引言:光源的亮度決定了它對(duì)科學(xué)中非線性現(xiàn)象的適用性。明亮的低頻太赫茲(<5 THz)輻射局限于衍射限制的光斑尺寸是一個(gè)障礙，因?yàn)樘掌?/span>(<5 THz)脈沖的帶寬和波長(zhǎng)很長(zhǎng)，而且缺乏太赫茲波前校正器。在這里，我們使用一個(gè)現(xiàn)代技術(shù)系統(tǒng)，我們采用了一個(gè)帶有聚焦優(yōu)化的波前操作概念，從而在物理極限下對(duì)太赫茲能量進(jìn)行時(shí)空限制，使其達(dá)到波長(zhǎng)立方的最小的三維出射體積。我們的方案依賴于找到泵浦波前曲率和產(chǎn)生后光束發(fā)散的最佳設(shè)置。這導(dǎo)致了極其明亮的PW m^-2級(jí)THz輻射，峰值場(chǎng)高達(dá)8.3GV m^-1和27.7 T，遠(yuǎn)超其他系統(tǒng)。所提出的結(jié)果預(yù)期將有很大的影響對(duì)于非線性太赫茲在不同科學(xué)學(xué)科的應(yīng)用。

亮度定義了光源通過(guò)驅(qū)動(dòng)物質(zhì)脫離平衡狀態(tài)與物質(zhì)進(jìn)行非線性相互作用的能力。定性地說(shuō)，亮度揭示了在給定頻率下按P/λ²以實(shí)心角度集中的功率，其中P和λ為總功率和波長(zhǎng)。瑞利標(biāo)準(zhǔn)定義了一個(gè)光源亮度的基本極限，因?yàn)樗鼘⒆钚】蛇_(dá)到的光斑大小與給定的λ相關(guān)聯(lián)，稱為衍射極限。為了在實(shí)驗(yàn)上接近這一極限，需要一個(gè)良好的光源光束質(zhì)量和精心設(shè)計(jì)的光束成像光學(xué)器件。在激光物理學(xué)中，質(zhì)量因子M²通常用來(lái)描述理想衍射限制情況下單色輻射的光束質(zhì)量下降的程度。在近紅外波段，即使是成熟的激光技術(shù)，也很難實(shí)現(xiàn)高質(zhì)量的超遠(yuǎn)波段輻射束(M²≈1)。

在太赫茲頻率(0.1 – 10 THz)下，光束質(zhì)量和亮度是幾個(gè)特殊的障礙。首先，太赫茲產(chǎn)生效率和產(chǎn)生的脈沖能量較低。第二，對(duì)于太赫茲而言，高亮度的輻射從本質(zhì)上來(lái)說(shuō)比短波長(zhǎng)的輻射更難達(dá)到。例如，對(duì)于給定的功率，1太赫茲的單周期激光脈沖的最大亮度比利用1/λ²依賴性的典型近紅外頻率(300 THz)的等效亮度低5個(gè)數(shù)量級(jí)。最后，多倍頻程跨太赫茲脈沖的光束成像和聚焦比其他波長(zhǎng)范圍的光束成像和聚焦要差一些。

