THz basado en diodo láser | Nanchang MPO MPT Inc.

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 13476 (2023) Citar este artículo

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La espectroscopia de terahercios en el dominio del tiempo (THz-TDS) se ha convertido en una herramienta poderosa y versátil en diversos campos científicos. Estos incluyen, entre otros, imágenes, caracterización de materiales y mediciones de espesor de capas. Si bien THz-TDS ha logrado un éxito significativo en entornos de investigación, el alto costo y la naturaleza voluminosa de la mayoría de los sistemas han obstaculizado la comercialización generalizada de esta tecnología. Dos factores principales que contribuyen al tamaño y costo de estos sistemas son el láser y la unidad de retardo óptico (ODU). En consecuencia, nuestro grupo se ha centrado en desarrollar sistemas THz-TDS basados en diodos láser monolíticos compactos de modo bloqueado (MLLD). La tasa de repetición ultraalta (UHRR) del MLLD tiene el beneficio adicional de que nos permite utilizar ODU más cortas, reduciendo así el costo general y el tamaño de nuestros sistemas. Sin embargo, lograr la precisión necesaria en la ODU para adquirir señales precisas en el dominio del tiempo de terahercios sigue siendo un aspecto crucial. Para abordar este problema, hemos desarrollado y mejorado una extensión interferométrica para sistemas UHRR-THz-TDS. Esta extensión es económica, compacta y fácil de incorporar. En este artículo, presentamos la configuración del sistema, la extensión en sí y el procedimiento algorítmico para reconstruir el eje de retardo basado en la señal de referencia interferométrica. Evaluamos un conjunto de datos que comprende 10.000 trazas de señal e informamos una desviación estándar de la fase de terahercios medida a 1,6 THz tan baja como 3 mrad. Además, demostramos una fluctuación pico a pico restante de solo 20 fs y una relación señal-ruido máxima récord de 133 dB a 100 GHz después del promedio. El método presentado en este documento permite la construcción simplificada de sistemas THz-TDS, lo que reduce el volumen y el costo. Como resultado, facilita aún más la transición de las tecnologías de terahercios desde aplicaciones de laboratorio a aplicaciones de campo.

La espectroscopia de terahercios en el dominio del tiempo (THz-TDS) utilizando emisores y detectores fotoconductores ha recorrido un largo camino desde sus inicios a finales de los años 1980 por Fattinger y Grischkowsky1,2. Los avances tecnológicos y de sistemas han convertido a THz-TDS en una herramienta poderosa y versátil para la ciencia experimental3,4. Los hitos notables en la mejora de la economía y la usabilidad de THz-TDS incluyen el cambio de la longitud de onda del láser de femtosegundo impulsor a la banda de telecomunicaciones de 1,55 µm5,6,7 y la introducción del primer espectrómetro totalmente de fibra que utiliza un láser de fibra de femtosegundo8. El uso de materiales mejorados y estructuras de antena fotoconductoras ha hecho posible alcanzar de forma rutinaria un ancho de banda de hasta 6,5 THz y un rango dinámico máximo de hasta 111 dB9 con sistemas acoplados por fibra. Los avances recientes en la tecnología de antenas fotoconductoras aumentaron el ancho de banda a 10 THz10. Además, la introducción de conceptos como el muestreo óptico asíncrono (ASOPS)11,12,13, el muestreo óptico controlado electrónicamente (ECOPS)14, el muestreo óptico por ajuste de cavidades (OSCAT)15 y el muestreo óptico controlado por polarización de un solo láser (SLAPCOPS) )16 ha permitido construir sistemas THz-TDS sin una unidad de retardo óptico mecánico (ODU). Estos sistemas tienden a ser más robustos mecánicamente y, lo que es más importante, alcanzan tasas de actualización espectral de hasta 100.000 espectros por segundo12.

