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Jun 03, 2023

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 16273 (2022) Citer cet article

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Le contrôle dynamique des propriétés des matériaux à l'aide de sources THz à champ fort et à bande étroite a attiré l'attention car il permet une manipulation sélective des états quantiques à la demande par une excitation cohérente de modes spécifiques à faible énergie dans les solides. Pourtant, le manque de lasers puissants à bande étroite avec des fréquences de l'ordre de quelques à quelques dizaines de THz a restreint l'exploration des états cachés dans la matière condensée. Nous rapportons ici l'optimisation d'un amplificateur paramétrique optique (OPA) et la génération efficace d'un champ THz fort et à bande étroite. L'OPA a un rendement de conversion total > 55 %, qui est la valeur la plus élevée rapportée à ce jour, avec une excellente stabilité énergétique de 0,7 % RMS sur 3 h. Nous avons constaté que l'injection d'un faisceau de signal à haute énergie dans un étage d'amplification de puissance dans un AOP conduit à un rendement élevé et à un profil super-gaussien. Par génération de fréquence de différence de deux impulsions de signal OPA chirpé dans un cristal organique non linéaire, nous avons obtenu une impulsion THz avec une énergie de 3,2 μJ, une bande passante de 0,5 THz et une durée d'impulsion de 860 fs réglable entre les régions 4 et 19 THz. . Cela correspond à une efficacité de conversion THz interne de 0,4 % et à une intensité de champ THz de 6,7 MV/cm. Cette approche démontre un moyen efficace de générer des champs THz intenses à bande étroite.

La dynamique cohérente pilotée par les phonons excitée optiquement est une nouvelle méthode scientifique pour le contrôle ultrarapide des propriétés électroniques, magnétiques et structurelles fonctionnelles des matériaux quantiques1,2,3,4,5. En particulier, l'excitation sélective d'un mode de vibration actif dans l'infrarouge à grande amplitude permet d'induire des propriétés collectives dans les solides telles que les transitions isolant-métal6, et la supraconductivité à haute température7. Par conséquent, un champ THz puissant avec une bande passante spectralement étroite est une source de pilotage idéale pour ces applications.

Un cristal organique est l'un des milieux non linéaires prometteurs pour générer une impulsion THz intense en raison de sa susceptibilité non linéaire élevée de second ordre et de sa condition d'accord de phase facile dans la région de fréquence THz8,9,10,11. En particulier, il a été prouvé que le cristal DSTMS (4-N,N-diméthylamino-4'-N'-méthyl-stilbazolium 2,4,6-triméthylbenzènesulfonate) produit un champ THz puissant à bande étroite12,13,14.

Le cristal organique DSTMS nécessite des impulsions dans le proche infrarouge (NIR) dans la plage de longueurs d'onde de 1,3 à 1,6 μm comme sources de pompage en raison de son grand facteur de mérite15. Une impulsion NIR intense peut être obtenue à partir d'un amplificateur paramétrique optique (OPA) avec des configurations optiques compactes. En règle générale, l'efficacité de conversion d'un OPA utilisant des cristaux de borate de β-baryum (BBO) pompés par un système laser Ti: saphir à des taux de répétition kHz est d'environ 33 à 40 %16,17,18. Il est connu qu'une distribution spatiale super-gaussienne est avantageuse pour générer efficacement des impulsions THz, par rapport à un profil gaussien, car le profil super-gaussien produit une sortie plus homogène et est moins susceptible d'endommager le cristal en raison de sa faible intensité. développés tels que la mise en forme du profil du faisceau de pompe comme flattop ou conforme20,21, ou une méthode d'amplification paramétrique optique à double chirp (DC-OPA)22, pour améliorer l'énergie de l'impulsion de sortie avec un profil de faisceau homogène. Cependant, le coût et la complexité de ces configurations de mise en forme d'impulsions peuvent constituer un obstacle dans la pratique, en plus de leurs effets néfastes sur la stabilité de sortie.

