Генерация терагерцовых волн движущимися светоиндуцированными источниками тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.03 ВАК РФ

Освоение терагерцового (ТГц) диапазона частот - одно из наиболее "горячих" и бурно развивающихся направлений современной прикладной физики. Терагерцовый бум, охвативший многие исследовательские группы в различныхнах мира, обусловлен перспективами широких практических приложений ТГц излучения [1-5] (или, как иногда говорят, Т-лучей). В терагерцовом диапазоне лежат спектры многих важных органических молекул, включая белки и ДНК [6-8], а также фононные резонансы кристаллических решеток [9-12], что позволяет развивать новые, методы спектроскопии биологических и полупроводниковых образцов [13-15]. С помощью терагерцового излучения можно управлять химическими реакциями [16] и манипулировать электронными состояниями в квантовых ямах [17, 18]. В отличие от рентгена Т-лучи позволяют проводить безвредную для человека диагностику [19, 20], в том числе раковых опухолей, глубины и степени ожогов. Перспективны такие применения ТГц излучения, как беспроводная коммуникация компьютеров и периферийных устройств внутри зданий, разработка систем безопасности на основе терагерцового видения [21] и др.

Наиболее сложной проблемой в освоении терагерцового диапазона является разработка эффективных методов генерации когерентного ТГц излучения. В этом диапазоне, расположенном на оси частот между инфракрасным и микроволновым диапазонами, не применимы хорошо разработанные за последние полвека физические принципы генерации оптического и СВЧ излучений. Источниками оптического излучения являются переходы атомов с одного энергетического уровня на другой; при этом тепловое уширение уровней накладывает принципиальное ограничение на частоты оптических генераторов снизу. Появившиеся недавно квантово-каскадные лазеры [22-24] (идея которых была предложена еще в 1971 году [25]) позволяют частично преодолеть это ограничение, однако и они не способны генерировать частоты ниже 10 ТГц без охлаждения до криогенных температур [26,27]. Частоты СВЧ генераторов ограничены сверху временем пролета электронов в электронных приборах, уменьшение же этого времени наталкивается на технические сложности. Например, с помощью усовершенствованных ламп обратной волны (ЛОВ) удается генерировать частоты не выше 1 ТГц [1, 28]. .Мощность квантово-каскадных лазеров и СВЧ источников не превышает нескольких десятков милливатт. Значительно большую мощность терагерцового излучения (до 103 - 10б Вт) позволяют генерировать лазеры на свободных электронах [29], однако данные установки очень дороги, громоздки, и не могут иметь широкого применения.

Существенный прогресс в области создания компактных источников когерентного терагерцового излучения произошел в 90-е годы прошлого века в связи с появлением мощных фемтосекундных лазеров. Излучение таких лазеров способно наводить в веществе всплески поляризации (или тока) субпикосекундной длительности, которые и являются источником терагерцового излучения. Физические механизмы создания всплеска поляризации (тока) могут быть как нелинейными (пондеромоторная сила в плазме [30], нелинейно-оптическое выпрямление в электрооптических средах [31, 32]), так и линейными (фотоионизация в полупроводниках [33-35]). В настоящее время взаимодействие фемтосекундных лазерных импульсов с электрооптическими и полупроводниковыми средами стало наиболее распространенным способом генерации терагерцового излучения [36-39]. Оптико-терагерцовые преобразователи на основе таких сред сравнительно дешевы, компактны и могут генерировать мощности до несколько кВт [40]. Их основным недостатком является малый коэффициент преобразования по энергии - порядка 10-5— 10-6[41, 42], так что «поиск эффективных источников терагерцового излучения продолжается» [43].

Твердотельные оптико-терагерцовые преобразователи генерируют короткие (с длительностью в 1-1,5 периода колебаний) терагерцовые импульсы, обладающие широким - простирающимся от долей до нескольких терагерц - спектром, что позволяет проводить с их помощью широкополосную спектроскопию. Существенно также, что генерируемые терагерцовые импульсы «привязаны» к оптическим импульсам накачки, поэтому имеется возможность измерять непосредственно временную зяписимость терагерцового электрического поля методом электрооптического стробирования [44-48] или с помощью фотопроводящих антенн [48-50] - изменяя время задержки между импульсом накачки и пробным оптическим импульсом. Построенная на этом принципе импульсная терагерцовая спектроскопия (time-domain spectroscopy) [4, 5, 7, 51, 52] позволяет измерять не только амплитуду, но и фазу терагерцового сигнала. Это дает возможность, например, непосредственно (без использования соотношения Крамерса-Кронига) измерять реальную и мнимую части диэлектрической проницаемости исследуемого вещества в широкой полосе частот [52].

В настоящее время применяются две основные схемы оптико-терагерцового преобразования - в объеме электрооптических кристаллов (обычно используют ZnTe, ЬГЫЬОз, LiTa03, GaAs, ZnSe, GaSe и др.) [53-57] и на поверхности полупроводников (GaAs, InAs, InSb, InP) [58-65]. В первой схеме, предложенной в 1983 году [66], источником ТГц излучения является движущаяся вместе с оптическим импульсом нелинейная поляризация, создаваемая за счет нелинейно-оптического выпрямления оптического импульса и повторяющая его огибающую (на спектральном языке - происходит генерация разностных частот от спектральных компонент оптического импульса). Если групповая скорость оптического импульса в среде превышает фазовую скорость терагерцового излучения, то сопровождающая оптический импульс область нелинейной поляризации может излучать терагерцовые волны за счет черепковского механизма [67, 68]. Для этого поперечный размер движущегося источника должен быть меньше длины волны излучения, т.е. оптический импульс должен быть сильно сфокусирован. При этом излучается сплошной спектр терагерцовых волн в черепковский конус. Впервые черепковское излучение терагерцовых волн импульсом Ti:sapphire лазера в ПЫЬОз было реализовано в работе [69].

В некоторых электрооптических средах для определенных длин волн оптического излучения может выполняться условие фазового синхронизма -равенство групповой скорости оптического импульса и фазовой скорости терагерцовой волны [70], что повышает эффективность преобразования. Например, в ZnTe достигается фазовый синхронизм между излучением Ti:sapphire лазера (с длиной волны около 800 нм) и 2 ТГц волной, в GaAs - для синхронизма с 2 ТГц волной длина волны оптического излучения должна быть равна 1,33 мкм [71]. В условиях синхронизма наиболее эффективное преобразование достигается в том случае, когда поперечный размер нелинейного источника превышает длину терагерцовой волны, т.е. при слабой фокусировке лазерного импульса; генерируемая при этом волна является квазиплоской. В анизотропных кристаллах (например, в GaSe) фазовый синхронизм можно перестраивать, изменяя ориентацию кристалла [72, 73].

Интересные особенности излучения терагерцовых волн движущимися точечными и квазиплоскими источниками в средах с фононной дисперсией были обнаружены в недавних работах [74,75].