Estas mejoras han permitido algunas aplicaciones faro en el campo de la industria. Estos incluyen la caracterización del grafeno17, la pintura de automóviles18 y los ensayos no destructivos (END) generales19. En 20 se presenta una revisión exhaustiva de las aplicaciones industriales de la detección de terahercios. Muchas más aplicaciones, incluido el control de calidad de las semillas de semillas de azúcar21, el análisis de petróleos crudos22 y el control de calidad en la industria del papel23, han demostrado ser factibles, pero aún no se ha logrado pasar de las demostraciones de laboratorio al campo. Desafortunadamente, el alto costo de los sistemas THz-TDS de última generación todavía obstaculiza su implementación generalizada, y su gran tamaño y peso descartan aplicaciones verdaderamente móviles. Dado que el láser de fibra de femtosegundo, a pesar de su relativa compacidad, sigue siendo un factor importante tanto en el tamaño como en el costo del sistema, se han realizado muchos esfuerzos para encontrar fuentes de luz alternativas, preferiblemente semiconductores. En un trabajo inicial, justo antes del cambio de siglo, Tani et al.24 demostraron la generación de amplios espectros de terahercios accionando una antena fotoconductora con un diodo láser multimodo (MMLD). Posteriormente, Morikawa et al.25 mostraron el uso de esa fuente en combinación con una medición de potencia resuelta en frecuencia para aplicaciones espectroscópicas. Poco después, hicieron el descubrimiento innovador de que un espectrómetro convencional en el dominio del tiempo que utiliza un emisor fotoconductor y un detector fotoconductor genera una fotocorriente que es periódica en el dominio del retardo26. Dado que la periodicidad de la fotocorriente es igual al recíproco del espaciado de modos del MMLD, lo atribuyeron a la correlación cruzada de la intensidad de la luz fluctuante y la señal de terahercios incidente en el detector fotoconductor, acuñando así el término "espectroscopia de correlación cruzada de terahercios". ”(THz-CCS). En los años siguientes, este concepto se mejoró cambiando de una configuración óptica de espacio libre a una configuración de fibra acoplada27 y cambiando la longitud de onda de excitación a la banda de telecomunicaciones de 1550 nm28. De manera intermitente, el concepto pasó a denominarse “espectroscopia de cuasi dominio del tiempo de terahercios” (THz-QTDS) y se desarrolló un modelo matemático mejorado29. Recientemente, el ancho de banda del sistema se incrementó operando el MMLD con un ciclo de trabajo bajo30 y con retroalimentación óptica en el láser31, respectivamente. Molter et al.32 demostraron por primera vez una variación del concepto THz-CCS que utiliza un diodo superluminiscente (SLD) como fuente de luz semiconductora sin modo y luego Tybussek et al.33 la estudiaron con mayor detalle con conformación espectral. La naturaleza sin modo del SLD genera un espectro continuo de terahercios, de modo que la resolución de frecuencia del sistema solo está limitada por la longitud de la unidad de retardo óptico (ODU). En 34 se presenta una revisión exhaustiva de THz-CCS.

Aunque se ha demostrado con bastante frecuencia que el ancho de banda de los sistemas THz-CCS supera 1 THz, y en un trabajo se ha llegado a 2 THz33, su rango dinámico ha sido deficiente en comparación con los sistemas THz-TDS convencionales. Los valores más altos demostrados oscilan alrededor de 60 dB. Esto puede explicarse por el hecho de que el ancho de banda de terahercios está determinado en gran medida por el ancho de banda de la fuente de luz, mientras que el rango dinámico también se ve afectado por el proceso de conversión de infrarrojos a terahercios en el emisor fotoconductor y la conversión de terahercios a CC. proceso en el detector fotoconductor. Debido a la falta de una relación de fase estable entre los modos láser de un MMLD, su señal de salida parece ruido en el dominio del tiempo. Por tanto, los procesos antes mencionados se basan en la característica de promediación del tiempo de los dispositivos fotoconductores, lo que reduce significativamente su eficiencia. Esto es aún más cierto para un SLD. Además, debido a la corta longitud de coherencia de estas fuentes de luz, las longitudes de trayectoria dentro de la configuración deben estar alineadas con precisión para que la señal infrarroja y de terahercios incidente en el detector fotoconductor se correlacionen.