最近，強(qiáng)THz源向≈0.1GVm^-1場(chǎng)強(qiáng)度的發(fā)展使得第一次觀測(cè)到非線性輕物質(zhì)相互作用、絕緣體-金屬過(guò)渡的感應(yīng)和DNA損傷的原因。然而，從超快域切換到粒子加速，THz的大量應(yīng)用需要亮度的巨大飛躍來(lái)匹配理論預(yù)測(cè)的幾個(gè)GVm^-1量級(jí)的場(chǎng)強(qiáng)需求。強(qiáng)太赫茲輻射主要是由電子加速器和激光系統(tǒng)產(chǎn)生的。雖然前者在強(qiáng)度方面處于領(lǐng)xian地位，但激光器的可用性和多功能性在時(shí)間分辨的太赫茲高場(chǎng)科學(xué)中占主導(dǎo)地位。強(qiáng)太赫茲脈沖技術(shù)，利用飛秒激光脈沖放大，是基于激光驅(qū)動(dòng)離子加速運(yùn)動(dòng)，空氣等離子體的出射和無(wú)機(jī)材料光學(xué)整流(例如, LiNbO3)和有機(jī)非線性晶體(例如, OH1, DAST，DSTMS)。到目前為止，這些系統(tǒng)的峰值場(chǎng)均被限制在0.12-0.5GVm^-1。此前也報(bào)道了由差頻產(chǎn)生的峰值電場(chǎng)為10.8GVm^-1。然而，在這種強(qiáng)度下，載頻為30 THz，這超出了通常與太赫茲頻率有關(guān)的范圍(0.1-10 THz)?；诰o湊的激光的LiNbO3 THz源提供了目前最大的脈沖能量(125 μJ)，但它要一個(gè)具有復(fù)雜的脈沖前傾斜的非共線泵浦配置來(lái)實(shí)現(xiàn)相位匹配。使用LiNbO3所報(bào)告的最大磁場(chǎng)僅在較低的脈沖能量(3 μJ)下被證明。通過(guò)這種非共線抽運(yùn)方案，這是太赫茲光束質(zhì)量縮短的直接結(jié)果，使得有限衍射聚焦成為一個(gè)難題。當(dāng)共線泵浦的太赫茲脈沖前緣未被開(kāi)啟時(shí)，期望從共線泵浦的太赫茲方案中得到更亮的輻射，期望其強(qiáng)度分布與泵浦的分布相似。

在這份文章中,使用傳統(tǒng)和共線太赫茲生成方案適用的基于光學(xué)整流，高效有機(jī)晶體DSTMS、OH1，我們提出一個(gè)概念基于泵浦脈沖散度控制的太赫茲波前和影像工程達(dá)到的終ji限制的太赫茲脈沖λ³體積。這一過(guò)程伴隨著太赫茲強(qiáng)度的顯著上升。我們觀察到光束在這個(gè)所謂的λ立方區(qū)域中傳播，從而顯著地改變了焦點(diǎn)中沿傳播軸的時(shí)間和光譜特性。

對(duì)于我們的THz光源，我們使用一個(gè)脈沖持續(xù)時(shí)間為65 fs的光學(xué)參量放大器(OPA)系統(tǒng)，在1.5μm和1.35 μm波長(zhǎng)下泵浦小型有機(jī)晶體DSTMS和OH1(詳見(jiàn)方法)。在該方案中，在THz發(fā)射有機(jī)晶體位置泵浦通量保持恒定，采用全反射式望遠(yuǎn)鏡組件調(diào)整泵浦光束的球面波前曲率。有機(jī)晶體很好地適合于太赫茲為他們提供相位匹配太赫茲在1-5 THz范圍(沒(méi)有無(wú)機(jī)晶體被證明高效的)，一個(gè)非常高的二階非線性光學(xué)敏感性和240 pmV^-1和高損傷閾值(見(jiàn)方法部分更多的細(xì)節(jié))。

