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引言:光源的亮度決定了它對科學(xué)中非線(xiàn)性現象的適用性。明亮的低頻太赫茲(<5 THz)輻射局限于衍射限制的光斑尺寸是一個(gè)障礙，因為太赫茲(<5 THz)脈沖的帶寬和波長(cháng)很長(cháng)，而且缺乏太赫茲波前校正器。在這里，我們使用一個(gè)現代技術(shù)系統，我們采用了一個(gè)帶有聚焦優(yōu)化的波前操作概念，從而在物理極限下對太赫茲能量進(jìn)行時(shí)空限制，使其達到波長(cháng)立方的最小的三維出射體積。我們的方案依賴(lài)于找到泵浦波前曲率和產(chǎn)生后光束發(fā)散的最佳設置。這導致了極其明亮的PW m^-2級THz輻射，峰值場(chǎng)高達8.3GV m^-1和27.7 T，遠遠超過(guò)任何其他系統。所提出的結果預期將有很大的影響對于非線(xiàn)性太赫茲在不同科學(xué)學(xué)科的應用。

亮度定義了光源通過(guò)驅動(dòng)物質(zhì)脫離平衡狀態(tài)與物質(zhì)進(jìn)行非線(xiàn)性相互作用的能力。定性地說(shuō)，亮度揭示了在給定頻率下按P/λ²以實(shí)心角度集中的功率，其中P和λ為總功率和波長(cháng)。瑞利標準定義了一個(gè)光源亮度的基本極限，因為它將最小可達到的光斑大小與給定的λ相關(guān)聯(lián)，稱(chēng)為衍射極限。為了在實(shí)驗上接近這一極限，需要一個(gè)良好的光源光束質(zhì)量和精心設計的光束成像光學(xué)器件。在激光物理學(xué)中，質(zhì)量因子M²通常用來(lái)描述理想衍射限制情況下單色輻射的光束質(zhì)量下降的程度。在近紅外波段，即使是成熟的激光技術(shù)，也很難實(shí)現高質(zhì)量的超遠波段輻射束(M²≈1)。

在太赫茲頻率(0.1 – 10 THz)下，光束質(zhì)量和亮度是幾個(gè)特殊的障礙。首先，太赫茲產(chǎn)生效率和產(chǎn)生的脈沖能量較低。第二，對于太赫茲而言，高亮度的輻射從本質(zhì)上來(lái)說(shuō)比短波長(cháng)的輻射更難達到。例如，對于給定的功率，1太赫茲的單周期激光脈沖的最大亮度比利用1/λ²依賴(lài)性的典型近紅外頻率(300 THz)的等效亮度低5個(gè)數量級。最后，多倍頻程跨太赫茲脈沖的光束成像和聚焦比其他波長(cháng)范圍的光束成像和聚焦要差一些。

最近，強THz源向≈0.1GVm^-1場(chǎng)強度的發(fā)展使得首次觀(guān)測到非線(xiàn)性輕物質(zhì)相互作用、絕緣體-金屬過(guò)渡的感應和DNA損傷的原因。然而，從超快域切換到粒子加速，THz的大量應用需要亮度的巨大飛躍來(lái)匹配理論預測的幾個(gè)GVm^-1量級的場(chǎng)強需求。強太赫茲輻射主要是由電子加速器和激光系統產(chǎn)生的。雖然前者在強度方面處于領(lǐng)先地位，但激光器的可用性和多功能性在時(shí)間分辨的太赫茲高場(chǎng)科學(xué)中占主導地位。最突出的強太赫茲脈沖技術(shù)，利用飛秒激光脈沖放大，是基于激光驅動(dòng)離子加速運動(dòng)，空氣等離子體的出射和無(wú)機材料光學(xué)整流(例如, LiNbO3)和有機非線(xiàn)性晶體(例如, OH1, DAST，DSTMS)。到目前為止，這些系統的峰值場(chǎng)均被限制在0.12-0.5GVm^-1。此前也報道了由差頻產(chǎn)生的峰值電場(chǎng)為10.8GVm^-1。然而，在這種強度下，載頻為30 THz，這超出了通常與太赫茲頻率有關(guān)的范圍(0.1-10 THz)。基于緊湊的激光的LiNbO3 THz源提供了目前最大的脈沖能量(125 μJ)，但它要一個(gè)具有復雜的脈沖前傾斜的非共線(xiàn)泵浦配置來(lái)實(shí)現相位匹配。使用LiNbO3所報告的最大磁場(chǎng)僅在較低的脈沖能量(3 μJ)下被證明。通過(guò)這種非共線(xiàn)抽運方案，這是太赫茲光束質(zhì)量縮短的直接結果，使得有限衍射聚焦成為一個(gè)難題。當共線(xiàn)泵浦的太赫茲脈沖前緣未被開(kāi)啟時(shí)，期望從共線(xiàn)泵浦的太赫茲方案中得到更亮的輻射，期望其強度分布與泵浦的分布相似。

