紫外.深紫外非线性光学晶体的最新进展

24 2004年增刊（35）卷

紫外、深紫外非线性光学晶体的最新进展*

陈创天，林哲帅，王志中

（中国科学院 理化技术研究所，北京 100080）

摘 要：深紫外相干光源对于光刻技术、光电子能谱仪、激光精密机械加工等均具有十分重要的意义。本文将系统地阐述可产生深紫外谐波光输出的非线性光学晶体是如何被发现的，这些晶体的基本线性、非线性光学性质和使用它们产生深紫外谐波光的方法。最后还简单介绍深紫外谐波光的几个典型例子。 关键词：深紫外非线性光学晶体；硼酸盐晶体；谐波

转换；KBBF 晶体；棱镜耦合技术

中图分类号：O734 文献标识码：A 文章编号：1001-9731（2004）增刊-0024-08

紫外、深紫外非线性光学晶体是紫外、深紫外全固态激光器的关键部件。此类晶体的光学性能，决定这类激光器相干光输出的波长和光学品质。本文将介绍这类非线性光学晶体的发现、光学性能和应用。

2 从BBO 、LBO 晶体到KBBF 晶体的

发现

自从20世纪80年代BBO 、LBO 晶体发现以后[1,2]，我们很快就发现，BBO 晶体由于带宽限制(紫外区截止边波长为189nm) [6,7]，很难使用于产生波长短于200nm 的谐波光输出。其主要的结构起因是(B3O 6) 3-平面环。计算表明，(B3O 6) 3-平面环由于受到环内π轨道的影响，其带宽只能达到6.56eV （相当于截止波长为189nm ）。因此，以(B3O 6) 3-平面环为结构单元的硼－氧化合物，由于受到带宽的影响，很难使用于产生波长短于200nm 的谐波器件。基于上述原因，在BBO 晶体发现以后，为了探索能使用于深紫外谐波光发生的非线性光学晶体，我们开始把目光转向(B3O 7) 5-基团。这一基团的特点是：(B3O 6) 3-平面环中的一个硼原子，从三配位结构变为四配位结构，从而部分破坏了(B3O 6) 3-基团的共轭π轨道。计算表明：此基团的带隙达到8.16eV （对应于截至波长152nm ）[7]。因此假如我们使用(B3O 7) 5-基团作为探索下一代硼酸盐系列非线性光学晶体的基本结构单元，则这类晶体的带宽应比BBO 晶体的带宽要大。实验的结果证实了上述判断。例如，以(B3O 7) 5-基团为基本结构单元的非线性光学晶体，已经发现了3个，它们是：LBO 、CBO 和CLBO ，它们的带隙分别是8.15eV （LBO ）、7.52eV （CBO ）、6.88eV （CLBO ）。虽然这3种晶体的带宽由于受到A 位阳离子的影响而各有不同程度的红移，但它们的带宽都比BBO 晶体的带宽6.56eV 大。从晶体的带宽考虑，LBO 、CBO 、

1 引 言

自从80年代发现BBO [1]和LBO 族（包括LiB 3O 5

(LBO)、CsB 3O 5 (CBO)和CsLiB 6O 10 (CLBO)

[2]

[3]

[4,5]

）

非线性光学晶体以来，连同在此之前发现的KTiOPO 4（KTP ）、LiNbO 3等晶体，在可见光、近紫外光谱区（355~266nm）的激光频率转换问题已经得到基本解决。但是随着光刻技术、激光微机械加工（特别是纳米级图形加工）、激光光谱、激光光化学合成等领域的发展，已经越来越多的要求提供波长短于200nm 的相干光输出。例如半导体的光刻技术要求提供10mW 量级的193nm 全固态相干光源，而激光光谱仪就要求提供mW 量级的连续可调的深紫外（200~170nm）相干光源。

