1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Теплофизика высоких температур
  4. T. 60, № 5, 2022

Теплофизика высоких температур, 2022, T. 60, № 5, стр. 666-671

Генерация второй оптической гармоники в кремнии при воздействии терагерцевого импульса с высокой напряженностью электрического поля

А. В. Овчинников 1, *, О. В. Чефонов 1, **, М. Б. Агранат 1, ***

1 ФГБУН Объединенный институт высоких температур РАН
Москва, Россия

* E-mail: a.ovtch@gmail.com
** E-mail: oleg.chefonov@gmail.com
*** E-mail: agranat2004@mail.ru

Поступила в редакцию 03.06.2022
После доработки 07.09.2022
Принята к публикации 13.10.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Представлены результаты экспериментальных исследований генерации второй оптической гармоники фемтосекундного лазерного импульса с длиной волны излучения 1240 нм в поверхностном слое кремния при воздействии импульсами терагерцевого излучения с максимальной напряженностью электрического поля до 23 МВ/см. Показано, что в диапазоне полей до 15 МВ/см интенсивность второй гармоники пропорциональна диэлектрической восприимчивости χ(3) и квадрату напряженности электрического поля терагерцевого импульса.

ВВЕДЕНИЕ

Генерация второй гармоники (ГВГ) является одним из наиболее широко используемых нелинейно-оптических процессов в экспериментальных исследованиях. Впервые ГВГ была продемонстрирована в 1961 г. благодаря изобретению лазера, обеспечивающего монохроматическое излучение с высокой интенсивностью [1]. Генерация второй гармоники также наблюдалась в центросимметричных средах, находящихся в постоянном или переменном электрическом поле. Электрическое поле приводило к нарушению симметрии, что устраняло запрет на ГВГ в такой среде [2]. О результатах по исследованию ГВГ, индуцированной электрическим полем (EFISH), сообщалось в ряде работ [3, 4]. Некоторое время эти измерения ограничивались низкочастотными полями переменного тока. Однако, благодаря разработкам источников интенсивных импульсов терагерцевого (ТГц) излучения [5, 6], в кристаллах бета-бората бария [7] и во многих центросимметричных средах [8] была обнаружена ГВГ, индуцированная полем ТГц-импульса (TFISH) [8–10]. TFISH описывается как нелинейное явление третьего порядка, в котором интенсивность сигнала второй гармоники (ВГ) пропорциональна интенсивности ТГц-импульса, квадрату интенсивности основной частоты лазера Iω и нелинейной восприимчивости материала χ(3) третьего порядка: $I_{{2\omega }}^{{{\text{TFISH}}}} \sim {{\left| {{{\chi }^{{\left( 3 \right)}}}} \right|}^{2}}I_{\omega }^{2}{{I}_{{{\text{THz}}}}}$. Теоретическое и экспериментальное исследование механизма TFISH в полупроводниках было выполнено в ряде работ [11, 12]. Генерация второй гармоники, индуцированная импульсом ТГц-излучения, наблюдалась также в нецентросимметричных сегнетоэлектриках [13] и антиферромагнитных материалах [14]. Эти работы показали возможность разработки сверхбыстрых устройств на основе таких материалов, которые могли бы работать с пикосекундной скоростью обработки данных. Однако для наиболее часто используемых материалов, лежащих в основе большинства фотонных компонентов [15] и современной полупроводниковой промышленности [16, 17], пока недостаточно разработано методов управления симметрией центросимметричного кристалла кремния неразрушающим и сверхбыстрым способом. В связи с этим задача исследования свойств кремния и механизмов генерации второй оптической гармоники под действием импульсов ТГц-излучения сохраняет свою актуальность.