Dans ce travail, des impulsions NIR à haute énergie avec un profil de faisceau super-gaussien ont été utilisées pour générer des impulsions THz intenses dans le cristal organique. Ici, nous rapportons une efficacité de conversion élevée de plus de 55 % dans un AOP à double étage en faisant fonctionner le processus d'amplification dans un régime de gain hautement saturé dans une configuration compacte sans ajouter de composants optiques supplémentaires. Nous montrons que l'injection d'impulsions de signal à haute énergie dans le deuxième étage améliore l'efficacité de conversion même près du régime de gain saturé, et le profil de faisceau du signal de sortie devient super-gaussien, s'écartant d'un profil gaussien. Dans ce fonctionnement à haut rendement, la stabilité de l'énergie d'impulsion est de l'ordre de 0,7 % RMS pendant plus de 3 h avec une durée d'impulsion de 33 fs pleine largeur à mi-hauteur (FWHM). Deux impulsions de sortie de deux systèmes OPA à haut rendement identiques ensemencés par le même continuum de lumière blanche, après étirement temporel, sont efficacement utilisées pour générer des impulsions THz à bande étroite via la génération de fréquence de différence (DFG) dans un cristal organique DSTMS. La fréquence des impulsions THz peut être réglée entre 4 et 19 THz tout en conservant une bande passante de ~ 0,5 THz. L'énergie maximale des impulsions THz est de 3,2 μJ, ce qui donne un rendement de conversion THz de 0,4 % et un champ électrique THz de crête de 6,7 MV/cm.

La configuration expérimentale de l'OPA à deux étages à haut rendement est illustrée à la Fig. 1. Contrairement à l'OPA conventionnel, où une efficacité de conversion pompe-signal de quelques pour cent est obtenue dans les préamplificateurs23, dans la configuration actuelle, une efficacité de conversion d'environ 14 % a été obtenue comme le montre la figure 2a ; cela représente une augmentation de l'efficacité d'un facteur de près de cinq ; et l'énergie de sortie du signal du préamplificateur était de 15 μJ à une longueur d'onde de 1350 nm. Les points techniques clés sont (1) d'adopter un schéma de focalisation lâche dans le processus de génération de lumière blanche (WLG) pour une plus grande énergie de graine et (2) d'injecter un faisceau divergent dans le préamplificateur afin qu'une énergie d'impulsion élevée puisse être utilisée sans endommager le cristal BBO, conduisant à une plus grande efficacité (voir la section Méthodes). La figure 2b montre que l'énergie du signal de sortie dépend des énergies du signal injecté pour une énergie de pompe donnée. Pour ces mesures, les diamètres du faisceau de signal ont été maintenus constants à ~ 5 mm pour maintenir une correspondance avec la taille du faisceau de pompe et pour obtenir une densité de puissance adéquate. Lorsque l'énergie du signal augmente, l'énergie du signal amplifié est clairement saturée en raison de l'épuisement du gain. De plus, bien qu'une énergie de signal injectée de quelques microjoules soit suffisante pour atteindre la région de saturation du gain, l'énergie de sortie a encore de la place pour augmenter, ce qui se traduit par un rendement plus élevé pour une énergie de pompe donnée. Lorsque l'énergie de la pompe augmente, l'énergie du signal de sortie augmente également ; cependant, l'énergie d'entrée minimale pour les points de saturation diminue comme indiqué par la ligne orange sur la figure 2b. Par conséquent, le faisceau de signal peut être poussé plus facilement vers une région de saturation à gain élevé à mesure que l'énergie de pompage augmente. Notez que les points de saturation sont estimés comme les points d'intersection où la ligne ajustée linéairement à l'augmentation linéaire initiale et celle ajustée à la région de saturation de gain se rencontrent. La longueur d'onde de l'impulsion de signal peut être modifiée en faisant tourner l'angle du cristal BBO dans les amplificateurs de puissance et de puissance. L'accordabilité de la longueur d'onde de l'impulsion de signal finale est présentée sur la figure 2c. Dans la plage de longueurs d'onde comprise entre 1250 et 1450 nm, l'efficacité de conversion totale (signal + ralenti) est supérieure à 52%, comme indiqué sur la figure 2d pour une énergie d'impulsion de pompe de 1,3 mJ. L'efficacité de conversion maximale de 57 % a été obtenue à une longueur d'onde de signal de 1350 nm, où l'énergie de l'impulsion de signal était de 0,465 mJ.

