiNbO3晶体的色散曲线基本相同，但是MgO∶LiNbO3晶体具有更高的光折变损伤阈值和更大的非线性系数，用MgO∶LiNbO3代替LiNbO3晶体，在入射激光为30 m J/pulse的情况下最高可以得到10mW的太赫兹波输出，比用LiNbO3晶体实验时的输出增大5倍。

掺杂的浓度越大，晶体抗光折变损伤能力越强，但是晶体的红外吸收也随之增大，通过多次实验，他们发现最佳掺杂浓度为5％，此时具有最大的输出功率［11，25］。

线宽是衡量TPG/TPO性能的一个重要指标，普通TPG输出线宽约为500 GHz，输出功率远低于TPO，而TPO的线宽可以达到50 GHz，它们产生的太赫兹波输出发散角较大，光束质量都比较差。

2001年，Kodo Kawase小组利用体积小、寿命长、泵浦效率高的激光二极管泵浦调Q Nd∶YAG作为太赫兹波泵浦源，同时将连续单纵模可调谐激光二极管作为闲频光种子注入晶体，如图9所示，使太赫兹波输出线宽得到了有效压制。

在一定实验条件下，可以将线宽压缩至200 MHz以下，接近傅里叶变换极限100 MHz，同时TPG输出峰值功
率达到100 mW，比不注入种子的TPG提高了300倍，高于最佳运行状态下的TPO［26-29］。

随着激光二极管器件和激光技术的日益成熟与完善，TPO/TPG太赫兹辐射源逐渐实现小型化、实用化、易于操作携带［30］。

近几年，由英国圣安德鲁斯大学物理与天文学院艾伦研究实验室的研究小组对该种方法进行了有效改进。

他们将非线性晶体置于激光器谐振腔内，构成内腔式TPO，如图10所示。

使用准连续的激光二极管泵浦调Q式Nd∶YAG激光器，将MgO∶LiNbO3晶体置于Nd∶YAG激光器谐振腔内，这种闲频光谐振腔与激光谐振腔交叉的结构，将太赫兹波输出阈值降低到了1 mJ，峰值功率达到3 W，平均功率达10μW以上，而且将TPO的体积进一步缩小［31-32］。

随后，他们在TPO谐振腔内加入了两个标准具，不仅可以通过旋转TPO和晶体来进行频率粗调谐，而且可以通过移动标准具进行频率微调谐，使太赫兹波的线宽压窄至5 GHz［33］。

2009年，他们将种子注入技术应用到这种内腔式TPO中，在太赫兹波输出能量不变的情况下，太赫兹波的线宽可以压至100 MHz以下［34］。

在国内，姚建铨带领的天津大学重点实验室团队一直致立于太赫兹波源的研究［10，35］。

近年来，他们将注意力转向了TPG/TPO，进行了较深入的理论分析，同时进行了大量的实验研究，2009年，他们采用准连续的二极管激光器侧面泵浦Nd∶YAG晶体，同时使用MgO∶LiNbO3组成内腔式太赫兹激光器，得了阶段性的实验成果［36］。

由于抽运激光与闲频光束的夹角非常小（1.4°左右），要将两光束分开就必须加大谐振腔的长度，而根据非线性光学理论，增大谐振腔腔长将导致增益因子降低，从而增大振荡阈值。

西安理工大学引入一种
镀有短波长滤光薄膜（SWPF）的高性能反射腔，这种短波长滤光薄膜对波长小于1065nm的光呈高透射性，而在波长大于1065nm处透过率迅速降为零，起到了对抽运光束高透射、闲频光高反射的作用，将TPO谐振腔由原来的160 mm缩短到了85 mm。

这种短腔长TPO比160 mm腔的TPO振荡阈值降低了22.3％，输出能量提高了170％［9，37］。

5 结束语
近20年来，太赫兹波技术无论在基础研究方面还是在应用研究领域，都取得了蓬勃的发展，但与有着数百年研究历史、各方面技术都相对较成熟的传统光学技术相比，它还显得非常年轻。

