第二章-太赫兹波的产生

第二章太赫兹波的产生太赫兹辐射源的研究是太赫兹科技发展的核心内容。早在上个世纪20年代就有科学家对太赫兹波产生了浓厚的科学兴趣，但其产生方法和探测手段相对于十分成熟的微波、光学技术仍显得十分落后。由于当时的电子学和光子学理论、技术都难以达到太赫兹频段，所以直到80年代中期，科学家对于该波段得电磁辐射性质的了解还是非常有限，也就形成了远红外和毫米波之间所谓的“太赫兹间隙”(THzGap）。如何能有效地产生出高功率、高能量、高效率且能在室温下稳定运行的且宽带可调的太赫兹辐射源来，以及如何将其方便、灵活地运用于日常的科研工作和实际生活之中，已经成为21世纪科研工作者的追求目标和迫切需要解决的实际问题。太赫兹辐射源（见图2-1）的分类主要有两种，第一种，根据应用范围可分为：针对太赫兹波谱学和成像应用的连续窄带的太赫兹辐射源，针对太赫兹波谱学和成像应用的宽带太赫兹辐射源，针对物质非线性和非热平衡状态研究应用的高能量窄带太赫兹辐射源。第二种分类是根据产生太赫兹机理可分为：基于电子学的太赫兹辐射源，例如反向波振荡器、自由电子激光器、浅掺杂的P型锗半导体激光器、量子级联激光器等；基于光学、光子学及非线性光学的太赫兹辐射源，如利用超短激光脉冲产生太赫兹辐射，利用非线性频率变换过程产生太赫兹辐射，利用远红外光泵浦产生的太赫兹辐射。；图2-1各种太赫兹源的功率和频率缺少高功率、低造价和便携式的且能够在室温下工作得太赫兹源是目前限制太赫兹应用的最主要因素。但仍有很多辐射源可能成为其潜在的候选者，在快速电子学、激光和材料研究之中，每一种辐射源都有其独特的优点。这些辐射源可以被粗略地分为以下几类：不相干的热发射源、宽波段太赫兹脉冲技术以及窄波段的连续波方法。窄频带的太赫兹辐射源：窄频带的辐射源对于高频谱分辨率的应用是十分重要的，在通信和超宽频带的卫星通信上也有很好的应用前景。所以在过去的一个世纪里，很多研究工作都是集中在如何开发窄波段的太赫兹辐射源上。但仍有很多新技术正处于发展之中，这其中包括有无线电波源频率上转换、光源频率下转换、太赫兹激光和返波管等。低频微波振荡器通过升频转换技术可以发射出低功率（100μＷ）连续太赫兹辐射，这种振荡器包括电压控制的振荡器和介电共振振荡器。升频转换通常是利用一个平面肖特基二极管倍增器链来实现。使用这种方法，频率可高达太赫兹。同时，正在进行的还有别的研究工作，例如，通过改变半导体的结构，以及改进加工工艺的方法来降低耿氏（GUNN）二极管和碰撞雪崩及渡越时间（IMPATT）二极管的发光频率，使其达到太赫兹频率范围。此外，用气体激光器来产生太赫兹辐射源也是一种常用的方法，其工作原理是利用一个CO2激光抽运一个低气压的腔，并在这种气体的某些发射谱线处形成受激辐射。这种辐射源不是连续可调的，而且通常需要大的气体腔和上千瓦的能量输入，但是这种方法可以得到高达30ｍＷ的输出功率。最常见的是气体激光器还有CH3OH、CH4和HCN激光器，它们一般用于光谱测量和外差接收装置的研究之中。宽频带太赫兹辐射源：大多数宽频带太赫兹脉冲辐射源都是利用超短激光脉冲激发不同的材料来产生太赫兹的。这种产生太赫兹的机制也有很多种，其中包括在光电导天线中光生载流子的加速，电光晶体中的二阶非线性效应，等离子体振荡和电子非线性传输线等。但是目前这些方法的转换效率都很低，所产生的太赫兹光束的平均功率只有纳瓦到微瓦量级，而作为激发太赫兹辐射的飞秒激光光源的平均功率却有瓦的量级。光电导和光整流是最常见的两种产生宽频带太赫兹脉冲辐射的方法。基于光学、光子学及非线性光学的太赫兹辐射源本节主要讨论利用超短激光脉冲产生太赫兹辐射的几种光学方法。2.1.1光电导天线光电导方法就是使用高速光电导材料来作为辐射天线，以此来提供瞬态电流。常用的光电导材料包括电阻率高的GaAs,InP，以及用放射法制造的有缺陷的Si晶片。金属电极是用来在这些光电导体上施加偏置电压的,最终形成天线。