Генерация объемных и поверхностных терагерцовых волн движущимися нелинейными источниками

• Автор: Царев, Максим Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2009
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 127 с. : ил.

Содержание
Введение
Глава 1. «Сильно досветовой» режим оптико-терагерцовой конверсии в кристалле йаР
1.1. Условия «сильно досветового» режима
1.2. Модель нелинейного источника. Основные уравнения
1.3. Генерация терагерцовых воли 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 электрооптиче-ском кристалле
2.2. Стационарный режим генерации в однородной среде: общая теория и применение к 1л]МЪОз
2.3. Обобщение формул Френеля для вынужденных терагерцовых полей
2.4. Спектральные, пространственные и энергетические характеристики терагер-цовой эмиссии из кристалла 1лГ1ЬОз
2.5. Выводы
Глава 3. Черепковское излучение терагерцовых поверхностных плазмоиов 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
Заключение
Литература
Список публикаций по диссертации
Введение
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 вхедения [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 ги-ротроиов с импульсным магнитным полем удается генерировать частоты не выше 1 ТГц [1, 35, 36].
Наиболее распространенные в настоящее время методы «настольной» (table-top) генс-

Терагерцовый флюенс находим, интегрируя -компоненту вектора Пойнтинга Бг в вакууме (при г = с1+) по бесконечному временному интервалу (—оо < Ь < оо). Для нахождения Д. = с{Аж)~1ЕхВу, используем связь между фурье-компонентами электрического и магнитного полей в вакууме Ех = (скх/ш)Ву и обратное фурье-преобразование от Ех вида (1.7). Полученный флюенс можно записать в виде интеграла по частоте

Ф(:г) = |<іо; Ф„(цж), (1-П)

где спектральная плотность флюенса
из/с из/с
ФДе;, х)

—из/с —из/с
х /1 с*д2/и>2 Ке [ИДсщ д)В4(-ш, д')} (1.12)
(11е обозначает взятие действительной части). В формуле (1.12) учтены только распространяющиеся волны (с |р|,|с/| < ш/с), т.с. отброшены пространственные гармоники, испытывающие полное внутреннее отражение на выходной границе. Чтобы отфильтровать терагерцовые импульсы, испытывающие двойное и многократное отражения от границ кристалла, используем вместо выражения (1.6в) следующую формулу:
В4 = £К-+ - ТыЛе-ш/у, (1.13)
£Ку “I
где Тр и Х/у — коэффициенты прохождения для наклонно падающих на границу кристалл-воздух фурье-компонент свободного и вынужденного импульсов соответственно,
Тр = -, тн = ±”£*М. (1.14)
Кс + £КХ Кс + £К„
В (1.14) формула для Тр - это обычная формула Френеля, а выражение для Т обобщает результат работы [90] на случай наклонного падения вынужденного импульса.
На рис. 1.8 изображены распределения Фи(и>,х) (двумерные панели) и Ф(ж) (графики над каждой панелью), рассчитанные по формулам (1.11)-(1.14) для слоёв СаР и ZnTe толщиной 2 мм. Для диэлектрической функции кристалла ZnTe использовалась формула с четырьмя фононными резонансами [53] и Д-д = 68.5 пм/В [58]. На рис. 1.8 показана также спектральная плотность излучённой терагерцовой энергии ыш{ш) = хФшх) (графики справа от каждой панели). Распределение Ф(ж) в два раза уже для ваР (рис. 1.8(а)), чем для ZnTe (рис. 1.8(6)) - ширйны кривых (по уровню 1/2 от максимума) составляют