太赫兹辐射源技术的发展是推动太赫兹技术应用和相关交叉学科迅速发展的关键所在。

通过寻找新型有（无）机、具有较大非线性系数、低太赫兹波吸收系数的材料，探索崭新的太赫兹辐射发生、振荡、放大机理，将使得太赫兹参量振荡技术朝着高效率、高能量、小型化、廉价化、实用化的方向迅猛发展，以使太赫兹技术能广泛地运用于各种民用、军用科学研究和实际应用领域。

太赫兹技术正处于一个成长的阶段，可以预测太赫兹辐射源的研究将给太赫兹应用技术带来蓬勃发展，太赫兹波也将像光波和微波波段的电磁波一样，给人类社会的许多方面带来深远的影响。

参考文献：
［1］Carr G L，Martin，Michael C，et al.High-power terahertz radiation from relativistic electrons［J］.Nature，2002，420：153-156.
［2］Geizutis A，Krotkus A，Bertulis K，et al.Terahertz radiation emitters and detectors［J］.Opt Mater，2008，30（5）：786-788.
［3］Taylor A J，Benicewicz PK，Young SM.Modeling of femtosecond
electromagnetic pulses from large-aperture photoconductors［J］.Opt Lett，1993，18（16）：1340-1342.
［4］Matsuura S，Tanim，Abe H，et al.High-resolution terahertz spectroscopy by a compact radiation source based on photomixing with diode lasers in a photoconductive antenna［J］.JMol Spectrosc，1998，187（1）：97-101.
［5］Reimann K.Table-top sources of ultrashort THz pulses［J］.Rep Prog Phys，2007，70：1597-1632.
［6］Wu H C，Sheng ZM，Zhang J.Single-cycle powerfulmegawatt to gigawatt terahertz pulse radiated from a wavelength-scale plasma oscillator［J］.Phys Rev E，2008，77（4）：046405-1-046405-6.
［7］Houard A，Liu Y，Prade B，et al.Strong enhancement of terahertz radiation from laser filaments in air by a static electric field［J］.Phys Rev Lett，2008，100（25）：255006-1-255006-4.
［8］Kawase K，Satom，Taniuchi T，et al.Coherent tunable THz-wave generation from LiNbO3with monolithic grating coupler［J］.Appl Phys Lett，1996，68（18）：2483-2485.
［9］Zhang Xian-Bin.The study on the THz-electromagneticwave emitter based the pariton of LiNbO3crystal［D］.Xi′an：Xi′an University of Technology，2007.（in Chinese）
张显斌.基于LiNbO3晶体耦合场量子的THz电磁波辐射源研究［D］.西安：西安理工大学，2007.
［10］Sun Bo，Liu Jin-Song，Ling Fu-Ri，et al.Investigation of the operation characteristics of terahertz-wave parametric oscillator based on LiTaO3［J］.Acta Physica Sinica，2009，58（3）：1745-1751.（in Chinese）
孙博，刘劲松，凌福日.基于钽酸锂晶体的太赫兹波参量振荡器运转特性的研究［J］.物理学报，2009，58（3）：1745-1751.
［11］Karino K，Shikata J，Kawase K，etal.Terahertz-wave parametric generation characteristics of MgO∶LiNbO3［J］.Electron Comm Jpn 2，2002，85（4）：22-29.
［12］Shikata J，Kawase K，Satom，et al.Characteristics of coherent terahertzwave generation from LiNbO3optical parametric oscillator ［J］.Electron Comm Jpn 2，1999，82（5）：46-53.
［13］Shikata J，Satom，Taniuchi T，et al.Enhancement of terahertz-wave output from LiNbO3optical parametric oscillators by cryogenic cooling［J］.Opt Lett，1999，24（4）：202-204.
［14］Bosomwor Dr.Far infrared optical properties of Linbo3［J］.Appl Phys Lett，1966，9（9）：330-331.
［15］Henry CH，GarrettC，GB.Theory of parametric gain near a lattice resonance［J］.IEEE J Quantum Elect，1968，171（3）：353-354.［16］Yang K H，Morris JR，Richards P L，etal.Phase-matched far-infrared generation by optical mixing of dye laserbeams［J］.Appl Phys Lett，1973，23（12）：669-671.
［17］Gelbwach J，Pantell R H，Yarborou Jm，et al.Tunable stimulated raman oscillator［J］.IEEE JQuantum Elect，1970，6（1）：6-7.
［18］Gelbwach J，Pantell，Yarborou Jm，et al.A tunable stimulated raman oscillator［J］.Appl Phys Lett，1969，14（9）：258-2262.［19］Piestrup M A，Fleming R N，Pantell R H.Continuously tunable submillimeter wave source［J］.Appl Phys Lett，1975，26（8）：418-421.