Ранее в работе [18] были представлены экспериментальные исследования генерации второй оптической гармоники в кремнии при воздействии импульсов ТГц-излучения с напряженностью электрического поля, падающей на образец, до 22 МВ/см. Было показано, что при напряженности электрического поля свыше 8 МВ/см наблюдается отклонение зависимости энергии импульса второй гармоники от напряженности электрического поля ТГц-импульса от квадратичной, что связывалось с изменением эффективной диэлектрической восприимчивости χ(2), которая определялась как ${{\chi }^{{\left( 2 \right)}}}\left( {{{E}_{\Omega }}} \right) + \chi _{j}^{{\left( 2 \right)}}\left( {j\left( {{{E}_{\Omega }}} \right)} \right) = $ $ = {{\chi }^{{\left( 3 \right)}}}{{E}_{\Omega }} + {{\chi }^{{\left( 3 \right)}}}j\left( {{{E}_{\Omega }}} \right)$, где ${{E}_{{{\Omega }}}}$ – напряженность электрического поля ТГц-импульса, а $j\left( {{{E}_{\Omega }}} \right)$ – плотность тока. Более детальный анализ экспериментальных данных затруднен в связи с используемой схемой эксперимента, в которой пучки ТГц- и зондирующего излучения распространялись в попутном направлении.

В данной работе представлены экспериментальные результаты исследования интенсивности генерации второй оптической гармоники инфракрасного фемтосекундного лазерного импульса в поверхностном слое пластины кремния при воздействии ТГц-импульсов с различной напряженностью электрического поля в диапазоне от 1 до 23 МВ/см (падающих на образец) при одновременном измерении временной зависимости пропускания зондирующего импульса.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ СХЕМА

Исследование индуцированной ГВГ в кремнии проводилось в схеме “pump-probe”, в которой в качестве накачки использовался импульс ТГц-излучения, а в качестве пробы – фемтосекундный импульс с длиной волны излучения 1240 нм и длительностью 100 фс. Экспериментальная схема для проведения исследований аналогична схеме в работе [19] и представлена на рис. 1.

Рис. 1.

Экспериментальная схема измерений: PM1, PM2, PM3 – внеосевые параболические зеркала; ФЭУ – фотоэлектронный умножитель; Si – кремниевая пластина; ФД – фотодиод.

Генерация импульсов ТГц-излучения осуществлялась методом оптического выпрямления лазерных импульсов с длиной волны излучения 1240 нм, длительностью импульса 80 фс и c энергией в импульсе до 30 мДж [20] в нелинейном органическом кристалле ДСТМС (4-N,N-диметиламино-4'-N'-метилстильбазолия 2,4,6-триметилбензолсульфонат) [21, 22]. Излучение хром-форстеритовой лазерной системы является оптимальным источником накачки для генерации ТГц-излучения в кристалле ДСТМС с эффективностью до 3% и гауссовым пространственным распределением [23, 24], что позволяет фокусировать ТГц-пучок в размер, близкий к дифракционному пределу [25, 26]. Для проведения экспериментов использовался кристалл ДСТМС диаметром 8 мм и толщиной 440 ± 5 мкм. Эффективность преобразования составляла 1.6%, а энергия импульса — 120 мкДж. Для ослабления излучения лазерной накачки после ТГц-кристалла был установлен фильтр, который ослаблял в 108 раз излучение с длиной волны меньше 34 мкм. Для достижения максимальной напряженности электрического поля пучок ТГц-излучения расширялся до ~50 мм с помощью телескопа 6 : 1, состоящего из двух внеосевых параболических зеркал (PM1 и PM2). Фокусировка ТГц-излучения осуществлялась с помощью внеосевого параболического зеркала (PM3) с эффективным фокусным расстоянием 50.8 мм и диаметром 50.8 мм. Диаметр ТГц-пучка в фокальной плоскости составил 170 ± 10 мкм по уровню 1/е, что близко к дифракционному пределу 154 мкм для центральной длины волны 170 мкм. Пространственное распределение ТГц-пучка измерялось “ножевым методом”.

Временная форма ТГц-импульса измерялась методом электрооптического детектирования. В качестве зондирующего излучения использовался фемтосекундный оптический импульс с длиной волны излучения 1240 нм, а в качестве электрооптического кристалла фосфид галлия (GaP (110)) толщиной 200 мкм.

Эксперименты проводились в геометрии встречного распространения зондирующего и ТГц-пучков, что позволяло исследовать ГВГ вблизи поверхности пластины кремния со стороны входа ТГц-импульса при максимально возможных значениях напряженности электрического поля ТГц-импульса.

