摘要

      我们在有机晶体 BNA（N-苄基-2-甲基-4-硝基苯胺）中展示了高效的光学整流，由以 540 kHz 重复率运行的时间压缩、商用工业 Yb 激光系统驱动。我们的太赫兹 (THz) 源达到 5.6 mW 的太赫兹平均功率，由 4.7 W、45 fs 脉冲驱动，由此产生的太赫兹时域光谱结合了 7.5 THz 的非常宽的带宽和 75 dB 的高动态范围（测量时间 70 秒）。最大太赫兹功率下的转换效率为 0.12%。据我们所知，这是迄今为止用 BNA 展示的最高太赫兹功率，以高重复率实现，并能够展示太赫兹光谱应用的带宽和动态范围的独特组合。

引言

      由超快激光器驱动的少周期太赫兹 (THz) 源广泛用于太赫兹时域光谱 (THz-TDS)，这是太赫兹科学和技术中许多应用的成熟工具。对于需要超宽太赫兹带宽的应用，最常见的是光谱学，可以使用各种技术来产生宽带太赫兹发射，例如双色等离子体灯丝、光学整流 (OR) 和自旋电子太赫兹发射器。在这些技术中，具有二阶非线性的非线性晶体中的共线光学整流是最简单和最常用的方法之一，尽管众所周知，由于通常使用的无机材料（如磷化镓）中的声子吸收峰，在实现非常宽的带宽方面存在困难。 磷化镓晶体（GaP） 或碲化锌晶体 (ZnTe)。在这方面，有机晶体如DAST（4-N，N-二甲氨基-4-N-甲基对甲苯磺酸二苯乙烯酯）、DSTMS（4-N，N-二甲氨基-4-N-甲基对甲苯磺酸二苯乙烯酯）、OH1（2-（3-（4-羟基苯乙烯基）-5,5-二甲基环己-2-亚苯基）丙二腈）、HMQ-TMS（2-（4-羟基-3-甲氧基苯乙烯基）-1-甲基喹啉盐2，-4，-6-三甲基苯磺酸二苯乙烯酯），BNA为克服这一缺陷提供了一个很有前景的平台。由于有机非线性晶体的折射率色散较低，因此与无机晶体相比，有机非线性晶体在更宽的太赫兹带宽内具有共线相位匹配。例如，Puc等人使用38 fs激光脉冲泵浦的DSTM检测到超过20 THz的信号带宽。此外，典型的高非线性系数导致非常高的光学到太赫兹转换效率，达到百分比的水平。Vicario等人使用DSTMS实现了3%的转换效率，从而在10 Hz的重复频率下产生了0.9 mJ的超高THz脉冲能量。对于有机晶体OH1，在10 Hz的低重复频率下，转换效率为3.2%。Gollner等人利用中红外脉冲抽运DAST晶体，在重复频率为20 Hz时，获得了6%的转换效率和1 mW THz平均功率的记录值。另外，BNA非常适合高效产生THz，并且已经被证明可以有效地与镱基激光器一起工作。由于泵浦激光器和激发条件非常不同，因此很难以有意义的方式直接比较使用先前实验中使用的不同有机晶体获得的效率。然而，它是值得比较其他有机晶体泵在类似的波长为1030纳米把我们的结果纳入上下文。例如，使用HMQ-TMS参考文献中报告了重复频率为500 Hz时的效率为0.26%，但Buchmann等人报告了相同波长下的效率为0.055%，重复频率为10 MHz。这说明了即使对于相同的晶体，也很难比较文献中的效率。

      然而，由于有限的晶体质量和较差的热性能（与无机晶体相比），迄今为止使用这些晶体的大多数结果仅限于低重复率（即1 kHz）的操作，高脉冲能量和低平均功率的泵浦激光器。直到最近，才开始对这些晶体进行高重复频率的研究：HMQ-TMS和BNA最近显示出第一个有希望的结果，在10 MHz重复频率下，THz平均功率约为1 mW。，在这些结果中，可以通过在突发模式下操作来规避热限制，在两次突发之间留出足够的时间使晶体冷却。

       然而，即使热效应可以控制，光整流过程也很难在MHz重复频率下有效驱动。因此，所证明的多MHz重复频率源仍以中等转换效率工作，产生相当中等的THz场，这限制了其在光谱学中的许多应用。此外，对于某些系统，数十MHz的重复频率可能太快，不允许样品从一个脉冲松弛到另一个脉冲，这是泵浦-探测实验的先决条件。在这方面，数百kHz的重复率为使用成熟的工业级激光器产生高动态范围和高强度THz提供了一个有吸引力的中间地带。到目前为止，只有一个最新的结果报道了在这种激发模式下使用GaP和GaSe作为发射体的光学整流，但没有报道使用有机晶体。

