Generation der THz-Transienten

Impulse aus dem einen der beiden OPAs mit einer Zentralwellenlänge von 1, 28µm, einer spektralen Breite (FWHM) von 90 nm und einer Impuls-Energie von 150µJ dienen als Signal-Impulse (Abbildung 2.7(a)). Diese werden mit einem BBO generiert, der für eine Wechselwirkung erster Art ausgerichtet ist, und mit einem Prismenkompressor aus SF10-Glas auf eine zeitliche Dauer von weniger als 30 fs komprimiert. Der zweite OPA wird mit zwei Typ II BBOs betrieben und stellt Pump-Impulse mit einer Zentralwellenlänge von 1, 18µm, einer Bandbreite von 45 nm und einer Impuls-Energie von 360µJ zur Verfügung (Abbildung 2.7(a)). Die Dauer der Pump-Impulse von 115 fs erlaubt eine Wechselwirkungslänge von bis zu 10 mm dank der sehr geringen GVM zwischen Pump-und Signal- beziehungsweise Idler-Impuls, die 10 fs/mm beträgt.

Ein Polarisationsstrahlteiler überlagert die Pump- und Signal-Impulse kollinear. Da-nach werden sie auf einen GaSe-Kristall fokussiert, der für eine Wechselwirkung erster

Art ausgerichtet ist. Die emittierte THz-Strahlung wird schließlich mit einem 30µm dicken GaSe-Detektor elektro-optisch abgetastet. Abbildung 2.7(b) zeigt den zeitlichen Verlauf einer Idler-Welle aus einem 140µm dicken GaSe-Kristall bei einem Winkel von θ_int =_{12, 5}^◦, das heißt in der Nähe der Gruppengeschwindigkeitsanpassung. Der pha-senstarre Transient weist ein einziges dominantes Feld-Maximum auf. Die FWHM der Intensitätseinhüllenden beträgt 46 fs, was genau 1,0 Zyklen der Trägerwelle (engl.:

single-cycle) bei der Zentralfrequenz von 22 THz entspricht.

Damit sollen nun THz-Transienten aus der optischen Gleichrichtung verglichen werden.

Die dafür verwendeten 10 fs langen Pump-Impulse sind bei einer Wellenlänge von 800 nm zentriert. Mit dem gleichen Emitter-Kristall werden hier Transienten mit einer FWHM von 140 fs erzeugt, das heißt diese sind drei Mal so lang wie diejenigen aus dem parametrischen Mischen (siehe Abbildung 2.7(c)). Diese gemessene FWHM stimmt mit der Erwartung überein, dass die Phasenanpassungsbandbreite mit der Wurzel der GVD skaliert. In Abbildung 2.7(b) wird keine OR der Pump- oder Signal-Impulse alleine beobachtet, da diese nicht phasenangepasst sind. Die Energie, die in dem einzelnen Zyklus des THz-Transienten enthalten ist, beträgt 0, 4µJ und wird mit Hilfe eines kali-brierten Thermosäulen-Detektors (Melles Griot 13 PEM 001/J) bestimmt. Daraus folgt eine Quanten-Konversionseffizienz von 3%. Mit einem Fokusdurchmesser von 55µm ergibt sich eine Spitzenfeldstärke von 12 MV/cm. Dieses Ergebnis stellt den bisher intensivsten phasenstabilen THz-Transienten dar, der nur aus einem Oszillationszyklus der Trägerwelle besteht.

Das zugehörige Amplituden-Spektrum erstreckt sich über 15 THz innerhalb seiner vollen Halbwertsbreite und weist ein breites Maximum bei 22 THz auf (Abbildung 2.7(d)). Über dem Rauschniveau sind eindeutig Frequenzkomponenten zwischen 1 und 60 THz zu er-kennen, die somit fast sechs optische Oktaven abdecken (Teilbild in Abbildung 2.7(d)). Ei-ne Einkerbung im Bereich von 7 bis 10 THz lässt sich auf optische PhonoEi-nen-Resonanzen im Emitter zurückführen. Das gemessene Spektrum stimmt gut mit einer numerischen Simulation überein, die die vollständigen zeitabhängigen nichtlinearen Propagations-gleichungen eines OPA-Prozesses zwischen 10 und 60 THz beinhaltet [Cer03]. Diese Rechnung reproduziert sogar das Nebenmaximum bei 48 THz. Im Gegensatz dazu ist die Breite des THz-Spektrums, das über optische Gleichrichtung erhalten wird, um einen Faktor 3 schmaler (Abbildung 2.7(d)). Auch die Beobachtung stimmt gut mit einer Simulation überein, die nach einem Modell von KAINDLet al. ausgeführt wird [Kai99].