Dispositif expérimental de génération de champs THz puissants à bande étroite, composé de deux AOP à haut rendement. Une impulsion laser de 2,8 mJ est séparée pour pomper deux OPA identiques à deux étages ensemencés par le même système de génération de lumière blanche (WLG) et pour sonder l'échantillonnage électro-optique (EOS). Chaque faisceau séparé est collimaté par un télescope galiléen. Le signal de sortie de chaque OPA est modulé par une paire de réseaux de transmission à haut rendement et utilisé pour le processus DFG dans un cristal DSTMS. Les impulsions THz générées sont extraites par une paire de filtres passe-bas (LPF) et caractérisées soit par une autocorrélation interférométrique, soit par EOS dans un cristal GaP. La configuration EOS se compose d'une plaque demi-onde (HWP), d'un prisme de Wollaston (WP) et de deux photodiodes rapides dans une configuration de détection équilibrée.

(a) Énergie de l'impulsion de signal (axe de gauche) dans le préamplificateur ainsi que l'efficacité de conversion interne (axe de droite). (b) Énergie du signal de sortie en fonction du signal d'entrée et de l'énergie de pompage dans l'amplificateur de puissance. (c) Spectres de signaux de sortie à différentes longueurs d'onde. (d) L'énergie de sortie totale (signal plus impulsion de ralenti) (points rouges) et l'efficacité de conversion correspondante (carrés bleus) pour une énergie de pompe totale de 1,3 mJ.

Les sorties de signal finales sont caractérisées par la configuration de déclenchement optique à résolution de fréquence de génération de deuxième harmonique (SHG-FROG) pour confirmer la compressibilité. Une petite fraction du faisceau de sortie, après avoir été séparée de la pompe et du faisceau libre par un miroir dichroïque, a été prélevée pour les mesures SHG-FROG. La figure 3 résume la caractérisation des impulsions de sortie du signal. La durée d'impulsion mesurée est de 33 fs à une longueur d'onde de signal de 1350 nm, ce qui est légèrement supérieur à la durée d'impulsion d'entrée de 30 fs. L'impulsion récupérée a été reconstruite à partir des traces FROG en utilisant une grille de 256 × 256 avec une erreur FROG de 7 × 10–3.

Caractérisation des sorties de signal à 1350 nm par SHG-FROG. (a, b) Traces FROG mesurées et reconstruites. (c) Enveloppe d'impulsion temporelle récupérée. ( d ) Spectre récupéré (ligne rouge continue) et phase (ligne verte continue) avec le spectre (ligne grise continue) mesuré à l'entrée de SHG-FROG.

Ensuite, nous avons étudié le profil spatial en champ lointain des impulsions de sortie de l'OPA avec un profileur de faisceau à une longueur d'onde de signal de 1350 nm, où l'efficacité de conversion maximale a été obtenue. La taille du faisceau des sorties de signal a été collimatée à un diamètre d'environ 2 mm (FWHM). Le faisceau signal a été extrait de la lumière visible co-propagée par deux ensembles de réseaux de transmission ; puis sa distribution spatiale a été mesurée, en doublant la fréquence avec un cristal BBO, à la position d'un cristal organique DSTMS. La figure 4a montre la distribution spatiale de la deuxième harmonique du faisceau de sortie du signal à une longueur d'onde de 1350 nm. Le profil du faisceau de signal est bien ajusté au profil super-gaussien d'ordre 3 plutôt qu'à l'ajustement gaussien avec le même diamètre de faisceau à 1/e2 comme illustré sur la figure 4a. Ces résultats sont liés à l'appauvrissement du gain au centre du faisceau signal24,25. Le profil du faisceau pourrait être contrôlé pour être en mode gaussien en réduisant l'énergie du signal injectée dans l'amplificateur de puissance, comme le montre la figure 4b, mais cela a réduit l'efficacité de conversion de 57 à 39 %. Pour une génération THz efficace, nous avons retenu la distribution spatiale super-gaussienne pour les sorties de signal. La figure 4c présente la stabilité énergétique des impulsions de signal (1350 nm). Lors de la mesure de la stabilité énergétique, nous n'avons également remarqué aucun changement dans le spectre et la durée d'impulsion du faisceau de signal. La stabilité du spectre du signal est liée à la stabilité de l'énergie. En effet, le spectre du signal présente également une excellente stabilité à long terme similaire à la stabilité énergétique. Pour la durée d'impulsion, il n'y avait presque aucun changement avant et après la mesure de la stabilité énergétique. Une fluctuation d'énergie de 0,7 % RMS sur 3 h ainsi que la stabilité similaire du spectre et de la durée d'impulsion représentent une excellente stabilité à long terme.