       在这篇文献中，我们演示了一种室温下基于共线或有机晶体BNA（瑞士太赫兹股份有限公司）的THz TDS，由商业激光系统驱动，平均功率高达47 W，重复频率为540 kHz。使用自制的Herriott型多通盒（MPC）压缩器将来自驱动激光器的脉冲从240 fs压缩到45 fs。采用4.7 W的驱动功率，占空比为50%，在75 dB的高动态范围内，获得了5.6 mW的THz平均功率，带宽可达7.5 THz，转换效率为0.12%，将参考文献中报告的最新技术改进了5倍以上，并提高了一个数量级的转换效率。此外，它是第一个有机晶体为基础的源操作在吸引数百千赫重复频率制度。

      实验装置与方法

      A. 激光系统与脉冲压缩器

      实验设置如图（1）所示。驱动激光器为商用掺镱激光器（碳化物，光转换），中心波长为1035 nm，最大平均值功率50 W，脉宽240 fs。当前实验以540 kHz的重复频率进行；然而，激光器的重复频率可能在0.1至1 MHz之间。为了提高BNA产生THz的效率和产生更宽带宽的THz辐射，外压缩器有利于缩短激光脉冲的时间。Herriott型MPC（用虚线轮廓框表示）是内部设计和制造的。它由两个曲率半径（ROC）分别为300 mm和500 mm，腔体长度为750 mm的高反射平面-凹面镜组成，通过9.5 mm防反射涂层熔融石英（FS）板提供13次往返（26次），该板代表非线性介质，在该介质中，我们的激光器通过自相位调制实现光谱展宽。该板沿光束的焦散线小心地定位，以实现足够的加宽，而不存在会降低输出光束质量的时空耦合。其中一个反射镜的群延迟色散（GDD）为350 fs2/次，补偿了非线性介质的材料色散。在MPC中光谱展宽后，光束在色散镜上进行12次反射，每次反射的GDD为200 fs2，以消除光谱展宽脉冲的啁啾，并将其压缩到45 fs脉宽，这非常接近展宽光谱的傅里叶极限。

图（1）

    我们使用二次谐波生成频率分辨的方法 (SHG-FROG) 以上述重复率表征压缩脉冲。图 2(a)和2(b)显示测量和重建的 SHG-FROG 迹线，在 512 × 512 网格上显示出 0.3% 的检索误差，证实了检索迹线的良好保真度。图 2(c)显示检索到的脉冲的时间脉冲轮廓。在此重复率下实现的峰值功率为 1.4 GW，这使其成为非常有吸引力的高重复率激光系统，不仅适用于光学整流，也适用于其他非线性转换应用。图 2(d)显示了 MPC 后测量和重建的光谱和光谱相位，将其与使用光谱分析仪 (OSA) 测量的光谱进行比较。

图（2）

B. 太赫兹-TDS
      在压缩器之后，激光束被引导至 THz-TDS 装置并分为两部分：99% 的入射激光功率用于泵浦 0.65 毫米厚的 BNA 晶体，根据相位匹配计算，非常适合我们的脉冲持续时间。它粘在蓝宝石衬底上，通过 OR 产生太赫兹辐射。剩余的 1% 功率用作电光采样 (EOS) 的探测光束。晶体的安装方式使得泵浦光束在到达 BNA 之前穿过蓝宝石。因此，太赫兹辐射不受仅放置在一侧的蓝宝石散热器的影响。在计算 THz 转换效率时，考虑了近红外 (NIR) 泵浦的反射（损失约 7.5%）。1/e 2BNA位置的激光束直径为1.6 mm，由放置在晶体前的焦距为300 mm的聚焦透镜产生。正如我们最近在更高重复率下的探索中所展示的那样，15对于以高重复率运行此类晶体来说，使用斩波轮在突发关闭期间尽可能接近晶体的热弛豫时间至关重要。在本实验中，我们使用占空比为 50% 的光学斩波轮，这是本实验时唯一可用的。请注意，可以进一步降低占空比，以达到可能更高的效率和/或使用激光系统的全部功率。使用薄膜偏振器 (TFP) 和波片 ( λ/2). 使用两个直径分别为 50.8 mm 和焦距分别为 50.8 和 101.6 mm 的离轴抛物面 (OAP) 反射镜收集生成的 THz 辐射并重新聚焦在检测器上。为了充分表征 THz 辐射，采用了三种不同的方法：校准的热释电功率计（THz20，SLT GmbH）、标准电光采样装置或灵敏的 THz 相机（RIGI Camera，Swiss Terahertz）。为了滤除 BNA 后残留的激光辐射和产生的绿光，使用了聚四氟乙烯 (PTFE) 片材（平均太赫兹透射率为 89%）和黑色布片（平均太赫兹透射率为 48%）。