虽然准分子激光器能够提供193nm 和157nm 等个别波长的相干光输出，但是由于它的体积过于庞大，光束质量差、使用寿命短，又不能产生连续可调相干光输出，因此这类深紫外激光的应用受到很大限制。而全固态激光器由于体积小、使用方便，光束质量好、线宽窄，使用寿命长等优点，而获得更广泛的应用。但是全固态激光器要输出紫外、深紫外波长，必须依赖于非线性光学晶体通过谐波方式产生，因此

* 基金项目：中国重大基础研究项目“973”研究计划（G19980614）

收稿日期：2004-03-01 通讯作者：陈创天 作者简介：陈创天（1937－），男，浙江奉化人。教授，第三世界科学院院士，中国科学院院士。北京大学物理系毕业。中国科学

院理化技术研究所北京人工晶体研究发展中心主任。主要从事新型非线性光学晶体的研究和开发。 （E-mail: [email protected]），Tel: 010-62639259。

陈创天 等：紫外、深紫外非线性光学晶体的最新进展 25

CLBO 晶体比BBO 晶体更适合于作为深紫外非线性光学晶体。因此在80年代末期，我们曾希望这类晶体能使用于深紫外谐波光的产生。

但是这些晶体的折射率测量结果表明，它们折射率的各向异性(Δn ) 一般均在0.04～0.05左右。因此仍不适宜于产生深紫外谐波光。例如，这3种晶体均不能用倍频方法，实现200nm 以下的相干光输出。这3种晶体的微观结构分析表明，这类晶体双折射率小的主要原因是(B3O 7) 5-基团在空间形成(B3O 7) n →∞螺旋链，同时其走向大多沿结晶轴45°方向（图1），因此不利于产生大的折射率各向异性。在80年代末到90年代初，我们研究组（在中科院福建物质结构研究所期间）曾作了大量的合成与晶体倍频效应的粉末筛选，均未获得理想的结果。于是我们研究组在90年代初期，开始转向(BO3) 基团（图2）

。

图1 LBO晶格中(B3O 7) ∞无限螺旋链的排列

Fig 1 The arrangement of (B3O 7) ∞ endless screw-chain

in the lattice of LBO

图2 (BO3) 3- 基团的电子能级图

Fig 2 Scheme of the electronic energy level of (BO3) 3-

group

计算表明：假如此基团的3个终端氧能够实现和其他原子的连接，从而消除3个终端氧的悬挂键，则

此基团的带隙可达8.27eV （对应于150nm ）

[8]

。因此，从带隙角度考虑，(BO3) 基团作为探索深紫外非线性光学晶体是合适的。(BO3) 基团的微观倍频系数计算指出，虽然单个(BO3) 基团的微观倍频系数要比(B3O 6) 平面基团和(B3O 7) 基团的小，

但由于(BO3) 基团在空间所占体积也小，因此只要在晶格中单位体积内的(BO3) 基团数量比(B3O 6) 基团、(B3O 7) 基团数量多，则这一类化合物仍可产生较大的倍频系数[6,9,10]。最后，为了使(BO3) 基团为结构单元的化合物具有足够大的双折射率，希望(BO3) 基团在晶格中，以平面状态排列。因为这种排列方式类似于BBO 晶格中(B3O 6) 平面基团的排列方式，有利于产生大的折射率各向异性，同时也有利于各个基团微观倍频系数的叠加而不是互相抵消。在总结上述这些结构规律后，我们于90年代初期，提出以(BO3) 基团为基本结构单元，探索新一代紫外、深紫外非线性光学晶体。并提出3个结构

要求：（1）在晶格中，(BO3) 基团的3个终端氧必须和其他原子相连，以消除3个悬挂键；（2）(BO3) 基团必须整体保持平面状态，以利于产生大的折射率各向异性和大的宏观倍频系数；（3）单位体积内(BO3) 平面基团的密度要尽量大。正是在这一思想的指导下，我们很快发现KBe 2BO 3F 2 （KBBF ）[11]结构能基本上满足上述结构条件。图3a 示出了KBBF 的单胞结构，图3b 给出了每一层的详细结构。从图3b 中，我们清楚的看出，此结构满足（1）、（2）两个条件。(BO3) 基团的3个终端氧同Be 原子相连，