Кремний является средой с центральной симметрией и генерация второй гармоники в объеме запрещена, так как диэлектрическая восприимчивость χ(2) = 0. Однако при наличии внешнего воздействия симметрия кремния может быть нарушена и генерация второй гармоники становится возможной [27]. Частным случаем такого воздействия может являться внешнее электрическое поле ТГц-импульса, при котором квадратичная восприимчивость становится отличной от нуля ${{\chi }^{{\left( 2 \right)}}} = {{\chi }^{{\left( 2 \right)}}}\left( {{{E}_{\Omega }}} \right) = {{\chi }^{{\left( 3 \right)}}}{{E}_{\Omega }}$, а соответствующая нелинейная поляризация имеет вид

$P\left( {2\omega } \right) \propto {{\chi }^{{\left( 3 \right)}}}{{E}_{\Omega }}{{E}_{\omega }}{{E}_{\omega }},$
где χ(3) ‒ феноменологический тензор объемной кубической восприимчивости среды, не обращающийся в нуль в центросимметричных средах, а Eω и EΩ ‒ электрические поля инфракрасного лазера и ТГц-импульсов.

Интенсивность излучения ГВГ достигает максимума на длине когерентности lc = $ = \lambda {\text{/}}\left( {4\left| {{{n}_{\omega }} - {{n}_{{2\omega }}}} \right|} \right)$, где λ – длина волны излучения, nω = 3.515 – показатель преломления среды на основной длине волны, n2ω = 3.888 – показатель преломления среды на длине волны второй гармоники, на которой выполняется условие фазового синхронизма. Длина когерентности в кремнии для длин волн 1240 и 620 нм составляет ~1 мкм. Область перекрытия ТГц- и зондирующего импульсов в случае встречной геометрии определяeтся как ${{l}_{{{\text{THz}}}}} = c{{\tau }_{{{\text{THz}}}}}{\text{/}}\left( {\left| {{{n}_{\omega }} + {{n}_{{{\text{THz}}}}}} \right|} \right)$, где ${{\tau }_{{{\text{THz}}}}}$ – длительность ТГц-импульса; ${{n}_{{{\omega }}}},~{{n}_{{{\text{THz}}}}}$ – показатели преломления кремния на длине волны зондирующего и ТГц-импульсов. Для ТГц-импульса длительностью 1 пс (FWHM) и ${{n}_{\omega }} = 3.52$, ${{n}_{{{\text{THz}}}}} = 3.56$ область кремния, в которой происходит нарушение симметрии в присутствии зондирующего импульса, составляет величину 42 мкм. Если для зондирующего излучения с длиной волны 1240 нм кремний является прозрачным материалом в невозбужденном состоянии (энергия кванта излучения зондирующего импульса 0.98 эВ меньше ширины запрещенной зоны кремния 1.1 эВ), то для излучения второй гармоники с длиной волны 620 нм кремний непрозрачен, а толщина слоя, в котором интенсивность излучения уменьшается в е раз, определяется как $l = \lambda {\text{/}}\left( {4\pi k} \right)~$ и составляет величину ~3 мкм [28]. Так как ${{l}_{{{\text{THz}}}}} \gg {{l}_{c}}$, то генерация излучения второй гармоники возникает только при перекрытии зондирующего и ТГц-импульсов вблизи поверхности со стороны входа ТГц-импульса [29] в слое толщиной, не превышающей глубину свободного пробега фотона 620 нм.

Одновременно с измерением интенсивности второй гармоники измерялось пропускание излучения зондирующего импульса.