-400-200 0 200

Abbildung 2.8:(a) THz-Transienten aus unterschiedlich dicken GaSe-Emittern für eine Phasenanpassung erster Art. Als elektro-optischer Sensor dient ein 30µm dicker GaSe-Kristall. (b) Jeweils zugehörige (farblich erkennbar) normierte Amplituden-Spektren zu a). (c) Spitzenfeldstärke als Funktion der Kristalldicke. (d) Bandbreite∆ω(FWHM) der gemessenen Amplituden-Spektren (Kästchen) als Funktion der KristalldickeL. Die Kurve stellt eine numerische Passung der Messdaten mit einerL^−1/4-Abhängigkeit dar, die auf die GVD-Fehlanpassung zurückzuführen ist.

Diese phasenangepasste Wechselwirkung erlaubt zudem die Generation ultrakurzer Multi-THz-Transienten aus relativ dicken Mischkristallen. Abbildung 2.8(a) zeigt einen Satz phasenstabiler Idler-Wellen aus unterschiedlichen GaSe-Elementen. Alle Impulse, die mit einer Dicke kleiner 460µm erzeugt werden, enthalten weniger als zwei opti-sche Zyklen innerhalb ihrer FWHM. Ein 90µm dicker Kristall ermöglicht sogar die Erzeugung von Transienten, die kürzer als 42 fs sind. Die entsprechenden Spektren der THz-Impulse sind in Abbildung 2.8(b) dargestellt. Daran lässt sich der Einfluss der Phasenanpassungsfunktion deutlich erkennen: Für einen 1,05 mm dicken GaSe-Kristall beträgt die FWHM 8 THz. Der dünnste Emitter mit einer Dicke von 90µm erzeugt THz-Spektren mit einer doppelt so großen Bandbreite, die sich über 16 THz erstreckt. Für KristalldickenL≤250µm wird die THz-Bandbreite also hauptsächlich durch die spek-tralen Eigenschaften des NIR-Generations-Impulses bestimmt, da die Phasenanpassung sehr breitbandig ist. Die Minima der Phasenanpassungsfunktion sind in dem schmalen Spektrum deutlich sichtbar. Im breiten Amplituden-Spektrum liegen sie dagegen weiter vom Maximum entfernt und sind weniger stark ausgeprägt.

Die Spitzenfeldstärke nimmt mit der DickeLzu, da die Konversionseffizienz propor-tional zum Quadrat der Wechselwirkungslänge ist (Abbildung 2.8(c)). Für eine Dicke

L = 460µm erreicht die Feld-Amplitude ihren Sättigungswert von 15 MV/cm. Diese Sättigung kann auf die GVD zurückgeführt werden: Die Impulse werden durch den Einfluss der GVD länger und die gesamte Energie verteilt sich auf diesen gestreckten Impuls. Infolgedessen nimmt die Spitzenfeldstärke ab. Die Bandbreite der Spektren be-sitzt eine schwache Abhängigkeit von der KristalldickeLund folgt einemL^−1/4-Gesetz, wie es für einen gruppengeschwindigkeitsangepassten OPA erwartet wird [Cer03] (Ab-bildung 2.8(d)). Die GVD limitiert also nach Gleichung (2.3.5) die Bandbreite. In der Zeit-Domäne folgt die Impulsbreite hingegen nicht dem gleichen Gesetz. Ursache ist die GVD, die der Idler-Impuls beim Durchlaufen des Kristalls erfährt. Das negative Vorzei-chen der GVD resultiert in einer negativen Frequenzmodulation (engl.:chirp), das heißt die instantane Frequenz nimmt mit zunehmender Zeit ab. Dies lässt sich direkt in der Zeit-Domäne in Abbildung 2.8(a) bei den dickeren verwendeten Kristallen beobachten.