消除了(BO3) 基团的3个终端氧。(BO3) 基团整体上保持平面结构。而第三个结构条件稍嫌不足，因为每层结构中平均每两个(BeO3F) 基团才有一个(BO3) 基团，

而(BeO3F) 基团在晶格中按F 离子上下排列，使微观倍频系数互相抵消。因此KBBF 基团的宏观倍频系数只有±0.49pm/V[12]，和理论计算值-0.351 pm/V[13]相一致。KBBF 基团的截止边为150nm ，在可见光谱区的双折射率Δn =0.077[14]，

均和理论预见相近[13]。因此，KBBF 晶体是一个非常优异的可用于深紫外谐波光发生的非线性光学晶体。它的相匹配波长（指倍频波）可达到165nm ，现已实现170.0nm 的倍频波长输出 [14]。

3 从KBBF 晶体到SBBO 族晶体的发现

KBBF 晶体作为可产生深紫外谐波光的非线性光学晶体而言是很优异的，但是KBBF 的单晶生长非常

26 2004年增刊（35）卷 困难，主要原因有两个：（1）经测量，KBBF 晶体的分解温度大约在825℃，是一个非同成分熔融的化合物，因此必须使用溶剂法生长。然而由于分解温度低，因此，可供选择的助溶剂数量很少。（2）KBBF 晶格的层状习性严重，从图3中可以看出，每层之间没有共价键键合，而层间距离却高达0.625nm 。因此，KBBF 晶体在x-y 平面生长速度极快，而在z 方向的生长速度很慢，生长出的单晶体分层现象明显。

(a) (b)

图3 (a) KBBF 的单胞. (b) (Be2BO 3F 2) ∞ 沿着a-b 的

层面，而所有F 原子分别在该平面上和下 Fig 3 (a) The unit cell of KBBF.(b)The (Be2BO 3F 2) ∞ layer along the a-b plane with all F atoms above or below the plan

尽管到目前为止，我们还未能确认KBBF 晶体的层状习性是否能够被克服，但KBBF 的结构特点确实给单晶生长带来很大困难。因此，在上世纪90年代初期，就曾试图克服KBBF 晶格层与层之间没有共价键连接这一缺点。当时在无机单晶结构库[15]中，查到Rb 2Be 2Si 2O 7化合物，其结构如图4所示。此结构中，(BeO3) 属平面结构，而(SiO4) 则属四配位结构，并通过桥氧，使上下两层实现共价键连接。但是由于(BeO3) 基团的离子性较强，因此使得此化合物的粉末倍频效应不到KBBF 粉末倍频效应的三分之一。于是当时我组的研究生王业斌就依据RB 2Be 2Si 2O 7化合物的结构特点，合成出一系列含B 、Be 的类似化合物，Sr 2Be 2B 2O 7[16]及Ba 2Be 2B 2O 7[17]并进一步合成出K 2Al 2B 2O 7[18,19]，BaAl 2B 2O 7[18.20]等。从而在90年代初、中期发现了被称为SBBO 族的非线性光学晶体：Sr 2Be 2B 2O 7（SBBO ）[16]、 Ba2Be 2B 2O 7 (TBO)[17]、BaAl 2B 2O 7（BABO ）[20]和K 2Al 2B 2O 7（KABO ）[18,19]。