Мощность генерируемого ТГц излучения при синхронизованном оптико-терагерцовом преобразовании ограничивается линейным поглощением на ТГц частотах (оно не позволяет использовать толстые кристаллы) и двухфотонным поглощением оптического излучения [76, 77] (этот фактор ограничивает мощность лазерного пучка накачки). Чтобы увеличить длину оптико-терагерцового взаимодействия в отсутствие синхронизма и тем самым повысить эффективность конверсии, было предложено использовать квазисинхронизм в структурах с периодически-инвертированным знаком нелинейной восприимчивости [78-80]. В периодически-полярном LiNbCb, охлажденном до 18 К, для оптических импульсов с длиной волны 800 нм была достигнута эффективность конверсии 10'5 [79], а в периодической структуре из GaAs для импульсов с длиной волны 3 мкм удалось достичь эффективности 10'4 при комнатной температуре [80].

Недавно был предложен интересный способ обеспечения фазового синхронизма в средах, где групповая скорость оптического импульса превышает фазовую скорость терагерцового излучения, - за счет использования оптических импульсов со скошенным (по отношению к фазовым фронтам) фронтом интенсивности [81, 82]. При распространении такого импульса его фронт интенсивности смещается в направлении своей нормали со скоростью, меньшей групповой скорости импульса, что позволяет обеспечить синхронизм с квазиилоской ТГц волной, бегущей в том же направлении. Данный способ генерации ТГц излучения был продемонстрирован в кристаллах LiNbOß для излучения Ti:sapphire лазера [83], при этом удалось получить сравнительно большой коэффициент преобразования ~4.3*10*5 в 2 ТГц волну при температуре 77 К [84]. Впоследствии этот результат был улучшен до 1.7-10'4 [85,86].

Еще один широко используемый метод генерации ТГц излучения основан на воздействии сильно сфокусированными субпикосекундными лазерными импульсами на поверхность полупроводниковых материалов [58-65]. Как правило, в экспериментах используется излучение Ti:sapphire лазера с энергией кванта (-1.55 эВ), превышающей ширину запрещенной зоны полупроводника (~1.43 эВ для GaAs). При этом лазерное излучение поглощается в тонком (< 1 мкм для GaAs) приповерхностном слое полупроводника, откуда и идет эмиссия ТГц излучения. Механизмами частотной конверсии здесь являются как нелинейно-оптическое выпрямление лазерных импульсов [87, 88], так и возбуждение всплесков тока при фотогенерации носителей [89]. Нелинейно-оптическое выпрямление в приповерхностном слое полупроводника имеет особенности - из-за наличия вблизи поверхности обедненного слоя со «встроенным» электрическим нолем вклад в генерацию поля разностной частоты может давать не только нелинейная восприимчивость х<2)> 110 и Х(3)> чт0 эквивалентно наличию дополнительной (поверхностной) восприимчивости второго порядка [90]. Возбуждение токовых всплесков может происходить за счет ускорения фотоиндуцированных носителей «встроенным» приповерхностным полем [60, 62, 63] или вследствие того, что фотоиндуцированные в приповерхностном слое электроны и дырки диффундируют вглубь полупроводника с разными скоростями (эффект Дембера) [59, 62]. Эффект Дембера преобладает в случае узкозонных полупроводников (InAs, InSb), тогда как «встроенное» электрическое поле является основным механизмом генерации для широкозонных полупроводников (GaAs, InP). Всплески фототока служат источником ТГц излучения и в широко используемых фотопроводящих антеннах [91-92], работающих но принципу светоуправляемого ключа - ключа Остона (Auston switch [93]). В этих антеннах, представляющих собой два расположенных на поверхности полупроводника (GaAs, Si) на расстоянии ~100 мкм друг от друга электрода с приложенным напряжением в несколько десятков вольт, фотоиндуцированные в пространстве между электродами (в пятне размером в несколько мкм) носители ускоряется тангенциальным по отношению к поверхности полупроводника электрическим полем. Фотопроводящие антенны позволяют генерировать довольно мощные (с амплитудой поля до 150 кВ/см [94, 95]) терагерцовые импульсы, но лишь на частотах < 1 ТГц.

Все применяемые в настоящее время методы оптико-терагерцовой конверсии направлены на генерацию объемных терагерцовых волн, распространяющихся от области конверсии в виде свободного излучения. В диссертации выдвигается идея генерации поверхностных терагерцовых волн, направляемых поверхностью полупроводника, и предлагаются методы генерации таких волн движущимися вдоль поверхности светоиндуцированными нелинейными источниками. Исследование проведено на примере одного типа поверхностных волн - поверхностных плазмон-поляритонов (ППП), которые могут направляться поверхностью легированного полупроводника благодаря вкладу свободных носителей в диэлектрическую проницаемость [96].

Поверхностные плазмон-поляритоны терагерцовых частот могут распространяться на значительные расстояния вдоль поверхности полупроводника без заметного затухания при условии, что плазменная частота полупроводника существенно превосходит частоту гтазмон-поляритона, т.е. полупроводник достаточно сильно легирован. Малость поглощения ППП объясняется тем, что при указанном условии глубина скин-слоя мала и поверхностная волна локализована преимущественно в вакууме, а не в полупроводнике. Например, длина пробега ППП с частотой 3 ТГц по поверхности GaAs с плазменной частотой 8 ТГц (концентрация носителей ~6,4 х 1017 cm-3) и частотой соударений носителей 2 пс-1 составляет примерно 1 см, а для 2 ТГц волны - даже 2,7 см.

Генерация поверхностных терагерцовых волн имеет ряд преимуществ перед генерацией свободного терагерцового излучения. Прежде всего, при этом удается избежать ограничений на мощность оптической накачки, связанных с двухфотонным поглощением. Действительно, для генерации поверхностных волн не требуется проникновения накачки вглубь полупроводника - важно создать нелинейный источник в узком приповерхностном слое, где локализованы поля поверхностной волны. Далее, для поверхностных волн менее существенным, чем для генерируемого в объеме кристалла свободного излучения, является и фактор линейного поглощения на терагерцовых частотах. Но наиболее важное в прикладном отношении обстоятельство состоит в следующем.

Из-за сильной локализации поверхностных волн вблизи волноведущей поверхности такие волны очень чувствительны к состоянию поверхности. В связи с этим поверхностные плазмон-поляритоны оптического и инфракрасного диапазонов, направляемые поверхностями металлов (Ag, Аи), широко используются для различных приложений - в биосенсорике [97], для обнаружения малых поверхностных загрязнений [98] и т.д. Аналогично терагерцовые поверхностные волны могут быть использованы для поверхностной спектроскопии в терагерцовом диапазоне. При этом, однако, поверхности металлов не подходят в качестве волноведущих поверхностей, т.к. терагерцовые ППП на металлических поверхностях слабо локализованы и, вследствие этого, не чувствительны к наличию на этих поверхностях тонких пленок. Представляется естественным использовать полупроводниковые поверхности, электромагнитные свойства которых в терагерцовом диапазоне аналогичны свойствам металлических поверхностей в оптическом диапазоне.