光电导天线辐射太赫兹光的机制为：超快的激光光束(光子的能量要大于等于该种材料的能隙宽度,即gEhv)打在光电导材料上，在材料中能产生出电子-空穴对,这些自由载流子在偏置电场中能够被加速,而后产生出瞬变的光电流。最终这种快速的、随时间变化的电流会辐射出电磁波。另外，材料的一些参数会影响最终所产生的太赫兹辐射的能量和频谱宽度。对有效的太赫兹辐射来说,光电流快速的增大和衰减是必需的，所以电子有效质量较小的半导体材料,如InAs和InP，是应用前景很好的材料。最大迁移率也是一个重要的参数,但带内散射率或直接带隙半导体（如GaAs）的谷间散射对它有很大的限制。因为辐射能量主要是来源于以偏置静电场形式储存的表面能,所以太赫兹辐射的能量是由偏置电场和激发光强所限制的。另一个重要的参数是材料的击穿电场,因为击穿电场决定了可以施加的最大电场。光电导的发射装置可以产生相对大的（大约40μＷ）太赫兹辐射功率和相当宽的辐射带宽(4THz)。\综上所述，光导机制就是利用超短激光脉冲泵浦光导材料(如GaAs等半导体),在其表面激发出载流子,这些载流子再在外加电场作用下加速运动,从而辐射出电磁波,如图2-2所示。太赫兹电磁辐射发射系统的性能取决于三个因素:光导体、天线的几何结构和泵浦激光脉冲宽度。光导体是产生太赫兹电磁波的关键部件,性能良好的光导体具有尽可能短的载流子寿命、高的载流子迁移率和介质耐击穿强度等特性。常见的光导体有Si、GaAs、InP等。在目前太赫兹技术中用的最多的是Si和低温生长的GaAs材料。天线结构通常有基本的赫兹偶极子天线、共振偶极子天线、锥形天线、传输线以及大孔径光导天线等。而在大多数实验中基本上采用的都是偶极子天线,这是因为它的结构相对比较简单。图2-2光导天线受激辐射示意图2.1.2大孔径光导天线2.1.2.1瞬态光载流子迁移—大孔径光导天线目前用于定向的、亚毫米太赫兹带宽的电磁脉冲的产生和相干探测。大孔径天线指的是激活区横向尺寸比其产生和探测的亚毫米脉冲的中心波长大的仪器。大孔径光导天线产生太赫兹脉冲的过程如下：当它被超短光脉冲照射后，如果光子能量大于半导体带隙，则平面光导体吸收入射光，相干激发电子-空穴对，如图2-3所示。图2-3大孔径光导天线的(a)俯视图和(b)侧视图在电极上施加偏压会导致光载流子加速运动，从而产生瞬态面电流。光电流的上升时间等于光脉冲的持续时间，衰减时间等于穿过仪器的时间或光载流子弛豫时间的极小值。在远场极限，时变电流会辐射出电磁波来，并且这个电磁波与电流对时间的一阶导数（变化的快慢）成正比。光载流子迁移的最快上升时间提供了辐射信号中的高频分量，而光束波振面的方向与偏压电场方向之间的夹角决定了光电流分布的同步。~如果孔径的尺寸比辐射脉冲的中心波长大，那么根据基本衍射理论，辐射信号是定向的，并且还具有衍射极限。通常对于毫米波和亚毫米波(太赫兹脉冲)，这些大孔径天线激活区的最小面积为10mm2。可以通过改变光束的入射角来控制太赫兹辐射的方向。在半导体的前后两侧都有亚毫米波辐射(θ1和θ2)。如果光脉冲的入射角是θop，则电磁脉冲的辐射角可由斯涅尔方程近似表示为：n1(ωop)sinθop≌n1(ωel)sinθ1≌n2(ωe1)sinθ2（）其中n1(ωop)和n1(ωel)是激光和电磁脉冲在光导体外的折射率，n2(ωel)是电磁脉冲在光导体内的折射率。如果n1(ωop)=n1(ωel)=1，在介质的折射率为1，即空气，的情况下此式总能成立，反射电磁脉冲的辐射角等于入射脉冲的入射角。通过下面的理论可以估算出辐射电磁场的特性来。在发射天线的近场，可以简化成平面波，场强可由光导体表面的边界条件推导。这些边界条件即21ˆ()0nEE（）21ˆ()SnHHJ（）这里的辐射脉冲具有横磁(TM)偏振特性，由此可得出靠近发射天线的电场的近似表达式：EEbs0cosops01cosopcos21（）其中Eb是偏压场，η0是自由空间的特征阻抗，ε是光导体的介电常数，σs是表面的光导率，其表达式如下式所列：st1RcosopIopttettrdt（）！