Profils de faisceau en champ lointain de la deuxième harmonique du faisceau de signal pour une énergie de signal injectée de (a) 15 μJ et (b) 2,5 μJ. Les distributions spatiales tracées dans les panneaux supérieur et droit sont des coupes transversales verticales et horizontales du profil du faisceau avec la ligne pointillée blanche. Ils sont recouverts d'un ajustement super-gaussien d'ordre 3 (ligne rouge continue) et/ou d'un ajustement gaussien (ligne verte continue). La gamme de barres de couleur est la même pour (a) et (b). (c) Stabilité énergétique des impulsions de sortie du signal final. La fluctuation de 0,7 % RMS est maintenue au moins sur 3 h.

Afin de générer efficacement les impulsions THz à bande étroite via le processus DFG, deux impulsions de signal provenant d'OPA1 et d'OPA2 ont été temporairement étirées à une durée d'impulsion d'environ 1,2 ps par un réseau de transmission à haut rendement26. Les deux OPA portent des décalages de phase d'enveloppe de porteuse (CEP) égaux car ils partagent le même continuum de lumière blanche qu'un faisceau d'amorçage27,28. Par conséquent, le CEP des impulsions THz générées est intrinsèquement stabilisé. La figure 5 montre la caractérisation du champ électrique THz stable CEP généré en mélangeant deux sorties de signal de longueurs d'onde différentes (1400 et 1470 nm). Les longueurs d'onde du signal ont été choisies pour minimiser la dispersion résiduelle de troisième ordre (TOD) du réseau de transmission, en maintenant une bonne région de longueur de cohérence pour le cristal DSTMS29, car toute différence de TOD entre les impulsions du signal pour le DFG entraîne une conversion THz inférieure. efficacité et bande passante plus large30. Pour la mesure d'échantillonnage électro-optique (EOS), l'énergie d'impulsion THz générée de 3,2 μJ a été atténuée d'un facteur 50 avec une paire de polariseurs THz pour éviter la sur-rotation de la polarisation de la sonde et l'effet non linéaire d'ordre élevé dû à un pic élevé. champ électrique28. Les impulsions THz ont ensuite été focalisées par un objectif réfléchissant (ouverture numérique = 0,52) sur le cristal de détection électro-optique. La durée d'impulsion THz de 860 fs est estimée à partir de la trace EOS, comme illustré par la ligne rouge continue sur la figure 5a. Le spectre correspondant avec la phase presque plate tracée sur la Fig. 5b montre une fréquence centrale de 10 THz et une bande passante inférieure à 0,5 THz. La figure 5c affiche un diamètre de tache focale de 75 μm (FWHM) mesuré avec une caméra microbolomètre THz après avoir encore atténué l'énergie d'impulsion THz pour éviter la saturation de l'image, résultant en un champ électrique de crête de 6,7 MV/cm et une intensité de crête de 60,6 GW/cm2 sans atténuation. Ces résultats indiquent que notre OPA à haut rendement peut produire des impulsions THz intenses avec une efficacité de conversion THz de 0,4 % par rapport à l'énergie de la pompe NIR. Le cristal GaP a été utilisé pour la mesure