В немногочисленных экспериментах с терагерцовыми поверхностными волнами в качестве направляющей поверхности обычно используют поверхности металлов, а волны возбуждают объемным терагерцовым излучением с помощью призм или дифракционным методом [99, 100].

В диссертации предложена принципиально иная идея - возбуждать ТГц поверхностные волны фемтосекундными оптическими импульсами непосредственно на поверхности полупроводника. При этом поверхность выполняет сразу две роли: во-первых, обладает необходимой для оптико-терагерцовой конверсии нелинейностью и, во-вторых, направляет возбуждаемую поверхностную волну. В диссертации предложены и исследованы две схемы генерации терагерцовых ППП - черепковское излучение поверхностных волн светоиндуцированным источником, движущимся вдоль поверхности полупроводника со сверхсветовой скоростью, и синхронизованное возбуждение досветовым источником.

Для реализации черепковской схемы в диссертации (глава 1) предложено наклонно освещать поверхность полупроводника фемтосекундным лазерным импульсом, сфокусированным цилиндрической линзой в поперечном по отношению к плоскости падения направлении. При этом световое пятно, создаваемое импульсом на поверхности, движется вдоль поверхности со сверхсветовой скоростью, и связанная с пятном нелинейная поляризация, наводимая в полупроводнике за счет оптического выпрямления, излучает сплошной спектр терагерцовых поверхностных волн в черепковский конус.

В схеме синхронизованного возбуждения (глава 2) предложено освещать поверхность полупроводника по нормали слабо сфокусированным фемтосекундным лазерным импульсом со скошенным (по отношению к фазовым фронтам) фронтом интенсивности. Создаваемое импульсом на поверхности световое пятно имеет вид полоски, скорость движения которой по поверхности зависит от угла скоса и может быть сделана досветовой, что позволяет обеспечить фазовый синхронизм с квазиплоской терагерцовой поверхностной волной определенной частоты.

Как показано в диссертации, эффективность предложенных схем оптико-терагерцовой конверсии в поверхностные волны примерно та же, что и при генерации объемного терагерцового излучения. Прямая генерация поверхностных волн, однако, предпочтительна для использования в терагерцовой поверхностной спектроскопии, поскольку позволяет избежать потерь терагерцовой мощности и усложнений схемы, связанных с использованием элементов трансформации объемного излучения в поверхностные волны.

В качестве одного из примеров, демонстрирующих возможности применения терагерцовых ППП для целей сверхбыстрой поверхностной спектроскопии, в диссертации (глава 3) рассмотрена задача о трансформации терагерцового ППП, направляемого поверхностью металла, при быстрой фотогенерации носителей в нанесенном на эту поверхность тонком полупроводниковом слое.

Известно, что присутствие тонкого слоя, обладающего резонансом какой-либо природы, на поверхности среды, способной направлять поверхностные электромагнитные волны, приводит к расщеплению дисперсионной кривой поверхностной волны и образованию щели около резонансной частоты £Уге5 слоя [101]. Ширина щели пропорциональна безразмерному параметру {со{г5Шс)ш, где с1-толщина слоя, с - скорость света в вакууме. Явление расщепления имеет общий характер и реализуется независимо от природы резонанса и от типа поверхностной волны. Например, случай фононного резонанса в слое рассматривался как для поверхностных фонон-поляритонов [102], так и для поверхностных плазмонов [96]. Влияние плазменного и экситонного резонансов на спектр поверхностных плазмонов было исследовано в работах [103] и [104] соответственно.

В 1981 году Аграновичем и др. [105] была решена задача о падении поверхностного плазмона, направляемого поверхностью металла, на край тонкого резонансного слоя, покрывающего часть поверхности. Данная задача является двумерным аналогом задачи Френеля об отражении и преломлении волн на плоской границе в трех измерениях. Было показано, что, если частота падающей поверхностной волны лежит ниже (выше) щели дисперсионной кривой для покрытой части поверхности, то возбуждаются две (одна) прошедшие поверхностные волны, отраженная волна и объемное излучение. Если же частота падающей волны попадает внутрь щели, то энергия волны в основном высвечивается в виде объемного излучения.

Рассмотренная в диссертации задача о трансформации (терагерцового) поверхностного плазмона при быстрой фотогенерации носителей в тонком полупроводниковом слое на поверхности металла является временным аналогом указанной выше пространственной задачи. Как показано в диссертации, если плазменная частота фотоиндуцированных носителей близка к частоте исходного поверхностного плазмона, то происходит сильная трансформация плазмона -возбуждается периодическая перекачка энергии от поверхностного плазмона к плазменным колебаниям в слое и обратно либо происходит сильное высвечивание плазмона в вакуум. Эти эффекты могут быть использованы для сверхбыстрой спектроскопии временной динамики концентрации носителей при их фотогенерации и последующей рекомбинации.

Привлекательной средой для оптико-терагерцовой конверсии является газовая плазма, позволяющая использовать высокие интенсивности лазерного излучения и, следовательно, генерировать терагерцовое излучение большой мощности. Впервые терагерцовое излучение из области лазерного пробоя в газе (разреженном гелии) было зарегистрировано в работе [106]. Эффект генерации объяснялся авторами возбуждением нелинейных токов, обусловленных выталкиванием электронов из приосевой области разряда под действием радиальной составляющей нондеромоторной силы. В недавней работе [107], была развита идея, где для генерации предлагается использовать аксиконный разряд в газе в иоле плоского конденсатора; при этом происходит когерентное сложение герагерцовых волн, излученных из разных точек бегущим вдоль конденсатора импульсом тока (черепковский механизм).

Известно, что распространяющийся в однородной плазме мощный фемтосекундный лазерный импульс может оставлять за собой ленгмюровские колебания большой амплитуды (с напряженностью электрического поля порядка ГВ/см) - так называемую кильватерную волну [108, 109]. Колебания возбуждаются нондеромоторной силой, выталкивающей электроны из области сильного поля. Исследование кильватерных волн в целях создания компактных лазерных ускорителей частиц активно ведется уже более 25 лет (см., например, обзор [110]). В экспериментах концентрация плазмы составляет обычно около 10 см', при этом плазменная частота лежит как раз в терагерцовом диапазоне. Однако использовать интенсивные плазменные колебания в качестве источника терагерцового излучения непосредственно нельзя - их групповая скорость равна нулю (или мала при учете теплового движения в плазме), и, следовательно, они не могут высвечиваться из плазмы в вакуум. В работах [111-113] на основании численного PIC моделирования продемонстрирована возможность трансформации кильватерной волны в терагерцовое излучение в слое неоднородной плазмы.