Un enfoque alternativo que Merghem et al.35 demostraron por primera vez en 2017 es el uso de un diodo láser monolítico de modo bloqueado (MLLD). Aunque el ancho de banda y el rango dinámico logrados con este enfoque fueron bastante modestos al principio, el cambio de un emisor fotoconductor convencional a un fotodiodo integrado en la antena condujo a un aumento del ancho de banda y del rango dinámico máximo a aproximadamente 1,5 THz36 y 70 dB37. respectivamente. Si bien los primeros trabajos consideraban este enfoque como una variación de THz-CCS/QTDS, un análisis teórico detallado del sistema reveló que la larga longitud de coherencia del MLLD hace que este concepto sea mucho más parecido al THz-TDS36 "convencional". El análisis reveló la relación exacta entre el complejo espectro láser y el espectro de terahercios detectado. Lo más importante es que se encontró que las amplitudes espectrales de terahercios más altas se obtienen en el caso de una relación de fase lineal entre los modos de láser, es decir, en el caso de pulsos de láser sin chirrido. Rindiendo homenaje a la tasa de repetición de pulsos de varios 10 GHz del MLLD, este concepto se acuñó más tarde como “espectroscopia en el dominio del tiempo de terahercios con tasa de repetición ultra alta” (UHRR-THz-TDS)38. Los valores típicos oscilan alrededor de 50 GHz, lo que da como resultado una fotocorriente detectada con un período de alrededor de 20 ps. Esto tiene dos ventajas prácticas. En primer lugar, la ODU sólo necesita cubrir un rango de retardo de 20 ps. En segundo lugar, no es necesario alinear temporalmente los pulsos infrarrojos y de terahercios en el detector fotoconductor. La ODU corta puede permitir un sistema compacto y una tasa de adquisición más rápida. El uso de una ODU rápida (posiblemente de funcionamiento libre) requiere la generación de una señal de referencia para una reconstrucción precisa del eje de retardo. Molter et al.39 demostraron que dicha señal de referencia se puede generar en un sistema THz-TDS construyendo un interferómetro óptico Mach-Zehnder de espacio libre alrededor de la ODU y multiplexando por polarización la señal infrarroja de un láser de onda continua adicional. a través de ese interferómetro. Posteriormente demostramos que este enfoque se puede adaptar de forma simplificada en un sistema UHRR-THz-TDS totalmente acoplado con fibra38. Debido a la alta tasa de repetición del MLLD y al ancho de banda comparativamente pequeño, podríamos usarlo para controlar tanto el espectrómetro de terahercios como el interferómetro, eliminando así la necesidad de un láser de onda continua adicional y multiplexación de polarización. Considerando únicamente la envolvente del interferograma, pudimos sincronizar trazas de terahercios con una precisión temporal de unos pocos femtosegundos. Sin embargo, el rango dinámico sigue cayendo en comparación con el modelo más moderno.

En este trabajo, ampliamos este concepto utilizando la envolvente del interferograma para la sincronización y el propio interferograma para la corrección del eje de retardo. Demostramos un sistema UHRR-THz-TDS con un ancho de banda de 1,6 THz y una relación de potencia señal-ruido (SNR) máxima de un solo disparo récord de 90 dB a 100 GHz. Estos valores se colocan en el contexto del desarrollo de sistemas THz-TDS basados en fuentes de luz monolíticas mediante el gráfico que se muestra en la Fig. 1 y la Tabla 1 respectiva. Cabe señalar que especificamos la SNR máxima, mientras que algunas otras publicaciones especifican la SNR máxima. gama dinámica. El proceso mediante el cual determinamos la SNR se describe en la sección “Evaluación de estabilidad y validez de la señal”. Hay tres innovaciones principales que contribuyen a alcanzar la SNR récord:

Compensamos perfectamente el chirrido de pulso del MLLD con un tramo de fibra monomodo y un filtro óptico programable (POF).

Sincronizamos y corregimos el eje de retardo de la fotocorriente detectada utilizando una señal de referencia generada con el enfoque interferométrico mencionado anteriormente. Esto nos permite promediar con alta precisión 10.000 pulsos para maximizar la SNR sin emplear un láser adicional.

Utilizamos algoritmos optimizados para procesar los datos medidos, teniendo así en cuenta y aprovechando la periodicidad de las señales medidas.

Este documento está estructurado de la siguiente manera. Primero, presentamos una descripción detallada de nuestra configuración de medición, seguida de la respectiva representación matemática del aspecto de monitoreo interferométrico. Además, presentamos mediciones que validan el modelo matemático. A continuación, presentamos el procesamiento algorítmico paso a paso de la señal interferométrica para calcular el eje de retardo. Este algoritmo se utiliza para procesar un gran conjunto de mediciones de terahercios. Utilizando el conjunto de datos procesados, investigamos el rendimiento promedio, la fluctuación del sistema y la estabilidad de fase de los datos posprocesados. Para una mayor verificación, comparamos los resultados de la medición con un modelo teórico del sistema.