EOS pour des fréquences inférieures à 7 THz en raison du décalage entre la vitesse de phase THz et la vitesse de groupe optique de l'impulsion laser, et de la forte absorption des phonons dans les fréquences plus élevées. Les décalages de vitesse ont été évalués par l'amplitude absolue de la fonction de réponse géométrique, une mesure quantitative des décalages de vitesse31 : il n'y aurait pas de signal EOS à des fréquences données si la fonction de réponse géométrique s'annulait à ces fréquences. Étant donné que la fonction de réponse d'un cristal GaP de 0,1 mm d'épaisseur a des valeurs finies jusqu'à 11 THz31, la mesure EOS est toujours utilisable pour les impulsions THz à bande étroite (< 0,5 THz) à 10 THz. En ce qui concerne le problème d'absorption, la bande passante d'absorption du cristal GaP à 11 THz est inférieure à 0,5 THz31. Étant donné que la bande passante de notre impulsion THz à 10 THz est également inférieure à 0,5 THz, l'effet d'absorption par un cristal mince de GaP de 0,1 mm d'épaisseur serait minime. Pour nous assurer que notre mesure EOS est correcte, nous avons également effectué l'autocorrélation de premier ordre basée sur l'interféromètre de Michelson, comme illustré à la Fig. 6a. Le spectre correspondant, tel qu'affiché sur la Fig. 6b, montre une fréquence centrale de 10 THz et une bande passante de 0,47 THz (FWHM). Les figures 5b et 6b montrent clairement la génération de la différence de fréquence entre les deux impulsions de signal de 214,1 THz et 203,9 THz. Le bon accord entre les Figs. 5 et 6 confirme la fiabilité de nos résultats EOS. De manière similaire, des impulsions THz avec d'autres fréquences centrales ont été efficacement générées en réglant simultanément la longueur d'onde des deux impulsions de signal. La figure 6c présente les spectres de puissance de sortie à des fréquences THz sélectionnées couvrant la région spectrale entre 4 et 19 THz. La bande passante d'environ 0,5 THz a été maintenue pendant ces mesures. L'énergie des impulsions variait entre 2,0 et 3,2 μJ. Même pour la forte absorption à 8 et 12 THz dans le cristal DSTMS32, des sorties raisonnables ont été obtenues à 9 et 11 THz. Ces hautes énergies d'impulsion sont suffisantes pour atteindre une intensité de champ au niveau MV/cm.

Caractérisation des impulsions THz à bande étroite et stabilisées en phase générées via DFG. (a) Champ électrique THz mesuré par la méthode EOS avec profil d'intensité temporelle (ligne rouge continue) (b) Le spectre de puissance correspondant (ligne bleue continue) avec phase spectrale (ligne verte continue) (c) Profil de faisceau THz focalisé à l'EOS poste de cristal.

( a ) Interférogramme normalisé mesuré avec une configuration d'interféromètre (en médaillon) et ( b ) son spectre de fréquences, confirmant une fréquence centrale de 10 THz et une bande passante inférieure à 0, 5 THz. (c) Accordabilité et bande passante spectrale (ligne orange continue) des champs THz, normalisés en fonction du champ THz à 10 THz.