圖1

結(jié)果

太赫茲表征

雖然有效的太赫茲能量提取有機(jī)晶體曾被報(bào)道過(guò),目前工作的推進(jìn)是引入一個(gè)有效方案提高太赫茲波前和梁剖面控制和改進(jìn)的太赫茲光束傳輸?shù)亩啾额l程跨越太赫茲輻射,相差補(bǔ)償?shù)膩?lái)源來(lái)自于源和太赫茲成像光學(xué)。圖1a,b顯示了光泵和在DSTMS晶體后產(chǎn)生的THz的空間輪廓。泵浦的空間分布直接反映在發(fā)射的太赫茲中。我們的單晶THz源模擬了幾種不規(guī)則形狀和大小的發(fā)射器。這是典型不規(guī)則薄有機(jī)晶體和光泵強(qiáng)非均勻性的直接結(jié)果(圖1a，請(qǐng)注意，非均勻的強(qiáng)度分布是高能OPAs的相當(dāng)?shù)湫?/span>)?？臻g泵浦不規(guī)則性在太赫茲空間分布中更為明顯，這是因?yàn)樘掌潖?qiáng)度隨泵浦強(qiáng)度的平方而變化，如圖1b所示。目前，還沒(méi)有現(xiàn)成的太赫茲波前校正器，也沒(méi)有直接測(cè)量太赫茲波前的方法。在優(yōu)化方案中，我們利用了在一階中波前和散度是相關(guān)的這一事實(shí)。從產(chǎn)生晶體在一定距離z，波前的曲率半徑是由z[1+(ω/(θz))²), ω和θ分別是光斑大小和散度,而高斯光束發(fā)散度是由θ= λ/πω定義的，λ是波長(zhǎng)。雖然點(diǎn)源太赫茲發(fā)射極呈現(xiàn)出球形波前(即強(qiáng)發(fā)散)，但大面積發(fā)射極提供接近平面的波前(弱發(fā)散)。理想情況下，為了最緊密的聚焦，一個(gè)目標(biāo)是平面的，頻率無(wú)關(guān)的太赫茲波前正好在最終聚焦鏡上。然而，由于泵浦強(qiáng)度的不規(guī)則分布和局部晶體的均勻性，這里研究的太赫茲源模擬了幾個(gè)發(fā)射區(qū)的疊加，體現(xiàn)了具有不同散度的非均勻強(qiáng)度分布和光束傳播特性。如圖1b所示，在有機(jī)晶體后，太赫茲光束強(qiáng)度的變化類似于不同尺寸、形狀和散度的模的傳播，這導(dǎo)致在傳播過(guò)程中，太赫茲光束的分布發(fā)生變化。在遠(yuǎn)離源的地方，較小的發(fā)射點(diǎn)的高頻不規(guī)則性被較大的散度沖刷掉，從而形成更有規(guī)則的強(qiáng)度形狀。上述定性圖片是通過(guò)測(cè)量不同大小發(fā)射區(qū)的太赫茲的散度來(lái)支持的(ω₀=0.35、1.05和1.75毫米) ，在中心頻率為2THz的情況下，計(jì)算出的散度與根據(jù)泵斑尺寸計(jì)算出的散度有很好的一致性。然而，由于散度角取決于給定光斑大小的太赫茲頻率，散度的光譜依賴性給凈強(qiáng)度剖面增加了額外的變化。由于這些復(fù)雜的光束特性，準(zhǔn)確聚焦于所有頻率(即超過(guò)7個(gè)倍頻程)發(fā)射的λ立方體積通過(guò)我們的源需要一個(gè)迭代優(yōu)化程序的散度和源位置以及優(yōu)化最終聚焦階段。有關(guān)長(zhǎng)波長(zhǎng)太赫茲頻率和多倍頻程跨越頻率內(nèi)容構(gòu)成了額外的障礙，因?yàn)榇罂讖焦鈱W(xué)是必需的。因此，在所有頻率下限制這樣的太赫茲束的太赫茲能量是一個(gè)巨大的挑戰(zhàn)。

