Генерация объемных и поверхностных терагерцовых волн движущимися нелинейными источниками тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.21, кандидат физико-математических наук Царев, Максим Владимирович

• Царев, Максим Владимирович
• кандидат физико-математических наук
• 2009

Оглавление диссертации кандидат 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 диссертации (часть автореферата) 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», Царев, Максим Владимирович

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.

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 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 литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Царев, Максим Владимирович, 2009 год

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.