Излучение зондирующего импульса фокусировалось в центральную область ТГц-пучка в пятно диаметром 20 мкм (по уровню 1/е) с помощью линзы с фокусным расстоянием 100 мм. Регистрация интенсивности излучения второй гармоники с длиной волны 620 нм осуществлялась фотоэлектронным умножителем с охлаждением для уменьшения шумов. Для блокирования излучения пробного импульса на основной частоте использовался интерференционный фильтр (FB620-10, Thorlabs) и монохроматор, настроенный на пропускание излучения с длиной волны 620 нм. Регистрация интенсивности излучения зондирующего импульса, прошедшей через экспериментальный образец, осуществлялась InGaAs фотодиодом (DET01CFC/M, Thorlabs) с максимальной чувствительностью в диапазоне 800–1700 нм и постоянной времени ~1 нс. Интенсивность пробного излучения составляла 1010 Вт/см2, что исключало возникновение каких-либо нелинейных эффектов в образце, а также было существенно ниже порога создания свободных носителей заряда за счет двухфотонного поглощения (энергия кванта излучения зондирующего импульса 0.98 эВ меньше ширины запрещенной зоны кремния).

В качестве экспериментального образца в работе использовалась полированная пластина кристаллического кремния, легированного атомами бора (р-тип), с ориентацией (100) и толщиной 235 мкм. Концентрация легирующей примеси составляла 1.6 × 1015 см–3 и определялась по измеренному удельному сопротивлению (12.2 Ом см) четырехзондовым методом. Образец был установлен на моторизованном трансляторе для оптимального расположения в фокальной плоскости фокусирующего параболического зеркала.

РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТОВ

Для исследования генерации второй оптической гармоники в кремнии при воздействии импульсов ТГц-излучения были проведены измерения интенсивности второй гармоники и коэффициента пропускания кремния на длине волны излучения 1240 нм в зависимости от временной задержки между ТГц- и зондирующим импульсами при различных значениях напряженности электрического поля (рис. 2).

Рис. 2.

Зависимости интенсивности второй гармоники (620 нм) (а) и пропускания зондирующего излучения (1240 нм) (б) от времени при напряженностях электрического поля ТГц-импульса 1.0‒22.9 МВ/см.

Так как процесс генерации второй оптической гармоники в центросимметричной среде в присутствии электрического поля ТГц-импульса является безынерционным, то временная зависимость интенсивности второй гармоники должна повторять временную форму ТГц-импульса, а интенсивность должна быть пропорциональна квадрату напряженности электрического поля [29, 30]. На рис. 3 представлены результаты сравнения временной формы ТГц-импульса, временной зависимости интенсивности второй гармоники и коэффициента пропускания зондирующего импульса, полученные при максимальной напряженности электрического поля ТГц-импульса. Как видно из рисунка, при наличии четырех экстремумов во временной форме ТГц-импульсов в интенсивности второй гармоники наблюдаются только два максимума. При этом второй максимум по интенсивности значительно меньше первого, несмотря на то что напряженность электрического поля ТГц-импульса, падающего на образец, вы-ше.

Рис. 3.

Сравнение временной формы ТГц-импульса (1), падающего на образец, интенсивности второй гармоники (2) и зависимости коэффициента пропускания зондирующего излучения с длиной волны 1240 нм образцом кремния (3) при максимальной напряженности электрического поля (~23 МВ/см).

В ряде работ [31–33] было показано, что при воздействии ТГц-импульсов с высокой напряженностью электрического поля в кремнии происходит генерация свободных носителей заряда с высокой концентрацией. Для оценки влияния индуцированных носителей заряда на генерацию второй оптической гармоники была построена зависимость интенсивности ВГ в первом максимуме (в области 200 фс) от напряженности электрического поля ТГц-импульса, падающего на образец, в первом экстремуме (рис. 4).

Рис. 4.

Зависимость интенсивности ВГ в первом максимуме от напряженности электрического поля ТГц-импульса: точки – экспериментальные данные, кривая – квадратичная зависимость.

Как видно из рисунка, экспериментальные данные до ~8 МВ/см хорошо аппроксимируются квадратичной зависимостью, что свидетельствует о механизме ГВГ, связанном с воздействием импульса ТГц-излучения, при котором интенсивность ВГ пропорциональна диэлектрической восприимчивости χ(3) и квадрату напряженности электрического поля ТГц-импульса [7, 10], как было показано выше. При напряженностях электрического поля свыше 8 МВ/см наблюдается отклонение от квадратичной зависимости. Кроме этого, начиная с данной величины напряженности электрического поля происходит уменьшение пропускания зондирующего импульса (рис. 2б), что может приводить к снижению интенсивности второй гармоники, так как ${{I}_{{2{{\omega }}}}}\sim I_{{{\omega }}}^{2}$. Зависимость ВГ от напряженности электрического поля с учетом уменьшения интенсивности зондирующего импульса представлена на рис. 5. В этом случае все экспериментальные точки хорошо аппроксимируются квадратичной зависимостью. Таким образом, механизм ГВГ при значениях напряженности электрического поля ТГц-импульса до ~14 МВ/см не отличается от механизма при низких значениях полей [10].