其中µ是光导体载流子的迁移率，R是光的反射率，是光子能量，Iop是入射光强度，r是光载流子衰减时间。由表达式（）和（），对于低能光激发，电场强度与入射光强是成正比的。但辐射场的正负号则与偏压场的正好相反。2.1.2.2光导发射器现用一组间距为4mm的光电导间隙天线来验证电极尺寸与太赫兹辐射的关系。天线是由电极宽度分别为5,10,50,和500µm的发射器组成，图2-4给出了天线的示意图。每个发射器的长度是1cm。金电极通过电子束蒸镀附着在3寸半的绝缘(SI)GaAs晶片上，电极厚度约为3000Å。天线上所加的是200V的直流偏压，且泵浦脉冲是垂直入射到天线上。而通过转变光束所照射的那部分天线的结构，就可以获取不同发射器的特性。图2-4级联光电导发射器示意图。光导间隙是4mm，各个电极宽度分别是5,10,50,和500µm。。图2-5具有一对5µm宽，1cm长的电极发射器（4mm光导间隙）辐射的太赫兹时域波形。图2-5给出了一对5µm宽的电极发射器所产生的太赫兹辐射时域波形。图2-6则表示的是太赫兹光束的峰值强度与电极宽度之间的关系。这些发射器所辐射的太赫兹时域波形是不变的，只是强度稍微有所不同。例如，从500µm到5µm的发射器，后者的表面积仅有前者电极的1％，而其太赫兹信号的强度却只减小了19％。窄电极发射器的太赫兹信号减弱的一个原因是因为沿着整个电极传输线的电压减小了。由于发射器绝大部分的辐射能都是以静电的形式储存在光电导体的带隙中，所以电极宽度对辐射强度的影响并不大。在这里除了探讨了一下太赫兹辐射与不同宽度电极之间的关系之外，同时也对用不同金属电极做成的光电导发射器所辐射的太赫兹场的强度进行了测量。多种金属，如Au,Al,Ag,和Cu，也都能用来在Si或GaAs上做过电极。另外对欧姆接触和肖特基接触的平面电极也都进行了测试。结果我们发现只要入射光斑能够覆盖住两电极间的光电导间隙，天线所辐射出太赫兹辐射地振幅就没有明显得变化，不管电极是用那种金属材料做成的，还是接触是那种类型的接触（即是欧姆接触还是肖特基接触），振幅都没有太大的变化。：图2-6发射器辐射的太赫兹信号峰值与电极宽度的关系。2.1.2.3功率缩放大孔径仪器的重要特性之一就是它们能够允许用非常高的光积分通量来测量极高能级的光功率峰值，而高能量光则是用来产生大振幅的定向亚毫米波的。与受光损伤限制小的光导偶极天线所不同的是，大孔径天线可以通过增加尺寸的方法来抵抗这种损伤。这是因为如果入射光是中等强度的话，与光载流子有关的空间电荷效应所引起的表面场屏蔽就可以忽略掉。而在这种情况下，静电场与时间无关，并且不随激发光能量的变化而变化。由此在弱光入射的情况下，辐射电磁场的振幅和偏振态就和固有静电场的强度和方向成比例。由下式可以求出光注入载流子发射的电磁辐射能的近似值，PNp2(evt)26c3（）其中Np是光生载流子的总数。又因为辐射是相干的，所以辐射能量与Np的平方成正比。很显然，方程没有考虑载流子-载流子散射，空间载流子或其他效应的场屏蔽。在垂直入射(只考虑单纯正入射)的情况下，方程（）的近场辐射可以表示为：100SSbEE（）EEbs0s0(1)}其中Eb是偏置电场，σs是表面的光电导率，η0是自由空间的特征阻抗，ε是光导体的介电常数。随着光能的增加，σs会变大，而E则会趋近于Eb。因为辐射场的能量与辐射场强的平方成正比，如方程（）所示，辐射场强与光载流子的数目成正比。然而，如前所述，这只在低入射强度下才成立。当入射光强使注入光载流子强度与半导体中背景掺杂物强度可比拟时，需要对方程进行修正。从表面辐射能量的上限可以由储存在表面场的静电能量强度Es估算，dkEES221（）其中d是场的长度。对方程（）的适用范围可