在這份文章中,使用傳統和共線(xiàn)太赫茲生成方案適用的基于光學(xué)整流，高效有機晶體DSTMS、OH1，我們提出一個(gè)概念基于泵浦脈沖散度控制的太赫茲波前和影像工程達到的終極限制的太赫茲脈沖λ³體積。這一過(guò)程伴隨著(zhù)太赫茲強度的顯著(zhù)上升。我們觀(guān)察到光束在這個(gè)所謂的λ立方區域中傳播，從而顯著(zhù)地改變了焦點(diǎn)中沿傳播軸的時(shí)間和光譜特性。

對于我們的THz光源，我們使用一個(gè)脈沖持續時(shí)間為65 fs的光學(xué)參量放大器(OPA)系統，在1.5μm和1.35 μm波長(cháng)下泵浦小型有機晶體DSTMS和OH1(詳見(jiàn)方法)。在該方案中，在THz發(fā)射有機晶體位置泵浦通量保持恒定，采用全反射式望遠鏡組件調整泵浦光束的球面波前曲率。有機晶體極好地適合于太赫茲為他們提供相位匹配太赫茲在1-5 THz范圍(沒(méi)有無(wú)機晶體被證明高效的)，一個(gè)非常高的二階非線(xiàn)性光學(xué)敏感性和240 pmV^-1和高損傷閾值(見(jiàn)方法部分更多的細節)。

圖1

結果

太赫茲表征

雖然有效的太赫茲能量提取有機晶體曾被報道過(guò),目前工作的推進(jìn)是引入一個(gè)有效方案提高太赫茲波前和梁剖面控制和改進(jìn)的太赫茲光束傳輸的多倍頻程跨越太赫茲輻射,相差補償的來(lái)源來(lái)自于源和太赫茲成像光學(xué)。圖1a,b顯示了光泵和在DSTMS晶體后產(chǎn)生的THz的空間輪廓。泵浦的空間分布直接反映在發(fā)射的太赫茲中。我們的單晶THz源模擬了幾種不規則形狀和大小的發(fā)射器。這是典型不規則薄有機晶體和光泵強非均勻性的直接結果(圖1a，請注意，非均勻的強度分布是高能OPAs的相當典型)。空間泵浦不規則性在太赫茲空間分布中更為明顯，這是因為太赫茲強度隨泵浦強度的平方而變化，如圖1b所示。目前，還沒(méi)有現成的太赫茲波前校正器，也沒(méi)有直接測量太赫茲波前的方法。在優(yōu)化方案中，我們利用了在一階中波前和散度是相關(guān)的這一事實(shí)。從產(chǎn)生晶體在一定距離z，波前的曲率半徑是由z[1+(ω/(θz))²), ω和θ分別是光斑大小和散度,而高斯光束發(fā)散度是由θ= λ/πω定義的，λ是波長(cháng)。雖然點(diǎn)源太赫茲發(fā)射極呈現出球形波前(即強發(fā)散)，但大面積發(fā)射極提供接近平面的波前(弱發(fā)散)。理想情況下，為了最緊密的聚焦，一個(gè)目標是平面的，頻率無(wú)關(guān)的太赫茲波前正好在最終聚焦鏡上。然而，由于泵浦強度的不規則分布和局部晶體的均勻性，這里研究的太赫茲源模擬了幾個(gè)發(fā)射區的疊加，體現了具有不同散度的非均勻強度分布和光束傳播特性。如圖1b所示，在有機晶體后，太赫茲光束強度的變化類(lèi)似于不同尺寸、形狀和散度的模的傳播，這導致在傳播過(guò)程中，太赫茲光束的分布發(fā)生變化。在遠離源的地方，較小的發(fā)射點(diǎn)的高頻不規則性被較大的散度沖刷掉，從而形成更有規則的強度形狀。上述定性圖片是通過(guò)測量不同大小發(fā)射區的太赫茲的散度來(lái)支持的(ω₀=0.35、1.05和1.75毫米) ，在中心頻率為2THz的情況下，計算出的散度與根據泵斑尺寸計算出的散度有很好的一致性。然而，由于散度角取決于給定光斑大小的太赫茲頻率，散度的光譜依賴(lài)性給凈強度剖面增加了額外的變化。由于這些復雜的光束特性，完美聚焦于所有頻率(即超過(guò)7個(gè)倍頻程)發(fā)射的λ立方體積通過(guò)我們的源需要一個(gè)迭代優(yōu)化程序的散度和源位置以及優(yōu)化最終聚焦階段。有關(guān)長(cháng)波長(cháng)太赫茲頻率和多倍頻程跨越頻率內容構成了額外的障礙，因為大孔徑光學(xué)是必需的。因此，在所有頻率下限制這樣的太赫茲束的太赫茲能量是一個(gè)巨大的挑戰。

