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 高重頻飛秒太赫茲輻射源的最新發(fā)展，極大地提高了太赫茲輻射的效率，并且預示著光電導發(fā)射器仍將是重要的太赫茲光源。

 作者:Jared Wahlstrand, Thomas Dekorsy, GregorKlatt, Steven Cundiff

 太赫茲（1THz=10¹²Hz）波的頻率范圍介于微波和紅外輻射之間。許多振動分子激發(fā)在太赫茲范圍內是可探測的，這使其成為化學探測的有用頻帶，并服務于工業(yè)裝配和國土安全領域。將太赫茲輻射源發(fā)射的短脈沖與電光采樣相結合，可實現(xiàn)太赫茲時域光譜技術，能夠對介質在遠紅外區(qū)響應的實部和虛部同時進行超快測量。^[1,2]由于太赫茲發(fā)射鎖模飛秒激光器尚未實現(xiàn)，因此產生太赫茲脈沖的最簡單方法是使用一臺工作于光學波長的鎖模激光器。持續(xù)時間小于1ps的太赫茲短脈沖，相當于一個沿亞皮秒光脈沖強度包絡方向的電場。

盡管目前人們正在大力開發(fā)高峰值功率的太赫茲光源，因為它可以用于在太赫茲頻率上研究非線性光學，但是對于線性光譜學來說，最重要的是平均功率，而并非峰值功率。相較于那些基于放大激光系統(tǒng)的光源，高重頻（50~1000MHz）飛秒光源結構更加簡單、成本更低、噪聲更小。通過使用兩臺同步脈沖激光器，其中一臺產生太赫茲脈沖、另一臺探測太赫茲電場，人們甚至無需任何機械移動部件就可以建立起一套太赫茲光譜分析系統(tǒng)。^[3]下面將討論基于半導體的高重頻太赫茲光源的一些最新進展。需要說明的是，本文不可能涵蓋這一高速發(fā)展的領域在近年來取得的所有發(fā)展，而只是列出幾個例子加以討論。

 光電導發(fā)射

從本質上說利用光脈沖來產生太赫茲輻射有兩種機制。最簡單的是光整流。在一塊沒有反轉對稱性的透明介質中，一個強光脈沖可以誘導出隨之運動的偶極電荷分布并發(fā)射太赫茲輻射。通常人們使用寬帶隙半導體碲化鋅等材料或DAST等有機非線性晶體。光整流具有操作簡單的優(yōu)勢：操作人員只需將鎖模激光器發(fā)出的光束聚焦到晶體中。這種方法的缺點是：因為晶體的吸收，所以可以獲得的帶寬有限。另外，光整流要求相位匹配：為了高效地產生太赫茲短脈沖，光脈沖的群速度需要與太赫茲波的相速度相匹配。

第二種產生機制（也是本文要重點討論的）是光電導發(fā)射。^[4]在這種情況下，由超快脈沖照射半導體產生光生載流子，對這些載流子進行加速即可發(fā)射太赫茲脈沖，這里所用的半導體有兩種，對于鈦寶石激光通常使用砷化鎵(GaAs)，而對于光纖激光器則通常使用砷鎵銦(InGaAs)。存在于半導體中的內建電場能夠引起電流浪涌，從而爆發(fā)式發(fā)射太赫茲輻射。當然強電場存在于摻雜半導體的表面，但這對于產生太赫茲輻射來說并不是最佳的，因為太赫茲脈沖的偏振方向與偏置電場的方向相同，于是太赫茲輻射的傳播方向位于樣品所在的平面上，使得難以將輻射光耦合出來。因此人們通常采用橫向電場結構，即偏置電場的指向位于半導體表面所在的平面。

光電導光源要求介質中存在一個強電場。對于傳統(tǒng)的光電導開關，提高其太赫茲發(fā)射的一個途徑是增強加速電場，這可以通過在恒定的電壓下減小電極之間的間隙距離、或者當間隙距離恒定時提高電壓來實現(xiàn)。減小間隙距離會導致激活面積減小，從而使效率降低。由于“金屬-半導體-金屬”結構在外置偏壓下復雜的物理機制，人們企圖通過提高電壓來改進光電導發(fā)射器的嘗試曾一度挫敗。由于在半絕緣的砷化鎵半導體中捕獲的載流子存在雜質，因此當偏置電壓升高時，電場分布就會集中在帶正電荷的陽極附近。^[5]據(jù)報道，在陽極附近幾微米的范圍內場強可高達500kV/cm。盡管這是一個巨大的場強，然而這些“捕獲增強場”只能存在于金屬電極附近幾微米的范圍之內，這個事實讓人們很難利用它來產生太赫茲輻射。采用橢圓形狀的焦斑可以用來對這種強捕獲增強場加以利用，但是這樣形成的發(fā)射器的激活面積仍然較小。^[5]

有人利用光束或電子束光刻加工成一種“金屬-半導體-金屬”的插指型結構，開發(fā)了一款特殊設計的光電導太赫茲發(fā)射器，從而克服了這些問題。由于在指狀結構之間的每一個間隙中電場的符號都會改變，如果將施以插指型偏壓的金屬條紋排列成簡單的陣列，會導致產生的輻射在遠場發(fā)生相消干涉。因此，將兩個電極之間的所有間隙進行間隔掩模是非常重要的（如圖1a）。這樣，在整個被光輻照的激活區(qū)上載流子被單向加速，可以使得產生的太赫茲輻射在遠場相干疊加。^[6]激活區(qū)的尺寸可以達到10mm×10mm²，電極的寬度和間距選定為5µm。這些小間隙確保了利用一個簡單的電源供電，就可以輕松地獲得每厘米幾十千伏量級的加速電場。

