Генерация объемных и поверхностных терагерцовых волн движущимися нелинейными источниками

Царев, Максим Владимирович

Генерация объемных и поверхностных терагерцовых волн движущимися нелинейными источниками тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

Царев, Максим Владимирович АВТОР

кандидата физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ

Нижний Новгород МЕСТО ЗАЩИТЫ

2009 ГОД ЗАЩИТЫ

01.04.21 КОД ВАК РФ

Диссертация по физике на тему «Генерация объемных и поверхностных терагерцовых волн движущимися нелинейными источниками»

Автореферат диссертации на тему "Генерация объемных и поверхностных терагерцовых волн движущимися нелинейными источниками"

На нравах рукописи

Царев Максим Владимирович

ГЕНЕРАЦИЯ ОБЪЕМНЫХ И ПОВЕРХНОСТНЫХ ТЕРАГЕРЦОВЫХ ВОЛН ДВИЖУЩИМИСЯ НЕЛИНЕЙНЫМИ ИСТОЧНИКАМИ

01.04.21 - лазерная физика

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

2 5 И ЮН 2009

Нижний Новгород - 2009

003474411

Работа выполнена в государственном образовательном учреждении высшего профессионального образования "Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского"

Научный руководитель: доктор физико-математических наук

профессор МИ. Бакунов

Официальные оппоненты:

Ведущая организация:

доктор физико-математических наук профессор В.Б. Гильденбург ННГУ, Нижний Новгород

кандидат физико-математических наук А.Г. Степанов

Институт спектроскопии РАН, Троицк Международный лазерный центр МГУ, Москва

Защита состоится

- июилЛ

2009 г. в

¡530

на заседании диссертационного совета Д 212.166.07 при Нижегородском государственном университете им. Н.И. Лобачевского по адресу: 603950, Нижний Новгород, пр. Гагарина, 23, корп. 1, ауд. 420.

С диссертацией можно ознакомиться в фундаментальной библиотеке Нижегородского государственного университета им. Н.И. Лобачевского.

Автореферат разослан

-25 - 'МаМ

_2009 г.

Ученый секретарь диссертационного совета к.ф.-м.н., доцент

В.В. Черепенников

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА ДИССЕРТАЦИИ

Актуальность темы

Освоение тсрагерцового диапазона электромагнитных волн - одно из наиболее быстро развивающихся направлений современной прикладной физики. Интерес к данному диапазону связан с перспективами широкого применения тсрагерцового излучения в фундаментальных исследованиях и практических приложениях. В терагерцовом диапазоне лежат спектры многих важных органических молекул, включая белки и ДНК, а также фононные резонапсы кристаллических решеток, что позволяет развивать новые методы спектроскопии биологических и полупроводниковых образцов (Smye S.W. et al., Phys. Med. Biol. 46, R101 (2001), Hattori T. et al., Sci. Technol. Adv. Mater. 6, 649 (2005)) и даже одиночных молекул (Gelfand R. M. et al., Opt. Lett. 34, 1087 (2009)). С помощью терагерцово-го излучения можно управлять химическими реакциями (Dudovich N. et al., Nature 418, 512 (2002)) и манипулировать электронными состояниями в квантовых ямах (Danielson J.R. et al., Pliys. Rev. Lett. 99, 237401 (2007)). В отличие от рентгена, терагерцовое излучение позволяют проводить безвредную для человека диагностику, в том числе раковых опухолей, глубины и степени ожогов (Oh S.J. et al., Opt. Express 17, 3469 (2009)). Перспективны применения терагерцового излучения для создания высокоскоростных беспроводных сетей внутри зданий, систем безопасности на основе терагерцового видения (Chan W. L. et al., Rep. Prog. Phys. 70, 1325 (2007)), поиска взрывчатых веществ по их спектральным «отпечаткам пальцев», систем контроля качества продуктов питания (Ung B.S.Y. et al., SPIE Conf. Series 6799 (Dec. 2007)) и др. Многообещающими методами терагерцовых исследований являются микроскопия с субволновым разрешением и локальная спектроскопия (Lecaque R. et al., Opt. Express 16,4731 (2008)).

Наиболее распространенные в настоящее время методы «настольной» (table-top) генерации терагерцового излучения основаны на воздействии фемто-секундпыми оптическими импульсами на электрооптические, полупроводниковые и газовые среды. Источником терагерцового излучения при этом являются наводимые в веществе всплески нелинейной поляризации или тока проводимости субпикосекундной длительности. Генерируемое излучение представляет со-

бой короткие (длительностью в 1-1,5 периода колебаний) терагерцовые импульсы с широким - простирающимся от долей до нескольких терагерц - спектром, что позволяет проводить с их помощью широкополосную спектроскопию. Один из наиболее распространенных методов оптико-терагерцовой конверсии - оптическое выпрямление фемтосекундных лазерных импульсов в электрооптических кристаллах (Ни В.В. et al., Appl. Phys. Lett. 56, 506 (1990)). В этом методе распространяющийся в кристалле оптический импульс накачки индуцирует нелинейную поляризацию, которая повторяет форму огибающей оптической интенсивности. Нелинейная поляризация движется с групповой скоростью оптического импульса и излучает терагерцовые волны. Именно механизм оптического выпрямления и использован в качестве основы для рассматриваемых в диссертации схем оптико-терагерцовой конверсии.

С кинематической точки зрения выделяют два режима оптического выпрямления в зависимости от дисперсиоиных свойств электрооптического материала - сверхсветовой, при ng < по, и досветовой, при пъ > п0, режимы, где ng -оптический индекс группового запаздывания, а п0 - низкочастотный (при стремящейся к нулю частоте) показатель преломления (Stevens Т. Е. et al., Science 291, 627 (2001)). В сверхсветовом режиме (пг < «о) оптический импульс может генерировать терагерцовое излучение за счет эффекта Черепкова (Аскарьян Г. А., ЖЭТФ 42, 1360 (1962)). В досветовом режиме (п„ > п0) из-за наличия дисперсии всегда находится частота Юо, на которой выполняется условие синхронизма между лазерным импульсом и попутно распространяющейся терагерцовой волной: fig = л(0)о), где л(со) - терагерцовый показатель преломления. Так, например, синхронизованное возбуждение 2,5 ТГц волны импульсом титан-сапфирового лазера в кристалле ZnTe является широко распространенным методом терагерцовой генерации.

В недавней работе Bakunov et al., Phys. Rev. В 76, 085346 (2007) было предложено выделять два случая в сверхсветовом режиме оптико-терагерцовой конверсии - сильно сверхсветовой, в котором дисперсия терагерцовых волн несущественна, и слабо сверхсветовой, в котором дисперсия играет важную роль. В диссертации показано, что досветовой режим оптико-терагерцовой конверсии также полезно разделять па два случая - слабо и сипы/о досветовой режимы -согласно условиям MqT < 2 и ю0т » 2 соответственно (г - длительность лазерного импульса). Данные условия определяют эффективность синхронизованного возбуждения попутной терагерцовой волны. К слабо досветовому режиму относится, например, упомянутая выше конверсия импульсов титан-сапфирового лазера в кристалле ZnTe. Впервые введенный в диссертации сильно досветовой режим может быть реализован, например, при конверсии импульсов титан-сапфирового лазера с длительностью >70 фс в кристалле GaP. Как показано в диссертации, генерация терагерцового излучения в этом режиме происходит не за счет механизмов синхронизованного возбуждения или черепковского излучения, а в результате переходных процессов на границах кристалла. В связи с этим сильно досветовой режим может обеспечить генерацию привлекательных для спектроскопии терагерцовых импульсов с одним периодом колебаний поля и реализацию предельно малых (квазиточечных) терагерцовых источников, необ-

ходимых для повышения разрешающем способности ближпеполыюй терагерцовой микроскопии.

Актуальной задачей является повышение эффективности оптико-терагерцовой конверсии. Рекордные на сегодня значения эффективности (-10 3) достигнуты при конверсии лазерных импульсов со скошенным (по отношению к фазовым фронтам) фронтом интенсивности в «сверхсветовых» материалах (Stepanov A.G. et al., Opt. Lett. 33, 2497 (2008)). В этом методе синхронизм достигается с терагерцовой волной, распространяющейся в направлении нормали к фронту интенсивности лазерного импульса. Несмотря на успехи, достигнутые с помощью данного метода, его теоретическому изучению была посвящена фактически единственная работа Шуваев A.B. и др., Изв. вузов: Радиофизика 50, 1020 (2008), в которой, к тому же, не учитывались такие важные факторы, как дисперсия и поглощение терагерцовых волн и влияние выходной границы кристалла. В диссертации разработана последовательная электродинамическая теория генерации терагерцовых воли лазерными импульсами со скошенным фронтом интенсивности в электроогпичсских кристаллах, которая учитывает всс существенные факторы - дисперсию и поглощение терагерцовых волп, конечность поперечного размера импульса накачки, влияние выходной границы кристалла. На основе развитой теории проведен анализ двух типичных экспериментальных ситуаций - конверсии импульсов титан-сапфирового лазера в кристалле LiNb03 при комнатной и криогенной температурах.

Применяемые в настоящее время методы оптико-терагерцовой конверсии направлены, как правило, на генерацию объемных терагерцовых волн, распространяющихся от области конверсии в виде свободного излучения. Терагерцовая спектроскопия с использованием объемных волп требует достаточно большого количества исследуемого вещества (Nagel М. et al., Appl Pliys. Leí!. 80, 154 (2002)). Между тем, на практике часто возникает необходимость исследования тонких (в масштабе длины терагерцовой волны) пленок и сверхмалых количеств веществ, например, биологических образцов (ДНК, протеинов и т.п.). При этом для обеспечения необходимой чувствительности спектроскопической схемы требуется концентрация терагерцового поля в области с микронными и даже субмикронными размерами. Одним из способов достижения высокой локализации терагерцового поля является использование терагерцовых поверхностных плазмонов (ПП), направляемых поверхностью легированного полупроводника (Bakunov M.I. et al., Opt. Photon. News 16, 29 (2005)). Причем благодаря нелинейности полупроводника конверсия лазерных импульсов в терагерцовые ПП может осуществляться непосредственно на поверхности полупроводника (Bakunov M.I. et al., Pltys. Rev. В 72, 195336 (2005)), что позволяет избежать потерь ввода терагерцового излучения в волповедущую структуру. Недостатком терагерцовых ПП на поверхности полупроводника является их небольшая (<1 см) длина распространения, ограниченная омическими потерями в полупроводнике. В последнее время выяснилось, что сильно локализованные терагерцовые ПП с малым поглощением могут направляться микроструктурированными (со структурой типа гребенки или решетки отверстий) металлическими поверхностями (Pendry J.B. et al., Science 305, 847 (2004)). Однако, в связи со слабой нелинейностью металлов,

упомянутый выше метод.прямого оптического возбуждения терагерцовых ПП является неэффективным на металлических поверхностях. В диссертации предложена и исследована схема эффективного возбуждения терагерцовых ПП па структурированной поверхности металла путем сканирования ультракороткими лазерными импульсами нанесенной на поверхность полоски электрооптического материала.

Развитые в работах Bakunov M.I. et al., Phys. Rev. В 72, 195336 (2005); J. Appl. Phys. 98, 033101 (2005) стационарные теории возбуждения терагерцовых ПП на поверхности легированных полупроводников движущимися светоиндуи-рованными источниками ограничиваются рассмотрением идеализированного случая равномерного движения источника по поверхности. Между тем, на практике из-за ограниченной апертуры лазерного пучка источник пробегает по поверхности конечную дистанцию, что придает нестационарный характер процессу оптико-терагерцовой конверсии. В диссертации исследованы особенности возбуждения терагерцовых ПП светоиндуцированным источником, пробегающим с досветовой скоростью конечную дистанцию по поверхности легированного полупроводника. Показано, что переходные процессы в начале и п конце дистанции могут оказывать существенное влияние на амплитуды и частотный спектр возбуждаемых терагерцовых полей, а также па эффективность конверсии. Введена длина формирования ПП и найдены условия применимости результатов предшествующих стационарных расчетов (Bakunov M.I. et al., J. Appl. Phys. 98, 033101 (2005)).