Desarrollo del rango dinámico máximo o SNR y del ancho de banda detectado de sistemas THz-TDS basados en fuentes de luz integradas monolíticamente. Dado que las cantidades rango dinámico y SNR se utilizan de forma algo ambigua en la literatura analizada, los dos términos se utilizan de la misma manera en este gráfico. Los cuadrados de color verde representan sistemas basados en QTDS/CSS. Los círculos de color azul representan sistemas THz-TDS. El rotulador en forma de estrella pone este trabajo en perspectiva. Las referencias individuales se pueden encontrar en la Tabla 1.

La configuración de medición que se muestra en la Fig. 2 ilustra una configuración THz-TDS de uso común complementada con los componentes para el interferómetro y un MLLD monolíticamente integrado. La luz láser emitida por el MLLD pasa a través de un aislador óptico para evitar la retroalimentación, 50 m de fibra monomodo estándar para compresión de pulsos, un controlador de polarización y un polarizador. Además, se utiliza un filtro óptico programable (POF, Finisar WaveShaper 1000A) para ajustar la compresión del pulso. Un amplificador de fibra dopada con erbio (EDFA, Thorlabs EDFA100P) amplifica la señal óptica a 30 mW por antena después del POF para condiciones óptimas del experimento. Un divisor de haz óptico con una relación de 50/50 alimenta la señal a una unidad de retardo óptico (ODU, ODL-650) y un divisor 99/1. Utilizamos el 1% de la potencia óptica para medir el espectro óptico utilizando un analizador de espectro óptico (OSA, Anritsu MS9740A). En este punto, ambos brazos ópticos generalmente se enrutan a las antenas de terahercios después de la ODU y el divisor del 99%. En cambio, replicamos la configuración interferométrica propuesta por Kolpatzeck et al.38. Agregamos dos divisores 90/10 en cada brazo. Ambas salidas del 10% se combinan mediante un acoplador 50/50 y alimentan un receptor balanceado (BR). Las salidas del 90% alimentan ambas antenas o un autocorrelador (APE PulseCheck) para medir el ancho del pulso óptico en las antenas. El transmisor (Tx, Toptica #EK-000724) es un fotodiodo integrado con antena polarizada, mientras que el receptor (Rx, Toptica #EK-000725) es una antena fotoconductora imparcial. Para la detección de bloqueo, la polarización del transmisor es modulada por la señal de referencia del amplificador de bloqueo (LIA, amplificador de bloqueo MFLI de Zurich Instruments) de $-1,4$ a 0,5 V. La fotocorriente detectada del receptor de terahercios se amplifica por un amplificador de transimpedancia (TIA, Femto HCA-4M-500K) y medido con el LIA. En paralelo, el LIA también mide la salida del receptor balanceado (BR) utilizando una entrada auxiliar. Con esta configuración, podemos medir el espectro óptico, la función de autocorrelación, la señal del interferómetro y la señal de terahercios. Para una alineación óptima y para obtener las características de la antena y la ruta, realizamos una medición de terahercios de onda continua (CW) utilizando un sistema comercial de espectroscopía de dominio de frecuencia de terahercios (THz-FDS) (Toptica TeraScan 1550). Además, utilizamos el espectro óptico para calcular las funciones de autocorrelación óptimas asumiendo pulsos sin chirridos. El cálculo arroja un ancho de pulso óptico teóricamente alcanzable de 585 fs. Con base en este resultado, ajustamos la compensación de dispersión utilizando el POF, logrando un ancho de autocorrelación de 640 fs. Teniendo en cuenta el trabajo de Ding et al.40, encontramos una compresión del pulso de alta calidad dentro de nuestra configuración de medición. Las dos mediciones restantes son la fotocorriente de terahercios y la señal del interferómetro en la salida BR. En la Fig. 3 se muestra una fotografía de la realización en laboratorio.

Configuración estándar THz-TDS impulsada por un MLLD y ampliada por dos divisores ópticos adicionales, un combinador óptico y un BR para generar una señal interferométrica adicional para el monitoreo de la posición de la ODU durante las mediciones. Las fibras monomodo, las fibras que mantienen la polarización y las conexiones eléctricas se representan con líneas de color rojo, azul y negro, respectivamente.

Fotografía del sistema UHRR-THz-TDS construido sobre una placa de aluminio de 45 cm por 30 cm. Los componentes clave son el MLLD en la esquina superior derecha, la ODU en la esquina superior izquierda, el carrete de fibra de 50 m de largo en la esquina inferior derecha, el receptor balanceado en el borde derecho y el controlador de polarización a la izquierda del MLLD. La mayoría de los demás componentes de fibra óptica están apilados en el medio de la placa. El transmisor y el receptor de terahercios están conectados a través de fibras PM azules en el borde inferior. En la fotografía no se ve el equipo de laboratorio estándar utilizado en la configuración, es decir, el controlador láser, el EDFA, el POF, el OSA, el autocorrelador, el TIA, el LIA y la computadora personal del laboratorio.