圖1：為了防止產生的太赫茲輻射在遠場發(fā)生相消干涉，光電導發(fā)射器的插指型金屬條紋之間的間隙必須被間隔掩模（a）。與插指狀光電導發(fā)射器相似，光致登伯發(fā)射器的相消干涉問題是利用金屬的厚度變化破壞不透明條紋的橫向對稱性得以解決的（b）。

光致登伯效應

最近一項基于橫向光致登伯效應的研究，實現(xiàn)了太赫茲發(fā)射器的一個新概念。^[7]這種發(fā)射器不需要外部偏置電壓。相反，其時變偏振的驅動力是光生載流子的橫向密度梯度。這樣的梯度導致了當激發(fā)半導體表面的不透明材料的邊緣時，就會形成超快電子擴散電流。由于電子向未激發(fā)區(qū)域的擴散速度較快，空穴的擴散速度較慢，于是就建立起一個空間電荷場（也就是橫向光致登伯場）。與插指型光電導發(fā)射器相似，簡單的金屬條紋陣列會導致相消干涉，因為每個金屬條紋的兩種載流子梯度方向剛好相反。通過金屬厚度的變化來破壞不透明條紋的橫向對稱性，載流子梯度就會被間隔抑制，從而在整個激活區(qū)形成單向的載流子梯度（如圖1b）。

利用快速掃描太赫茲精度光譜儀，對測得的光致登伯發(fā)射器以及加速電場為15kV/cm的插指型光電導發(fā)射器的太赫茲電場進行了比較（如圖2）。光電導發(fā)射器是在半絕緣的砷化鎵上制造的，而光致登伯發(fā)射器則是在一塊磷化銦襯底上生長的In0.53Ga0.47As的外延層上制備的。由于砷鎵銦的帶隙能量（0.74eV）比砷化鎵（1.42eV）小，因此光致登伯發(fā)射器還可以與小型摻鉺飛秒光纖激光器結合使用。^[8]

圖2:工作于15kV/cm偏置電場的插指型光電導發(fā)射器與無偏壓光致登伯發(fā)射器的時域瞬態(tài)波形相比較，結果表明，光致登伯發(fā)射器的性能與偏壓發(fā)射器的性能相當。小插圖顯示了光致登伯發(fā)射器的掃描電極圖像。右側被厚厚的金層覆蓋的鋁層清晰可見。

 射頻偏壓

增大發(fā)射器尺寸的另一種方法是采用射頻偏壓。^[9]只有當載流子從電極注入到半導體中時，捕獲增強場才會存在。研究人員發(fā)現(xiàn)，當使用頻率與激光器重復頻率相接近的射頻場對發(fā)射器施加偏壓時，就會在半導體內部形成一個足以產生太赫茲輻射的勻強偏置電場，即使在金屬電極和半導體之間夾上一層絕緣層也是如此。射頻偏壓可以通過使用一個儲能電路實現(xiàn)被動增強，因此不需要高壓電路（如圖3）。通過將射頻偏壓與激光器的重復頻率同步，可以產生一個有效的恒定（直流）場，或者可以使用稍微偏離激光器重復頻率的射頻頻率進行差頻鎖定探測。研究人員發(fā)現(xiàn)，采用射頻偏壓和絕緣電極的發(fā)射器極其堅固，能夠抵抗強激光場和高壓偏置電場的損傷，而這是光電導發(fā)射器中存在的普遍問題。當偏壓升高時，太赫茲發(fā)射并未出現(xiàn)飽和跡象，這意味著如果偏置電場可以進一步增強，那么這種發(fā)射器仍有改進的空間。

圖3：通過使用射頻偏壓可以增大太赫茲發(fā)射器的尺寸。如果為發(fā)射器提供偏壓的射頻場頻率與激光器的重復頻率接近，就可以在半導體內部形成一個足以產生太赫茲輻射的勻強偏置電場。這種偏壓方案采取了對偏壓電場進行被動增強的方式（上圖）。太赫茲場的峰值隨著偏壓幅度的提高而增大（下圖）。

總之，最新的發(fā)展表明，光電導超快太赫茲光源作為一項成熟的技術，仍然存在改進的空間，并且仍將是產生太赫茲輻射的一個重要手段。

參考文獻

1. D.M. Mittleman, ed., Sensing with Terahertz Radiation, Springer (2003).

2. C.A. Schmuttenmaer, Chem. Rev., 104, 1759 (2004).

3. A. Bartels et al., Rev. Sci. Instrum., 78, 035107 (2007).

4. P.R. Smith, D.H. Auston, and M.C. Nuss, IEEE J. Quantum Electron., 24, 255–260 (1988).

5. J.H. Kim, A. Polley, and S.E. Ralph, Opt. Lett., 30, 18–20 (2005).

6. A. Dreyhaupt et al., Appl. Phys. Lett., 86, 121114 (2005).

7. G. Klatt et al., Opt. Exp., 18, 4939 (2010).

8. G. Klatt et al., Appl. Phys. Lett., 98, 021114 (2011).

9. H. Zhang et al., Opt. Lett., 36, 223–225 (2011).