Цель диссертации

Целью диссертации является разработка методов эффективной генерации объёмных и поверхностных терагерцовых волн при воздействии ультракороткими лазерными импульсами высокой интенсивности на электрооптические материалы.

Научная новизна

Научная новизна работы состоит в следующем.

1. Впервые введен и исследован новый, «сильно досветовой», режим генерации терагерцовых волн при выпрямлении ультракоротких лазерных импульсов в электрооптических кристаллах. Показана перспективность данного режима для повышения разрешающей способности ближиеполыюй терагерцовой микроскопии.

2. Впервые найдены фундаментальные ограничения на минимальный - при неограниченно острой фокусировке лазерного импульса накачки - поперечный размер области терагерцовой эмиссии из электрооптического кристалла.

3. Впервые разработана последовательная электродинамическая теория терагерцовой генерации при оптическом выпрямлении ультракоротких лазерных импульсов со скошенным фронтом интенсивности в электрооптических кристаллах, которая учитывает все существенные факторы, влияющие на эффективность конверсии - ограниченность поперечного размера лазерного импульса, дисперсию и поглощение терагерцовых волн, влияние выходной гра-

иицы кристалла. Раскрыта структура генерируемых терагерцовых полей. Обобщены формулы Френеля на случай наклонного падения вынужденных терагерцовых волн па границу кристалла. Показано, что механизмы черепковского и переходного излучений могут доминировать над генерацией синхронизованной волны.

4. Впервые предложен и исследован метод прямой конверсии ультракоротких лазерных импульсов в терагерцовые поверхностные плазмоны, направляемые микроструктурированной (со структурой типа гребенки или решетки отверстий) поверхностью металла.

5. Впервые исследована роль нестационарных эффектов при возбуждении терагерцовых поверхностных плазмопов на поверхности легированного полупроводника нелинейным светоиндуцированным источником, проходящим конечную дистанцию по поверхности. Введена длина формирования поверхностного плазмона и найдены условия применимости результатов предшествующих стационарных расчетов.

Практическая значимость работы

Введенный и исследованный в диссертации «сильно досветовой» режим генерации терагерцового излучения ультракороткими лазерными импульсами в электрооптических кристаллах может быть использован для целей широкополосной терагерцовой спектроскопии с разрешением по времени, а также для увеличения разрешающей способности безапертурной ближнепольпой терагерцовой микроскопии.

На основе построенной в диссертации теории генерации терагерцового излучения ультракороткими лазерными импульсами со скошенным фронтом интенсивности даны конкретные рекомендации по оптимизации параметров импульса накачки и размеров кристалла, которые могут быть использованы в экспериментах для повышения эффективности оптико-терагерцовой конверсии.

Предложенный в работе метод прямой конверсии ультракоротких лазерных импульсов в терагерцовые поверхностные плазмоны, направляемые микро-структурировапной (со структурой типа гребенки или решетки отверстий) поверхностью металла, может быть использован для разработки (био)сенсоров и развития методов поверхностной терагерцовой спектроскопии тонких пленок и малых количеств вещества.

Основные положения, выносимые на защиту

1. В «досветовых» электрооптических кристаллах, где групповая скорость оптического импульса накачки не превышает максимальную фазовую скорость терагерцовых волн, может иметь место особый - «сильно досветовой» - режим оптико-терагерцовой конверсии, в котором не эффективны механизмы синхронизованного возбуждения и черепковского излучения терагерцовых волн. В этом режиме терагерцовая генерация обеспечивается трансформацией па границах кристалла ближнего терагерцового поля выпрямленного оптического импульса. Условием реализации «сильно досветового» режима является узость спектральной полосы фемтосекундпого оптического импульса

по сравнению с частотой, на которой достигается синхронизм между оптическим импульсом и попутной терагерцовой волной. Данное условие выполняется, например, для импульсов титан-сапфирового лазера типичной длительности (более 70 фс) в кристалле GaP. «Сильно досветовой» режим конверсии может обеспечить генерацию терагерцовых импульсов с одним периодом колебаний поля, удобных для использования в широкополосной спектроскопии во временной области, а также реализацию точечного терагерцового источника, необходимого для повышения разрешающей способности ближнеполь-пой терагерцовой микроскопии.

2. Существует фундаментальное ограничение на минимальный - при неограниченно острой фокусировке оптического импульса накачки - размер области па выходной грани электрооптического кристалла, из которой происходит эмиссия терагерцовых волн. Этот минимальный размер определяется двумя факторами: ограничением снизу на поперечный размер ближнего терагерцового поля нелинейного источника в кристалле и уширением поперечного распределения терагерцового поля в результате прохождения поля через выходную границу кристалла. Для нитевидного импульса накачки минимальный размер поперечного распределения интенсивности ближнего терагерцового поля в кристалле (в пренебрежении терагерцовой дисперсией) определяется формулой 0,25 с TpWiiM= (n«2-по2)"2 > где Tfwiim - длительность импульса накачки, ng - оптический индекс группового запаздывания, а п0 - терагер-цовый показатель преломления. Например, при возбуждении кристалла GaP импульсами титан-сапфирового лазера с Tfwhm = 150 фс минимальный размер составляет 9 мкм. В результате прохождения через границу поперечное распределение терагерцовой интенсивности уширяется до 16 мкм.

3. При оптическом выпрямлении в электрооптическом кристалле фемтосекунд-ного лазерного импульса со скошенным (по отношению к фазовым фронтам) фронтом интенсивности генерируемое терагерцовое поле является суперпозицией трёх составляющих: ближнего поля нелинейного источника, синхронизованной квазиплоской волны и сильно ассиметричного черепковского конуса. В зависимости от температуры кристалла и степени фокусировки лазерного импульса доминирующий вклад в терагерцовую эмиссию из кристалла могут давать различные составляющие поля. Например, при выпрямлении импульсов титан-сапфирового лазера в кристалле LiNb03 генерация синхронизованной волны вносит определяющий вклад только в условиях охлаждения кристалла до криогенных температур, тогда как при комнатной температуре доминирует вклад черепковского конуса и ближнего поля.

4. Терагерцовые поверхностные плазмоны па микроструктурированной (со структурой типа гребёнки или решётки отверстий) поверхности металла могут эффективно генерироваться при сканировании сфокусированным в линию фемтосекупдным лазерным импульсом нанесённой на поверхность полоски электрооптического материала. Источником терагерцовых волн является нелинейная поляризация, наводимая лазерным импульсом в полоске в результате его оптического выпрямлепия. Нелинейная поляризация движется вдоль полоски со сверхсветовой скоростью и возбуждает черепковский конус

терагсрцопых плазмонов па поверхности. В частности, при сканировании импульсом титаи-сапфироного лазера полоски GaAs, нанесённой па гребенчатую поверхность идеального проводника, эффективность конверсии в поверхностные плазмоны может быть па порядок выше, чем па гладкой поверхности GaAs. При этом генерируется широкий (до двух октав) спектр поверхностных плазмонов, локализованных п топком (с толщиной менее половины длины терагерцовой волны) слое вблизи поверхности проводника. Прямое оптическое возбуждение терагсрцопых поверхностных плазмонов на структурированной поверхности металла перспективно для развития методов поверхностной терагерцовой спектроскопии. 5. При генерации терагерцовых поверхностных плазмонов нелинейным источником, проходящим конечную дистанцию по волноведущей поверхности, существенную роль могут играть переходные процессы, связанные с моментами старта и остановки источника. В частности, при синхронизованном возбуждении терагерцового плазмона па поверхности легированного полупроводника нитевидным источником, движущимся по поверхности с досветовой скоростью (в перпендикулярном к нити направлении), стационарное решение для генерируемых терагерцовых полей оказывается справедливым только при дистанциях пробега источника, превышающих длину формирования поверхностного плазмона (или длину поглощения, если последняя меньше длины формирования). При меньших дистанциях необходимо нестационарное рассмотрение. Длина формирования поверхностного плазмона равна минимальной длине когерентности в интервале генерируемых терагерцовых частот и может составлять несколько сантиметров. Например, для 3 ТГц плазмона на поверхности легированного GaAs с плазменной частотой 8 ТГц длина формирования составляет -1,7 см, а длина поглощения -2 см.

Апробация результатов и публикации

По теме диссертации опубликовано 11 работ, в том числе 3 статьи в рецензируемых научных журналах, рекомендованных ВАК, и 8 работ в трудах конференций.

Основные результаты докладывались на 33-сй международной конференции по инфракрасному излучению и миллиметровым волнам (Пасадена, Калифорния, США, 2008), международной конференции «Фундаментальные проблемы оптики-2008» (Санкт-Петербург, 2008), 2-ом международном конгрессе по искусственным материалам для оптического и СВЧ излучения (Памплона, Испания, 2008), международной конференции по лазерам, электрооптике и квантовой электронике (Мюнхен, Германия, 2006), международной рабочей группе по плазмонике и приложениям в нанотехнологиях (Сингапур, 2006), 3-сй международной конференции но оптике лазеров для молодых учёных (Санкт-Петербург, 2006), 2-ой конференции молодых учёных по метаматсриалам (Барселона, Испания, 2008), 10-й всероссийской школе-семинаре «Волновые явления в неоднородных средах» (Звенигород, 2006), а также па 10 и 11 Научных конференциях по радиофизике (Нижний Новгород, 2006, 2007), 11-й, 12-й и 13-й Нижегородских сессиях молодых ученых (Нижний Новгород, 2006, 2007, 2008), конферен-

ции молодых учёных «Фундаментальные и прикладные задачи нелинейной физики-2008» (Нижний Новгород), семинарах в Институте прикладной физики РАН.

Личный вклад автора

Автором были самостоятельно выполнены аналитические выкладки, поставлены и проведены эксперименты, а также сделана обработка экспериментальных данных. Численные расчёты проводились совместно с к.ф.-м.н. Бодровым С.Б. Постановка задач и анализ полученных результатов проводились совместно с научным руководителем Бакуновым М.И.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, списка цитируемой литературы и списка работ по диссертации. Общий объем диссертации составляет 127 страниц, включая 37 рисунков на 24 страницах, список литературы из 122 наименований на 11 страницах, список работ по диссертации из 11 наименований на 2 страницах.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обосновывается актуальность работы, формулируются её цели, кратко излагается содержание диссертации, приводятся основные положения, выносимые на защиту.

В первой главе предсказан и исследован «сильно досветовой» режим оп-тико-терагерцовой конверсии ультракоротких лазерных импульсов в электрооптических кристаллах.

В п. 1.1 обсуждаются условия реализации сильно досветового режима.

В п. 1.2 описана теоретическая модель нелинейного источника, индуцируемого лазерным импульсом в кристалле, и приводятся основные уравнения.

В п. 1.3 описана генерация терагерцовых волн в сильно досветовом режиме в приближении плаиарного оптического импульса. На примере конверсии импульсов титан-сапфирового лазера в кристалле СаР исследована динамика возбуждения терагерцового поля, описаны особенности структуры поля (вид вынужденного и свободного решений уравнений Максвелла с нелинейным источником) и его спектрального состава. Показано, что вынужденный и свободный терагерцовые импульсы обладают двойной инверсией (по порядку следования и полярности) по сравнению с сильно сверхсветовым режимом. Исследовано прохождение терагерцового поля через выходную границу кристалла.

В п. 1.4 исследована генерация терагерцовых волн в кристалле СаР сфокусированным в линию импульсом титан-сапфирового лазера. Изучены картины поля излучеиия при сильной и слабой фокусировке. Проведено сравнение спектрально-координатных распределений терагерцового флюенса (энергии, излученной с единицы площади выходной грани кристалла) для сильно досветового (в кристалле ваР) и слабо досветового (в кристалле 2пТе) режимов конверсии

импульсов титан-сапфирового лазера. Показано, что использование сильно дос-ветового режима может обеспечить повышение разрешающей способности ближнеполыюй терагерцовой микроскопии.