表1给出了这类晶体的基本光学性能。图5（a ）、（b ）示出了KABO 的单晶结构，其他三个化合物也有类似的结构特点。从图5中，我们清楚看到，KABO 晶体确实克服了KBBF 晶格层与层之间没有共价键联结的缺陷，从而应该使KABO 晶体易于生长出大块单晶。事实确实如此。2002年张承乾等首次生长出50mm ×20mm ×17mm 重达30g 的KABO 单晶体 [21]。证明了只要这类晶格中每层间有共价键相联，就可生长出大块单晶。SBBO 、TBO 单晶生长也表明，它们的单晶同样不存在类似于KBBF 的层状习性。

图4 Rb2Be 2SiO 7的单胞 Fig 4 The unit cell of Rb2Be 2SiO 7

(a) (b)

图5 (a) KABO 的单胞. (b) (Al3B 3O 6) ∞ 层的网络结构. Fig 5 (a)The unit cell of KABO. (b)The network

structure of the (Al3B 3O 6) ∞ layer

陈创天 等：紫外、深紫外非线性光学晶体的最新进展 27

表1 KBBF和SBBO 族线性和非线性光学性质 Table 1 Linear and nonlinear optical properties of

KBBF and SBBO family

晶体

透射范围(nm) d 最短的SHG ij (pm/V)

∆n 波长(nm)

d 11 = 0.49 0.077 165.0 -- -- -- BABO ≈180-3780 d 11 = 0.75 0.05 -- KABO

≈180-3780

d 11 = 0.48

0.074

225.0

% /T

图6 KABO (l = 4.5 mm)透射谱

Fig 6 The transmission spectrum of KABO(l = 4.5 mm)

虽然SBBO 族晶体克服了KBBF 单晶生长存在的层状习性，使获得大块单晶成为可能。但是我们也只是获得部分的成功。这是因为从光学特别是非线性光学性能分析，这些晶体到目前为止，还不能取代KBBF 单晶，其主要原因是：（1）SBBO 、TBO 两种晶体中，A 位阳离子属重碱土金属，因此，晶体的带隙相对于KBBF 有一定的红移。表1显示，它们的紫外截止边在165nm 左右，而KABO 和BABO 两种晶体，由于Al 取代Be 后，也出现带隙红移现象（截止边红移到180nm ）。（2）SBBO 和TBO 单晶结构测定表明，这两种单晶不是一种完整的单晶结构，而是属于一种宏观有序，微观无序的结构。其宏观性能显示两种晶体的光学均匀性非常差，以至到目前为止，我们还不能准确测定出它们的倍频相匹配角，从而无法在实际器件中得到应用。KABO 晶体的晶格是完整的，能够生长出大块高光学质量的单晶体，而且能够实现Nd:YAG激光的4、

5倍频。使用和频方法还能实现193nm 的谐波光输出

[22]

。同时由于此晶体不潮解，机

械性能好，因此是一个有应用前景的紫外非线性光学晶体，值得进一步研究。但目前的一个主要问题是，

该晶体在266~193nm光谱区存在较大的吸收。测量表明，当KABO 晶体的厚度超过6mm 时，在266~193nm的光谱区，大约85%的光功率被晶体吸收（见图6）。

从而当平均输出功率接近100mW 量级时，晶体很容易被破坏，使其实际使用效能受到很大限制。目前还没有能从结构上理解此晶体在266~193nm光谱区吸收系数过大的原因，值得进一步研究。初步测量表明BABO 也有类似吸收。但由于BABO 晶体的生长问题未能解决，因此需要做更大的努力。

4 KBBF晶体的基本光学和非线性光学

性能

尽管KBBF 的单晶生长受到其层状习性的强烈影响，到目前为止，沿z 轴方向的厚度还未能超过2.5mm ，但从表1中我们可看出，KBBF 晶体仍是到目前为止最优秀的深紫外非线性光学晶体。因此本节中，我们对该晶体做一较为详细的介绍。