波前校正和聚焦

原則上，一個(gè)平面波前可以通過(guò)放置聚焦光學(xué)遠離發(fā)射器來(lái)實(shí)現。然而，這將導致有限聚焦光學(xué)上的太赫茲能量的顯著(zhù)損失，并伴隨著(zhù)空間濾波引起的像差。因此，我們采用上文討論的散度控制波前處理方法，直接對發(fā)射體的太赫茲波前進(jìn)行校正。如圖1d所示，光泵波前彎曲導致產(chǎn)生的太赫茲波前彎曲。對于特定的頻率和單發(fā)射光斑大小，有一個(gè)最佳的彎曲值來(lái)補償發(fā)射的太赫茲光束的自然散度，從而在聚焦系統的輸入處形成準直的太赫茲光束。該方法與THz光束的快速擴展相結合，以消除高頻強度調制。我們使用低f數光學(xué)(使用1:4望遠鏡，基于100和200直徑的離軸拋物面鏡)來(lái)減少不可避免的像差在未校正的光譜成分。然而，由于超寬的光譜和在光源處存在多個(gè)不同散度的發(fā)射源，只能通過(guò)實(shí)驗找到最佳可實(shí)現焦點(diǎn)尺寸的折衷方案。

為了達到λ³出射，系統地調整了泵浦光的波前曲率和太赫茲產(chǎn)生平面(晶體位置)，以?xún)?yōu)化太赫茲峰場(chǎng)和光斑尺寸。這種令人驚訝的簡(jiǎn)單方法是用來(lái)達到物理極限的太赫茲聚焦后，幾次迭代，這導致了極大的增加的太赫茲亮度和強度。為了證明我們的方法的先進(jìn)性，我們比較了優(yōu)化系統之前(圖1e)和之后(圖1f)的太赫茲光斑大小。光斑的大小是之前使用非lambda立方聚焦方案的四倍。值得一提的是，泵浦波前校正不僅補償了THz光束的散度，還補償了后續聚焦系統的低階波前像差。

圖2 (a)由DSTMS(藍色)和OH1(紅色并隨時(shí)間變化)產(chǎn)生的太赫茲脈沖的時(shí)間剖面。黑色曲線(xiàn)顯示了使用3 THz低通濾波器去除高頻調制后對應的OH1時(shí)間剖面。綠色曲線(xiàn)顯示了無(wú)探針孔聚焦鏡估計的太赫茲分布。兩種晶體的峰值場(chǎng)分別達到8.3GVm^-1 (27.7 T)和6.2GVm^-1 (20.7 T)