波前校正和聚焦

原則上，一個(gè)平面波前可以通過(guò)放置聚焦光學(xué)遠(yuǎn)離發(fā)射器來(lái)實(shí)現(xiàn)。然而，這將導(dǎo)致有限聚焦光學(xué)上的太赫茲能量的顯著損失，并伴隨著空間濾波引起的像差。因此，我們采用上文討論的散度控制波前處理方法，直接對(duì)發(fā)射體的太赫茲波前進(jìn)行校正。如圖1d所示，光泵波前彎曲導(dǎo)致產(chǎn)生的太赫茲波前彎曲。對(duì)于特定的頻率和單發(fā)射光斑大小，有一個(gè)最佳的彎曲值來(lái)補(bǔ)償發(fā)射的太赫茲光束的自然散度，從而在聚焦系統(tǒng)的輸入處形成準(zhǔn)直的太赫茲光束。該方法與THz光束的快速擴(kuò)展相結(jié)合，以消除高頻強(qiáng)度調(diào)制。我們使用低f數(shù)光學(xué)(使用1:4望遠(yuǎn)鏡，基于100和200直徑的離軸拋物面鏡)來(lái)減少不可避免的像差在未校正的光譜成分。然而，由于超寬的光譜和在光源處存在多個(gè)不同散度的發(fā)射源，只能通過(guò)實(shí)驗(yàn)找到最佳可實(shí)現(xiàn)焦點(diǎn)尺寸的折衷方案。

為了達(dá)到λ³出射，系統(tǒng)地調(diào)整了泵浦光的波前曲率和太赫茲產(chǎn)生平面(晶體位置)，以優(yōu)化太赫茲峰場(chǎng)和光斑尺寸。這種令人驚訝的簡(jiǎn)單方法是用來(lái)達(dá)到物理極限的太赫茲聚焦后，幾次迭代，這導(dǎo)致了極大的增加的太赫茲亮度和強(qiáng)度。為了證明我們的方法的先進(jìn)性，我們比較了優(yōu)化系統(tǒng)之前(圖1e)和之后(圖1f)的太赫茲光斑大小。光斑的大小是之前使用非lambda立方聚焦方案的四倍。值得一提的是，泵浦波前校正不僅補(bǔ)償了THz光束的散度，還補(bǔ)償了后續(xù)聚焦系統(tǒng)的低階波前像差。

圖2 (a)由DSTMS(藍(lán)色)和OH1(紅色并隨時(shí)間變化)產(chǎn)生的太赫茲脈沖的時(shí)間剖面。黑色曲線顯示了使用3 THz低通濾波器去除高頻調(diào)制后對(duì)應(yīng)的OH1時(shí)間剖面。綠色曲線顯示了無(wú)探針孔聚焦鏡估計(jì)的太赫茲分布。兩種晶體的峰值場(chǎng)分別達(dá)到8.3GVm^-1 (27.7 T)和6.2GVm^-1 (20.7 T)

輸出脈沖特性

通過(guò)空氣偏置相干探測(cè)(ABCD)獲取焦腰中產(chǎn)生的脈沖的時(shí)間軌跡，如圖2a所示。峰值場(chǎng)分別為8.3GVm^-1 (27.7 T)和6.2GVm^-1 (20.7 T)。通過(guò)測(cè)量太赫茲脈沖能量、光斑大小和電場(chǎng)的時(shí)間演化，以模型無(wú)關(guān)的方式獲得了絕對(duì)電場(chǎng)強(qiáng)度。在這里提出的lambda立方的情況下，我們觀察到測(cè)量的單周載流子振蕩速度比之前報(bào)道的相同的DSTMS(具有相似的泵浦脈沖持續(xù)時(shí)間和晶體厚度)更快。此外，我們?cè)?/span>OH1的時(shí)間軌跡中觀察到高頻振幅調(diào)制。這些觀測(cè)結(jié)果是在衍射極限下，束腰高頻THz分量占光束質(zhì)量改善和聚焦緊密主導(dǎo)地位的方案。如我們?cè)诜椒ú糠炙?，即使使用電光采?/span>(EOS)檢測(cè)也可以觀察到這些高頻特征。圖2b給出了THz發(fā)射在0.1到12 THz之間的光譜振幅。關(guān)于光譜特征的更多細(xì)節(jié)在方法部分給出。我們使用非制冷的熱釋電陣列探測(cè)器(NEC公司，23.5 μm像素大小)測(cè)量了THz光斑大小(圖2c,d)。優(yōu)化波前和聚焦后，與DSTMS和OH1相比，1/e²處的平均半徑距離分別為70和59 μm。當(dāng)我們使用一個(gè)帶孔的離軸鏡(通過(guò)探頭光束)時(shí)，光斑尺寸略大(93，和70μm)，如圖2e,f所示。考慮到這些晶體的光譜，所測(cè)得的光斑尺寸非常小。由于波前控制，使用相同的晶體DSTMS和相似的輸入束尺寸，THz光斑的尺寸比之前報(bào)告的(300 μm)小了四倍多。這種緊密聚焦使太赫茲峰值強(qiáng)度提高了一個(gè)數(shù)量級(jí)以上。