KBBF 晶体的空间群是R 32，点群为D 3（32），单胞参数：a =0.4427(4)nm，c =1.8744(9) nm，每个单胞Z =3，属单轴晶系。其单胞结构和每一层的详细结构已示于图3（a ）和（b ）。KBBF 晶体的硬度同BBO 晶体相当，但此晶体在水中不潮解，不必使用任何表面保护膜。KBBF 晶体具有很宽的透光范围，其紫外截止边为153nm ，而红外截止边为3.5µm 。图7示出了KBBF 在紫外区的透过曲线。尽管KBBF 晶体大块单晶生长很困难，但每片晶体的光学均匀性是很好的，能保持在δn ≈ 10-4/cm的水平。

图7 KBBF的透射谱

Fig 7 The UV transmission spectrum of KBBF 到目前为止由于KBBF 晶体沿z 轴厚度还未超过2.5mm ，因此还不能使用棱镜的最小偏转角法测定其折射率的绝对值。文献[23]给出了使用薄晶体的表面

28 2004年增刊（35）卷 反射方法，得到了可见光区域6个波长折射率的估计值。从这一初步测定中，可知KBBF 属单轴晶体。另外从相匹配测量中可知，I 型相匹配属o,o →e ，也证实了此晶体是负单轴晶体。

由于原来所给出的KBBF 晶体的折射率精度不够，因此不能使用这些折射率的值来确定此晶体的折射率Sellmeier 方程。但是KBBF 晶体的光学均匀性好，因此其相匹配角可精确测定（到小数点后第一位）。于是我们就可利用可精确测定的KBBF 的I 型相匹配角，反过来求得此晶体的Sellmeier 方程。表2给出了几个典型的从可见光到深紫外光谱区的倍频波长和相匹配角的实验值，由于KBBF 最短的倍频输出波长可达170.0nm [23]，我们已经测量了近40个相匹配角。

表2 在不同基波波长时测量的和计算的型相匹配角

θpm 和接收角∆θpm

Table 2 Measured and calculated type-I SHG phase-

matching angles θpm and acceptance angles ∆θpm at different fundamental wavelengths

基波波长 θpm (deg.) ∆θpm (mrad-cm)

(nm)*

*实验数据从1064到410nm 取自文献[14].

使用这些数据并结合文献[23]给出的若干KBBF 晶体折射率绝对值，我们已经可以给出到目前为止最精确的Sellmeier 方程[24]：

n 1. 168705λ22

o =1+2−0. 0096676λ2 （1）

λ−0. 0062782n 2. 957724λ

2

e =1+

0−0. 028510λ2 （2）

λ−0. 0059816

使用这一折射率色散方程，可计算出各种不同波长的I 型相匹配角。其典型的数值见表2。图8给出了在整个光谱区，此晶体的I 型相匹配角和倍频波长的相互关系。从这一曲线中我们可看出，KBBF 是到目前为止，可获得最短倍频波长输出（170.0nm ）的深紫外非线性光学晶体。按照式(1)和(2)计算，此晶体的最短倍频波长可达到163nm 。

图

8 KBBF I 类SHG 相匹配对波长曲线，点线是按

文献[14]Sellmier计算的

Fig 8 Type-I SHG phase-matching angles versus wave-

length curve of KBBF.The dashed line is calculated by the Sellmeier equations of Ref. [14] KBBF 有两个倍频系数d 11和d 14，理论和实验结果都指出，d 14的值非常小，同时KBBF 晶体的有效倍频系数的表达式为：

d 11cos θcos 3φ (Type-I) (3)

d 211cos θsin 3φ (Type-II) (4) 因此，d 14系数并不进入有效倍频系数的公式中，从实验上来说，只要测定d 11就够了。文献[12]使用Maker 条纹的方法，测定出d 11=±0.49pm/V，这和以前给出的理论计算值d 11=-0.351pm/V是非常接近的[13]。在早期的论文中，给出d 11=2×d 36(KDP)≈ 0.78pm/V[14]显然是偏大了。主要原因是当时由于未能得到大块KBBF 单晶，从而无法用Maker 条纹法精确测定KBBF 的d 11值，而只能用相匹配法，给出一个粗略的估计值。图9给出了我们在文献[12]中所测定的Maker 条纹，显然其对称性是相当好的。