Другая идея, предложенная в работе [114], состоит в наложении на плазму внешнего магнитного поля в поперечном по отношению к траектории лазерного импульса направлении. В магнитоактивной плазме терагерцовая кильватерная волна приобретает конечную групповую скорость и, следовательно, может высвечиваться из плазмы в вакуум. Простые оценки в рамках одномерной модели предсказывают высокую мощность излучения (до МВт) при использовании в качестве накачки наиболее мощных современных лазеров. Двумерные и трехмерные численные расчеты методом PIC подтвердили возможность достижения высокой выходной мощности [115]. Однако проведенные в 2002-2003 годах японской группой эксперименты с использованием фемтосекундного лазера мощностью 0.5 ТВт и магнитного поля напряженностью до нескольких килогаусс не дали ожидаемого уровня мощности терагерцового излучения [116, 117]. Зарегистрированная в экспериментах мощность составила всего несколько десятков милливатт. Неадекватность предложенной в [114] одномерной модели связана с тем, что в экспериментах для достижения высокой интенсивности оптического излучения используют сильно сфокусированные лазерные пучки. Например, в экспериментах [116, 117] диаметр лазерного пучка составлял около 20 мкм, что на порядок меньше длины волны генерируемого терагерцового излучения. В численном моделировании [115] влияние ширины лазерного пучка на эффективность генерации не исследовалась. Для исследования роли,поперечного размера лазерного пучка и объяснения имеющихся экспериментальных данных в диссертации в рамках двумерной модели построена теория возбуждения терагерцовых волн оптическими импульсами в магнитоактивной плазме.

Перейдем к последовательному краткому изложению содержания диссертации. Диссертации состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы.

4.5. Выводы

В дайной главе нами была построена двумерная теория генерации тергерцового излучения короткими лазерными импульсами в магнитоактивной плазме. Двумерная модель является точной, когда оптический импульс фокусируется в плазму с помощью цилиндрической линзы, т.е. когда импульс сильно сфокусирован в направлении, перпендикулярном внешнему магнитному полю и является широким в другом направлении - вдоль магнитного поля. В большинстве экспериментов фокусировка происходит с помощью сферической линзы, тем не менее, выводы о влиянии ширины оптического импульса на свойства и энергетику генерируемого терагерцового излучения, полученные в рамках двухмерной модели, могут быть также применимы и в реальной экспериментальной ситуации.

Нами было показано, что терагерцовое излучение возбуждается за оптическим импульсом внутри черепковского конуса (клина), угол раскрыва которого равен 2а0, где угол а0 ~ йхсШ{03со1 /сор) - определяется только внешним магнитным полем В0 и плазменной частотой сор. Угол наклона фазовых фронтов на черепковском конусе относительно траектории движения равен примерно 30° и почти не зависит от параметров задачи. При сильной фокусировке оптического излучения 1а)р/с < 1, внутри черепковского конуса формируются биения электромагнитного поля, которые имеют вид множества вложенных друг в друга внутренних конусов максимумов поля с вершинами на траектории движения оптического импульса. При увеличении ширины оптического импульса биения становятся менее контрастными, а затем исчезают.

Нами было установлено сильное влияние поперечного размера лазерного импульса на энергию излучения (с единицы длины пробега импульса) и на спектрально-угловое распределение энергии излучения. Показано, что при более сильной фокусировке лазерного импульса энергия излучения (с единицы длины пробега импульса) растет, однако, в основном за счет гармоник с малой групповой скоростью, затухающих вблизи области генерации и поэтому не представляющих практического интереса. Таким образом, можно сделать вывод, что эффективность оптико-терагерцовой конверсии с учетом поглощения в плазме выходит на насыщение при поперечных размерах оптического импульса порядка с!сор (что составляет ~ 50 мкм при со^2п= 1 ТГЦ).

Нами была получена простая формула (4.36) для расчета усредненной по времени мощности Р терагерцового излучения в направлении распространения лазерного импульса. Эта формула предсказывает кубическую зависимость Р от плазменной частоты, когда как в рамках одномерной теории, продольная мощность не зависит от плазменной частоты. Важно то, что этот факт позволяет объяснить расхождение полученных ранее теоретических оценок мощности ТГц излучения с данными эксперимента. На основе формулы (1.36) нами было получено хорошее согласование наших оценок с данными эксперимента.

Отметим, что в двухмерном приближении, мощность Р пропорциональна Р~ E\l или Р~(Ер2)/1. Последняя формула показывает, что при фиксированной энергии лазерного импульса накачки, мощность ТГц излучения стремится к бесконечности при I -> 0. Однако, наши строгие вычисления показали, что мощность терагерцового излучения слабо зависит от степени фокусировки оптического импульса накачки в довольно широком интервале значений параметра Icop/c: 0.1 < (üp\lc < 3.

Сформулируем кратко основные результаты диссертации.

1. Предложен метод генерации терагерцовых поверхностных волн сфокусированным световым пятном, движущимся по поверхности полупроводника со сверхсветовой скоростью. Механизм генерации -черепковское излучение от нелинейной поляризации, наводимой в области светового пятна в результате оптического выпрямления фемтосекундного лазерного импульса. Рассчитаны поля генерируемых терагерцовых поверхностных плазмон-поляритонов на поверхности легированного полупроводника с решеткой типа цинковой обманки (п-GaAs). Показано, что направлением эмиссии поверхностных волн можно управлять путем изменения кристаллографической ориентации полупроводника. На основе анализа спектральной плотности энергии излучения найдены значения параметров лазерного импульса (ширины, длительности, угла падения на поверхность), обеспечивающие максимальную энергию, излучения в нужном спектральном интервале. Сделаны оценки для типичных экспериментальных условий -возбуждения поверхности /z-GaAs излучением титан-сапфирового (А, = 0,8 мкм) лазера, которые предсказывают напряженность терагерцового электрического поля на поверхности порядка 0,2 kB/см при интенсивности лазерного излучения 50 ГВт/см2.

2. Предложен метод синхронизованного возбуждения квазиплоской терагерцовой поверхностной волны световым пятном в виде полоски, движущейся по поверхности полупроводника с досветовой скоростью. Указан способ реализации досветового движения путем освещения поверхности фсмгосекупдным оптическим импульсом со скошенным фронтом интенсивности. Показано, что частота генерируемого терагерцового поверхностного нлазмон-ноляритона может перестраиваться за счет изменения угла скоса импульса и степени легирования полупроводника. Рассчитана

135 амплитуда поверхностной волны, переносимая волной мощность и энергия волнового пакета. Сделаны оценки для типичных экспериментальных параметров (и-ваАБ, титан-сапфировый лазер), которые предсказывают эффективность конверсии в 3 ТГц поверхностную волну порядка 10~7 при пиковой интенсивности лазерного излучения 2 ГВт/см2.

3. Показано, что использование оптических импульсов с энергией кванта, меньшей ширины запрещенной зоны полупроводника (н-ОаАз, X = 1,56 мкм), позволяет на порядок повысить эффективность оптико-терагерцовой конверсии в поверхностные волны (до Ю-6 прн пиковой интенсивности 2 ГВт/см2).

4. Исследована трансформация терагерцового поверхностного плазмона, направляемого поверхностью металла, при быстрой фото генерации носителей в нанесенном на эту поверхность тонком полупроводниковом слое. Обнаружен эффект периодической перекачки энергии от поверхностного плазмона к плазменным колебаниям в слое и обратно. Показано, что при малом замедлении поверхностного плазмона значительная часть его энергии после фотоионизации высвечивается в вакуум.