В п. 1.5 исследована зависимость продольного и поперечного масштабов локализации ближнего терагерцового ноля нелинейного источника от степени фокусировки и длительности импульса накачки. Получено аналитическое выражение для ближнего поля в пределе неограниченно острой фокусировки. Найдены фундаментальные ограничения на поперечный размер ближнего поля в кристалле. Исследовано уширение поперечного распределения терагерцовой интенсивности при прохождении через выходную границу кристалла.

В п. 1.6 проведено экспериментальное измерение ширины области терагерцовой эмиссии из кристалла СаР при накачке импульсами титан-сапфирового лазера. Продемонстрировано соответствие результатов эксперимента построенной в пп. 1.1-1.5 теории.

В п. 1.7 сделаны выводы по первой главе.

Во второй главе разработана теория генерации терагерцового излучения лазерными импульсами со скошенным фронтом интенсивности в электрооптических кристаллах.

В п. 2.1 качественно описываются динамические стадии терагерцовой генерации в электрооптическом кристалле: переходные процессы при входе лазерного импульса в кристалл, стационарный режим генерации при распространении импульса в объеме кристалла и излучение терагерцовых волн из кристалла в вакуум.

В п. 2.2 исследован стационарный режим генерации в объеме электрооптического кристалла. Описана модель нелинейного источника и приведены основные уравнения (п. 2.2.1). Получено решение уравнений Максвелла с нелинейным источником методом преобразования Фурье (п. 2.2.2). В п. 2.2.3 исследована структура решения в пределе планарного импульса накачки. В п. 2.2.4 описана структура терагерцовых полей, возбуждаемых сфокусированным в линию лазерным импульсом (рис. 1). Представлены результаты численных расчетов для типичных экспериментальных ситуаций - возбуждение импульсами титан-сапфирового лазера кристалла 1л№Оз ПРИ криогенной (10 К) и комнатной (300 К) температурах.

В п. 2.3 рассмотрено излучение терагерцовых волн с выходной грани кристалла. Проведено обобщение формул Френеля для вынужденных полей в случаях планарного (п. 2.3.1) и сфокусированного (п. 2.3.2) лазерного импульса.

В п. 2.4 исследованы спектрально-координатные распреде-

Групповой фронт

синхронизованной волны Черенковский \ ч / конус

Рис. 1. Структура терагерцовых полей, возбуждаемых лазерным импульсом со скошенным (под углом а к фазовым фронтам) фронтом интенсивности в электрооптическом кристалле.

ления излучаемой из кристалла LiNbC>3 терагерцовой энергии в зависимости от параметров импульса титан-сапфирового лазера накачки и температуры кристалла. Проводится сравнение полученных результатов с теоретическими и экспериментальными результатами других авторов.

В заключительном п. 2.5 даны рекомендации по дальнейшему повышению эффективности терагерцовой генерации лазерными импульсами со скошенным фронтом интенсивности и сформулированы выводы ко второй главе.

В третьей главе предложен метод прямой оптической генерации терагер-цовых поверхностных плазмонов (ПП) па микроструктурированной поверхности металла. В этом методе источником поверхностных плазмонов является движущаяся со сверхсветовой скоростью областью нелинейной поляризации, наводимая сфокусированным в линию лазерным импульсом в нанесенной на поверхность полоске электрооптического материала (рис. 2). Конкретные расчеты приведены для гребенчатой поверхности идеального проводника при ориентации полоски перпендикулярно гребням структуры.

В п. 3.1 дано описание схемы оптико-терагерцовой конверсии и модели наводимого лазерным импульсом движущегося источника.

В п. 3.2 проведен анализ кинематических характеристик возбуждаемых терагерцовых ПП. Получена связь направления распространения парциального поверхностного плазмона (угла ф) с его частотой. Показано, что направления распространения заключены в секторе, границы которого определяются углом падения лазерного импульса а. Получены выражения для полей терагерцовых ПП, методом стационарной фазы исследованы поля в дальней зоне. Сделаны расчеты для случая возбуждения полоски GaAs импульсами титан-сапфирового лазера.

В п. 3.3 проведено исследование спектрального распределения энергии поверхностных плазмонов и эффективности оп-тико-терагерцовой конверсии в зависимости от параметров гребенчатой структуры (глубины канавки h и отношения aid, рис. 2), а также от скорости нелинейного источника V (угла падения а). Найдены оптимальные значения параметров, обеспечивающие максимальную эффективность конверсии. Показано, что локализация генерируемых поверхностных плазмонов может составлять менее половины длины волны.

Рис. 2. Схема конверсии ультракоротких лазерных импульсов в терагерцовые поверхностные плазмопы на микроструктурированной поверхности металла. Вставка: геометрия гребенчатой структуры.

В п. 3.4 приведены заключительные замечания по третьей главе.

Четвёртая глава посвящена исследованию переходных эффектов при генерации терагерцовых поверхностных плазмопов па поверхности легированного полупроводника нелинейным светоипдуцированным источником, пробегающим с доснстовой скоростью конечную дистанцию вдоль поверхности.

В п. 4.1 вводится модель нелинейного источника, индуцируемого на поверхности полупроводника лазерным импульсом со скошенным фронтом интенсивности и конечной апертурой. Приведены уравнения для терагерцовых полей с нелинейным источником.

В п. 4.2 получено решение уравнений в Фурье-представлении. С помощью методов контурного интегрирования в комплексной плоскости проведено разделение полного решения на свободное излучение (объемные волны), ближнее поле нелинейного источника и поверхностные волны. Последние представлены и виде суперпозиции свободного и вынужденного решений.

В п. 4.3 рассмотрен случай, когда нелинейный источник пробегает полубесконечную дистанцию вдоль поверхности. Введены две стадии в динамике возбуждения ПП нелинейным источником: стадия нарастания амплитуды волнового пакета ПП и стадия увеличения его длительности. Введена длина формирования ПП, па которой происходит переход от первой стадии ко второй. Длина формирования равна минимальной длине когерентности на спектре генерируемых ПП. Показано, что стационарные расчеты предыдущих работ применимы только при дистанциях пробега источника, превышающих длину формирования Г1П (или длину поглощения ПП, сели последняя меньше длины формирования ПП). Проведены расчеты полей ПП, длины формирования и длины поглощения ПП для случая возбуждения ваАБ с плазменной частотой СОр/(2л) = 8 ТГц импульсами титан-сапфирового лазера.

В п. 4.4 рассчитаны терагерцовые поля при конечной дистанции пробега источника по поверхности ваАв (Шр/(2т1)=8 ТГц). Исследована эффективность конверсии импульсов титан-сапфирового лазера в 3 ТГц плазмон в зависимости от дистанции пробега источника (ширины лазерного пучка). Показано, что стационарное значение эффективности конверсии достигается при дистанции пробега, превышающей длину формирования ПП.

В п. 4.5 сделаны выводы по четвёртой главе.

В заключении кратко сформулированы основные результаты диссертации.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ

1. Предсказан и исследован новый - «сильно досветовой» - режим генерации терагерцового излучения ультракороткими лазерными импульсами в элск-трооптических кристаллах. В этом режиме оказываются неэффективными обычно используемые черепковский и фазосипхронизованпый механизмы оптико-терагерцовой конверсии, и терагерцовая эмиссия происходит в результате переходных процессов на границах кристалла. Показано, что данный режим может быть, в частности, реализован при оптическом выпрямлении

импульсов титан-сапфирового лазера в кристалле GaP. В случае планарного импульса накачки обнаружен эффект двойной инверсии (по порядку следования и полярности) генерируемых в GaP терагерцовых импульсов по сравнению, например, с генерацией в кристаллах LiNbOj или GaAs. Для сфокусированного в линию импульса накачки рассчитано спектрально-координатное распределение терагерцового флюенса с выходной грани кристалла GaP и показано, что использование «сильно досветового» режима позволяет значительно уменьшить размер области терагерцовой эмиссии с выходной грани кристалла, что необходимо для повышения разрешающей способности ближ-непольной терагерцовой микроскопии. Полученные теоретические результаты подтверждены экспериментально.

2. Установлено фундаментальное ограничение на минимальный - при неограниченно острой фокусировке оптического импульса накачки - размер терагерцового пятна на выходной грани электрооптического кристалла. Минимальный размер пятна определяется, во-первых, ограничением снизу на поперечный размер ближнего терагерцового поля нелинейного источника в кристалле, и, во-вторых, уширением поперечного распределения терагерцового поля в результате прохождения поля через выходную границу кристалла. Получено выражение для ближнего поля нелинейного источника в пределе неограниченно острой фокусировки импульса накачки и исследована зависимость поперечного размера поля от длительности импульса накачки и параметров кристалла. Показано, что в условиях «сильно досветового» режима оптико-терагерцовой конверсии импульсов титан-сапфирового лазера типичной длительности (150 фс) в кристалле GaP минимальный размер терагерцового пятна составляет около 16 микрон.

3. Разработана теория генерации терагерцового излучения при оптическом выпрямлении ультракоротких лазерных импульсов со скошенным (по отношению к фазовым фронтам) фронтом интенсивности в электрооптических кристаллах. Теория учитывает все существенные факторы, влияющие па эффективность конверсии - ограниченность поперечного размера лазерного импульса, дисперсию и поглощение терагерцовых волн, влияние выходной границы кристалла. Рассмотрение проведено для практически важной геометрии, когда импульс накачки сфокусирован в линию. На основе разработанной теории проанализированы две типичные экспериментальные ситуации - конверсия импульсов титан-сапфирового лазера в кристалле LiNbOj при комнатной и криогенной температурах. Показано, что в зависимости от температуры доминирующим механизмом терагерцовой генерации может быть либо синхронизованная генерация, либо черепковский и переходный механизмы излучения. Найдены значения параметров импульса накачки и размер кристалла, максимизирующие выход терагерцовой энергии.

4. Предложен метод нелинейной конверсии ультракоротких лазерных импульсов в терагерцовые поверхностные плазмопы, направляемые микроструктурированной (со структурой типа гребенки или решетки отверстий) поверхностью металла. Источником терагерцовых волн в этом методе является движущаяся вдоль поверхности со сверхсветовой скоростью нелинейная поляри-

зация, наводимая лазерным импульсом в нанесенной па поверхность полоске нелинейного материала. Для создания такого сверхсветового источника предлагается фокусировать широкий лазерный пучок цилиндрической линзой в линию, наклонно освещающую полоску нелинейного материала. Рассчитаны поля терагерцовых поверхностных плазмопов, генерируемых на гребенчатой поверхности идеального проводника при оптическом выпрямлении импульса титап-сапфирового лазера в нанесенной па поверхность полоске СаАэ. Исследовано спектральное распределение энергии генерируемых поверхностных плазмопов и эффективность конверсии в зависимости от параметров гребенчатой структуры и скорости нелинейного источника. Показано, что эффективность конверсии в рассматриваемой схеме может быть на порядок выше, чем при возбуждении поверхностных плазмопов на гладкой поверхности ОзАб.

5. Исследованы переходные эффекты при синхронизованном возбуждении те-рагерцового плазмона на поверхности легированного полупроводника световой линией, проходящей с досветовой скоростью конечную дистанцию по поверхности. Подобный досветовой источник может быть реализован при освещении поверхности полупроводника несфокусированным фемтосекундным лазерным импульсом со скошенным фронтом интенсивности. Рассчитаны поля возбуждаемых поверхностных и объемных терагерцовых волн. Исследована зависимость спектра терагерцовых поверхностных плазмопов и эффективности конверсии от проходимой источником дистанции (ширины лазерного пучка). Введена длина формирования поверхностного плазмона. Показано, что переходные эффекты можно не учитывать лишь в том случае, когда длина пробега источника по поверхности превышает длину формирования поверхностного плазмона.

СПИСОК РАБОТ ПО ДИССЕРТАЦИИ

1. Bakunov МЛ., Tsarev M.V., Bodrov S.B., Tani М. Strongly subluminal regime of optical-to-terahertz conversion in GaP //Journal of Applied Physics. 2009. V. 105. 083111.

2. Bakunov M.I., Bodrov S.B., Tsarev M.V. Terahertz emission from a laser pulse with tilted front: Phase-matching versus Cherenkov effect //Journal of Applied Physics. 2008. V. 104. 073105.