圖3

圍繞焦點(diǎn)的時(shí)差和光譜調(diào)制

在lambda立方聚焦中，當(dāng)瑞利長(zhǎng)度最小化時(shí)，THz的時(shí)間和光譜形狀預(yù)計(jì)將在腰部迅速改變。在圖3a和b中，我們分別展示了DSTMS和OH1在聚焦位置(z=z₀)周圍傳播(z)方向重建的THz時(shí)間剖面的時(shí)域圖。說(shuō)明了π穿過(guò)(z-z₀) >>|z_R|的古依相移，z_R為瑞利長(zhǎng)度。圖3c,d為|z|>0在(z-z₀)= mm處的場(chǎng)時(shí)差演化和場(chǎng)強(qiáng)的快速衰減。腰部的光譜演變(圖3e-h)顯示，當(dāng)我們接近焦點(diǎn)位置時(shí)，中心頻率向更高頻率強(qiáng)烈移動(dòng)。這是λ³聚焦方案的直接結(jié)果，其中光斑大小ω₀對(duì)THz波長(zhǎng)的線性依賴性非常明顯，因?yàn)榈皖l率的λ³體積更大。這些結(jié)果對(duì)比了最近關(guān)于太赫茲聚焦于(松散的)非-λ³條件的報(bào)告。在后一種情況下，實(shí)驗(yàn)發(fā)現(xiàn)在焦點(diǎn)周圍的光譜變得更寬，而中心沒(méi)有移動(dòng)。

圖4

光束質(zhì)量和衍射限制聚焦

評(píng)價(jià)光束質(zhì)量參數(shù)M²需要圍繞焦點(diǎn)的三維光束輪廓。由于太赫茲輻射覆蓋了幾個(gè)倍頻程，頻譜被添加為第四維。我們用EOS探測(cè)方法對(duì)光束沿焦點(diǎn)的傳播方向進(jìn)行了時(shí)域光譜分析。然后，我們通過(guò)相應(yīng)的軸向光束強(qiáng)度的降低來(lái)評(píng)估z_R(圖4a)。由此，我們得到光斑大小(圖4b)和有效數(shù)值孔徑(NA;圖4 c)。該技術(shù)不考慮探測(cè)器的影響，采用高度對(duì)稱的高斯光束。在我們的例子中，它高估了z_R，因?yàn)檎w的大探頭尺寸幾乎是沿著掃描光束腰平行的。我們實(shí)驗(yàn)估計(jì)的有效NA與假設(shè)一個(gè)高質(zhì)量的衍射限制(M²=1)束計(jì)算的NA相比對(duì)。良好的匹配表明，我們的光束有M²≈1，但與頻率有輕微的關(guān)系，這是由最小但不可避免的散度以及光泵浦和產(chǎn)生晶體的缺陷造成的。