Nous présentons une méthode d'optimisation de l'OPA pour générer efficacement des impulsions THz à bande étroite, à haute énergie et stables au CEP dans une configuration compacte. Les OPA ont une efficacité de conversion maximale de 57 % avec une excellente stabilité à long terme, produisant un profil de faisceau super-gaussien. Il est démontré que l'injection d'impulsions de signal à haute énergie dans un étage d'amplification de puissance peut améliorer l'efficacité de conversion tandis que le profil spatial du faisceau de signal de sortie s'aplatit. Il a été démontré que deux impulsions de sortie de signal provenant de deux AOP identiques, après avoir été étirées dans le temps, génèrent efficacement des impulsions THz à bande étroite dans la plage 4-19 THz via DFG dans un cristal organique. Une énergie d'impulsion THz allant jusqu'à 3,2 μJ a été atteinte, ce qui correspond à une intensité de champ de 6,7 MV/cm. Avec une énergie de pompe limitée, l'optimisation pour un rendement de conversion THz élevé est nécessaire pour les impulsions THz à haute énergie. De plus, la stabilité des impulsions de sortie est également un paramètre crucial dans l'application à des expériences réelles. À cet égard, nos résultats ouvrent la voie à une méthode puissante pour améliorer l'efficacité de conversion de la génération OPA et THz avec une stabilité élevée. En outre, ce système peut être mis à l'échelle jusqu'à des énergies d'impulsions encore plus élevées avec un système laser à pompe à haute énergie en ajustant correctement la taille du faisceau dans tous les processus non linéaires. Une telle impulsion THz à bande étroite à champ fort ouvre de nouvelles possibilités pour la manipulation avancée des propriétés électroniques collectives dans la matière condensée par excitation sélective des modes à faible énergie.

Un amplificateur Ti:saphir à phases multiples stabilisées à enveloppe porteuse a été utilisé comme source de pompage pour fournir des impulsions laser de 30 fs avec une énergie de 2,8 mJ à un taux de répétition de 3 kHz et une longueur d'onde centrale de 780 nm (Femtopower™ , femtolasers). Le faisceau pompe a été activement stabilisé par un stabilisateur de faisceau avant d'être envoyé vers le montage expérimental. Une énergie de pompe d'environ 2,6 mJ a été injectée dans deux OPA à double étage ensemencés par le même système WLG. L'énergie de pompe pour chaque OPA était d'environ 1,3 mJ et une petite énergie de 15 μJ a été utilisée pour WLG. Le reste de l'énergie (~ 0,2 mJ) a été dirigé vers la configuration de mesure EOS.

Pour le WLG, la taille du faisceau d'entrée a été collimatée par un télescope galiléen en un point d'un diamètre d'environ 2, 5 mm pour une mise au point lâche. Le faisceau d'entrée a été focalisé par une lentille (f = 15 cm) dans une plaque de saphir de 2 mm d'épaisseur. Un iris a été placé devant la lentille de focalisation pour contrôler l'intensité sur la plaque de saphir, résultant en un continuum de lumière blanche à filament unique (WLC) avec un excellent profil radial. Ce schéma de mise au point lâche et un alignement soigné permettent d'augmenter l'énergie de départ disponible pour le préamplificateur sans induire de dommages sur la plaque de saphir. Le WLC a été divisé par un séparateur de faisceau pour ensemencer OPA1 et OPA2 ; son diamètre et sa divergence de faisceau ont été contrôlés par une lentille achromatique (f = 5 cm) pour correspondre à la taille du faisceau de pompe dans chaque préamplificateur. Le préamplificateur a une géométrie non colinéaire avec un angle de ~ 2,5° entre la pompe et le faisceau d'amorçage. Le faisceau de pompe avec une énergie d'impulsion de 0,11 mJ a été focalisé 16 cm devant un cristal BBO de type II (2,5 mm d'épaisseur, θ = 28°) par une lentille (f = 75 cm). Cela correspond à une intensité de 240 GW/cm2 au cristal BBO. Un tel faisceau de pompe divergent contrecarre l'effet d'auto-focalisation dans le cristal BBO de sorte qu'une énergie de pompe élevée peut être appliquée sans induire d'endommagement du cristal BBO. Le faisceau de signal de sortie a été élargi et collimaté en un faisceau d'environ 5 mm de diamètre. Dans l'étage d'amplification de puissance, une géométrie colinéaire a été utilisée entre la pompe et le faisceau de signal injecté. L'énergie de pompage était de 1,14 mJ, résultant en une intensité de 230 GW/cm2 sur le deuxième cristal BBO de type II (3,0 mm d'épaisseur, θ = 28°). Les sorties du signal final ont été séparées de la pompe et du faisceau libre par des miroirs dichroïques. Un autre OPA à double étage identique a été construit. Deux sorties de signal de chaque OPA ont été collimatées à un point de ~ 2,0 mm de diamètre (FWHM) et modulées jusqu'à ~ 1,2 ps par un réseau de transmission à haut rendement (T-940C, LightSmyth ™) pour maintenir l'intensité des impulsions en dessous 150 GW/cm2 et éviter ainsi d'endommager le cristal DSTMS et de supprimer l'émission THz cohérente par rectification optique.