5. Построена двухмерная теория генерации терагерцового излучения при распространении мощных фемтосекуидных лазерных импульсов в газовой магнитоактивной плазме. Предсказаны и объяснены пространственно-временные биения поля излучения внутри черепковского конуса. Установлено сильное влияние поперечного размера лазерного импульса на энергию излучения (с единицы длины пробега импульса) и на спектрально-угловое распределение энергии излучения. Показано, что возрастание энергии излучения с уменьшением ширины оптического импульса происходит, в основном, за счет гармоник с малой групповой скоростью, затухающих вблизи области генерации и поэтому не представляющих практического интереса. Указан интервал оптимальных значений ширины пучка. Получена практически удобная формула для мощности терагерцового излучения в направлении распространения лазерного импульса. Сделанные на основе этой формулы оценки объясняют результаты предшествующих экспериментов.

1. Siegel P.H. Terahertz Technology // 1.EE Transactions on Microwave Theory and Techniques. 2002. V. 50. №. 3. P. 910-928.

2. Arnone D., Ciesla C., Pepper M. Terahertz imaging comes into view // Phys. World. 2000. №4. P. 35-40.

3. Zimdars D., Rudd J.V. Opening the THz window // Photon. Spectra. 2000. № 5. P.146.148.

4. Mittleman D.M., Jacobsen R.H., Nuss M.C. T-ray imaging // IEEE J. Select. Topics Quantum Electron. 1996. V. 2. P. 679-692.

5. Mittleman D.M., Gupta M., Neelainani R., Baraniuk R.G., Rudd J.V., Koch M. Reccnt advances in terahertz imaging // Appl. Phys. B. 1999. V. 68. № 6. P. 1085 1094.

6. Kutteruf M., Brown C., Iwaki L., Campbell M., Korter T.A., Heilweil E.J. Terahertzspectroscopy of short-chain polypeptides // Chem. Phys. Lett. 2003. V. 375. P. 337-343.

7. 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. V. 47. P. 3807-3814.

8. Brucherseifer M., Nagel M., Bolivar P.H., Kurz H., Bosserhoff A., Buttner R. Labelfree probing of the binding state of DNA by time-domain terahertz sensing // Appl. Phys. Lett. 2000. V. 77. 4049-4051.

9. Huber R., Tauser F., Brodschelm A.? Bichler M., Abstreiter G., Leitenstorfer A. Howmany-particle interactions develop after ultrafast excitation of an electron-hole plasma // k Nature. 2001. V. 414. P. 286-289.

10. Grischkowsky D., Keiding S., van Exter M., Fattinger C. Far-infrared time-domain spectroscopy with terahertz beams of dielectrics and semiconductors // J. Opt. Soc. Am. B. 1990. V. 7. № 10. P. 2006-2015.

11. Othonos A. Probing ultrafast carrier and phonon dynamics in semiconductors // J. Appl. Phys. 1998. V. 83. № 4. P. 1789-1830.

12. Hattori T., Arai S., Ohta K., Mochiduki A., Ookuma S., Tukamoto K., Rungsawang R. Ultrafast semiconductor spectroscopy using terahertz electromagnetic pulses //

13. Sciencc and Technology of Advanced Materials. 2005. V. 6. P. 649-655.

14. Tani M., Herrmann M., Sakai К. Generation and detection of terahertz pulsed radiation with photoconductive antennas and its application to imaging // Meas. Sci. and Tcchnol. 2002. V. 13. P. 1739-1745.

15. Loffler Т., Bauer Т., Siebert K.J., Roskos H.G., Fitzgerald A., Czasch S. Terahertz dark-field imaging of biomedical tissue // Opt. Express. 2001. V. 9. P. 616-621.

16. Zhang X.-C. Terahertz wave imaging: horizons and hurdles // Phys. Med. Biol. 2002. V. 47. P. 3667-3677.

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

18. Cole B.E., Williams J.B., King B.T., Sherwin M.S., Stanley C.R. Coherent manipulation of semiconductor quantum bits with terahertz radiation // Nature. 2001. V. 410. P.60-63.

19. Turchinovich D., Jepsen P.U., B. Monozon S., Koch M., Lahmann S., Rossow U., Hangleiter A. Ultrafast polarization dynamics in biased quantum wells under strong femtosecond optical excitation // Phys. Rev. B. Rapid Communications. 2003. V. 68. 241307.

20. Han P.Y., Clio G.C., Zhang X.C. Time-domain transillumination of biological tissues with terahertz pulses // Opt. Lett. 2000. V. 25. P. 242-244.

21. Fitzgerald A.J., Berry E., Zinovev N.N., Wlaker G.C., Smith M.A., Chamberlain J.M. An introduction to medical imaging with coherent terahertz freqttency radiation // Phys. Med. Biol. 2002. V. 47. P. R67.

22. Zandonella C. Terahertz imaging: T-ray specs // Nature. 2003. V. 424. P. 721.

23. Faist J., Capasso F., Sivco D.L., Sirtori C., Hutchinson A.L., Cho A.Y. Quantum cascade lasers // Science. 1994. V. 264. P. 553.

24. Морозов Ю.А., Нефедов И.С., Алешкин В.Я., Красникова И.В. Генератор терагерцового излучения, основанный на преобразовании частоты в двойномвертикальном резонаторе // Физика и техника полупроводников. 2005. Т. 39. Вып.1.С. 124-130.

25. Казаринов Р.Ф., Сурис Р.А. Физ. и. тех. полупроводников. 1971. Т. 5, С. 707.

26. Kohler R., Tredicucci A., Beltram F., Beere H.E., Linfield E.H., Davies A.G., Ritchie D.A., Iotti R.C., Rossi F. Terahertz semiconductor-heterostructure laser//Nature. 2002. V. 417. P. 156-159.

27. Beck M., Hofstetter D., Aellen Т., Faist J., Oesterle U., Ilegems M., Gini E., Melchior H. Continuous wave operation of a mid-infrared semiconductor laser at room temperature // Science. 2002. V. 295. P. 301-305.

28. Dobroiub A., Yamashita M., Ohshima Y. N., Morita Y., Otani C., Kawase K. Terahertz imaging system based on a backward-wave oscillator // Appl. Opt. 2004. V. 43. P. 5637-5646.

29. Горбунов Л.М. Гидродинамика плазмы в сильном высокочастотном поле // УФЫ. 1973. Т. 109. Вып. 4. С. 631-665.

30. Morris J.R., Shen Y.R. Theory of far-infrared generation by optical mixing // Phys. Rev. A. 1977. V. 15. №3. P. 1143-1156.

31. Rice A., Jin Y., Ma X.F., Zhang X.-C., Blis D., Larkin J., Alexander M. Terahertz optical rectification from <110> zinc-blend crystals // Appl. Phys. Lett. 1994. V. 64. №1.. P. 1324-1326.