Utilizamos la señal del interferómetro para sincronizar mediciones posteriores de terahercios y calcular sus respectivos ejes de tiempo. Por lo tanto, reintroducimos parcialmente las formulaciones de Kolpatzeck et al.38. Sin embargo, aquí elegimos una representación en el dominio de la frecuencia para permitir una representación matricial más compacta de la ruta de la señal a la BR. Para ayudar a las formulaciones, la Fig. 4 representa el interferómetro como un extracto de la configuración de medición, incluido el combinador de haces (BC) y BR.

Representación detallada del interferómetro de la Fig. 2, incluidas etiquetas del flujo de señales ópticas y eléctricas.

El espectro óptico complejo de un MLLD se puede aproximar en función de la frecuencia angular $\omega $ mediante la siguiente expresión:

donde k es el índice numerado de cada componente de frecuencia dentro del espectro óptico comenzando en 0. $E_k$ y $\phi _k$ describen las respectivas amplitudes y fases. Además, $\Delta \omega $ y $\omega _0$ son iguales a $2 \pi F$ y $2\pi f_0$, respectivamente, siendo F el rango espectral libre (FSR ) y siendo $f_0$ el primer componente de frecuencia del espectro óptico. Simplificando la expresión (1) asumiendo fases iguales con $\phi _k = 0$ se obtiene

Ahora la matriz de transferencia de un acoplador de fibra óptica se puede escribir como

La evaluación de las rutas del acoplador hasta $E_\text{opt,3}(\omega )$ y $E_\text{opt,4}(\omega )$ da como resultado el vector de entrada para el último acoplador

conduciendo a un vector de entrada para el BR con

Evaluando la ecuación. (2) y el primer componente de (5) conduce a

La fotocorriente detectada por las entradas individuales del BR es proporcional a la potencia óptica promedio de la onda incidente.

donde $H_\text{LP}(\omega )$ es la función de transferencia de un sistema de paso bajo que corta componentes de frecuencia mucho más altos que F. Esto da como resultado

y analógico

Finalmente, la salida del BR es proporcional a la diferencia entre ambas fotocorrientes detectadas, lo que da

En la Fig. 5a, mostramos una medición ejemplar de la señal de terahercios en azul y la señal interferométrica en naranja. En la Fig. 5b, comparamos la señal interferométrica medida en azul con la forma de onda calculada a partir de la ecuación. 10 en naranja. Una diferencia clave del MLLD utilizado aquí en comparación con las soluciones de interferómetro óptico CW estándar es la tasa de repetición ultra alta de 50 GHz. Esto conduce a la señal periódica en el dominio del tiempo de terahercios con una periodicidad de 20 ps correspondiente a 1/F. A lo largo de la longitud de la ODU con un retraso de tiempo máximo de 330 ps, medimos un total de 16 pulsos de terahercios, incluida la fase de aceleración y declaración de la ODU. La misma periodicidad se puede observar en la señal del interferómetro. Además, se miden franjas de alta frecuencia dentro de la señal del interferómetro. La frecuencia de estos se puede aproximar como $f_0$ y corresponde al primer componente de frecuencia del espectro óptico. La única información que falta en este punto es un eje temporal. Para adquirir esta información utilizamos varias características de la señal del interferómetro y explicamos el procedimiento en la sección de procesamiento de señal.

En (a) mostramos datos de medición sin procesar de la señal de terahercios y del interferómetro en azul y naranja, respectivamente. Ambas señales se miden en paralelo utilizando el LIA. Mientras que la señal de terahercios se mide mediante el procedimiento de bloqueo implementado, la señal del interferómetro se mide utilizando un puerto auxiliar estándar. En (b) se muestra una ampliación de la señal del interferómetro en azul y se compara con la solución teórica calculada con la ecuación. 10 en naranja. Un recuadro adicional muestra una ampliación adicional, resaltando las franjas de alta frecuencia de la señal del interferómetro.