虽然到目前为止，对于多数深紫外的I 型相匹配而言，KBBF 仍嫌太薄，无法按相匹配角方向对晶体进行切割加工。但对于532nm →266nm 的倍频而言，KBBF 的相匹配角只有θpm =36.3°。因此可直接对此晶体按相匹配方向进行切割加工。使用一块θPm =36.3°的KBBF 倍频晶体，沿相匹配方向的长度为1.5mm ，

陈创天 等：紫外、深紫外非线性光学晶体的最新进展 29

进行532nm →266nm 的倍频测量，所用的基波光为532nm ，重复频率为10kHz ，脉宽为75ns ，在晶体中的光束直径Φ=50µm 。当基波光的功率达到3.1W 时，可获得23.57mW 的266nm 倍频光输出。扣除基波光在晶体前表面的反射损耗，转换效率已可达到1.3%。相对于1.5mm 的长度，这已经是一个很高的转换效率了。图10给出了基波光（532nm ）和倍频光输出功率的相互关系曲线。我们看到只要基波光的功率密度继续增加，或者晶体沿相匹配方向的长度增加，其倍频转换效率还可以继续增加。同时，由于KBBF 晶体的光损伤阈值和LBO 相近，而且到目前为止在266nm 光谱区并未观测到光折变效应产生，因此从性能上来说，KBBF 晶体对于产生Nd:YAG激光的4倍频要比目前正在使用的BBO 、CLBO 两种晶体优越。

图9 1064nm处KBBF 晶体的Maker 条纹图 Fig 9 Maker fringes of KBBF crystal at 1064nm

图10 基波束(532nm)功率和SHG 输出266nm 束功

率间关系

Fig 10 The relationship between the power of fundamental

beam (532nm) and SHG output beam (266nm)

5 KBBF晶体的棱镜耦合技术和深紫外

谐波光的产生

到目前为止由于KBBF 单晶生长仍旧未能克服层状习性限制，厚度也未能超过2.5mm ，因此，对于产生深紫外倍频光而言，我们还不可能按照相匹配要求，对晶体进行切割加工。为了解决这一难题，我们提出了一种棱镜耦合技术[25,26]。其原理如图11所示。

a)

b)

图11 (a) 特种KBBF 棱镜耦合装置图. (b) KBB

光胶

棱镜耦合装置图。

Fig 11 (a)Scheme of the special prism-coupled device

of KBBF. (b)The KBBF optical contact prism- coupled device

我们使用CaF 2作为棱镜材料，KBBF 表面和CaF 2

棱镜表面实现光学接触[27]。假如入射棱镜的顶角设计为某个波长的相匹配角，则当基波光沿棱镜面垂直入射时，基波光在KBBF 晶体中，将自动实现相匹配。也就是入射光和晶体的法线方向(z轴) 的交角等于棱镜的顶角，即相匹配角。例如按照Sellmeier 方程(式(1)和(2))，从394nm →197nm 的倍频相匹配角为53.7°，则我们使用图11中的前后棱镜顶角为53.7°。当基波光(394nm)沿前棱镜面垂直入射，通过CaF 2和KBBF 晶面的光接触介面后，在KBBF 晶体内的折射角就是此基波光的相匹配角，也就是说在晶体内基波光沿相匹配方向行进并产生倍频光(197nm)，然后再一次通过KBBF 晶体和CaF 2晶体的接触介面而进入CaF 2棱镜。由于光在CaF 2棱镜中色散关系，当基波

30 2004年增刊（35）卷 光和倍频光出射后将自动分开。因此这一设计中，后面棱镜的作用是分光，在这一类实验中均是需要的。这一技术的最大优点是不需要对KBBF 晶体沿相匹配方向进行切割，从而避免了因晶体过薄而不能使用于深紫外谐波光产生的缺点。