輸出脈沖特性

通過(guò)空氣偏置相干探測(ABCD)獲取焦腰中產(chǎn)生的脈沖的時(shí)間軌跡，如圖2a所示。峰值場(chǎng)分別為8.3GVm^-1 (27.7 T)和6.2GVm^-1 (20.7 T)。通過(guò)測量太赫茲脈沖能量、光斑大小和電場(chǎng)的時(shí)間演化，以模型無(wú)關(guān)的方式獲得了絕對電場(chǎng)強度。在這里提出的lambda立方的情況下，我們觀(guān)察到測量的單周載流子振蕩速度比之前報道的相同的DSTMS(具有相似的泵浦脈沖持續時(shí)間和晶體厚度)更快。此外，我們在OH1的時(shí)間軌跡中觀(guān)察到高頻振幅調制。這些觀(guān)測結果是在衍射極限下，束腰高頻THz分量占光束質(zhì)量改善和聚焦緊密主導地位的方案。如我們在方法部分所示，即使使用電光采樣(EOS)檢測也可以觀(guān)察到這些高頻特征。圖2b給出了THz發(fā)射在0.1到12 THz之間的光譜振幅。關(guān)于光譜特征的更多細節在方法部分給出。我們使用非制冷的熱釋電陣列探測器(NEC公司，23.5 μm像素大小)測量了THz光斑大小(圖2c,d)。優(yōu)化波前和聚焦后，與DSTMS和OH1相比，1/e²處的平均半徑距離分別為70和59 μm。當我們使用一個(gè)帶孔的離軸鏡(通過(guò)探頭光束)時(shí)，光斑尺寸略大(93，和70μm)，如圖2e,f所示。考慮到這些晶體的光譜，所測得的光斑尺寸非常小。由于波前控制，使用相同的晶體DSTMS和相似的輸入束尺寸，THz光斑的尺寸比之前報告的(300 μm)小了四倍多。這種緊密聚焦使太赫茲峰值強度提高了一個(gè)數量級以上。

圖3

在lambda立方聚焦中，當瑞利長(cháng)度最小化時(shí)，THz的時(shí)間和光譜形狀預計將在腰部迅速改變。在圖3a和b中，我們分別展示了DSTMS和OH1在聚焦位置(z=z₀)周?chē)鷤鞑?/span>(z)方向重建的THz時(shí)間剖面的時(shí)域圖。說(shuō)明了π穿過(guò)(z-z₀) >>|z_R|的古依相移，z_R為瑞利長(cháng)度。圖3c,d為|z|>0在(z-z₀)={-4,0,4} mm處的場(chǎng)時(shí)差演化和場(chǎng)強的快速衰減。腰部的光譜演變(圖3e-h)顯示，當我們接近焦點(diǎn)位置時(shí)，中心頻率向更高頻率強烈移動(dòng)。這是λ³聚焦方案的直接結果，其中光斑大小ω₀對THz波長(cháng)的線(xiàn)性依賴(lài)性非常明顯，因為低頻率的λ³體積更大。這些結果對比了最近關(guān)于太赫茲聚焦于(松散的)非-λ³條件的報告。在后一種情況下，實(shí)驗發(fā)現在焦點(diǎn)周?chē)墓庾V變得更寬，而中心沒(méi)有移動(dòng)。

圖4

光束質(zhì)量和衍射限制聚焦

圖 5 光斑尺寸和場(chǎng)強度表征:對于不同的截止頻率{2,3,6,9,18}THz (a) DSTMS (b) OH1 (2,3,6,9,18} THz)，聚焦處的歸一化THz點(diǎn)顯示出來(lái)。(c)在不同的截止頻率下，從a和b中提取的THz光斑尺寸為全寬-半最大值。紅色和藍色分別為DSTMS和OH1。點(diǎn)和交叉標記表示x和y方向。DSTMS(紅色)和OH1(藍色)對應的能量。(e) THz峰電場(chǎng)。(f)測得的峰通量和峰強度。在e中，綠色星號表示的估計場(chǎng)時(shí)，聚焦鏡沒(méi)有探針孔被使用。除此之外，所有的測量都是用一個(gè)帶洞的聚焦鏡進(jìn)行的。

討論

在lambda立方聚焦方案中，聚焦體積強烈依賴(lài)于THz頻率。圖5說(shuō)明了聚焦強度的這個(gè)lambda立方依賴(lài)性。采用一組低通濾波器(LPFs)來(lái)測量光斑尺寸隨頻率的變化。正如預期的那樣，對于較高的太赫茲組分，光斑尺寸會(huì )單調地減小。這是緊密聚焦的結果，高頻分量的強度顯著(zhù)上升，而低頻分量對整體成像光斑大小的貢獻占主導地位。雖然這兩種晶體在輻射<2 THz方面表現出相似的趨勢，但其隨頻率的變化有很大的不同(圖5a,b)。在DSTMS情況下，ω₀在3和6 THz的分界線(xiàn)處顯著(zhù)下降，然后進(jìn)行簡(jiǎn)單的更改，以進(jìn)一步增加截止頻率。這意味著(zhù)大部分能量集中在低頻(圖5c)，這與圖2所示的ABCD測量值一致。相比之下，OH1的能量分布更為廣泛，特別是在6-9THz范圍內。我們使用校準過(guò)的高萊盒(在我們的光譜范圍內幾乎具有頻率無(wú)關(guān)的響應)測量了相應的能量。圖5d很好地說(shuō)明了上述預測的能量隨頻率的增加速率。在泵浦能量為3.8mJ和3.5mJ的情況下，DSTMS的總能量為109 μJ，OH1的總能量為76μJ(無(wú)空鏡損耗)。轉換效率分別為2.86%和2.14%。由于ABCD探測所需的孔洞尺寸較大，所以在多孔鏡上的能量損失約為30%。