El objetivo del procesamiento de señales es extraer todos los pulsos individuales de terahercios, así como calcular un eje de tiempo de alta precisión para cada pulso manteniendo las relaciones de fase entre mediciones posteriores. En nuestra configuración de medición, la señal de terahercios está influenciada por la configuración de la antena en el espacio libre. Mientras que la señal del interferómetro proviene de una configuración totalmente acoplada con fibra y depende únicamente de la fuente de luz, la ODU y la temperatura. La señal interferométrica contiene dos datos relevantes. Primero, la distancia entre los máximos locales de su envolvente es el período de repetición recíproca del MLLD. Por lo tanto, la envolvente de la señal se puede utilizar para activar la adquisición y dividir pulsos de terahercios individuales. En segundo lugar, la ecuación. 10 muestra que las franjas de alta frecuencia se pueden aproximar con $\omega _0$. Por lo tanto, podemos usar sus extremos locales para una estimación precisa de la posición de la ODU durante las mediciones. Con estas dos características, utilizamos la señal del interferómetro para encontrar las posiciones correctas para dividir los datos y calcular el eje de tiempo preciso. El algoritmo utilizado para procesar las mediciones de terahercios sin procesar y las señales de interferómetro sin procesar se describe en los siguientes pasos y se detalla paso a paso en la Fig. 6.

( a ) Datos de medición sin procesar de la señal del interferómetro y la envolvente respectiva. Ambas señales se miden en paralelo utilizando el LIA. Mientras que la señal de terahercios se mide mediante el procedimiento de bloqueo implementado, la señal del interferómetro se mide utilizando un puerto auxiliar estándar en el dispositivo de medición. En (b) se muestra un ajuste ejemplar para una porción individual de la envoltura de interferogramas. Según los cortes posteriores encontrados al ajustar todas las envolventes, obtenemos el corte correspondiente para la señal de terahercios como se muestra en (c). (d) Todos los pulsos de terahercios medidos dentro de una sola medición y cortados mediante el algoritmo aquí descrito.

Comenzamos calculando la envolvente de la señal del interferómetro, como se muestra en la Fig. 6a. Aquí utilizamos el absoluto de una transformada de Hilbert aplicada a la señal bruta del interferómetro.

A continuación, queremos encontrar puntos en los que podamos dividir los datos según la envolvente. Usamos la periodicidad de la señal y buscamos el máximo de cada período. Debido a la forma cuadrada del espectro óptico, la señal del interferómetro y su envolvente se asemejan a una función sinc, como se muestra en la Fig. 6b. Por lo tanto, implementamos un algoritmo de ajuste de curvas para la envolvente:

donde A y B son factores de escala y $x_0$ es el desplazamiento de la envolvente. Por lo tanto, se utiliza $x_0$ para determinar la posición exacta de cada período.

Cortamos tanto la señal sin procesar del interferómetro como la señal sin procesar de terahercios, lo que da como resultado pulsos individuales como se ve en la Fig. 6c. Tenga en cuenta que todavía no se ha construido ningún eje de tiempo.

Para calcular un eje de tiempo utilizamos la información a priori proporcionada por las franjas de alta frecuencia de la señal del interferómetro. De la ecuación. 10, vemos que la frecuencia de las franjas es $\mathrm f_0$. Aquí asumimos que $\mathrm f_0$ es el primer componente de frecuencia del espectro óptico, que es $\mathrm f_0 \approx $ 192 THz. Calculamos todos los mínimos y máximos de las franjas de alta frecuencia dentro las señales del interferómetro cortadas realizando una búsqueda de cruce por cero en la derivada de la señal. En función de los mínimos y máximos encontrados, se vuelven a muestrear las señales de terahercios cortadas. Esto conduce a una reducción en los puntos de datos y todos los puntos de muestra de la señal de terahercios ahora son equidistantes con un paso de tiempo de la mitad del período marginal, lo que nos da un eje de tiempo completamente basado en la señal del interferómetro. La señal final de terahercios se muestra en la Fig. 6d, lo que nos brinda períodos de señal única con una duración de aproximadamente 20 ps.

Dentro del retardo máximo de 330 ps de la ODU podemos medir hasta 16 pulsos individuales de terahercios. Eliminamos el primer y último pulso medido durante las fases de aceleración y desaceleración de la ODU, donde se produce una fuerte no linealidad del eje del tiempo. Esto produce pulsos de 14 terahercios por medición para un análisis y verificación adicionales del algoritmo descrito.