圖 5 光斑尺寸和場(chǎng)強(qiáng)度表征:對(duì)于不同的截止頻率THz (a) DSTMS (b) OH1 (2,3,6,9,18} THz)，聚焦處的歸一化THz點(diǎn)顯示出來(lái)。(c)在不同的截止頻率下，從a和b中提取的THz光斑尺寸為全寬-半最大值。紅色和藍(lán)色分別為DSTMS和OH1。點(diǎn)和交叉標(biāo)記表示x和y方向。DSTMS(紅色)和OH1(藍(lán)色)對(duì)應(yīng)的能量。(e) THz峰電場(chǎng)。(f)測(cè)得的峰通量和峰強(qiáng)度。在e中，綠色星號(hào)表示的估計(jì)場(chǎng)時(shí)，聚焦鏡沒(méi)有探針孔被使用。除此之外，所有的測(cè)量都是用一個(gè)帶洞的聚焦鏡進(jìn)行的。

討論

在lambda立方聚焦方案中，聚焦體積強(qiáng)烈依賴于THz頻率。圖5說(shuō)明了聚焦強(qiáng)度的這個(gè)lambda立方依賴性。采用一組低通濾波器(LPFs)來(lái)測(cè)量光斑尺寸隨頻率的變化。正如預(yù)期的那樣，對(duì)于較高的太赫茲組分，光斑尺寸會(huì)單調(diào)地減小。這是緊密聚焦的結(jié)果，高頻分量的強(qiáng)度顯著上升，而低頻分量對(duì)整體成像光斑大小的貢獻(xiàn)占主導(dǎo)地位。雖然這兩種晶體在輻射<2 THz方面表現(xiàn)出相似的趨勢(shì)，但其隨頻率的變化有很大的不同(圖5a,b)。在DSTMS情況下，ω₀在3和6 THz的分界線處顯著下降，然后進(jìn)行簡(jiǎn)單的更改，以進(jìn)一步增加截止頻率。這意味著大部分能量集中在低頻(圖5c)，這與圖2所示的ABCD測(cè)量值一致。相比之下，OH1的能量分布更為廣泛，特別是在6-9THz范圍內(nèi)。我們使用校準(zhǔn)過(guò)的高萊盒(在我們的光譜范圍內(nèi)幾乎具有頻率無(wú)關(guān)的響應(yīng))測(cè)量了相應(yīng)的能量。圖5d很好地說(shuō)明了上述預(yù)測(cè)的能量隨頻率的增加速率。在泵浦能量為3.8mJ和3.5mJ的情況下，DSTMS的總能量為109 μJ，OH1的總能量為76μJ(無(wú)空鏡損耗)。轉(zhuǎn)換效率分別為2.86%和2.14%。由于ABCD探測(cè)所需的孔洞尺寸較大，所以在多孔鏡上的能量損失約為30%。

我們測(cè)量了DSTMS和OH1的峰值電場(chǎng)分別為5.4GVm^-1 (17.8 T)和4.4GVm^-1(14.7 T)(圖4e)。這些數(shù)值是在小孔徑有機(jī)晶體中得到的，而在大孔徑DSTMS中得到的數(shù)值是0.5GVm^-1。圖4e為使用不同截止頻率的LPF所得到的峰值場(chǎng)。高頻元件對(duì)應(yīng)于短脈沖持續(xù)時(shí)間，在我們的案例中，也對(duì)應(yīng)于小的光斑尺寸。這進(jìn)而導(dǎo)致了更高的場(chǎng)強(qiáng)(圖5e)。我們估計(jì)DSTMS和OH1的峰通量和強(qiáng)度分別為 mJ cm^-2和PWm^-2(圖5f)。最后，給出的結(jié)果考慮了整個(gè)光譜范圍高達(dá)18 THz。然而，從DSTMS大部分的能量集中在1-5 THz，我們認(rèn)為這是這項(xiàng)工作最重要的部分。在小于5 THz范圍內(nèi)，利用DSTMS獲得了高峰場(chǎng)(3.4GVm^-1, 11.4 T)、峰通量(260 mJcm^-2)和峰強(qiáng)度(15.7PWm^-2)，是迄今為止在整個(gè)太赫茲波段報(bào)道的最高值。如果我們考慮到使用空鏡(非共線探針實(shí)驗(yàn)所需要的)造成的損失，DSTMS的峰值場(chǎng)為8.3GVm^-1 (27.7 T)，峰值強(qiáng)度為110PWm^-2。在這里記錄的Ji端峰值場(chǎng)，甚至連太赫茲誘導(dǎo)電離和損傷也可能發(fā)生。將這種強(qiáng)度與場(chǎng)增強(qiáng)結(jié)構(gòu)相結(jié)合，將導(dǎo)致強(qiáng)度的又一次巨大飛躍。