我們測量了DSTMS和OH1的峰值電場(chǎng)分別為5.4GVm^-1 (17.8 T)和4.4GVm^-1(14.7 T)(圖4e)。這些數值是在小孔徑有機晶體中得到的，而在大孔徑DSTMS中得到的數值是0.5GVm^-1。圖4e為使用不同截止頻率的LPF所得到的峰值場(chǎng)。高頻元件對應于短脈沖持續時(shí)間，在我們的案例中，也對應于小的光斑尺寸。這進(jìn)而導致了更高的場(chǎng)強(圖5e)。我們估計DSTMS和OH1的峰通量和強度分別為 {552,610}mJ cm^-2和{38,26}PWm^-2(圖5f)。最后，給出的結果考慮了整個(gè)光譜范圍高達18 THz。然而，從DSTMS大部分的能量集中在1-5 THz，我們認為這是這項工作最重要的部分。在小于5 THz范圍內，利用DSTMS獲得了高峰場(chǎng)(3.4GVm^-1, 11.4 T)、峰通量(260 mJcm^-2)和峰強度(15.7PWm^-2)，是迄今為止在整個(gè)太赫茲波段報道的最高值。如果我們考慮到使用空鏡(非共線(xiàn)探針實(shí)驗所需要的)造成的損失，DSTMS的峰值場(chǎng)為8.3GVm^-1 (27.7 T)，峰值強度為110PWm^-2。在這里記錄的極端峰值場(chǎng)，甚至連太赫茲誘導電離和損傷也可能發(fā)生。將這種強度與場(chǎng)增強結構相結合，將導致強度的又一次巨大飛躍。

綜上所述，我們已經(jīng)實(shí)驗地提出了一種使用低頻超寬帶太赫茲脈沖的λ³太赫茲出射。我們的結果可能是第一次在整個(gè)電磁頻譜中演示這樣一個(gè)系統。這種方法使我們能夠達到迄今為止最強烈的低頻太赫茲脈沖，頻率在1-5太赫茲(DSTMS)和18太赫茲(OH1)之間。我們的工作引入了一種基于泵浦波前散度控制的概念，并結合改進(jìn)的成像方案，在基于小規模有機晶體的共線(xiàn)泵浦方案中顯著(zhù)提高太赫茲光束質(zhì)量和太赫茲亮度。該方法的特強太赫茲輻射為110PWm^-2，場(chǎng)強為8.3GVm^-1和27.7 T。這種緊湊的特強太赫茲源具有如此高的亮度，將為非線(xiàn)性特強太赫茲在廣泛科學(xué)領(lǐng)域的應用開(kāi)辟新的途徑。

研究方法

我們的THz源由100-Hz鈦藍寶石驅動(dòng)的三級OPA系統組成，脈沖持續時(shí)間在65±5 fs左右。該源用于泵送1.5 μm的小型有機晶體用于DSTMS(厚度440 μm，直徑6 mm)和1.35 μm的OH1(厚度480 mm，直徑10 mm)。總的OPA轉換效率為~39%。考慮到光束的傳輸損耗，在這兩種不同波長(cháng)下，泵浦能量分別為3.8mJ和3.5mJ，這里的測量是在最大能量下進(jìn)行的。晶體上泵浦光束的光斑尺寸為1/e²尺寸分別為3.8和4.1 mm，對應~23 mJ cm^-2的峰值通量，這接近晶體傷害閾值。晶體的切割和取向被選擇為最大的THz產(chǎn)生。