Para verificar la validez del método presentado, analizamos los datos adquiridos de una medición con 10.000 trazas de terahercios medidas posteriormente. Cada traza incluye 14 pulsos individuales de terahercios. Con la ODU utilizada aquí logramos un tiempo de medición de 2,4 segundos por traza, lo que resulta en un tiempo de medición total de aproximadamente 6,5 h. Es importante tener en cuenta aquí que el tiempo de medición está determinado principalmente por la velocidad de desplazamiento de la ODU. El nivel de ruido se determina realizando la misma medición con una placa de metal gruesa que bloquea la conexión de línea de visión entre las antenas. Como el interferómetro no depende de la trayectoria de los terahercios, sigue siendo utilizable para cortar y determinar el eje del tiempo, de forma similar a su aplicación en mediciones de terahercios. Por lo tanto, promediamos el mismo número de mediciones que en la medición de terahercios y calculamos el nivel de ruido a partir de este conjunto de datos. Utilizando este conjunto de datos, mostramos en la Fig. 7 tres aspectos diferentes para evaluar el rendimiento del método presentado. En primer lugar, analizamos la evolución de la SNR con un número creciente de medias. Como se muestra en el gráfico logarítmico doble presentado en la Fig. 7a, se puede observar un aumento lineal de la SNR para frecuencias de hasta 1300 GHz. Debido a la característica de paso bajo de las antenas, los componentes por encima de 1300 GHz no son detectables en una sola medición. Sólo con un eje de tiempo reconstruido con precisión y promediando la SNR se puede mejorar lo suficiente como para permitir la detección. El aumento lineal de la SNR en un gráfico logarítmico doble concuerda con la conocida regla $\sqrt{n}$ para promediar. Comenzando con una SNR máxima de aprox. 85,5 dB a 100 GHz, logramos una SNR máxima de 132,7 dB con un promedio. Con pulsos totales de 140.000 terahercios, logramos un aumento en la SNR máxima de 47,2 dB, que está cerca del aumento teóricamente alcanzable de 51,4 dB. La siguiente métrica que utilizamos es el número de máximos encontrados dentro de un segmento. Lo ideal es que cada trazo tenga la misma longitud y período. Sin embargo, debido a las incertidumbres dentro del hallazgo de picos, persiste una pequeña fluctuación de pico a pico. En la Fig. 7b mostramos un histograma del número de máximos encontrados para cada pulso de terahercios cortado. El rendimiento de nuestro algoritmo está validado por una desviación estándar de 3,6 máximos encontrados, lo que da como resultado una fluctuación remanente de pico a pico de aprox. 20 fs. Esto es comparable con los resultados de otros grupos que utilizan monitoreo interferométrico empleando un láser adicional41. Por último, analizamos el desarrollo de fases y las incertidumbres de nuestro conjunto de datos. Para poder analizar la estabilidad de fase a frecuencias más altas, se debe realizar un promedio para aumentar la SNR. Sin embargo, para mantener alto el tamaño de la muestra para los análisis estadísticos, elegimos agrupar aleatoriamente 10 pulsos para promediar. Dando como resultado 14.000 pulsos individuales de terahercios promediados 10 veces. Utilizando este nuevo conjunto de datos, calculamos la fase promedio y la desviación estándar en función de la frecuencia, como se muestra en la Fig. 7c. Debido a la característica de paso bajo de la antena de terahercios y a la propagación por el aire, medimos una fase decreciente linealmente hasta 1600 GHz, en la que la desviación estándar comienza a aumentar. Esto indica una alta estabilidad de fase y un rendimiento promedio de hasta 1600 GHz, lo que se ajusta bien a los resultados del desarrollo de SNR en la Fig. 7a. La desviación estándar de la fase a 1,6 THz es tan baja como 0,003 rad.

(a) Aumento de la SNR con un número creciente de promedios para componentes de frecuencia individuales, con la SNR más alta comenzando en 133 dB a 100 GHz. (b) Histograma del número de máximos locales encontrados dentro de cortes individuales, con un estándar. desarrollador de aprox. 3.6. (c) Fase resuelta en frecuencia de un promedio con 140.000 pulsos de terahercios individuales y fase estándar. desarrollador calculado a partir de un promedio de grupos de 10.