綜上所述，我們已經(jīng)實(shí)驗(yàn)地提出了一種使用低頻超寬帶太赫茲脈沖的λ³太赫茲出射。我們的結(jié)果可能是第一次在整個(gè)電磁頻譜中演示這樣一個(gè)系統(tǒng)。這種方法使我們能夠達(dá)到迄今為止zui強(qiáng)烈的低頻太赫茲脈沖，頻率在1-5太赫茲(DSTMS)和18太赫茲(OH1)之間。我們的工作引入了一種基于泵浦波前散度控制的概念，并結(jié)合改進(jìn)的成像方案，在基于小規(guī)模有機(jī)晶體的共線泵浦方案中顯著提高太赫茲光束質(zhì)量和太赫茲亮度。該方法的特強(qiáng)太赫茲輻射為110PWm^-2，場(chǎng)強(qiáng)為8.3GVm^-1和27.7 T。這種緊湊的特強(qiáng)太赫茲源具有如此高的亮度，將為非線性特強(qiáng)太赫茲在廣泛科學(xué)領(lǐng)域的應(yīng)用開(kāi)辟新的途徑。

研究方法

太赫茲產(chǎn)生系統(tǒng)

我們的THz源由100-Hz鈦藍(lán)寶石驅(qū)動(dòng)的三級(jí)OPA系統(tǒng)組成，脈沖持續(xù)時(shí)間在65±5 fs左右。該源用于泵送1.5 μm的小型有機(jī)晶體用于DSTMS(厚度440 μm，直徑6 mm)和1.35 μm的OH1(厚度480 mm，直徑10 mm)。總的OPA轉(zhuǎn)換效率為~39%?？紤]到光束的傳輸損耗，在這兩種不同波長(zhǎng)下，泵浦能量分別為3.8mJ和3.5mJ，這里的測(cè)量是在最大能量下進(jìn)行的。晶體上泵浦光束的光斑尺寸為1/e²尺寸分別為3.8和4.1 mm，對(duì)應(yīng)~23 mJ cm^-2的峰值通量，這接近晶體傷害閾值。晶體的切割和取向被選擇為最大的THz產(chǎn)生。

圖6 聚焦優(yōu)化裝置，圖上用紅色標(biāo)出了優(yōu)化的三個(gè)階段。

圖6顯示了一個(gè)太赫茲裝置與優(yōu)化三個(gè)主要階段的示意圖:(i)泵波前控制階段反射望遠(yuǎn)鏡用于彎曲泵浦脈沖波陣面通過(guò)調(diào)整兩個(gè)望遠(yuǎn)鏡鏡子之間的間距,(2)太赫茲產(chǎn)生的太赫茲發(fā)射面(晶體位置)調(diào)整優(yōu)化的第一階段聚焦和(iii)使用拋物面鏡快速擴(kuò)束?？焖贁U(kuò)束有助于最小化產(chǎn)生的光束中自然散度的影響，從而更好地控制太赫茲波前。由此產(chǎn)生的近平面波前光束通過(guò)直徑為2英寸、焦點(diǎn)距離2英寸的離軸拋物面鏡聚焦在探測(cè)器上。為了減弱太赫茲光束，我們使用了一組400微米厚的硅晶片(每個(gè)晶片的振幅透射率幾乎與頻率無(wú)關(guān)，為70%)。為了阻擋產(chǎn)生晶體后的剩余OPA光束，我們使用了三個(gè)截止頻率為18 THz的低通濾波器，每個(gè)濾波器的帶外阻擋都優(yōu)于0.1%。