3. Bakunov M.I., Tsarev M.V., Hangyo M. Cherenkov emission of terahertz surface plasmon polaritons from a superluminal optical spot on a structured metal surface // Optics Express. 2009. V. 17. Pp. 9323-9329.

4. Bakunov M.I., Bodrov S.B., Tsarev M.V. Optimizing Two-Dimensional Tilted-Front Laser Pulses for Efficient Terahertz Generation // Conference guide of 33rd International Conference on Infrared, Millimeter, and Terahertz Waves

(IRMMW-THz), California Institute of Technology, Pasadena, California, USA, September 15-19, 2008. W5D42.1486.

5. Tsarev M. V., Bakunov M.I. Cherenkov emission of terahertz surface plasmon polaritons from a superlummal optical spot on a structured metal surface // Proceedings of the 2nd International Congress on Advanced Electromagnetic Materials in Microwaves and Optics (Metamaterials 2008), Pamplona, Spain, September 21-26, 2008. 13-R2-5.

6. Bakunov M.I., Tsarev M.V. Optical excitation of terahertz surface waves on a structured metallic surface // Abstracts of the 2nd Young Scientist Meetings on Metamaterials, Barcelona, Spain, February 7-8, 2008. P. 12.

7. Бакупов М.И., Царев M.B. Генерация терагерцовых поверхностных волн на структурированной металлической поверхности //Тезисы докладов конференции. «Фундаментальные и прикладные задачи нелинейной физики», Н. Новгород, 1-7 марта 2008 г. Н. Новгород: НПФ РАН, 2008. С. 169-170.

8. Bakunov МЛ., Tsarev М. V., Maslov А. V. Transient Effects in Phase-Matched Excitation of a Terahertz Surface Wave by a Short Laser Pulse with Tilted Intensity Front // Conference Digest: Conference on Lasers and Electro-optics, and International Quantum Electronics Conference (CLEO/Europe - IQEC 2007), June 17-22, 2007, Munich, Germany. CF-26-MON.

9. Bakunov M.I., Maslov A. V., Bodrov S.B., Tsarev M. V. Generation of terahertz surface plasmon polaritons by moving optical spots // Book of Abstracts: the International Workshop on Plasmonics and Applications in Nanotechnologies, December 5-7, 2006, Singapore. P. 81.

10. Bakunov M.I., Tsarev M.V., Bodrov S.B. Generation of terahertz surface waves by short laser pulses at semiconductor surfaces: transient effects // Technical Digest of the 3rd International Conference on Laser Optics for Young Scientists (LOYS), June 26-30, 2006, St. Petersburg, Russia. P. 36.

11. Бакупов M.H., Царев M.B., Бодров С.Б. Нестационарный режим конверсии оптических импульсов в терагерцовые поверхностные волны // Труды X Всероссийской школы-семинара «Волновые явления в неоднородных средах», Звенигород, 22-27 мая 2006 г. Секция 4-5, С. 64-66.

ОГЛАВЛЕНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Введение

Глава 1. «Сильно досветовон» режим оптпко-терагерцовон конверсии в кристалле GaP

1.1. Условия «сильно досветового» режима

1.2. Модель нелинейного источника. Основные уравнения

1.3. Генерация терагерцовых волн планариым оптическим импульсом. Двойная инверсия терагерцовых импульсов

1.4. Генерация терагерцовых волн сфокусированным оптическим импульсом. Линейный (точечный) терагерцовый источник

1.5. Фундаментальные ограничения па размер терагерцового пятна

1.6. Экспериментальная проверка предсказаний теории

1.7. Выводы

Глава 2. Теории генерации терагерцового излучения лазерными импульсами со скошенным фронтом интенсивности

2.1. Динамические стадии генерации терагерцового излучения в кристалле

2.2. Стационарный режим генерации в однородной среде: общая теория и применение к 1лЫЮз

2.3. Обобщение формул Френеля для вынужденных терагерцовых полей

2.4. Спектральные, пространственные и энергетические характеристики терагерцовой эмиссии из кристалла LiNb03

2.5. Выводы

Глава 3. Черепковское излучение терагерцовых поверхностных плазмопов сверхсветовым источником на структурированной поверхности металла

3.1. Схема оптико-терагерцовой конверсии. Теоретическая модель

3.2. Расчёт и анализ генерируемых терагерцовых полей

3.3. Энергетика конверсии и оптимальные параметры

3.4. Выводы

Глава 4. Переходные эффекты при генерации терагерцовых поверхностных плазмопов

4.1. Теоретическая модель. Основные уравнения

4.2. Общее решение в Фурье-представлении

4.3. Переходные процессы после начала движения нелинейного источника (случай полубсскопечного лазерного пучка)

4.4. Генерация поверхностных плазмопов лазерным пучком конечной апертуры

4.5. Выводы Заключение Литература

Список работ по диссертации

Подписано в печать 22.05.2009. Формат 60x84 1/16. Бумага офсетная. Печать офсетная. Усл. печ. л. 1. Тир. 100. Зак. 324.

Типография Нижегородского госуниверситета Лицензия № 18-0099 603000, Н. Новгород, ул. Б. Покровская, 37.

Содержание диссертации автор исследовательской работы: кандидата физико-математических наук, Царев, Максим Владимирович

Введение.

Глава 1. «Сильно досветовой» режим оптико-терагерцовой конверсии в кристалле GaP

1.1. Условия «сильно досветового» режима.

1.2. Модель нелинейного источника. Основные уравнения

1.3. Генерация терагерцовых волн планарным оптическим импульсом. Двойная инверсия терагерцовых импульсов

1.4. Генерация терагерцовых волн сфокусированным оптическим импульсом. Линейный (точечный) терагерцовый источник.

1.5. Фундаментальные ограничения на размер терагерцового пятна

1.6. Экспериментальная проверка предсказаний теории

1.7. Выводы.

Глава 2. Теория генерации терагерцового излучения лазерными импульсами со скошенным фронтом интенсивности.

2.1. Динамические стадии генерации терагерцового излучения в электрооптическом кристалле

2.2. Стационарный режим генерации в однородной среде: общая теория и применение к LiNbOa.

2.3. Обобщение формул Френеля для вынужденных терагерцовых полей

2.4. Спектральные, пространственные и энергетические характеристики терагер-цовой эмиссии из кристалла ЫЗМЬОз

2.5. Выводы.

Глава 3. Черенковское излучение терагерцовых поверхностных плазмонов сверхсветовым источником на структурированной поверхности металла

3.1. Схема оптико-терагерцовой конверсии. Теоретическая модель

3.2. Расчёт и анализ генерируемых терагерцовых полей

3.3. Энергетика конверсии и оптимальные параметры

3.4. Выводы.

Глава 4. Переходные эффекты при генерации терагерцовых поверхностных плазмонов

4.1. Модель нелинейного источника. Основные уравнения

4.2. Общее решение в Фурье-представлении

4.3. Переходные процессы после начала движения нелинейного источника (случай полубесконечного лазерного пучка)

4.4. Генерация поверхностных плазмонов лазерным пучком конечной апертуры

4.5. Выводы.

Введение диссертация по физике, на тему "Генерация объемных и поверхностных терагерцовых волн движущимися нелинейными источниками"

Освоение так называемой «терагерцовой щели» в спектре электромагнитных волн, расположенной между инфракрасным и микроволновым диапазонами, - одно из наиболее быстро развивающихся направлений современной прикладной физики. Интерес к данному диапазону связан с перспективами широкого применения терагерцового излучения в фундаментальных исследованиях и практических приложениях [1, 2]. В тсрагерцовом диапазоне лежат спектры многих важных органических молекул, включая белки и ДНК [3-5], а также фононпые резонансы кристаллических решеток [6-9], что позволяет развивать новые методы спектроскопии биологических и полупроводниковых образцов [6, 10] и даже одиночных молекул [11]. С помощью терагерцового излучения можно управлять химическими реакциями [12] и манипулировать электронными состояниями в квантовых ямах [13-15]. В отличие от рентгена, терагерцовое излучение позволяют проводить безвредную для человека диагностику, в том числе раковых опухолей, глубины и степени ожогов [16-19]. Перспективны применения терагерцового излучения для создания высокоскоростных беспроводных сетей внутри зданий, систем безопасности на основе терагерцового вйденпя [20, 21], поиска взрывчатых веществ по их спектральным «отпечаткам пальцев» [22], систем контроля качества продуктов питания [23, 24] и др.

Наиболее сложной проблемой в освоении терагерцового диапазона является создание достаточно интенсивных и компактных источников когерентного терагерцового излучения. Существующие в настоящее время мощные терагерцовые генераторы - лазеры на свободных электронах [25, 26] и синхротроны [27] - дороги, громоздки и не могут иметь широкого применения. Среди компактных источников перспективны квантово-каскадные лазеры [28-30], идея которых была предложена еще в 1971 году [31], однако они не способны генерировать частоты ниже 10 ТГц без охлаждения до криогенных температур [32-34]. Частоты пролётных электронных приборов ограничены сверху обратным временем пролета электронов через рабочий промежуток, уменьшение же этого времени наталкивается на технические сложности. Предельная частота гиротронов ограничена максимальной величиной магнитного поля. С помощью усовершенствованных ламп обратной волны и гиротронов с импульсным магнитным полем удается генерировать частоты не выше 1 ТГц [1, 35, 36].

Наиболее распространенные в настоящее время методы «настольной» (table-top) генерации терагердового излучения основаны на воздействии фемтосекундными оптическими импульсами на электрооптические, полупроводниковые и газовые среды. Источником те-рагерцового излучения при этом являются наводимые в веществе всплески нелинейной поляризации или тока проводимости субпикосекундной длительности. Генерируемое излучение представляет собой короткие (длительностью в 1-1,5 периода колебаний) терагерцо-вые импульсы с широким - простирающимся от долей до нескольких терагерц - спектром, что позволяет проводить с их помощью широкополосную спектроскопию.

Перспективен, в частности, недавно предложенный метод оптико-терагерцовой конверсии, основанный на смешении в плазме лазерного пробоя основной оптической частоты и ее второй гармоники [37]. Хотя этот метод еще только начинает развиваться [38], с его помощью уже удалось конвертировать импульсы титан-сапфирового лазера с энергией 0,5 мДж в широполоспые (0,3 — 7 ТГц) терагерцовые импульсы с энергией ~ 30 пДж [39]. Многообещающий по эффективности метод терагерцовой генерации при аксиконном пробое газа сверхкороткими (в несколько колебаний светового поля) лазерными импульсами (см. [40]) пока не получил экспериментальной проверки. Наиболее распространенным терагерцовым источником являются фотопроводящие ключи, управляемые фемтосекундными лазерными импульсами. Источником терагерцовых волн здесь служит импульс тока, возникающий при фотогенерации носителей в полупроводнике, к которому приложено напряжение смещения. Такие устройства могут генерировать терагерцовые импульсы с энергией до 400 пДж (при частоте повторения 1 кГц) [41] и даже до 800 пДж (при частоте повторения 10 Гц) [42] при напряжениях смещения 45 и 11 кВ соответственно. Однако, максимум излучения фотопроводящих ключей приходится на частоты, заметно меньшие 1 ТГц (0,3 — 0,5 ТГц в работах [41, 42]). Более высокие частоты позволяет генерировать другой распространенный метод оптико-терагерцовой конверсии - оптическое выпрямление фемтосекундных лазерных импульсов в электрооптических кристаллах (обычно используют ZnTe, LiNb03, LiTaOg, GaAs, ZnSe, GaSe, DAST и др. [43-48]). В этом методе распространяющийся в кристалле оптический импульс накачки индуцирует нелинейную поляризацию, которая повторяет форму огибающей оптической интенсивности. Нелинейная поляризация движется с групповой скоростью оптического импульса и излучает терагерцовые волны. Именно механизм оптического выпрямления и будет использован в качестве основы для рассматриваемых в диссертации схем оптико-терагерцовой конверсии.