Рис. 5.

Зависимость интенсивности ВГ в первом максимуме от напряженности электрического поля ТГц-импульса с учетом коэффициента пропускания пробного импульса: точки – экспериментальные данные, кривая – квадратичная зависимость.

Аналогичная обработка экспериментальных данных (с учетом изменения пропускания зондирующего излучения) выполнена для интенсивности второй гармоники во втором максимуме (рис. 2а), которая соответствовала второму экстремуму напряженности электрического поля ТГц-импульса, величина которого достигала ~23 МВ/см (падающего на образец ТГц-импульса). Результаты представлены на рис. 6.

Рис. 6.

Зависимость интенсивности ВГ во втором максимуме от напряженности электрического поля ТГц-импульса, падающего на образец, с учетом коэффициента пропускания пробного импульса: точки – экспериментальные данные, кривая – квадратичная зависимость.

Как и для первого максимума второй гармоники, экспериментальные данные достаточно хорошо аппроксимируются квадратичной зависимостью до 15 МВ/см. При напряженностях электрического поля выше 15 МВ/см наблюдается существенное отклонение экспериментальных данных от квадратичной зависимости. Уменьшение интенсивности второй гармоники может быть связано с увеличением отражения и/или поглощения излучения ТГц-импульса вследствие образования высокой концентрации свободных носителей заряда либо с изменением эффективной диэлектрической восприимчивости второго порядка χ(2) за счет возникновения транзиентных токов, как было предложено в ранее выполненной работе [18]. Полученные экспериментальные результаты не позволяют сделать однозначный вывод о причинах уменьшения интенсивности второй оптической гармоники при напряженностях электрического поля ТГц-импульса выше 15 МВ/см и требуются дополнительные исследования.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Экспериментальные исследования генерации второй оптической гармоники в кремнии при воздействии импульсов ТГц-излучения с напряженностью электрического поля до 23 МВ/см, падающего на образец, показали, что до 15 МВ/см интенсивность второй гармоники пропорциональна квадрату напряженности электрического поля ТГц-импульса, что соответствует механизму TFISH. В диапазоне от 8 до 15 МВ/см необходимо учитывать ослабление зондирующего излучения с длиной волны 1240 нм в кремнии за счет генерации свободных носителей заряда под действием ТГц-импульса. При напряженностях поля выше 15 МВ/см, исходя из полученных экспериментальных данных, интерпретация зависимости интенсивности второй гармоники от напряженности электрического поля затруднена.

Все экспериментальные работы были выполнены на уникальной тераваттной хром-форстеритовой лазерной системе (УНУ “ЛТФК”) в центре коллективного пользования “Лазерный фемтосекундный комплекс” ОИВТ РАН. Работа выполнена при финансовой поддержке Министерства науки и высшего образования РФ (соглашение с ОИВТ РАН № 075-15-2020-785 от 23 сентября 2020 г.).

Список литературы

  1. Franken P.A., Hill A.E., Peters C.W., Weinreich G. Ge-neration of Optical Harmonics // Phys. Rev. Lett. 1961. V. 7. P. 118.

  2. Terhune R.W., Maker P.D., Savage C.M. Optical Harmonic Generation in Calcite // Phys. Rev. Lett. 1962. V. 8. P. 404.

  3. Blanchard P.M., Mitchell G.R. A Comparison of Photoinduced Poling and Thermal Poling of Azo-Dye-Doped Polymer Films for Second Order Nonlinear Optical Applications // Appl. Phys. Lett. 1993. V. 63. P. 2038.

  4. Guillet de Chatellus H., Freysz E. Measurement of the Third-order Susceptibility of Glasses by EFISH of Femtosecond Pulses // Opt. Express. 2001. V. 9. P. 586.