使用前棱镜顶角为53.7°的光接触KBBF 棱镜耦合器件，我们能够很容易通过Ti: Sapphire激光的4倍频获得200nm →193nm 的可调谐相干光输出[28]。在这一实验中，所使用的Ti: Sapphire激光，其重复频率为1kHz ，脉宽17nm 。使用LBO 作为倍频晶体，可获得大约750mW 倍频光（波长为394nm ），然后使用600mm 焦距的透镜把倍频光注入到光接触KBBF 棱镜耦合器件中，入射光在晶体中的光束直径为75μm 。此试验获得了4.5mW 197nm的倍频光输出，转换效率平均为0.64%。图12示出了这一实验中倍频光（394nm ）的输入功率和4倍频光（197nm ）输出功率之间的相互关系。从图12的曲线中，我们看到，当倍频波的输入功率达到700mW 时，4倍频光的输出功率达到饱和。到目前为止我们还未搞清楚在平均功率为1.39GW/cm2

时，为什么会出现上述饱和现象。因为在进行Nd:YAG激光的4倍频实验时，在功率密度超过1.3GW/cm2时，并未出现上述饱和现象。因此这是今后需要研究的问题。

mV

图12 197nm功率输出对基波394nm 输入功率 Fig 12 197nm output power versus fundamental (394nm)

input power

使用同一技术，当棱镜的顶角为64.2°时（也就是从355nm 到177.3nm 的I 型倍频相匹配角），我们还首次实现了Nd:YVO4激光的6倍频相干光输出[27]。在这一实验中，直接使用了美国光谱物理公司生产的Vanguand Nd:YVO4 3倍频激光器（波长355nm ，重复频率80MHz ，10-ps 脉冲串），通过一个焦距为300mm 的透镜，把355nm 激光注入到上述顶角为64.2°的光接触KBBF 棱镜耦合装置中。整个装置放在真空腔中，这是因为177.3nm 的倍频光已经会被空气强烈吸

收。在这一器件中，KBBF 的厚度为1.3mm 。图13给出了355nm 基波光的平均输入功率和倍频光平均输出功率间的曲线，当355nm 的基波光输出功率达到3.5W 时，获得了3.5mW 的倍频光（177.3nm ），转换效率约为0.1%。低的转换效率主要决定于两个因素：（1）对于10-ps 的脉冲串而言，1.3mm 的相匹配方向长度仍旧是太短了；（2）当基波光平均输入功率达到2.5W 时，倍频光的输出功率仍旧出现饱和现象。因此，在今后增加Nd:YVO4激光的6倍频输出功率的最直接方法就是增加晶体的厚度。这是KBBF 单晶生长今后的主要任务。

图13 基波束 (355 nm)功率和SHG 输出173.3nm

束功率间关系.

Fig 13 The output power versus the 5th harmonic

wavelength of a single-mode Ti:sapphire laser

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Development of new borate-based UV nonlinear optical crystals

CHEN Chuang-tian, LIN Zhe-shuai, WANG Zhi-zhong

(Technical Institute of Physics and Chemistry, Beijing Center for Crystal R&D,

Chinese Academy of Sciences, Beijing 100080, China)

Abstract ：Moreover, some typical examples to produce D Coherent light sources in the deep and Vacuum UV (DUV and VUV) spectral regions become more important with the development of photolithography, laser micro-machining as well as laser spectroscopy. The review article will briefly introduce how to use the anionic group theory to develop new borate-based DUV and VUV nonlinear optical crystals. Meanwhile, The basic linear and nonlinear optical properties of these borate-based crystals are systemically reviewed. UV and VUV harmonic generation and their applications are given.

Key words：deep ultraviolet nonlinear optical crystal；borate crystal; harmonic generation；KBBF crystal；

prism-coupling technique