С кинематической точки зрения выделяют два режима оптического выпрямления в зависимости от дисперсионных свойств электрооптического материала - сверхсветовой, при пд < По, и досвстовой, при пд > щ, режимы, где пд - оптический индекс группового запаздывания, а щ - низкочастотный (при стремящейся к нулю частоте) показатель преломления [49, 50]. В сверхсветовом режиме (пд < п0) оптический импульс может генерировать терагерцовое излучение за счет эффекта Черенкова - движущаяся нелинейная поляризация излучает терагерцовые волны подобно релятивистскому диполю [51, 52]. Существенно, чтобы возбуждать черенковский конус терагерцовых волн, оптический импульс должен быть сфокусирован до размера порядка (или меньше) длины терагерцовой волны. В досветовом режиме (пд > щ) из-за наличия дисперсии всегда находится частота со0, на которой выполняется условие синхронизма между лазерным импульсом и попутно распространяющейся терагерцовой волной: пд = п(шо), где п(и) - терагерцовый показатель преломления. В связи с этим в досветовых материалах может быть реализован простой и удобный способ терагерцовой генерации: освещение по нормали слоя досветово-го материала широким (в масштабе длины терагерцовой волны) пучком фемтосекундного лазерного излучения приводит к синхронизованному возбуждению квазиплоской терагерцовой волны, распространяющейся попутно лазерному пучку.

В недавней работе [53] было предложено выделять два случая в сверхсветовом режиме оптико-терагерцовой конверсии - сильно и слабо сверхсветовой режимы. В сильно сверхсветовом режиме разница между v?g и Пд существенно превышает вариации п2(и>) на ширине спектра лазерного импульса ~ 2г-1 (г - длительность лазерного импульса), т.е. Uq — пд п2(2г-1) — Пд, и, следовательно, влиянием дисперсии на терагерцовых частотах можно пренебречь. Данный режим реализуется, например, при возбуждении LiNb03 излучением титан-сапфирового лазера [53]. В слабо сверхсветовом режиме, когда по ~ пд ~ n2(2r~1) — 71q (как, например, при возбуждении GaAs импульсами волоконного лазера [53]), дисперсия существенно влияет па генерируемые терагерцовые волны.

В диссертации (Гл. 1) показано, что в досветовом режиме оптико-терагерцовой конверсии также полезно выделять два случая - слабо и сильно досветовой режимы - согласно условиям u)qt < 2 и ojqt 2 соответственно. Данные условия, в отличие от кинематических условий сильно и слабо сверхсветового режимов, имеют динамическую природу — они определяют эффективность синхронизованного возбуждения попутной терагерцовой волны. Примером реализации слабо досветового режима является широко распространенный метод терагерцовой генерации - синхронизованное возбуждение ~ 2,5 ТГц волны в

ZnTe импульсами Tirsapphire лазера типичной длительности. Впервые введенный в диссертации сильно досветовой режим может быть реализован, например, при конверсии импульсов Ti:sapphire лазера в кристалле GaP. Как показано в диссертации, генерация терагерцового излучения в этом режиме происходит не за счет механизмов синхронизованного возбуждения или черенковского излучения, а в результате переходных процессов па границах кристалла. В связи с этим сильно досветовой режим может обеспечить генерацию привлекательных для спектроскопии терагерцовых импульсов с одним периодом колебаний поля и реализацию предельно малых (квазиточечных) терагерцовых источников, необходимых для повышения разрешающей способности ближпеполыюй терагерцо-вой микроскопии [54, 55].

Актуальной задачей является повышение эффективности оптико-терагерцовой конверсии. В методе оптического выпрямления эффективность существенно зависит от параметров используемого электрооптического материала, таких как его нелинейный коэффициент, расстройка между групповой скоростью оптического импульса и фазовой скоростью терагерцовых волн, оптическая прозрачность и коэффициент поглощения на терагерцовых частотах. Различные материалы были опробованы на пригодность для оптического выпрямления (см., например, обзоры [56, 57j). Оказалось, что у всех материалов имеются как свои достоинства, так и свои недостатки. Например, ZnTe, уникальным достоинством которого является наличие фазового синхронизма между излучением Ti:sapphire лазера и ~ 2,5 ТГц волной, имеет не такой большой нелинейный коэффициент, как, например, LiNb03, ГлТаОз или DAST [58]. Более того, у ZnTe довольно высокое поглощение на терагерцовых частотах 10 см-1 при комнатной температуре [58, 59]), а, главное, сильное двухфотонное поглощение излучения Ti:sapphire лазера при высоких оптических интен-сивностях. Указанные факторы приводят к насыщению терагерцовой генерации на высоких уровнях интенсивности оптической накачки [60] и при большой толщине кристалла [53]. В результате, эффективность оптико-терагерцовой конверсии в ZnTe обычно не превышает 10~6 — 10~5. Так, например, рекордная для ZnTe энергия терагерцового импульса 1,5 мкДж была получена при выпрямлении импульса Ti:sapphirc лазера с энергией 48 мДж, что соответствует эффективности конверсии 3 х Ю-5 [61].

Привлекательным материалом для оптико-терагерцовой конверсии является LiNb03. Его коэффициент нелинейности в ~ 2,5 раза больше чем у ZnTe [58], а широкая запрещенная зона обеспечивает отсутствие в LiNb03 двухфотонного поглощения излучения

Ti:sapphire лазера. Данный материал, однако, является «сильно сверхсветовым» - его те-рагерцовый показатель преломления более чем в два раза превышает оптический индекс группового запаздывания - что делает невозможным синхронизм между оптическим импульсом накачки и попутной терагерцовой волной. Отсутствие синхронизма снижает амплитуду генерируемого терагерцового поля [53]. К тому же, генерируемый в таких материалах черенковский конус терагерцовых волн неудобен для практического использования. Главным же недостатком LiNbC>3 является сильное поглощение на терагерцовых частотах при комнатной температуре: ~ 16 — 170 см-1 на 1 — 2,5 ТГц [58, 62].

Чтобы скомпенсировать отсутствие синхронизма в LiNbC>3, применяют структуры из периодически ориентированных слоев ниобата лития (PPLN), обеспечивающие квазисинхронизм между оптическим импульсом и генерируемой терагерцовой волной [63, 64]. Такие структуры действительно позволяют увеличить выход терагерцовой энергии, по только за счет удлинения генерируемого волнового пакета (что сопровождается сужением его спектра) без повышения пиковой терагерцовой мощности.

Перспективный метод достижения синхронизма в «сверхсветовых материалах» и, в частности, в LiNbC>3, был предложен в недавней работе [65]. Идея метода состоит в использовании в качестве накачки лазерных импульсов со скошенным фронтом интенсивности. В таком импульсе фронт интенсивности скошен под некоторым углом а по отношению к фазовым фронтам. Импульс распространяется с групповой скоростью V в направлении нормали к фазовым фронтам; проекция этой скорости па направление, перпендикулярное фронту интенсивности, равна V cos а. Подбирая угол скоса а, можно обеспечить равенство этой проекции скорости п фазовой скорости терагерцовой волны нужной частоты. Таким образом достигается синхронизм с квазиплоской терагерцовой волной, распространяющейся в направлении нормали к фронту интенсивности. Работоспособность данной схемы была впервые продемонстрирована путем генерации субппкосекупдных импульсов на частоте около 2 ТГц с эффективностью 4,3 х Ю-5 при накачке Ti:sapphire лазером охлажденного до 77 К кристалла MgO:LiNbC>3 с 2% содержанием Mg [66]. В менее поглощающих в терагерцовом диапазоне композициях Mg0:LiNb03 (с 0.6% Mg) удалось увеличить эффективность конверсии до 1,7 х Ю-4 и продемонстрировать возможность перестройки генерируемого спектра в интервале 1 — 4,4 ТГц путем изменения угла скоса импульса накачки [58]. В дальнейшем эффективность конверсии была повышена до 5 х Ю-4 [67] и 6 х 10~4 [68], а сам метод распространен на конверсию в кристалле LiNbCb импульсов иттербиевой лазерной системы (с длиной волны 1035 нм): импульсы длительностью 300 фс и энергией 400 мкДж были конвертированы в широкополосное (с шириной спектра до 2,5 ТГц) терагерцовое излучение с эффективностью 2,5 х Ю-4 [69]. К настоящему времени с помощью данного метода получены рекордные значения эффективности оптико-терагерцовой конверсии - 7 х 10~4 |70] и 10~3 [71], при этом генерировались тера-герцовые импульсы с энергией 3,3 мкДж (при частоте повторения 1 кГц) и 30 мкДж (при частоте повторения 100 Гц) соответственно.

Несмотря на рекордные достижения метода оптико-терагерцовой конверсии на основе оптического выпрямления лазерных импульсов со скошенным фронтом интенсивности теория излучения терагерцовых волн такими импульсами в электрооптических кристаллах фактически не разработана. Одномерная эвристическая модель, применявшаяся в работах [58, 72] для расчета формы терагерцового импульса, пе является ни последовательной, ни количественной. В этой модели оптический импульс со скошенным фронтом интенсивности рассматривается, фактически, как обычный импульс, только с уменьшенной групповой скоростью. Трехмерные расчеты работы [73] ие учитывают такие важные для режима синхронизованной генерации факторы, как дисперсия и поглощение на терагерцовых частотах, а также наличие границ кристалла.

В диссертации (Гл. 2) разработана последовательная электродинамическая теория излучения терагерцовых волн движущейся нелинейной поляризацией, наводимой лазерным импульсом со скошенным фронтом интенсивности в электрооптическом кристалле. Теория учитывает все важные факторы - дисперсию и поглощение терагерцовых воли, конечность поперечного размера импульса накачки, влияние выходной границы кристалла. Рассмотрение проведено для практически важной геометрии - фокусировки лазерного импульса в линию, что позволило ограничиться построением менее громоздкой (по сравнению со случаем фокусировки в пятно) двумерной теории. На основе развитой теории проведен анализ двух типичных экспериментальных ситуаций - конверсии импульсов Ti:sapphire лазера в кристалле LiNbOa при комнатной и криогенной температурах. Показано, что в зависимости от температуры доминирующим механизмом терагерцовой генерации может являться либо синхронизованное возбуждение квазиплоской волны, либо черепковское излучение. Найдены значения параметров импульса накачки и размер кристалла, максимизирующие выход терагерцовой энергии.

Применяемые в настоящее время методы оптико-терагерцовой конверсии направлены, как правило, на генерацию объёмных терагерцовых волн, распространяющихся от области конверсии в виде свободного излучения. Терагерцовая спектроскопия с использованием объёмных волн [5] требует достаточно большого количества исследуемого вещества [74]. Между тем, на практике часто возникает необходимость исследования тонких (в масштабе длины терагерцовой волны) плёнок и сверхмалых количеств веществ, например, биологических образцов (ДНК, протеинов и т.п.). При этом для обеспечения необходимой чувствительности спектроскопической схемы требуется концентрация терагерцового поля в области с микронными и даже субмикронными размерами. Рассматриваются различные способы достижения этой цели, например, использование резонаторов в виде дефекта в терагерцовом фотонном кристалле [11, 75], а также волноведущих структур в виде микрополосковых линий [74] и полых металлических волноводов [76]. Простейшим типом локализованных электромагнитных воли являются поверхностные волны, направляемые плоской границей среды с отрицательной действительной частью диэлектрической проницаемости [77]. Поля поверхностных волн экспоненциально спадают при удалении от границы, что обеспечивает высокую чувствительность этих волн к свойствам тонких слоев, нанесенных на поверхность волноведущей среды. Так, например, поверхностные илазмо-ны (ПП) оптического диапазона, направляемые поверхностью металла (Ag, Au), широко используются для поверхностной спектроскопии: в биосеисорике [78], для обнаружения малых поверхностных загрязнений [79] и др. Толщина области локализации оптических ПП вблизи поверхности металла составляет доли длины волны (около 640 им для Au на длине волны 800 нм).

Терагерцовые ПП, направляемые поверхностью металла (см., например, [80, 81]), слабо прижаты к поверхности и в силу этого плохо пригодны для поверхностной спектроскопии [82]. Так, например, масштаб локализации ПП частоты 1,2 ТГц вблизи поверхности Au составляет ~ 1,8 см [83], что почти на два порядка превышает длину волны (250 мкм). Хорошей локализацией обладают терагерцовые ПП, направляемые поверхностями легированных полупроводников. Поскольку диэлектрические свойства легированных полупроводников в терагерцовом диапазоне подобны свойствам металлов в оптическом диапазоне, терагерцовые ПП на полупроводниковых поверхностях подобны оптическим ПП на поверхностях металлов [82, 83).