Deux impulsions NIR chirpées avec un profil de faisceau super-gaussien ont été utilisées dans le processus DFG pour générer efficacement des impulsions THz à bande étroite dans un cristal DSTMS de 500 μm d'épaisseur. Pour un DFG efficace, une condition d'accord de phase de type 0 a été adoptée avec une géométrie quasi colinéaire < 0,1°. De plus, pour toutes les fréquences d'impulsions THz générées, la longueur d'onde centrale des impulsions NIR a été réglée pour minimiser la différence TOD entre elles tout en maintenant une longueur de cohérence favorable dans le cristal DSTMS. Les impulsions THz générées ont été séparées du faisceau NIR résiduel par une paire de filtres passe-bas de 20 THz et caractérisées avec l'interféromètre Michelson et les mesures EOS. Un cristal GaP de 100 µm d'épaisseur a été utilisé pour la mesure EOS avec une impulsion de déclenchement de 30 fs. Le faisceau de déclenchement après la ligne à retard motorisée s'est propagé de manière colinéaire avec des impulsions THz à travers un séparateur de faisceau revêtu d'oxyde d'indium et d'étain (ITO) et a été focalisé sur le cristal GaP par un objectif réfléchissant. Notez que l'énergie de l'impulsion THz a été atténuée avant le séparateur de faisceau ITO par une paire de polariseurs THz (Tydex, POL-PP-CA25-OD40-T8). Le signal électro-optique induit par le champ THz a été détecté dans la configuration de détection équilibrée avec une lame demi-onde et un prisme de Wollaston. L'énergie des impulsions THz a été mesurée par un détecteur pyroélectrique (THZ9B-BL-DA-D0, Gentec). Le profil de faisceau des impulsions THz a été mesuré par une caméra microbolomètre (Rigi non refroidie, Swiss Terahertz LLC).

Les ensembles de données générés et analysés au cours de la présente étude sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

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Ce travail a été soutenu en partie par la subvention de la National Research Foundation of Korea (NRF) (subvention n° 2022M3H4A1A04074153 et n° 2020R1A2C2103181) financée par le ministère des Sciences, des TIC et par la subvention de l'Institut coréen pour l'avancement de la technologie (KIAT) financé par le gouvernement coréen (MOTIE) (Grant No. P0008763, HRD Program for Industrial Innovation).

Department of Physics and Center for Attosecond Science and Technology, POSTECH, Pohang, 37673, Corée du Sud

Meenkyo Seo, Je-Hoi Mun, Jaeuk Heo et Dong Eon Kim

Initiative de recherche Max Planck POSTECH/KOREA, Pohang, 37673, Corée du Sud

Meenkyo Seo, Je-Hoi Mun, Jaeuk Heo et Dong Eon Kim

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MKS a conçu les montages expérimentaux ; MKS et JUH ont mené les expériences ; et MKS, JHM et DEK ont analysé les résultats et rédigé le manuscrit. Le projet a été supervisé par DEK Tous les auteurs ont discuté des résultats et examiné le manuscrit.

Correspondance avec Dong Eon Kim.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Seo, M., Mun, JH., Heo, J. et al. Amplificateur paramétrique optique proche infrarouge à haut rendement pour des impulsions THz intenses à bande étroite accordables dans la région de 4 à 19 THz. Sci Rep 12, 16273 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-20622-9

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Reçu : 22 juillet 2022

Accepté : 15 septembre 2022

Publié: 29 septembre 2022

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-022-20622-9

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