32. Zhang X.-C., Darrow J.T., Ни B.B., Auston D.H. , Schmidi M.T., Tham P., Yang E.S. Optically induced electromagnetic radiation from semiconductor surface // Appl. Phys. Lett. 1990. V. 56. № 22. P. 2228-2230.

33. Man P.Y., Huang X.G., Zhang X.-C. Direct characterization of terahertz radiation from the dynamics of the semiconductor surface field // Appl. Phys. Lett. 2000. V. 77. № 18. P. 2864-2866.

34. Johnston M.B., Dowd A., Driver R., Linfield Е.И., Davies A.G., Whittaker D.M. Emission of collimated THz pulses from photo-excited semiconductors // Semiconductor Science and Technology. 2004. V. 19. P. S449-S451.

35. Wynne К., Carey J.J. An integrated description of terahertz generation through optical rectification, charge transfer, and current surge // Optics Communication. 2005. V. 256. P. 400-413.

36. Planken P.C.M., van Rijmenam C.E.W.M., Schouten R.N. Opto-electronic pulsed THz systems // Semicond. Sci. Technol. 2005. V. 20. P. S121-S127.

37. Loffler Т., Hahn Т., Thomson M., Jacob F., Roskos H. G. Large-area electro-optic ZnTe terahertz emitters // Optics Express. 2005. V. 13. № 14. P. 5353-5362.

38. Ахмеджанов P.A., Корытин А.И., Литвак А.Г., Сергеев A.M., Суворов Е.В. Генерация и регистрация сверхкоротких импульсов электромагнитного поля в терагерцовом диапазоне и их применение для спектроскопии. Радиофизика. 2005. Т. 48. № 10-11.С. 939-946.

39. Verghese S., Mcintosh К.A., Brown E.R. Highly tunable fiber coupled photomixers with coherent terahertz output power // IEEE Trans. Microwave Theory Tech. 1997. V. 45. P. 1301-1309.

40. Carrig T.J., Rodriguez G., Clement T.S., Taylor A.J. Scaling of terahertz radiation via optical rectification in electro-optic crystals // Appl. Phys. Lett. 1995. V. 66. P. 121123.

41. Koch M. Poled lithium niobate crystals enable multicycle THz pulse generation // Laser Focus World. 2005. №4. P. 67-72.

42. Wu Q., Zhang X.-C. Ultrafast electro-optic field sensors // Appl. Phys. Lett. 1996. V. 68. P. 1604-1606.

43. Jepsen P.U., Winnewisser C., Schall M., Schyja V., Keiding S.R., Helm H. Detection of THz pulses by phase retardation in lithium tantalite // Phys. Rev. E. 1996. V. 53. P. R3052-R3054.

44. Kubler C., Huber R„ Leitenstorfcr A. Ultrabroadband terahertz pulses: generation and field-resolved detection // Semiconductor Science and Technology. 2005. V. 20. № 7.P. S128-S133.

45. Cao H., Nahata A. Coherent detection of pulsed narrowband terahertz radiation И Appl. Phys. Lett. 2006. V. 88. 011101.

46. Ralph S.E., Grischkowsky D. TIIz spectroscopy and source characterization by optoelectronic interferometry // Appl. Phys. Lett. 1992. V. 60. P. 1070-1072.

47. Cai Y., Brener I., Lopata J., Wynn J., Pfeiffer L., Federici J. Design and performance of singular electric field terahertz photoconducting antennas // Appl. Phys. Lett. 1997. V. 71. № 15. P. 2076-2078.

48. Han P.Y., Zhang X.-C. Free-space coherent broadband terahertz time-domain spectroscopy//Meas. Sci. Technol. 2001. V. 12. P. 1747-1756.

49. Nemec H., Kadlec F., Kuzel P., Duvillaret L., Coutaz J.-L. Independent determination of the complex refractive index and wave impedance by time-domain terahertz spectroscopy // Opt. Comm. 2006. V. 260. P. 175-183.

50. Ни B.B., Zhang X.-C., Auston D.H., Smith P.R. Free-space radiation from electro-optic crystals //Appl. Phys. Lett. 1990. V. 56. № 6. P. 506-508.

51. Berger V., Sirtori C. Nonlinear phase matching in THz semiconductor waveguides // Semicond. Sci. Technol. 2004. V. 19. P. 964-970.

52. Cote D., Sipe J.E., van Driel II.M. Simple method for calculating the propagation of terahertz radiation in experimental geometries // J. Opt. Soc. Am. B. 2003. V. 20. № 6. P. 1374-1385.

53. Stepanov A.G., Hebling J., Kuhl J. THz generation via optical rectification with ultrashort laser pulse focused to a line //Appl. Phys. B. 2005. V. 81. P. 23-26.

54. Johnston M.B., Whittaker D.M., Dowd A., Davies A.G., Linfield E.H., Li X., Ritchie D.A. Generation of high-power terahertz pulses in a prism // Opt. Lett. 2002. V. 27. №21. P. 1935-1937.

55. Малевич B.JI. Монте-Карло моделирование эффекта Дембера в n-InAs при фемтосекундном лазерном возбуждении // Физика и техника полупроводников. 2006. Т. 40. Вып. 2. С. 160-165.

56. Han P.Y., Huang X.G., Zhang Х.-С. Direct characterization of terahertz radiation from the dynamics of the semiconductor surface field // 2000. V. 77. № 18. P. 28642866.

57. Johnston M.B., Whittaker D.M., Corchia A., Davies A.G., Linfield E.H. Simulation of terahertz generation at semiconductor surfaces // Phys. Rev. B. 2002. V. 65. 165301.

58. Heyman J.N., Neocleous P., Hebert D., Crowell P.A., Muller Т., Unterrainer К. Terahertz emission from GaAs and InAs in a magnetic field // Phys. Rev. B. 2001. V. 64. 085202.

59. Corchia A., McLaughlin R., Johnston M.B., Whittaker D.M., Arnone D.D., Linfield E.H., Davies A.G., Pepper M. Effects of magnetic field and optical fluence on terahertz emission in gallium arsenide // Phys. Rev. B. 2001. V. 64. 205204

60. Kadlec F., Kuzel P., Coutaz J.-L. Study of terahertz radiation generated by optical rectification on thin gold films // Optics Letters. 2005. V. 30. № 11. P. 1402-1404.

61. Zhang X.-C., Hu B.B., Darrow J.T., Auston D.H. Generation of femtosecond electromagnetic pulses from semiconductor surface // Appl. Phys. Lett. 1990. V. 56. № 11.P. 1011-1013.

62. Auston D.H. Subpicosecond electro-optic shock waves // Appl. Phys. Lett. 1983. V. 43. P. 713-715.

63. Аскарьяи Г.А. Воздействие градиента поля интенсивного электромагнитного луча на электроны и атомы // ЖЭТФ. 1962. 42. №6. С. 1567-1570.

64. Kleinman D.A., Auston D.H. Theory of electrooptics shock radiation in nonlinear optical media // IEEE Journal of Quantum Electronics. 1984. V. 20. № 8. P. 964-970.