В работах [84-86] был предложен метод нелинейно-оптического возбуждения терагерцовых ПП па поверхности полупроводника фемтосекундпыми лазерными импульсами. В этом методе терагерцовые ПП возбуждаются движущейся вдоль поверхности областью нелинейной поляризации, наводимой в полупроводнике в результате оптического выпрямления лазерного импульса. При этом, в отличие от стандартных схем ввода излучения в открытые волноведущие структуры, не требуется внешний терагерцовый источник и отсутствуют неизбежные при вводе потери.

Недостатком терагерцовых ПП, направляемых поверхностями легированных полупроводников, является сравнительно небольшая (< 1 см) длина распространения, ограниченная омическими потерями в полупроводнике. В последнее время выяснилось, что сильно локализованные терагерцовые ПП могут направляться микроструктурированными (со структурой типа гребенки или решетки отверстий) металлическими поверхностями [87, 88]. В терагерцовом диапазоне металлы представляют собой практически идеальные проводники, что обеспечивает малость омических потерь и большую длину распространения ПП. Дисперсионные свойства терагерцовых ПП на структурированой металлической поверхности можно конструировать путём изменения геометрических параметров структуры поверхности [88, 89]. Однако, в связи со слабой нелинейностью металлов, упомянутый выше метод прямого оптического возбуждения терагерцовых ПП становится неэффективным на металлических поверхностях.

В диссертации (Гл. 3) предложена и исследована схема, объединяющая преимущества прямого оптического возбуждения терагерцовых ПП на поверхности полупроводника [84-86] с замечательными волноводными свойствами структурированных металлических поверхностей [87-89]. В этой схеме терагерцовые ПП на структурированной поверхности металла возбуждаются движущейся со сверхсветовой скоростью нелинейной поляризацией, наводимой ультракороткими лазерными импульсами в нанесенной па поверхность полоске электрооптического материала. Для создания сверхсветового источника лазерный импульс предлагается фокусировать цилиндрической линзой в линию, наклонно падающую на полоску. Показано, что при облучении импульсом титан-сапфирового лазера полоски GaAs, нанесённой на гребенчатую поверхность идеального проводника, эффективность конверсии в поверхностные плазмоны может быть на порядок выше, чем на гладкой поверхности GaAs. При этом генерируется широкий (до двух октав) спектр поверхностных плазмонов, локализованных в тонком (с толщиной менее половины длины терагерцовой волны) слое вблизи поверхности проводника.

Развитые в работах [84-86] стационарные теории возбуждения терагерцовых ПП на noверхности легированных полупроводников движущимися светоиндуцированными источниками ограничиваются рассмотрением идеализированного случая равномерного движения источника по поверхности. Аналогичный случай рассмотрен и в Гл. 3. Между тем, на практике из-за ограниченной апертуры лазерного пучка источник пробегает по поверхности конечную дистанцию, что придает нестационарный характер процессу оптико-терагерцовой конверсии.

В диссертации (Гл. 4) исследованы особенности возбуждения терагерцовых ПП све-тоиндуцированным источником, пробегающим конечную дистанцию по волноведущей поверхности. Рассмотрение проведено для случая, когда источник движется с досветовой скоростью, а волноведущей поверхностью является граница легированного полупроводника. Показано, что переходные процессы в начале и в конце дистанции могут оказывать существенное влияние на амплитуды и частотный спектр возбуждаемых терагерцовых полей, а также на эффективность конверсии. Введена длина формирования ПП и найдены условия применимости результатов предшествующих стационарных расчетов [85].

Перейдем к последовательному краткому изложению содержания диссертации. Диссертация состоит из введения, четырёх глав, заключения, списка цитируемой литературы и списка работ по диссертации.

Заключение диссертации по теме "Лазерная физика"

4.5. Выводы

В данной главе исследованы нестационарные эффекты при возбуждении поверхностных плазмонов на поверхности легированного полупроводника нелинейным источником в виде полоски, пробегающим вдоль поверхности конечную дистанцию с досветовой скоростью. Рассчитаны поля возбуждаемых поверхностных и объемных волн, спектры те-рагерцовых ПП при различных дистанциях пробега источника, а также эффективность конверсии как функция пробегаемой источником дистанции (ширины лазерного пучка).

Показано, что стационарная теория генерации применима только при дистанциях пробега источника, превышающих длину формирования поверхностного плазмона (или длину поглощения, если последняя меньше длины формирования). При меньшей дистанции пробега (ширине лазерного пучка) должно применяться нестационарное рассмотрение. Длина формирования поверхностного плазмона введена как минимальная длина когеретности в низкочастотной (ниже частоты фазового синхронизма) части спектра возбуждаемых ПП. На поверхности легированного GaAs с плазменной частотой 8 ТГц длина формирования ПП может составлять несколько сантиметров 1.7 см для ПП с частотой 3 ТГц), тогда как длина поглощения ~ 2 см.

-8 -6 -4 -2 0 2 4 6 Вх (PzG>p/c) t-V=17.5 мм t-V=25 мм t-V=5 мм t V=0.5 мм

- . - .ЛЙЬ

Г I Г~ 0.2 0.6 i i г" 0.46 5

T-1 ~T

16.7 17.1 . i *.

Г 1-1-1-Г

17.5 24.2 24.6

У (мм) ■4

-2

I-0 z (мм)

Рис. 4.7. Моментальные снимки магнитного ноля, построенные по формуле (4.13) для последовательных моментов времени. Указаны соответствующие моментам времени t положения центра нелинейного источника z — t • V см. Источник пробегает дистанцию 0 < z < 2 см. Масштабы по осям у и z отличаются в пять раз.

Рис. 4.8. Коэффициент эффективности оптико-терагерцовой конверсии в поверхностные плаз-моны в зависимости от дистанции L, пробегаемой нелинейным источником, для двух значений т (указаны у кривых). Пунктиром показано предельное (при L —> оо) значение коэффициента эффективности, соответствующее стационарной теории [85].

Заключение

Сформулируем кратко основные результаты диссертации.

1. Предсказан и исследован новый - «сильно досветовой» — режим генерации терагерцового излучения ультракороткими лазерными импульсами в электрооптических кристаллах. В этом режиме оказываются неэффективными обычно используемые черенковский и фазосинхроиизованный механизмы оптико-терагерцовой конверсии, и терагерцовая эмиссия происходит в результате переходных процессов на границах кристалла. Показано, что данный режим может быть, в частности, реализован при оптическом выпрямлении импульсов титан-сапфирового лазера в кристалле GaP. В случае плапарного импульса накачки обнаружен эффект двойной инверсии (по порядку следования и полярности) генерируемых в GaP терагерцовых импульсов по сравнению, например, с генерацией в кристаллах LiNbO^ или GaAs. Для сфокусированного в линию импульса накачки рассчитано спектрально-координатное распределение терагерцового флюенса с выходной грани кристалла GaP и показано, что использование «сильно досветового» режима позволяет значительно уменьшить размер области терагерцовой эмиссии с выходной грани кристалла, что необходимо для повышения разрешающей способности ближнепольной терагерцовой микроскопии. Полученные теоретические результаты подтверждены экспериментально.

3. Разработана теория генерации терагерцового излучения при оптическом выпрямлении ультракоротких лазерных импульсов со скошенным (по отношению к фазовым фронтам) фронтом интенсивности в электрооптических кристаллах. Теория учитывает все существенные факторы, влияющие на эффективность конверсии - ограниченность поперечного размера лазерного импульса, дисперсию и поглощение терагерцовых волн, влияние выходной границы кристалла. Рассмотрение проведено для практически важной геометрии, когда импульс накачки сфокусирован в линию. На основе разработанной теории проанализированы две типичные экспериментальные ситуации - конверсия импульсов титан-сапфирового лазера в кристалле LiNb03 при комнатной и криогенной температурах. Показано, что в зависимости от температуры доминирующим механизмом терагерцовой генерации может быть либо синхронизованная генерация, либо черепковский и переходный механизмы излучения. Найдены значения параметров импульса накачки и размер кристалла, максимизирующие выход терагерцовой энергии.

4. Предложен метод нелинейной конверсии ультракоротких лазерных импульсов в те-рагерцовые поверхностные плазмопы, направляемые микроструктурированной (со структурой типа гребенки или решетки отверстий) поверхностью металла. Источником терагерцовых волн в этом методе является движущаяся вдоль поверхности со сверхсветовой скоростью нелинейная поляризация, наводимая лазерным импульсом в нанесенной на поверхность полоске нелинейного материала. Для создания такого сверхсветового источника предлагается фокусировать широкий лазерный пучок цилиндрической линзой в линию, наклонно освещающую полоску нелинейного материала. Рассчитаны поля терагерцовых поверхностных плазмонов, генерируемых на гребенчатой поверхности идеального проводника при оптическом выпрямлении импульса титан-сапфирового лазера в нанесённой на поверхность полоске GaAs. Исследовано спектральное распределение энергии генерируемых поверхностных плазмонов и эффективность конверсии в зависимости от параметров гребенчатой структуры и скорости нелинейного источника. Показано, что эффективность конверсии в рассматриваемой схеме может быть на порядок выше, чем при возбуждении поверхностных плазмонов на гладкой поверхности GaAs.

5. Исследованы переходные эффекты при синхронизованном возбуждении терагерцового плазмона на поверхности легированного полупроводника световой линией, проходящей с досветовой скоростью конечную дистанцию по поверхности. Подобный досветовой источник может быть реализован при освещении поверхности полупроводника несфокусированным фемтосекундным лазерным импульсом со скошенным фронтом интенсивности. Рассчитаны поля возбуждаемых поверхностных и объемных терагерцовых волн. Исследована зависимость спектра терагерцовых поверхностных плазмонов и эффективности конверсии от проходимой источником дистанции (ширины лазерного пучка). Введена длина формирования поверхностного плазмона. Показано, что переходные эффекты можно не учитывать лишь в том случае, когда длина пробега источника по поверхности превышает длину формирования поверхностного плазмона.

Список источников диссертации и автореферата по физике, кандидата физико-математических наук, Царев, Максим Владимирович, Нижний Новгород

1. Siegel Р.Н. Terahertz Technology // 1.EE Transactions on Microwave Theory and Techniques. — 2002. — Vol. 50. — Pp. 910-928.

2. Zimdars D., Rudd J. V. Opening the THz window // Photon. Spectra. — 2000. — no. 5. — Pp. 146-148.

3. Kutteruf M., Brown C., Iwaki L. et al. Terahertz spectroscopy of short-chain polypeptides // Chem. Phys. Lett. — 2003. — Vol. 375. — Pp. 337-343.

4. Fischer B.M., Walther M., Jepsen P.U. Far-infrared vibrational modes of DNA components studied by terahertz time-domain spectroscopy // Phys. Med. Biol. — 2002. — Vol. 47. — Pp. 3807-3814.

5. Grischkowsky D., Keiding S., van Exter M., Fattinger C. Far-infrared time-domain spectroscopy with terahertz beams of dielectrics and semiconductors // J. Opt. Soc. Атп. B. — 1990. Vol. 7, no. 10. — Pp. 2006-2015.

6. Othonos A. Probing ultrafast carrier and phonon dynamics in semiconductors //J. Appl. Phys. 1998.- Vol. 83, no. 4. - Pp. 1789-1830.

7. Hattori Т., Arai S., Ohta K. et al. Ultrafast semiconductor spectroscopy using terahertz electromagnetic pulses // Science and Technology of Advanced Materials. — 2005. — Vol. 6,- Pp. 649-655.

8. Smye S.W., Chamberlain J.M., Fitzgerald A.J., Berry E. The interaction between Terahertz radiation and biological tissue. // Phys. Med. Biol.— 2001.— Vol. 46.— Pp. R101-12.

