Pour l’échantillonnage ÉO, une impulsion laser femtoseconde linéairement polarisée se copropage avec une impulsion THz picoseconde dans in cristal ÉO. Le champ électrique THz induit de la biréfringence dans le cristal, ce qui change la polarisation de l’impulsion laser qui s’y copropage linéairement. Le changement de phase entre les deux composantes de la polarisation du faisceau sonde (qui est proportionnel au champ électrique THz) peut être mesuré en utilisant des polariseurs croisés installés avant et après le cristal détecteur. Dans ce cas, le changement de phase apparaît comme une modulation dans l’intensité du faisceau sonde. La forme d’onde THz complète peut être reconstruite en balayant le faisceau sonde sur la totalité de l’impulsion THz.
Les techniques basées sur l’échantillonnage ÉO ont utilisé deux polariseurs pour mesurer le champ électrique THz. Toutefois, avec les avancées récentes dans
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les techniques de génération THz de haute puissance, l’utilisation de cristaux plus épais pose un problème majeur en termes de la rotation excessive qui est appliquée au faisceau. Si le champ électrique THz est suffisamment élevé pour introduire une différence de phase de plus de 90°, cela mène à une inversion dans l’intensité de modulation du faisceau de détection, causant des ambiguïtés dans les champs THz mesurés [74]. Cette situation est appelée "surrotation ". La biréfringence introduite dans le cristal ÉO est proportionnelle à la fois au champ électrique THz et à l’épaisseur du cristal. Il serait en principe possible de faire usage de cristaux plus minces afin d’éviter le phénomène de surrotation. Ce n’est toutefois pas désirable à cause des effets de réflexion interne. De plus, l’utilisation de cristaux minces réduit le rapport signal sur bruit (RSB) du signal THz mesuré, cela étant dû à la diminution de la distance d’interaction.
Afin de pouvoir surmonter la limitation de la surrotation dans la mesure du signal THz intense, nous proposons une nouvelle technique basée sur l’interférométrie du domaine spectral (IDS). Pour cette technique, au lieu d’utiliser deux polariseurs croisés, nous mesurons le changement dans la différence de phase introduite and le faisceau sonde par le champ électrique THz.
A. Modèle expérimental
Une nouvelle technique pour détecter la forme d’onde THz, utilisant l’IDS, est proposée. Le montage expérimental est illustré à la Figure 4.
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Figure 4. Montage expérimental
Le miroir semi-réfléchissant (BS1) divise le faisceau laser en un faisceau sonde et un faisceau pompe. Le faisceau pompe est utilisé pour générer le signal THz en utilisant la technique du front d’impulsion incliné dans un cristal LiNbO3. Cette source génère des impulsions THz de 0.3 J, avec une bande passante qui s’étend de 0.1 THz à 3 THz. Le miroir semi-réfléchissant (BS2) divise le faisceau sonde en deux parties égales. La partie réfléchie du faisceau est dirigée sur une lame de verre de 0.3 mm d’épaisseur. Les deux surfaces de la lame de verre réfléchissent environ 4% du faisceau incident. La moitié du faisceau sonde qui est réfléchi par la lame de verre est transmise à travers le miroir semi-réfléchissant BS2. Le signal qui est réfléchi par la lame de verre consiste en deux impulsions : une qui est réfléchie par la surface avant (impulsion avant), et la seconde qui est réfléchie par la surface arrière (impulsion arrière). L’impulsion avant et l’impulsion arrière sont séparées par 3 ps (en raison de l’indice de réfraction de la lame verre qui est de 1.5). En utilisant une lentille cylindrique (CL1), ces deux impulsions se propagent à travers un orifice dans le miroir décalé, et leur profil spatial pseudolinéaire est orienté vers un détecteur en cristal ZnTe, de 0.5 mm d’épaisseur, à la même position que le faisceau THz. Une lentille cylindrique (CL2) est utilisée pour collimater le faisceau sonde, qui est ensuite envoyé dans
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un spectromètre. Le spectromètre, fait sur mesure, est constitué d’un grillage de diffraction optique contenant 600 rainures/mm, d’une lentille cylindrique ayant une distance focale f = 100 mm, et d’une caméra 2D CCD de 760 × 1024 pixels. Par l’usage du spectromètre, les franges d’interférence sont observables dû à l’interférence entre les impulsions avant et arrière. Avec l’IDS, les différentes composantes spectrales sont séparées après le grillage de diffraction optique et, de cette façon, les différentes composantes spectrales de l’impulsion sonde ne sont plus sous blocage de mode (mode-locked). Pour cette raison, il devient possible de mesurer le patron d’interférence sur la gamme de profondeur de la technique IDS (déterminée par le spectromètre utilisé).
Afin de mesurer l’impulsion THz complète, une ligne de délai optique est utilisée pour faire varier le délai entre l’impulsion THz et l’impulsion optique. L’impulsion THz est temporairement appariée avec l’impulsion sonde arrière. Le délai entre l’impulsion avant et l’impulsion arrière est suffisamment long (3 ps) pour que l’impulsion avant puisse passer à travers le cristal ZnTe sans voir le champ électrique THz. La présence du champ électrique THz a pour effet de changer l’indice de réfraction du cristal ZnTe via l’effet Pockel. L’impulsion arrière subit ce changement dans l’indice de réfraction, alors que l’impulsion avant ne le subit pas, introduisant ainsi une différence de phase entre les deux impulsions sondes optiques. Le changement de phase entre ces deux impulsions est proportionnel au champ électrique THz.
B. Mesure du champ électrique THz
Pour des fins de comparaison, le champ électrique d’une impulsion THz, générée à partir d’une source LiNbO3 à inclinaison du front d’impulsion, a été mesuré en utilisant simultanément l’échantillonnage ÉO et l’interférométrie DS. Les résultats de ces mesures sont illustrés à la Figure 5.
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Figure 5. Impulsion THz mesurée avec une technique de domaine spectral (bleu) et par échantillonnage électro-optique (noir)