65. Auston D.H., Cheung K.P., Valdmanis J.A., Kleinman D.A. Cherenkov radiation from femtosecond optical pulse in electro-optic media // Phys. Rev. Lett. 1984. V. 53. № 16. P. 1555-1558.

66. Xu L., Zhang X.-C., Auston D.H. Terahertz beam generation by femtosecond optical pulses in electro-optic materials // Appl. Phys. Lett. 1992. V. 61. № 15. P. 1784-1786.

67. Nagai M., Tanaka K., Ohtake H., Bessho T., Sugiura T. Generation and detection of terahertz radiation by electro-optical process in GaAs using 1.56 pm fiber laser pulses // Appl. Phys. Lett. 2004. V. 85. № 18. P. 3974-3976.

68. Huber R., Brodschelm A., Tauser F., Leitenstorfer A. Generation and field-resolved detection of femtosecond electromagnetic pulses tunable up to 41 THz // Appl. Phys. Lett. 2000. V. 76. P. 3191.

69. Tanabe T., Suto K. Nishizawa J., Sasaki T. Characteristics of terahertz-wave.generation from GaSe crystals // J. Phys. D: Appl. Phys. 2004. V. 37. P. 155-158.

70. Wahlstrand J.K., Merlin R. Cherenkov radiation emitted by ultrafast laser pulses and the generation of coherent polaritons // Phys. Rev. B. 2003. V. 68.054301.

71. Stevens T.E., Wahlstrand J.K., Kuhl J., Merlin R. Cherenkov radiation at speeds below the light threshold: phonon-assisted phase matching // Science. 2001. V. 291. P. 627-630.

72. Kadlec F., Nemec H., Kuzel P. Optical two-photon absorption in GaAs measured by optical-pump terahertz-probe spectroscopy // Phys. Rev. B . 2004. V. 70. 125205.

73. Schall M., Jepsen P.U. Above-band-gap two-photon absorption and its influence on ultrafast carrier dynamics in ZnTe and CdTe // Appl. Phys. Lett. 2002. V. 80. № 25. P. 4771-4773.

74. Qin Y.-Q, Guo H.-C., Tang S.-H. Theoretic considerations for multi-mode terahertz generation in multi-periodically poled dielectric material // J. Phys.: Condens. Matter. 2006. V. 18. P. 1613-1618.

75. Lee Y.-S., Meade T., DeCamp M., Norris T. B., Galvanauskas A. Temperature dependence of narrow-band terahertz generation from periodically poled lithium niobate // Appl. Phys. Lett. 2000. V. 77. № 9. 1244-1246.

76. Vodopyanov K.L. Optical generation of narrow-band terahertz packets in periodically-inverted electro-optic crystals: conversion efficiency and optimal laser pulse format // Opt. Express. 2006. V. 14. № 6. P. 2263-2276.

77. Kozma I.Z., Almasi G., Hebling J. Geometrical optical modeling of femtosecond setups having angular dispersion // Appl. Phys. B. 2003. V. 76. P. 257-261.

78. Akturk S., Gu X., Zeek E., Trebino R. Pulse-front tilt caused by spatial temporal chirp // Optics Express. 2004. V. 12. № 19. P. 4399-4410.

79. Hebling J., Kozma I.Z., Kuhl J. Velocity matching by pulse front tilting for large-area THz-pulse generation // Optics Express. 2002. V. 10. № 21. P.l 161-1166.

80. 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 fronts //Appl. Phys. Lett. 2003. V. 83. № 15. P. 3000-3002.

81. Hebling J., Stepanov A.G., Almasi G., Bartall B., Kuhl J. Tunable THz pulse generation by optical rectification of ultrashort laser pulses with tilted pulse fronts // Appl. Phys. B. 2004. V. 78. P. 593-599.

82. Stepanov A.G.,.Kuhl J, Kozma I.Z., Riedle E., Almasi G., Hebling J. Scaling up the energy of THz pulses created by optical rectification // Opt. Express. 2005. V. 13. P. 5762-5768.

83. Zhang X.-C., Jin Y., Yang K., Schowalter L.J. Resonant nonlinear susceptibility near GaAs band gap // Phys. Rev. Lett. 1992. V. 69. № 15. P. 2303-2306.

84. Chuang S.L., Schmitt-Rink S., Greene B.I., Saeta P.N., Levi A.F.J. Optical rectification at semiconductor surface // Phys. Rev. Lett. 1992. V. 68. P. 102-105.

85. Leitenstorfer A., Hunsche S., Shah J., Nuss M.C., Knox W.H. Femtosecond charge transport in polar semiconductors // Phys. Rev. Lett. 1999. V. 82. № 25. 5140-5143.

86. Reid M., Cravetchi I. V., Fedosejevs R. Terahertz radiation and second-harmonic generation from InAs: Bulk versus surface electric-field-induced contributions // Phys. Rev. B. 2005. V. 72.035201.

87. Gregory I.S., Baker C., Tribe W.R., Bradley I.V., Evans M.J., Linfield E.H., Davies A.G., Missous M. Optimization of photomixers and antennas for continuous-wave terahertz emission // IEEE Journal of Quantum Electronics. 2005. V. 41. № 5. P. 717728.

88. Darrow J.T., Zhang X.-C., Auston D.H. Morse J.D. Saturation properties of large-aperture photoconducting antennas // IEEE Journal of Quantum Electronics. 1992. V. 28. №6. P. 1607-1616.

89. Auston D.H. Picosecond optoelectronic switching and gating in silicon // Appl. Phys. Lett. 1975. V. 26. № 3. P. 101-103.

90. You D., Jones R.R., Bueksbaum P.H., Dykaar D.R. Generation of high-power subsingle-cycle 500-fs electromagnetic pulses // Opt. Lett. 1993. V. 18. P. 290-292.

91. Reimann К., Smith R. P., Weiner A. M., Elsaesser Т., Woerner M. Direct field-resolved detection of terahertz transients with amplitudes of megavolts per centimeter // Opt. Lett. 2003. M. 28. P. 471-473.

92. Поверхностные поляритоны / Под ред. В.М. Аграновича, Д.Л. Миллса. М.: Наука, 1985. 525 с.

93. Liedberg В., Nylander С., Lundstrom I. // Biosens. Bioelectron. 1995. V.10. №8. i.

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

95. Saxler J., Gomez Rivas J., Janke C., Pellemans H.P.M., Haring Bolyvar P., Kurz H. Time-domain measurements of surface plasmon polaritons in the terahertz frequency range // Phys. Rev. B. 2004. V. 69. 155427.

96. O'Hara J.F., Averitt R.D., Taylor A.J. Prism coupling to terahertz surface plasmon polaritons // Opt. Express. 05. V. 13. № 16. P. 6117-6126.

97. Agranovich V.M., Mal'shukov A.G. Surface polariton spectra if the resonance with the transition layer exists // Opt. Commun. 1974. V. 11. P. 169-171.