9. Gelfand R.M., Bruderer L., Mohseni H. Nanocavity plasmonic device for ultrabroadband single molecule sensing // Opt. Lett. — 2009. — Vol. 34. — Pp. 1087-1089.

10. Dudovich N., Oron D., Silberberg Y. Single-pulse coherently controlled nonlinear Raman spectroscopy and microscopy // Nature. — 2002. — Vol. 418.— P. 512.

11. Danielson J.R., Lee Y.-S., Prineas J.P. et al. Interaction of Strong Single-Cycle Terahertz Pulses with Semiconductor Quantum Wells // Phys. Rev. Lett.— 2007.— Vol. 99.— P. 237401.

12. Turchinovich D., Jepsen P.U., Monozon B.S. et al. Ultrafast polarization dynamics in biased quantum wells under strong femtosecond optical excitation // Phys. Rev. B. Rapid Communications. — 2003. — Vol. 68. — P. 241307.

13. Cole B.E., Williams J.В., King B.T. et al. Coherent manipulation of semiconductor quantum bits with terahertz radiation // Nature.— 2001. — Vol. 410. — Pp. 60-63.

14. Han P.Y., Cho G.C., Zhang X.C. Time-domain transillumination of biological tissues with terahertz pulses // Opt. Lett. — 2000. — Vol. 25. — Pp. 242-244.

15. Fitzgerald A. J., Berry E., Zinovev N.N. et al. An introduction to medical imaging with coherent terahertz frequency radiation // Phys. Med. Biol. — 2002. — Vol. 47. — P. R67.

16. Knobloch P., Schildknecht C., Kleine-Ostmann T. et al. Medical THz imaging: an investigation of histo-pathological samples // Phys. Med. Biol. — 2002. — Vol. 47. — P. 3875-3884.

17. Oh S.J., Kang J., Maeng I. et al. Nanoparticle-enabled terahertz imaging for cancer diagnosis // Opt. Express. — 2009. — Vol. 17, no. 5. — P. 3469.

18. Chan W.L., Deibel J., Mittleman D.M. Imaging with terahertz radiation // Rep. Prog. Phys. 2007. - Vol. 70. - Pp. 1325-1379.

19. Zandonella C. Terahertz imaging: T-ray specs // Nature. — 2003. — Vol. 424. — P. 721.

20. Yamamoto K., Yamaguchi M., Miyamaru F. et al. Noninvasive inspection of C-4 explosive in mails by terahertz time-domain spectroscopy // Jpn. J. Appl. Phys. — 2004. — Vol. 43.-P. L414-L417.

21. Yan Z., Ying Y., Zhang H., Yu H. Research progress of terahertz wave technology in food inspection // Society of Photo-Optical Instrumentation Engineers (SPIE) Conf. Series. — Vol. 6373.- 2006. —oct.

22. Ung B.S.-Y., Fischer B.M., Ng B. W.-H., Abbott D. Towards quality control of food using terahertz // Society of Photo-Optical Instrumentation Engineers (SPIE) Conf. Series.— Vol. 6799.-2007. —dec.

23. Winnerl S., Schomburg E., Brandl S. et al. Frequency doubling and tripling of terahertz radiation in a GaAs/AlAs superlattice due to frequency modulation of Bloch oscillations // Appl. Phys. Lett. 2000. - Vol. 77. — P. 1259.

24. Kazakevich G.M., Pavlov V.M., Kuznetsov G.I. et al. Internal injection for a microtron driving a terahertz free electron laser //J. Appl. Phys. — 2007. — Vol. 102. — P. 034507.

25. Wang F., Cheever D., Farkhondeh M. et al. Coherent THz Synchrotron Radiation from a Storage Ring with High-Frequency RF System // Phys. Rev. Lett. — 2006. — Vol. 96. — P. 064801.

26. Faist J., Capasso F., Sivco D.L. et al. Quantum cascade lasers // Science.— 1994. — Vol. 264,- P. 553.

27. Capasso F., Paiella R., Martini R. et al. Quantum cascade lasers: ultrahigh-speed operation, optical wireless communication, narrow linewidth, and far-infrared emission // IEEE J. of Quan. Electron. — 2002. — Vol. 38. — Pp. 511-532.

28. Морозов Ю.А., Нефедов И.С., Алешкин В.Я., Красникова И.В. Генератор терагерцового излучения, основанный на преобразовании частоты в двойном вертикальном резонаторе // Физ. техн. полупроводников.— 2005.— Т. 39.— С. 124-130.

29. Казаринов Р.Ф., Сурис Р.А. // Физ. техн. полупроводников. — 1971. — Т. 5. — С. 707.

30. Kohler R., Tredicucci A., Beltram F. et al. Terahertz semiconductor-heterostructure laser // Nature. — 2002. — Vol. 417. Pp. 156-159.

31. Beck M., Hofstetter D., Aellen T. et al. Continuous wave operation of a mid-infrared semiconductor laser at room temperature // Science. — 2002. — Vol. 295. — Pp. 301-305.

32. Scalari G., Amanti M.I., Fischer M. et al. Step well quantum cascade laser emitting at 3 THz // Appl. Phys. Lett. — 2009. — Vol. 94,- P. 041114.

33. Glyavin M.Yu., Luchinin A.G., Golubiatnikov G.Yu. Generation of 1.5-kW, 1-THz Coherent Radiation from a Gyrotron with a Pulsed Magnetic Field // Phys. Rev. Lett.— 2008. — Vol. 100. — P. 015101.

34. Dobroiub A., Yamashita M., Ohshima Y.N. et al. Terahertz imaging system based on a backward-wave oscillator // Appl. Opt. — 2004. — Vol. 43. — Pp. 5637-5646.

35. Cook D.J., Hochstrasser R.M. Intense terahertz pulses by four-wave rectification in air // Opt. Lett. — 2000. — Vol. 25, no. 16. —Pp. 1210-1212.

36. Reimann K. Table-top sources of ultrashort THz pulses // Rep. Prog. Phys. — 2007. — Vol. 70. — Pp. 1597-1632.

37. Bartel Т., Gaal P., Reimann K. et al. Generation of single-cycle THz transients with high electric-field amplitudes // Opt. Lett. — 2005. — Vol. 30, no. 20. — Pp. 2805-2807.

38. Gildenburg V.B., Vvedenskii N.V. Optical-to-THz Wave Conversion via Excitation of Plasma Oscillations in the Tunneling-Ionization Process // Phys. Rev. Lett.— 2007.— Vol. 98. — P. 245002.

39. Budiarto E., Margolies J., Jeong S. et al. High-intensity terahertz pulses at 1-kHz repetition rate // IEEE J. Quantum Electron. — 1996. — Vol. 32, — Pp. 1839-1846.

40. You D., Jones R.R., Bucksbaum P.H., Dykaar D.R. Generation of high-power sub-single-cycle 500-fs electromagnetic pulses // Opt. Lett. — 1993. — Vol. 18. — Pp. 290-292.

41. Ни В.В., Zhang X.-C., Auston D.H., Smith P.R. Free-space radiation from electro-optic crystals // Appl. Phys. Lett. — 1990. — Vol. 56, no. 6. — Pp. 506-508.

42. Berger V., Sirtori C. Nonlinear phase matching in THz semiconductor waveguides // Semicond. Sci. Technol. — 2004. — Vol. 19. — Pp. 964-970.

43. Cote D., Sipe J.E., van Driel H.M. Simple method for calculating the propagation of terahertz radiation in experimental geometries //J. Opt. Soc. Am. B. — 2003. — Vol. 20, no. 6. — Pp. 1374-1385.

44. Гайворонский В.Я., Назаров М.М., Сапожников Д.А. и др. Конкуренция линейных и нелинейных процессов при генерации импульсного терагерцового излучения в кристалле ZnTe // Квант, электрон. — 2005. — Т. 35, № 5. — С. 407-414.

45. Stepanov A.G., Hebling J., Kuhl J. THz generation via optical rectification with ultrashort laser pulse focused to a line // Appl. Phys. B: Lasers Opt. — 2005. — Vol. 81. — P. 23.

46. Liu J., Merkt F. Generation of tunable Fourier-transform-limited terahertz pulses in 4-N,N-dimetihylamino-4'-N'-methyl stilbazolium tosylate crystals // Appl. Phys. Lett.— 2008. Vol. 93. — P. 131105.

47. Stevens Т.Е., Wahlstrand J.K., Kuhl J., Merlin R. Cherenkov Radiation at Speeds Below the Light Threshold: Phonon-Assisted Phase Matching // Science. — 2001. — Vol. 291. — P. 627.

48. Wahlstrand J.K., Merlin R. Cherenkov radiation emitted by ultrafast laser pulses and the generation of coherent polaritons // Phys. Rev. В. — 2003. — Vol. 68. — P. 054301.

49. Аскаръян Г.А. // Ж. Эксп. Теор. Физ. — 1962, —Т. 42. — С. 1360.

50. Askar'yan G.A. // Phys. Rev. Lett. — 1986. Vol. 57, —P. 2470.

51. Bakunov M.I., Bodrov S.B., Maslov A.V., Hangyo M. Theory of terahertz generation in a slab of electro-optic material using an ultrashort laser pulse focused to a line // Phys. Rev. B. — 2007. Vol. 76. — P. 085346.

52. Lecaque R., Gressilon S., Barbey N. et al. THz near-field optical imaging by a local source // Opt. Commun.— 2006, —Vol. 262, —P. 125.

53. Lecaque R., Gressilon S., Boccara C. THz emission microscopy with sub-wavelength broadband source // Opt. Express. — 2008. — Vol. 16, — P. 4731.

54. Ferguson В., Zhang X.-C. Materials for terahertz science and technology // Nature Mater. — 2002. — September. — Vol. 1. — Pp. 26-33.

55. Tonouchi M. Cutting-edge terahertz technology // Nature Photon. — 2007.— Vol. 1.— Pp. 97-105.

56. Hebling J., Stepanov A.G., Almasi G. et al. Tunable THz pulse generation by optical rectification of ultrasort laser pulses with tilted pulse fronts // Appl. Phys. B. — 2004. — Vol. 78. P. 593.

57. Gallot G., Zhang J., McGowan R.W. et al. Measurements of the THz absorption and dispersion of ZnTe and their relevance to the electro-optic detection of THz radiation // Appl. Phys. Lett. — 1999. — Vol. 74, no. 23. — Pp. 3450-3452.

58. Loffler Т., Hahn Т., Thomson M. et al. Large-area electro-optic ZnTe terahertz emitters // Opt. Express. — 2005. — Vol. 13,—P. 5353.

59. Blanchard F., Razzari L., Bandulet H.-C. et al. Generation of 1.5 /iJ single-cycle terahertz pulses by optical rectification from a large aperture ZnTe crystal // Opt. Express. — 2007.-Vol. 15. —P. 13212.

60. Palfalvi L., Hebling J., Kuhl J. et al. Temperature dependence of the absorption and refraction of Mg-doped congruent and stoichiometric LiNbC>3 in the THz range // J. Appl. Phys. 2005. — Vol. 97. — P. 123505.

61. Lee Y.-S., Meade Т., Perlin V. et al. eneration of narrow-band terahertz radiation via optical rectification of femtosecond pulses in periodically poled lithium niobate // Appl. Phys. Lett. 2000. — Vol. 76. — P. 2505.

62. L'Huillier J.A., Torosyan G., Theuer M. et al. Generation of THz radiation using bulk, periodically and aperiodically poled lithium niobate // Appl. Phys. B. — 2007. — Vol. 86. — Pp. 197-208.

63. Hebling J., Almasi G., Kozma I., Kuhl J. Velocity matching by pulse front tilting for large-area THz-pulse generation // Opt. Express. — 2002. —Vol. 10.— P. 1161.

64. Stepanov A.G., Hebling J., Kuhl J. Efficient generation of subpicosecond terahertz radiation by phase-matched optical rectification using ultrashort laser pulses with tilted pulse front // Appl. Phys. Lett. 2003. - Vol. 83. - P. 3000.

65. Stepanov A.G., Kuhl J., Kozma I.Z. et al. Scaling up the energy of TIIz pulses created by optical rectification // Opt. Express. — 2005. — Vol. 13. — P. 5762.