  5. Hebling J., Almasi G., Kozma I., Kuhl J. Velocity Matching by Pulse Front Tilting for Large Area THz-pulse Generation // Opt. Express. 2002. V. 10. P. 1161.

  6. Hirori H., Doi A., Blanchard F., Tanaka K. Single-cycle Terahertz Pulses with Amplitudes Exceeding 1 MV/cm Generated by Optical Rectification in LiNbO3 // Appl. Phys. Lett. 2011. V. 98. P. 091106.

  7. Chen J., Han P., Zhang X.C. Terahertz-field-induced Second-harmonic Generation in a Beta Barium Borate Crystal and Its Application in Terahertz Detection // Appl. Phys. Lett. 2009. V. 95. P. 011118.

  8. Dai J., Xie X., Zhang X.C. Detection of Broadband Te-rahertz Waves with a Laser-induced Plasma in Gases // Phys. Rev. Lett. 2006. V. 97. P. 8.

  9. Cook D.J., Hochstrasser R.M. Intense Terahertz Pulses by Four-wave Rectification in Air // Opt. Lett. 2000. V. 25. P. 1210.

  10. Nahata A., Heinz T.F. Detection of Freely Propagating Terahertz Radiation by Use of Optical Second-harmonic Generation // Opt. Lett. 1998. V. 23. P. 67.

  11. Bodrov S.B., Sergeev Y.A., Korytin A.I., Stepanov A.N. Terahertz-field-induced Second Optical Harmonic Generation from Si(111) Surface // Phys. Rev. B. Amer. Phys. Soc. 2022. V. 105. P. 1.

  12. Бодров С.Б., Корытин А.И., Сергеев Ю.А., Степанов А.Н. Генерация второй гармоники оптического излучения в кристаллах типа цинковой обманки при комбинированном воздействии фемтосекундного оптического и сильного терагерцевого полей // Квантовая электроника. 2020. T. 50. № 5. С. 496.

  13. Grishunin K.A., Ilyin N.A., Sherstyuk N.E., Mishina E.D., Kimel A., Mukhortov V.M., Ovchinnikov A.V., Chefo-nov O.V., Agranat M.B. THz Electric Field-induced Second Harmonic Generation in Inorganic Ferroelectric // Sci. Rep. 2017. V. 7. P. 687.

  14. Овчинников А.В., Чефонов О.В., Агранат М.Б., Гришунин К.А., Ильин Н.А., Писарев Р.В., Кимель А.В., Калашникова А.М. Генерация второй оптической гармоники под действием пикосекундных терагерцовых импульсов в центросимметричном антиферромагнетике NiO // Письма ЖЭТФ. 2016. T. 104. № 7. С. 467.

  15. Bogaerts W., Chrostowski L. Silicon Photonics Circuit Design: Methods, Tools, and Challenges // Laser Photonics Rev. 2018. V. 12. P. 1700237.

  16. Kim D., Jung H.J., Park I.J. et al. Efficient, Stable Silicon Tandem Cells Enabled by Anion-engineered Wide-bandgap Perovskites // Science. 2020. V. 368. P. 155.

  17. Yang C.H., Leon R.C.C., Hwang J.C.C. et al. Operation of a Silicon Quantum Processor Unit Cell Above One Kelvin // Nature. 2020. V. 580. P. 350.

  18. Ovchinnikov A.V., Chefonov O.V., Mishina E.D., Agranat M.B. Second Harmonic Generation in the Bulk of Silicon Induced by an Electric Field of a High Power Terahertz Pulse // Sci. Rep. 2019. V. 9. P. 9753.

  19. Ovchinnikov A.V., Chefonov O.V., Agranat M.B., Kudryavtsev A.V., Mishina E.D., Yurkevich A.A. Free-carrier Generation Dynamics Induced by Ultrashort Intense Terahertz Pulses in Silicon // Opt. Express. 2021. V. 29. P. 26093.

  20. Агранат М.Б., Ашитков С.И., Иванов А.А., Коня-щенко А.В., Овчинников А.В., Фортов В.Е. Тераваттная фемтосекундная лазерная система на хром-форстерите // Квантовая электроника. 2004. T. 34. № 6. С. 506.