98. Yakovlev Y.A., Nazin V.G., Zhizhin G.N. Surface polariton splitting due to thin surface film LO vibrations // Opt. Commun. 1975. V. 15. P. 293-295.

99. Lopez-Rios Т., Abele's F., Vuye G. Splitting of the Al surface plasmon dispersion curves by Ag surface layers // J. Phys. (Paris) 1978. V. 39. P. 645-650.

100. Pockrand I., Brillante A., Möbius D.Exciton-surface plasmon coupling: an experimental investigation // J. Chem. Phys. 1982. V. 77. P. 6289-6295.

101. Agranovich V.M., Kravtsov V.E., Leskova T.A. Thin film on metal: resonance, effects in light diffraction at the edge // Solid State Commun. 1981. V. 40. P. 687-692. .

102. Hamster H., Sullivan A., Gordon W., White W., Falcone R.W. Subpicosecond, electromagnetic pulse from intense laser-plasma interaction // Phys. Rev. Lett. 1993. V. 71. № 17. P. 2725-2728.

103. Голубев C.B., Суворов E.B., Шалашов А.Г. О возможности генерации терагерцового излучения при оптическом пробое плотного газа // Письма в ЖЭТФ. 2004. Т. 79. Вып. 8. С. 443-447.

104. Tajima Т., Dawson J.M. Laser Electron Accelerator // Phys. Rev. Lett. 1979. V. 43. P. 267-270.

105. Горбунов Л.М., Кирсанов В.И. Возбуждение плазменных волн пакетом электромагнитного излучения //ЖЭТФ. 1987. Т. 93. С. 509-518.

106. Bingham R., Mendon?a J.T., Shukla Р.К. Plasma based charged-particle accelerators //Plasma Phys. Control. Fusion. 2004. V.46. P. R1-R23.

107. Cao L.-H., Yu W., Xu H., Zheng C.-Y., Liu Z.-J., Li В., Bogaerts A. Terahertz radiation from oscillating electrons in laser-induced wake fields // Phys. Rev. E. 2004. V. 70. 046408.

108. Sheng Z.-M., Wu H.-C., Li K., Zhang J. Terahertz radiation from the vacuum-plasma interface driven by ultrashort intense laser pulses // Phys. Rev. E. 2004. V. 69. 025401.

109. Sheng Z.-M., Mima K., Zhang J., Sanuki H. Emission of Electromagnetic Pulses from LaserWakefields through Linear Mode Conversion // Phys. Rev. Lett. 2005. V. 94. 095003.

110. Yoshii J., Lai C.H., Katsouleas Т., Joshi C., Mori W.B. Radiation from Cerenkov wakes in a magnetized plasma // Phys. Rev. Lett. 1997. V. 79. № 21. P. 4194-4197.

111. Spence N., Katsouleas Т., Muggli P., Mori W.B., Hemker R. Simulations of Cerenkov wake radiation sources // Physics of Plasmas. 2001. V. 8. № 11. P. 4995-5005.

112. Yugami N., Iiigashiguchi Т., Gao H., Sakai S., Takahashi K., Ito H., Nishida Y., T. Katsouleas Experimental observation of radiation from Cherenkov wakes in a magnetized plasma // Phys. Rev. Lett. 2002. V. 89. № 6. 065003.

113. Dorranian D., Starodubtsev M., Kawakami H., Ito H., Yugami N., Nishida Y. Radiation from high-intensity ultrashort-laser-pulse and gas-jet magnetized plasma interaction // Phys. Rev. E. 2003. V. 68. 026409.

114. Корытин А.И., Царев M.B., частное сообщение

115. Chen Q., Tani M., Zhiping Jiang, and Zhang X.-C. Electro-optic transceivers for terahertz-wave application // J. Opt. Soc. Am. B. 2001. V. 18. № 6. P. 823-831.

116. Wang K., Mittleman D.M. Metal wires for terahertz wave guiding // Nature (London). 2004. V. 432. P. 376-379.

117. Bakunov M.I., Zhukov S.N. Conversion of a surface electromagnetic wave at the boundary of a time-varying plasma // Plasma Phys. Rep. 1996. V. 22. P. 649-658.

118. Bakunov M.I., Maslov A.V. Transient input of an electromagnetic wave into an open waveguide coated with nonstationary plasma film // J. Appl. Phys.1998. V. 83. P. 3885-3891.

119. Steinmann W. Optical plasma resonances in solids // Phys. Status. Solidi. 1968. V. 28. P. 437-462.

120. Mori W.B., Joshi C., Dawson J.M. A Plasma Wave Accelerator-Surfatron II // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1983. V.30. P.3244.

121. Александров А.Ф., Богданкевич JI.С., Рухадзе А.А. Основы электродинамики плазмы. М.: Высш. шк., 1998. 424 с.

122. Франк И.М. Излучение Вавилова-Черенкова. Вопросы теории. М.: Наука. Гл. ред. физ.-мат. лит., 1988. 288 с.

123. СПИСОК РАБОТ ПО ДИССЕРТАЦИИ

124. Al. Bakunov M.I., Maslov A.V., Bodrov S.B. Splitting and radiation of a surface plasmon by resonant ionization in a thin semiconductor coating // Journal of the Optical Society of America B. 2001. V. 18. №8. P. 1180-1188.

125. A2. Bakunov M.I., Bodrov S.B., Maslov A.V., Sergeev A.M. Two-dimensional theory of Cherenkov radiation from short laser pulses in a magnetized plasma // Physical Review E. 2004. V. 70, 016401.

126. A3. Bakunov M.I., Maslov A.V., Bodrov S.B. Phase-matched generation of terahertz surface wave by a subluminous optical strip // Journal of Applied Physics. 2005. V.98. 033101.

127. A4. Bakunov M.I., Maslov A.V., Bodrov S.B. Cherenkov radiation of terahertz surface plasmon-polaritons from a superluminal optical spot // Physical Review B. 2005. V.72. 195336.

128. A5. Bakunov M.I., Maslov A.V., Bodrov S.B. Optical-to-terahertz conversion for plasmon-polariton surface spectroscopy // Optics&Photonics News, special issue "Optics in 2005". 2005. V. 16. P. 29.

129. A8. Bakunov M.I., Maslov A.V., Bodrov S.B., Sergeev A.M. Theory of high intensity THz-field generation from Cherenkov wakes excited by a short laser pulse in a magnetized plasma // Conference on Lasers and Electro-Optics / International

130. Quantum Electronics Conference (CLEO/IQEC-2004), San Francisco, USA, May 16-21,2004. P. 71.

131. AH.Bakunov M.I., Maslov A.V., Bodrov S.B. Generation of terahertz surface waves with optical spots moving along semiconductor surfaces // Technical Digest of the Russian-German Laser Symposium, Nizhny Novgorod, Russia, October 1-4,2005. P. 23-24.

132. A15.Bakunov M.I., Maslov A.V., Bodrov S.B. Phase-matched optical-to-terahertz conversion via excitation of a surface plasmon polarioton // Technical program "Photonics west", San Jose, California USA, 21-26 January, 2006. P. 174.