      结果与讨论
       在第一个测量集中，功率计放置在第二个 OAP 的焦点处以测量 THz 平均功率。功率计在德国计量研究所 (Physikalisch-Technische Bundesanstalt, PTB) 以 18 Hz 的调制频率进行校准和优化。因此，BNA 之前的斩波器频率设置为 18 Hz。在图 3，左轴表示太赫兹功率，右轴表示太赫兹转换效率与泵浦功率。我们可以将晶体泵浦至 4.7 W，而不会对晶体造成任何不可逆转的损坏。该最大泵浦功率对应于 470 W/cm²的平均强度和 17 GW/cm²的峰值强度。我们达到了 5.6 mW 的最大 THz 平均功率。最大太赫兹功率下的计算效率为 0.12%。

图（3）

       为了检测太赫兹电场，在 EOS 设置中用 0.2 毫米 GaP 检测晶体代替功率计，以使用～200 毫瓦的激光功率对生成的太赫兹迹线进行采样。数据是使用锁定放大器获取的，该放大器记录来自平衡光电探测器的信号和振动台的数字化位置。泵浦光束的调制频率用作锁定放大器的参考，设置为 2.6 kHz。为锁定放大器的低通滤波器选择了 300 Hz 的带宽，并且用于采样 THz 迹线的振动器的频率设置为 0.5 Hz。图 4(a)显示时域中的 THz 迹线平均超过 140 条迹线，并在未净化条件下记录在 70 秒内。对数标度上的相应功率谱是通过傅里叶变换从测量的太赫兹轨迹获得的，如图 4（b）所示. 该频谱的带宽高达约 7.5 THz，具有约 75 dB 的高动态范围。在 1035 nm 驱动波长下有利的相位匹配条件促进了平滑和密集的宽带光谱。

       为了验证 BNA 中实际生成的光谱带宽，我们通过求解 1 + 1D 中的耦合波动方程对太赫兹生成过程进行数值建模，同时考虑时间维度和传播方向。仿真考虑了相位匹配、泵耗尽和这种材料的非线性敏感性。BNA 在太赫兹区域的折射率和吸收系数取自参考文献。非线性磁化率取自参考文献。5个. 此外，我们还考虑了使用过的 PTFE 过滤器的传输，20锁相放大器的低通滤波器结合激振器，以及根据参考文献计算的0.2 mm GaP检测晶体的响应函数。 图4（b）中的蓝色阴影区域表示在 0.65 mm BNA 中生成的 BNA 模拟光谱（标记为“模拟”）。通过考虑上述低通滤波效应，BNA 乘以所有滤波器的模拟频谱显示为深蓝色虚线，并标记为“模拟 × LPF”。它与频率低于 4 THz 的测量频谱非常吻合。较高频率的小失配（以对数标度）可以用电光采样中检测较高频率的困难来解释。高频分量聚焦得更紧，太赫兹和探测光束之间的空间重叠对太赫兹迹线进行采样可能不如较低频率，导致较高太赫兹频率的振幅较低。

      鉴于该系统在光谱学中的未来应用，我们在此提供了对我们设置中达到的太赫兹峰值电场的估计，该电场使用高斯太赫兹光束的近似值并通过使用热辐射太赫兹相机。然而，需要注意的是，鉴于测量中的各种不确定性，这种方法只是一个估计值，特别是对于这样的宽带波束。在这方面，功率计被相机取代以测量太赫兹光斑大小。为了表征太赫兹脉冲，图 4(a)所示迹线主峰的高斯包络线用来。主峰强度可按下式计算：

       其中 A_eff是使用第二个抛物面镜焦平面中 1/e ²水平处的直径计算的有效面积，r_THz是半峰全宽 (FWHM) 的太赫兹脉冲持续时间。对于我们从 EOS 数据中得到的多周期轨迹 [见图4(a)]，应估计主要半周期的峰值强度（公式中的 I THz ）[参见图 5（a）中的虚线高斯拟合]. 此外，W _THz表示该主峰的有效能量。计算出的半周期时间宽度约为 0.13 ps。图 5(b)显示了在 1/e ²直径水平 2.65 mm × 2.25 mm处第二个 OAP 反射镜焦点中的 THz 光斑。太赫兹电场强度由下式给出:

产生 29 kV/cm 的 THz 峰值电场。

       我们在这里讨论与最近的结果相比获得的 0.12% 的功率效率，并讨论可能的限制以及如何在未来的实验中改进这一点。在我们的高重复率下达到的转换效率与之前在较低重复率下获得的值非常相似：参考文献中在 10 Hz 的重复率下为 0.2%。24参考文献中 1 kHz 时为 0.8%。 这可以归因于使用光斩波器的良好热管理，我们从以前的工作中知道这是达到高效率的关键点。根据我们之前在参考文献中的调查。低占空比泵浦斩波使我们能够有效抑制热效应，从而降低高重复率下的转换效率。我们希望相同的比例定律适用于 540 kHz，因为在这两种情况下，脉冲到脉冲的时间都明显小于晶体的热弛豫时间——唯一的区别是我们在这里有明显更高的可用的峰值功率。这导致从根本上更有效的光学整流过程，并且由于可以使用更大的泵浦点，因此进一步缓和了热效应。此外，我们强调，与其他研究中使用的典型低重复率放大器系统相比，多通道单元输出端的压缩脉冲具有良好的空间光谱均匀性和具有低时间基座的干净时间轮廓，另外有助于实现更高的效率。

图（5）

       在不考虑热效应的情况下，效率的第一个基本限制是非线性转换过程本身。非线性光学过程（如光学整流）的Manley–Rowe关系表明，一个THz光子是通过一个泵浦光的湮灭产生的，因此，发射的THz光子不能超过泵浦光的光子数。在我们的例子中，假设中心THz频率约为2.5 THz（10.3 meV），由于THz光子能量比1μm（1.2 eV）处的NIR光子能量小约两个数量级，因此预期最大能量转换效率为1%。通过级联可以获得更高的转换效率，但很难估计该过程的效率，因为它强烈依赖于泵浦脉冲的线性和非线性脉冲传播以及新红移光子和产生的THz光的相位匹配特性—所有这些值都需要这些晶体未知的材料特性。然而，从我们以前的工作中我们知道，在高重复频率下，热效应是限制标度效率的主要因素。为了避免这种情况，需要低占空比泵浦斩波，以使泵浦脉冲群的关断时间与晶体的弛豫时间大致匹配，而较短的脉冲群有助于达到整体较低的温度。在本实验中，我们只提供了一个占空比为50%的斩波轮；我们可以期望通过使用占空比为10%的斩波轮和输入端相应的更高功率激光器，更接近理论极限并接近百分比水平。我们注意到，在这个实验中，我们只使用了可用泵浦功率的20%；因此，降低斩波占空比将是改进结果的直接途径。

      我们以前的结果已经给出了我们在未来实验中可能达到的相应效率的估计：光-太赫兹转换效率与泵浦峰值强度成正比，与泵浦峰值强度成反。

      目前的研究是40 fs，这大约是我们之前病例中88 fs脉冲持续时间的一半。理论上，这将使效率提高4倍。在本实验中，最大峰值强度为17 GW/cm2，而在旧的研究中，最大峰值强度为8 GW/cm2，这使得转换效率提高了2倍。因此，在我们的例子中，转换效率比我们以前的结果高8倍，因此达到0.32%。在实践中，我们测量到效率提高了三倍（0.12%），由于上述热效应的影响，以及由于在当前情况下对晶体的光束直径未完全优化（因为对激光器的访问时间有限），因此最有可能较低。然而，良好的转换效率和线性功率趋势表明运行在接近最佳状态。应该注意的是，参考文献中的BNA基板是金刚石，其具有比此处使用的（蓝宝石）高得多的热导率，这也导致了更好的散热。

       关于所报告的BNA损伤阈值，使用1200 nm波长的泵浦激光器，在500 Hz的斩波频率下重复频率为1 kHz，发现BNA的损伤阈值为10 mJ/cm2。在我们的实验中，我们测量了一个较低的阈值1.7兆焦耳/平方厘米在一个更高的激光重复频率540千赫，但在较低的斩波频率和不同的激发波长。然而，在两种非常不同的激励条件下获得的这些数字之间的精确比较并不简单；较低的损伤阈值可以通过我们先前工作中报告的热效应的详细调查来合理化，其中我们表明，由于热效应和相应降低的损伤阈值，需要满足重复率和转换效率之间的权衡。

      结论与展望

       结果表明，用1035 nm激光以540 kHz重复频率泵浦，脉宽为45 fs，获得了高平均功率、宽带、高动态范围的THz-TDS。使用4.7 W的驱动功率，最大测量THz功率为5.6 mW，这是使用BNA获得的最大THz功率。计算的最大转换效率为0.12%，与使用该晶体在低得多的重复频率下获得的值相当。该光源代表了一个独特的工具，为各种时间分辨太赫兹光谱实验，目前限制的动态范围和带宽，潜在的非线性太赫兹光谱。我们认为，通过进一步优化晶体的冷却，在净化条件下工作，以及微调聚焦条件和光束斩波占空比，进一步将THz功率放大到几十mW是可能的。

翻译可能有误差，具体细节请参考原文链接：https://aip.scitation.org/doi/10.1063/5.0126367