［20］Johnson B C，Puthoff H E，Sussman SS，et al.Power and linewidth of tunable stimulated far-infrared emission in Linbo3［J］.Appl Phys Lett，1971，18（5）：181-182.
［21］Kawase K，Satom，Ito H，et al.Unidirectional radiation of widely tunable THz wave using a prism coupler under noncollinear phase matching condition［J］.Appl Phys Lett，1997，71（6）：753-755.［22］Kawase K，Shikata J，Satom，et al.Widely tunable coherent terahertzwave generation using nonlinear optical effect［J］.Electron Comm Jpn 2，1998，81（7）：10-18.
［23］Kawase K，Shikata J，Ito H，et al.Arrayed silicon prism coupler for a terahertz-wave parametric oscillator［J］.Appl Optics，2001，40（9）：1423-1426.
［24］Kawase K，Shikata J，Ito H，et al.Terahertzwave parametric source［J］.JPhys D Appl Phys，2002，35（3）：R1-R14.
［25］Shikata J，Kawase K，Ito H，et al.Tunable terahertz-wave
parametric oscillators using LiNbO3and MgO∶LiNbO3crystals［J］.IEEE TMicrow Theory，2000，48（4）：653-661.
［26］Imai K，Kawase K，Ito H，et al.Injection-seeded terahertzwave parametric oscillator［J］.Appl Phys Lett，2001，78（4）：1026-1028.［27］Imai K，Kawase K，Ito H，et al.Achromatically injectionseeded terahertz-wave parametric generator［J］.Opt Lett，2002，27（24）：2173-2175.
［28］Kawase K，Minamide H，Ito H，et al.Injection-seeded terahertz-wave parametric generatorwith wide tunability［J］.Appl Phys Lett，2002，80（2）：195-197.
［29］Kawase K，Shikata J，Ito H，et al.Transform-limited，narrow-linewidth，terahertz-wave parametric generator［J］.Appl Phys Lett，2001，78（19）：2819-2821.
［30］Sato A，Kawase K，Ito H，et al.Tabletop terahertz-wave parametric generator using a compact，diode-pumped Nd∶YAG laser ［J］.Rev Sci Instrum，2001，72（9）：3501-3504.
［31］Edwards T J，Walsh D，Spurr M B，et pact source of continuously and widely-tunable terahertz radiation［J］.Opt Express，2006，14（4）：1582-1589.
［32］Edwards T J，Walsh D，Spurr M B，et pact and coherent source of widely-tunable terahertz radiation［J］.Proc.SPIE，2006，6402：64020c-1-64020c-8.
［33］Stothard D JM，Edwards T J，Walsh D，et al.Line-narrowed，compact，and coherentsource ofwidely tunable terahertz radiation ［J］.Appl Phys Lett，2008，92（14）：141105-1-141105-3.
［34］Walsh D E，dwards T J，Stothard JM，et al.Injection-seeded intracavity terahertz optical parametric oscillator［J］.Appl Phys Lett，2009，26（6）：1196-1202.
［35］Sun Bo，Yao Jian-quan.Generation of terahertz wave based on optical Methods［J］.Chinese Journal of Lasers，2006，33（10）：1350-1357.（in Chinese）
孙博，姚建姾.基于光学方法的太赫兹辐射源［J］.中国激光，2006，33（10）：1350-1357.
［36］Jianquan Yao，YW，PengWang.High-energy，continuously tunable intracavity terahertz-wave parametric oscillator［J］.Terahertz Science and Technnology，2009，2（2）：49-56.
［37］Zhang Xian-Bin，Shi Wei.Optimize the output performancd by shortening the cavity length of the THz electromagnetic wave parametric oscillator［J］.Acta Physica Sinica，2006，55（10）：5237-5241.（in Chinese）
张显斌，施卫.用短谐振腔结构优化THz电磁波参量振荡器的输出特性［J］.物理学报，2006，55（10）：5237-5241.
【文献来源】https:///academic-journal-cn_laser-infrared_thesis/0201236275807.html。