En primer lugar, utilizamos el modelo teórico de nuestro sistema para comparar los resultados de nuestras mediciones con un espectro de terahercios calculado. El cálculo se realiza utilizando el espectro óptico medido por los MLLD antes mencionados, así como la función de transferencia de rutas de terahercios medida por un sistema THz-FDS. El modelo produce un espectro de terahercios calculando un pulso de terahercios ideal generado por el MLLD con una compresión de pulso ideal complicada con la respuesta de impulso del espectrómetro. El resultado del cálculo no arroja ninguna hipótesis sobre la potencia contenida. Por lo tanto, normalizamos y escalamos el resultado de amplitud de acuerdo con nuestras mediciones. Luego comparamos la forma y evolución de la predicción con respecto a nuestro resultado de medición, antes y después de aplicar la corrección interferométrica. La figura 8 muestra una buena coincidencia entre cálculo y medición. La corrección interferométrica mejora la evolución de la señal hacia frecuencias más altas, consiguiendo en última instancia una buena correspondencia entre los resultados de cálculo y medición. El promedio general de los 140.000 pulsos individuales de terahercios utilizados aquí produce una SNR máxima de 133 dB.

Representación en el dominio de la frecuencia de 140.000 pulsos únicos de terahercios promediados, con y sin corrección, en comparación con una predicción teórica basada en un modelo, logrando una SNR de 133 dB.

La observación interferométrica de ODU como se presenta en este trabajo proporciona un método para sincronizar mediciones posteriores y calcular un eje de tiempo de alta precisión para aplicaciones de terahercios basadas en muestreo óptico. La extensión algorítmica y las mejoras en el sistema de medición producen una fluctuación pico a pico restante tan baja como 20 fs, compitiendo con soluciones similares de última generación41. Además, mostramos inestabilidades de fase tan bajas como 0,003 rad hasta 1,6 THz y una SNR máxima récord de 133 dB en comparación con publicaciones anteriores9 como resultado de un rendimiento promedio mejorado para mediciones posteriores. En total, la extensión del interferómetro consta de tres acopladores de fibra adicionales, un BR y un segundo canal de adquisición de datos. Por lo tanto, no se requieren fuentes láser adicionales ni ODU costosas de monitoreo, al mismo tiempo que se aumenta drásticamente el rendimiento promedio y la estabilidad de fase de las mediciones posteriores. Como extensión muy simple y económica, este método de medición puede mejorar varios sistemas THz-TDS existentes, incluso a frecuencias de repetición más bajas.

The MLLDs used in this work are InAs/InP QD and InGaAsP/InP QW introduced by Zander et al. 1$$ > 1 tb/s transmission. In 2019 Compound Semiconductor Week (CSW), 1–1 (IEEE, 2019)." href="/articles/s41598-023-40634-3#ref-CR42" id="ref-link-section-d15453025e3662"> 42. En un trabajo publicado anteriormente43 hemos investigado la estabilidad de estos MLLD en diferentes puntos de las operaciones. Con base en este trabajo, operamos los MLLD en puntos óptimos de operación con respecto a la estabilidad de su tasa de repetición.

La investigación sobre sistemas THz basados en fuentes de luz integradas monolíticamente se realizó y se representa en la Fig. 1. Además, en la Tabla 1 se proporciona una representación tabular que contiene las referencias cruzadas.

Los datos que respaldan los hallazgos de este estudio están disponibles a través de los autores previa solicitud razonable.

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Este trabajo fue apoyado por la Deutsche Forschungsgemeinschaft (DFG, Fundación Alemana de Investigación), a través del Proyecto 494582767, TRR 196 Proyectos S01 y M05 bajo el Proyecto 287022738, y por el Fondo de Publicaciones de Acceso Abierto de la Universidad de Duisburg-Essen.

Financiamiento de Acceso Abierto habilitado y organizado por Projekt DEAL.

NTS, Universidad de Duisburg Essen, 47057, Duisburg, Alemania

Vladyslav Cherniak, Tobias Kubiczek, Kevin Kolpatzeck y Jan C. Balzer

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VC concibió y dirigió el experimento, analizó los resultados y contribuyó al desarrollo algorítmico. TK ayudó en la implementación y verificación del algoritmo. KK concibió el experimento y desarrolló el algoritmo. JB supervisó los experimentos, los resultados de las mediciones y la adquisición de financiación. Todos los autores trabajaron en el manuscrito.

Correspondencia a Vladyslav Cherniak.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Cherniak, V., Kubiczek, T., Kolpatzeck, K. et al. Sistema THz-TDS basado en diodo láser con una relación señal-ruido máxima de 133 dB a 100 GHz. Informe científico 13, 13476 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-40634-3

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Recibido: 22 de junio de 2023

Aceptado: 14 de agosto de 2023

Publicado: 18 de agosto de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-40634-3

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