產(chǎn)生的太赫茲脈沖的頻譜特征

非線性晶體中光整流產(chǎn)生的太赫茲頻譜取決于有效生成晶體的長(zhǎng)度和泵浦光譜。對(duì)于變壓器限制的65 fs泵浦脈沖(半最大全寬))，理想的太赫茲光譜應(yīng)該反射一個(gè)以5.7 THz為中心的光學(xué)整流頻譜，半最大全寬9.5 THz。然而，DSTMS和OH1(大多數(shù)產(chǎn)生太赫茲的晶體)在這個(gè)范圍內(nèi)具有強(qiáng)烈顯著地調(diào)制頻譜的聲子吸收。圖2b顯示了在DSTMS和OH1中產(chǎn)生的THz脈沖的振幅譜。光譜中強(qiáng)烈的特征反映了這個(gè)區(qū)域的聲子共振。DSTMS在1.024 THz處有較強(qiáng)的吸收共振。在1-4 THz范圍內(nèi)，沒(méi)有強(qiáng)共振。在4 THz以外，我們沒(méi)有找到共振/線性特征的數(shù)據(jù)，但我們觀察到一個(gè)強(qiáng)大的吸收4.9 THz左右,可能來(lái)自另一個(gè)共振(圖2)。OH1顯示更高的譜密度較低的頻率會(huì)隨著至少12 THz譜密度更廣泛的傳播。主要吸收共振發(fā)生在1.45 THz和2.85 THz。在這里，我們?cè)俅握也坏疥P(guān)于更高頻率共振的記錄，但從我們的頻譜中，我們預(yù)期共振在THz附近。在截面輸出脈沖特性方面，我們與以前的文獻(xiàn)進(jìn)行了比較。說(shuō)明了雖然我們測(cè)量的探測(cè)器聚焦鏡的f數(shù)不同，但主要光譜記錄的NA幾乎與本文討論的相同。

光斑尺寸成像和校準(zhǔn)

為了對(duì)太赫茲光斑的大小進(jìn)行成像，我們使用了NEC公司的微測(cè)熱儀攝像機(jī)。它是目前市場(chǎng)上最敏感的THz傳感器。然而，制造商聲明頻率范圍是1-7 THz，由于缺乏標(biāo)準(zhǔn)校準(zhǔn)方法，基于評(píng)估和計(jì)算的結(jié)果沒(méi)有保證。我們不知道它被使用在如此高的頻率的任何記錄。在從測(cè)量的能量估計(jì)峰值場(chǎng)時(shí)，我們考慮了脈沖主瓣的能量和脈沖持續(xù)時(shí)間(峰值場(chǎng)的半周)。

圖7 太赫茲探測(cè)方案。DSTMS (a,b)測(cè)得的太赫茲與OH1 (c,d)的比較。藍(lán)色曲線顯示了使用EOS的測(cè)量結(jié)果?？諝馄孟喔商綔y(cè)測(cè)量用紅色表示。對(duì)于OH1，用ABCD過(guò)濾掉較高頻率(>3 THz)分量后再進(jìn)行測(cè)量(黑色)。

太赫茲?rùn)z測(cè)

在整個(gè)工作過(guò)程中，我們使用了兩種不同的檢測(cè)方案:ABCD和EOS。對(duì)于EOS，我們使用厚度為100 μm的間隙晶體。我們比較了50 μm的時(shí)間軌跡，得到了相同的軌跡，但我們使用了較厚的一個(gè)，以避免內(nèi)部反射。兩種技術(shù)測(cè)得的脈沖的比較如圖7所示。

相關(guān)產(chǎn)品：

>>太赫茲濾波片

>>太赫茲相機(jī)

>>太赫茲晶體

>>太赫茲元件