66. Yeh K.L., Hoffman M.C., Hebling J., Nelson K.A. Generation of 10 fiJ ultrashort terahertz pulses by optical rectification // Appl. Phys. Lett. — 2007. — Vol. 90. — P. 171121.

67. Hoffmann M.C., Yeh K.-L., Hebling J., Nelson K.A. Efficient terahertz generation by optical rectification at 1035 nm // Opt. Express. — 2007. — Vol. 15. — P. 11706.

68. Yeh K.L., Hebling J., Hoffman M.C., Nelson K.A. Generation of high average power 1 kHz shaped THz pulses via optical rectification // Opt. Commun. — 2008. — Vol. 281.— P. 3567.

69. Stepanov A.G., Bonacina L., Chekalin S.V., Wolf J.-P. Generation of 30 //J single-cycle terahertz pulses at 100 Hz repetition rate by optical rectification // Opt. Lett. — 2008. — Vol. 33, no. 21, — Pp. 2497-2499.

70. Bartal В., Kozma I.Z., Stepanov A.G. et al. Toward generation of muj range sub-ps THz pulses by optical rectification // Appl. Phys. B. — 2007. — Vol. 86. — P. 419.

71. Шуваев А.В., Назаров M.M., Шкурипов А.П., Чиркин А.С. Черепковское излучение, возбуждаемое сверхкоротким лазерным импульсом с наклонным амплитудным фронтом // Изв. вузов: Радиофизика. — 2007.— Т. 50,— С. 1020-1027.

72. Nagel М., Ilaring Bolivar P., Brucherscifer M., Kurz H. Integrated TIIz technology for label-free genetic diagnostics // Appl. Phys. Lett. — 2002. — Vol. 80. — P. 154-156.

73. Kurt H., Citrin D.S. Coupled-resonator optical waveguides for biochemical sensing of nanoliter volumes of analyte in the terahertz region // Appl. Phys. Lett.— 2005.— Vol. 87. — P. 24119-241121.

74. Zhang J., Grischkowsky D. Waveguide terahertz time-domain spectroscopy of nanometer water layers // Opt. Lett. 2004. - Vol. 29. - P. 1617-1619.

75. Поверхностные поляритоны / Агранович B.M. и Миллс Д.Л. — Москва: Наука, 1985.

76. Liedberg В., Nylander С., Lundstrom I. Biosensing with surface plasmon resonance — how it all started // Biosens. Bioelectron.— 1995. — Vol. 10, no. 8.— P. i.

77. Bussjager R.J., Macleod H.A. Using surface plasmon resonances to test the durability of silver copper films // Appl. Opt. 1996. - Vol. 35. — Pp. 5044-5047.

78. Saxler J., Gomez Rivas J., Janke C. et al. Time-domain measurements of surface plas-mon polaritons in the terahertz frequency range // Phys. Rev. B. — 2004. — Vol. 69. — P. 155427.

79. O'Hara J.F., Averitt R.D., Taylor A.J. Prism coupling to terahertz surface plasmon polaritons // Opt. Express.— 2005. —Vol. 13, no. 16. —Pp. 6117-6126.

80. Bakunov M.I., Maslov A. V., Bodrov S.B. Optical-to-terahertz conversion for plasmon-po-lariton surface spectroscopy // Opt. Photon. News, special issue «Optics in 2005».— 2005. Vol. 16, no. 12. - P. 29.

81. Isaac Т.Н., Barnes W. L., Hendry E. Determining the terahertz optical properties of subwavelength films using semiconductor surface plasmons // Appl. Phys. Lett. — 2008. — Vol. 93, — P. 241115.

82. Bakunov M.I., Maslov A.V., Bodrov S.B. Cherenkov radiation of terahertz surface plasmon polaritons from a superluminal optical spot // Phys. Rev. B.— 2005.— Vol. 72.— P. 195336.

83. Bakunov M.I., Maslov A. V., Bodrov S.B. Phase-matched generation of a terahertz surface wave by a subluminous optical strip // J. Appl. Phys. — 2005. — Vol. 98. — P. 033101.

84. Bakunov M.I., Maslov A. V., Bodrov S.B. Below-band-gap excitation of a terahertz surface plasmon-polariton // J. Appl. Phys. — 2006. — Vol. 100. — P. 026106.

85. Williams C.R., Andrews S.R., Maier S.A. et al. Highly confined guiding of terahertz surface plasmon polaritons on structured metal surfaces // Nature Photon. — 2008. — Vol. 2. — Pp. 175-179.

86. Pendry J.В., Martin-Moreno L., Garcia-Vidal F.J. Mimicking surface plasmons with structured surfaces // Science. — 2004. — Vol. 305. — Pp. 847-848.

87. Garcia-Vidal F.J., Martin-Moreno L., Pendry J.B. Surfaces with holes in them: new plasmonic metamaterials // J. Opt. A: Pure Appl. Opt. — 2005. — Vol. 7. — Pp. S97-S101.

88. Bakunov M.I., Maslov A. V., Bodrov S.B. Fresnel formulas for the forced electromagnetic pulses and their application for optical-to-terahertz conversion in nonlinear crystals // Phys. Rev. Lett. — 2007. — Vol. 99. P. 203904.

89. Nahata A., Weling A.S., Heinz T.F. A wideband coherent terahertz spectroscopy system using optical rectification and electro-optic sampling // Appl. Phys. Lett. — 1996. — Vol. 69.— P. 2321.

90. Chang G., Divin C. J., Liu C.-H. et al. Power scalable compact ТГц system based on an ultrafast Yb-doped fiber amplifier // Opt. Express.— 2006. — Vol. 14. — P. 7909.

91. Palik E.D. Handbook of Optical Constants of Solids. — Orlando: Academic, 1985.

92. Для перевода нелинейных коэффициентов из СИ в СГС должно использоваться следующее правило: сфм/СГСЕ] = (3 • 10-8/47г)с£пм/В].

93. ТапаЬе Т., Suto К., Nishizawa J. et al. Tunable terahertz wave generation in the 3- to 7-THz region from GaP // Appl. Phys. Lett. — 2003. Vol. 83. — P. 237.

94. Chakkittakandy R., Corver J.A.W.M., Planken P.C.M. Quasi-near field terahertz generation and detection // Opt. Express.— 2008. — Vol. 16. — P. 12794.

95. Yan W., Yang Y.-P., Chen H., Wang L. Terahertz electric field in a three-layer system produced by parallel dipoles with a Gaussian spatial profile // Phys. Rev. B. — 2007. — Vol. 75. — P. 085323.

96. Wynne K., Jaroszynski D.A. Superluminal terahertz pulses // Opt Lett.— 1999.— Vol. 24. — P. 25.

97. Xing Q., Lang L., Tian Z. et al. The effect of two-photon absorption and optical excitation area on the generation of THz radiation // Opt. Commun. — 2006. — Vol. 267. — P. 422-426.

98. Zhao Z.-Y., Hameau S., Tignon J. THz Generation by Optical Rectification and Competition with Other Nonlinear Processes // Chin. Phys. Lett. — 2008. — Vol. 25, no. 5. — P. 1868.

99. Wynne К., Carey J.J. An integrated description of terahertz generation through optical rectification, charge transfer, and current surge // Opt. Commun. — 2005. — Vol. 256. — P. 400.

100. Planken P.C.M., van Rijmenam C.E.W.M., Schouten R.N. Opto-elcctronic pulsed THz systems // Semicond. Sci. Technol. — 2005. — Vol. 20.—Pp. S121-S127.

101. Wu Q., Zhang X.-C. Ultrafast electro-optic field sensors // Appl. Phys. Lett. — 1996.— Vol. 68. Pp. 1604-1606.

102. Jepsen P. U., Winnewisser C., Schall M. et al. Detection of THz pulses by phase retardation in lithium tantalate // Phys. Rev. E.— 1996. — Vol. 53. — Pp. R3052-R3054.

103. Kubler C., Huber R., Leitenstorfer A. Ultrabroadband terahertz pulses: generation and field-resolved detection // Semicond. Sci. Tech. — 2005. — Vol. 20, no. 7. — Pp. S128-S133.

104. Cao H., Nahata A. Coherent detection of pulsed narrowband terahertz radiation // Appl. Phys. Lett. 2006. — Vol. 88. — P. 011101.

105. Cai Y., Brener I., Lopata J. et al. Coherent terahertz radiation detection: Direct comparison between free-space electro-optic sampling and antenna detection // Appl. Phys. Lett. 1998. —Vol. 73, no. 4. — Pp. 444-446.

106. O'Connell R.M., Vogel R.A. Abel inversion of knife-edge data from radially symmetric pulsed laser beams // Appl. Opt. — 1987. — Vol. 26, no. 13. — P. 2528-2532.

107. Bachmann L., Zezell D.M., Maldonado E.P. Determination of beam width and quality for pulsed lasers using the knife-edge method // Instrum. Sci. Technol. — 2003. — Vol. 31, no. 1,—Pp. 47-52.

108. Pradarutti В., Matthaus G., Riehemann S. et al. Highly efficient terahertz electro-optic sampling by material optimization at 1060 nm // Opt. Commun.— 2008.— Vol. 281.— P. 5031-5035.

109. Naftaly M., Dudley R. Linearity calibration of amplitude and power measurements in terahertz systems and detectors // Opt. Lett. — 2009. — Vol. 34. — Pp. 674-676.

110. Faure J., van Tilborg J., Kaindl R.A., Leemans W.P. Modelling laser-based table-top THz sources: Optical rectification, propagation and electro-optic sampling // Opt. Quantum Electron. 2004. — Vol. 36. — P. 681.

111. Ding Y.J. Efficient generation of high-power quasi-single-cycle terahertz pulses from a single infrared beam in a second-order nonlinear medium // Opt. Lett. — 2004. — Vol. 29. — P. 2650.

112. Stoyanov N.S., Fearer Т., Ward D. W. et al. Direct visualization of a polariton resonator in the THz regime // Opt. Express. — 2004. — Vol. 12. — P. 2387.

113. Qiu Т., Maier M. Long-distance propagation and damping of low-frequency phonon po-laritons in LiNb03 // Phys. Rev. B. — 1997. — Vol. 56. — P. R5717.

114. Силин P.А., Сазонов В.П. Замедляющие системы. — Москва: Сов. Радио, 1966.

115. Нефедов Е.И., Сивов А.Н. Электродинамика периодических структур.— Москва: Наука, 1977.

116. Вайнштейн JI.A. Электромагнитные волны.— Москва: Радио и связь, 1988.

117. Агранович В.М., Гинзбург B.JI. Кристаллооптика с учетом пространственной дисперсии и теория экситонов. — Москва: Наука, 1965.

118. Гинзбург В.Л., Цытович В.Н. Переходное излучение и переходное рассеяние.— Москва: Наука, 1984.

119. Chen Q., Tani М., Jiang Z., Zhang X.-C. Electro-optic transceivers for terahertz-wave applications // J. Opt. Soc. Am. B. — 2001. — Vol. 18. —P. 823.

120. Список публикаций по диссертации

121. Al. Bakunov M.I., Tsarev M.V., Bodrov S.B., Tani M. Strongly subluminal regime of opti-cal-to-terahertz conversion in GaP // J. Appl. Phys. — 2009. — Vol. 105. — P. 083111.

122. A2. Bakunov M.I., Bodrov S.B., Tsarev M.V. Terahertz emission from a laser pulse with tilted front: Phase-matching versus Cherenkov effect //J. Appl. Phys. — 2008. — Vol. 104,- P. 073105.

123. A3. Bakunov M.I., Tsarev M.V., Hangyo M. Cherenkov emission of terahertz surface plasmon polaritons from a superluminal optical spot on a structured metal surface // Opt. Express. 2009. — Vol. 17, no. 11. — Pp. 9323-9329.

124. A6. Bakunov M.I., Tsarev M. V. Optical excitation of terahertz surface waves on a structured metallic surface // Abstracts of the 2nd Young Scientist Meetings on Metamaterials, Barcelona, Spain, February 7-8, 2008. — P. 12.