圖6 聚焦優(yōu)化裝置，圖上用紅色標出了優(yōu)化的三個(gè)階段。

圖6顯示了一個(gè)太赫茲裝置與優(yōu)化三個(gè)主要階段的示意圖:(i)泵波前控制階段反射望遠鏡用于彎曲泵浦脈沖波陣面通過(guò)調整兩個(gè)望遠鏡鏡子之間的間距,(2)太赫茲產(chǎn)生的太赫茲發(fā)射面(晶體位置)調整優(yōu)化的第一階段聚焦和(iii)使用拋物面鏡快速擴束。快速擴束有助于最小化產(chǎn)生的光束中自然散度的影響，從而更好地控制太赫茲波前。由此產(chǎn)生的近平面波前光束通過(guò)直徑為2英寸、焦點(diǎn)距離2英寸的離軸拋物面鏡聚焦在探測器上。為了減弱太赫茲光束，我們使用了一組400微米厚的硅晶片(每個(gè)晶片的振幅透射率幾乎與頻率無(wú)關(guān)，為70%)。為了阻擋產(chǎn)生晶體后的剩余OPA光束，我們使用了三個(gè)截止頻率為18 THz的低通濾波器，每個(gè)濾波器的帶外阻擋都優(yōu)于0.1%。

產(chǎn)生的太赫茲脈沖的頻譜特征

非線(xiàn)性晶體中光整流產(chǎn)生的太赫茲頻譜取決于有效生成晶體的長(cháng)度和泵浦光譜。對于變壓器限制的65 fs泵浦脈沖(半最大全寬))，理想的太赫茲光譜應該反射一個(gè)以5.7 THz為中心的光學(xué)整流頻譜，半最大全寬9.5 THz。然而，DSTMS和OH1(大多數產(chǎn)生太赫茲的晶體)在這個(gè)范圍內具有強烈顯著(zhù)地調制頻譜的聲子吸收。圖2b顯示了在DSTMS和OH1中產(chǎn)生的THz脈沖的振幅譜。光譜中強烈的特征反映了這個(gè)區域的聲子共振。DSTMS在1.024 THz處有較強的吸收共振。在1-4 THz范圍內，沒(méi)有強共振。在4 THz以外，我們沒(méi)有找到共振/線(xiàn)性特征的數據，但我們觀(guān)察到一個(gè)強大的吸收4.9 THz左右,可能來(lái)自另一個(gè)共振(圖2)。OH1顯示更高的譜密度較低的頻率會(huì )隨著(zhù)至少12 THz譜密度更廣泛的傳播。主要吸收共振發(fā)生在1.45 THz和2.85 THz。在這里，我們再次找不到關(guān)于更高頻率共振的記錄，但從我們的頻譜中，我們預期共振在{4.9,6.3}THz附近。在截面輸出脈沖特性方面，我們與以前的文獻進(jìn)行了比較。說(shuō)明了雖然我們測量的探測器聚焦鏡的f數不同，但主要光譜記錄的NA幾乎與本文討論的相同。

光斑尺寸成像和校準

為了對太赫茲光斑的大小進(jìn)行成像，我們使用了NEC公司的微測熱儀攝像機。它是目前市場(chǎng)上最敏感的THz傳感器。然而，制造商聲明頻率范圍是1-7 THz，由于缺乏標準校準方法，基于評估和計算的結果沒(méi)有保證。我們不知道它被使用在如此高的頻率的任何記錄。在從測量的能量估計峰值場(chǎng)時(shí)，我們考慮了脈沖主瓣的能量和脈沖持續時(shí)間(峰值場(chǎng)的半周)。

圖7 太赫茲探測方案。DSTMS (a,b)測得的太赫茲與OH1 (c,d)的比較。藍色曲線(xiàn)顯示了使用EOS的測量結果。空氣偏置相干探測測量用紅色表示。對于OH1，用ABCD過(guò)濾掉較高頻率(>3 THz)分量后再進(jìn)行測量(黑色)。

太赫茲檢測

在整個(gè)工作過(guò)程中，我們使用了兩種不同的檢測方案:ABCD和EOS。對于EOS，我們使用厚度為100 μm的間隙晶體。我們比較了50 μm的時(shí)間軌跡，得到了相同的軌跡，但我們使用了較厚的一個(gè)，以避免內部反射。兩種技術(shù)測得的脈沖的比較如圖7所示。

相關(guān)產(chǎn)品：

>>太赫茲濾波片

>>太赫茲相機

>>太赫茲晶體

>>太赫茲元件