  21. Yang Z., Mutter L., Stillhart M., Ruiz B., Aravazhi S., Jazbinsek M., Schneider A., Gramlich V., Günter P. Large-size Bulk and Thin-film Stilbazolium-salt Single Crystals for Nonlinear Optics and THz Generation // Adv. Funct. Mater. 2007. V. 17. P. 2018.

  22. Stillhart M., Schneider A., Günter P. Optical Properties of 4-N,N-Dimethylamino-4^'-N^'-Methyl-Stilbazolium 2,4,6-Trimethylbenzenesulfonate Crystals at Terahertz Frequencies // J. Opt. Soc. Am. B. 2008. V. 25. P. 1914.

  23. Vicario C., Ovchinnikov A.V., Ashitkov S.I., Agranat M.B., Fortov V.E., Hauri C.P. Generation of 0.9-mJ THz Pul-ses in DSTMS Pumped by a Cr:Mg2SiO4 Laser // Opt. Lett. 2014. V. 39. P. 6632.

  24. Vicario C., Jazbinsek M., Ovchinnikov A.V., Chefonov O.V., Ashitkov S.I., Agranat M.B., Hauri C.P. High Efficiency THz Generation in DSTMS, DAST, and OH1 Pumped by Cr:Forsterite Laser // Opt. Express. 2015. V. 23. P. 4573.

  25. Chefonov O.V., Ovchinnikov A.V., Agranat M.B., Stepanov A.N. Terahertz Beam Spot Size Measurements by a CCD Camera // Opt. Lett. 2019. V. 44. P. 4099.

  26. Chefonov O.V., Ovchinnikov A.V., Hauri C.P., Agranat M.B. Broadband and Narrowband Laser-Based Terahertz Source and Its Application for Resonant and Non-resonant Excitation of Antiferromagnetic Modes in NiO // Opt. Express. 2019. V. 27. P. 27273.

  27. Ding Y., Zeng Y., Yu X., Liu Z., Qian J., Li Y., Peng Y., Song L., Tian Y., Leng Y., Li R. Terahertz-assisted Even Harmonics Generation in Silicon // Science. 2022. V. 25. P. 103750.

  28. Green M.A. Self-consistent Optical Parameters of Intrinsic Silicon at 300 K Including Temperature Coefficients // Sol. Energy Mater. Sol. Cells. 2008. V. 92. P. 1305.

  29. Bodrov S.B., Sergeev Y.A., Korytin A.I., Burova E.A., Stepanov A.N. Terahertz Pulse Induced Femtosecond Optical Second Harmonic Generation in Transparent Media with Cubic Nonlinearity // J. Opt. Soc. Am. B. 2020. V. 37. P. 789.

  30. Grishunin K., Bilyk V., Sherstyuk N., Mukhortov V., Ovchinnikov A., Chefonov O., Agranat M., Mishina E., Kimel A.V. Transient Second Harmonic Generation Induced by Single Cycle THz Pulses in Ba0.8Sr0.2TiO3/MgO // Sci. Rep. 2019. V. 9. P. 697.

  31. Tarekegne A.T., Iwaszczuk K., Zalkovskij M., Strik-werda A.C., Jepsen P.U. Impact Ionization in High Resistivity Silicon Induced by an Intense Terahertz Field Enhanced by an Antenna Array // New J. Phys. 2015. V. 17. P. 043002.

  32. Tarekegne A.T., Hirori H., Tanaka K., Iwaszczuk K., Jepsen P.U. Impact Ionization Dynamics in Silicon By MV/cm THz Fields // New J. Phys. 2017. V. 19. P. 123018.

  33. Chefonov O.V., Ovchinnikov A.V., Agranat M.B., Fortov V.E., Efimenko E.S., Stepanov A.N., Savel’ev A.B. Nonlinear Transfer of an Intense Few-cycle Terahertz Pulse Through Opaque n-Doped Si // Phys. Rev. B. 2018. V. 94. P. 165206.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Теплофизика высоких температур

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал