太赫茲時域光譜與頻域光譜研究綜述（一）
太赫茲時域光譜與頻域光譜研究綜述
曹燦1,2
, 張朝暉1,2,*, 趙小燕1,2, 張寒2,3, 張天堯1,2, 于洋1,2
摘要
關鍵詞:?太赫茲光譜;?頻域;?時域;?發射器與探測器;?性能特點;?應用領域
中圖分類號:O433 文獻標識碼:R
Review of Terahertz Time Domain and Frequency Domain Spectroscopy
CAO Can1,2, ZHANG Zhao-hui1,2,*, ZHAO Xiao-yan1,2, ZHANG Han2,3, ZHANG Tian-yao1,2, YU Yang1,2
Abstract
Key words:?Terahertz spectroscopy;?Frequency domain;?Time domain;?Emitter and detector;?Performance characteristics;?Application
引 言
太赫茲(Tera Hertz)波一般指頻率在0.1~10 THz之間的電磁波, 其波長大概在0.03~3 mm范圍內, 介于微波與紅外之間。 該波段在電磁波譜中所處位置特殊, 相關理論介于宏觀電磁學與微觀光子學之間的過渡區[1]。 與傳統光源相比, 太赫茲波具有瞬態性、 低能性、 寬帶性以及相干性等許多獨特的優勢。 同時, 太赫茲波譜也因其極強的透射性、 較高的分辨率及與生物大分子作用敏感等良好性能, 被應用到越來越多的領域當中。
太赫茲輻射在19世紀已經為人們所發現。 然而, 由于一直缺乏成熟穩定的輻射源和探測器, 太赫茲譜段的物質特性一直是科學界的“ 真空地帶” 。 直到20世紀80年代, 美國Bell實驗室的Auston等發現了砷化鎵光電導探測效應[2], 太赫茲發射器和探測器進而相繼出現, 而一種可靠、 穩定的研究太赫茲譜段物質特性的科學工具— — 太赫茲光譜技術也隨即問世, 為太赫茲的研究與探索提供了一個行之有效的方法。
從事太赫茲光譜技術研究的基礎平臺裝置是太赫茲光譜儀。 早期出現的太赫茲光譜儀為時域光譜儀, 在20世紀80年代由AT& T公司的Bell實驗室和IBM公司的Watson TJ研究中心研制出來, 目前已經得到廣泛應用。 但直到近幾年, 太赫茲頻域光譜儀才由Toptica, Emcore等太赫茲儀器生產商推向國際市場, 它的出現在一定程度上彌補了時域光譜儀所存在的不足, 并與時域光譜儀形成互補的態勢。
1 太赫茲時域光譜
太赫茲時域光譜是將Tera Hertz(THz)脈沖與樣品發生相互作用, 測量作用后的THz電場強度隨時間的變化曲線。 若需要, 可對時域曲線進行傅里葉變換, 計算出樣品的頻域強度及相位信息。
1.1 太赫茲時域光譜儀
進行太赫茲時域光譜研究的基礎平臺裝置為太赫茲時域光譜儀。 典型的太赫茲時域光譜儀由超快脈沖激光器、 THz發射器、 THz探測器及時間延遲控制器等組成。
1.1.1 發射器
這里所采用的太赫茲發射器為寬帶脈沖輻射源。 目前大多數寬帶脈沖輻射源都是由超短激光脈沖激發半導體材料后產生的。 光電導偶極天線技術與光學整流效應是最常見的兩種方法。
(1) 光電導方法
20世紀90年代初, Auston和Grischkowsky等用光電導偶極天線技術產生了THz電磁輻射脈沖[3,?4,?5]: 用光電導材料作為輻射天線, 用光子能量大于半導體禁帶寬度的超短脈沖激光照射半導體材料, 激發產生電子-空穴對; 被激發的自由載流子在外加偏置電場的作用下瞬時加速, 產生電流強度迅速增加的瞬態電流, 將儲存的靜電勢能以電磁脈沖的形式釋放出來, 并通過天線向自由空間傳播, 如圖1所示。
 | 圖1?典型光電導天線裝置Fig.1?Schematic diagram of typical photoconductive antenna device |
鑒于弛豫時間的尺度范圍, 當激發光脈沖的脈寬在飛秒尺度時, 所輻射的脈沖寬度將位于皮秒量級, 即以太赫茲電磁波為主的脈沖。 這一電流脈沖在遠場的太赫茲輻射場強與該電流脈沖的時間微分具有相同的形式
ETHz=14πε0Ac2z?J(t)?t=Ae4πε0c2z?N(t)?tμEb
(1)
其中A是光生載流子照射的面積,?ε?0是真空介電常數,?c是真空光速,?z是測量點距太赫茲發射源的距離,?N是光生自由電子的密度,?e是電子電荷,?μ?是電子的遷移率,?Eb則是偏置電場的場強。 通過式(1)可知, 光電導偶極天線技術產生的太赫茲輻射場強的大小主要受電子遷移率μ?、 偏置電場場強Eb以及光生自由電子的密度N等因素的影響。 作為產生太赫茲脈沖關鍵部件的光電導材料, 其應具有高的載流子遷移率, 高的介質耐擊穿強度, 低的帶隙和盡可能短的載流子壽命。 這是因為光電導天線輻射太赫茲波遠場與光電導材料載流子遷移率成正比(主要是電子遷移率μ?), 所以光電導材料載流子遷移率越高, 產生的太赫茲輻射峰值越高。 光電導天線發射電磁脈沖的能量主要來源于天線結構中儲存的靜電勢能。 如果天線兩端的偏置電壓Eb越高, 太赫茲輻射的強度就越高。 具有高介質耐擊穿強度的光電導體, 能夠經受更高的偏置電壓, 同樣可以產生峰值較高的太赫茲輻射場。 同時, 低的帶隙和盡可能短的載流子壽命又能通過影響光生自由電子的密度N來提高太赫茲輻射的場強, 因此經常在半導體材料中引入適當濃度的缺陷, 形成陷阱或復合中心以減少載流子的壽命。
通常情況下, 光電導天線材料一般選用Si、 摻Cr的GaAs、 摻Fe的InP等。 其特性參數對比如表1所示。
 | 表1?光電導材料性能對比[6,?7]Table 1?Performance comparison of photoconductive materials |
(2)光整流方法
當兩束光線在非線性介質中時, 它們將發生混合, 從而產生和頻振蕩與差頻振蕩現象。 如果入射到非線性介質中的是超短脈沖激光, 由差頻振蕩效應會輻射出一個低頻的電磁脈沖。 當入射激光的脈寬在亞皮秒量級時, 則輻射出的電磁脈沖的頻率上限就會在太赫茲量級, 這是因為所輻射的電磁波的頻率上限與入射激光的脈寬有關。 該現象被稱為太赫茲光整流效應, 是一種非線性效應, 是電光效應的逆過程, 如圖2所示。 該裝置不需要外接偏置電場, 可以采用整塊電光晶體作為輻射器。
 | 圖2?光整流效應Fig.2?Optical re.pngication effect |
經理論推導可得到光整流產生的太赫茲輻射, 在遠場近似下的太赫茲電場強度為[8]
ETHz∝X(2)?2I(t)?t2
(2)
其中,?X(2)表示二階非線性極化率,?I(t)為極化電流的時變函數。 然而, 實際使用的非線性晶體在太赫茲波段吸收損耗往往特別顯著。 現在將晶體對太赫茲波吸收損耗考慮進去[9,?10], 則入射波到太赫茲波能量轉換效率可表示為
ηTHz≈8Ω2d2effL2Iε0n2optnTHzc3α2THz
(3)
其中,?Ω?為太赫茲波的角頻率,?deff為有效非線性光學系數,?I為入射光強,?ε?0為真空中的介電常數,?c為真空中的光速,?L為非線性晶體的長度,?α?THz為太赫茲波段晶體的吸收系數,?nopt和nTHz分別為入射激光和太赫茲波的折射率。
根據光整流的效率轉換式(3)可知, 性能良好的非線性晶體應具有較大的有效非線性光學系數、 較小的吸收系數, 同時還要求晶體具有較寬的透光范圍、 較大的抗損傷閾值以及良好的機械性能與物理化學性能。
目前, 常見的用于產生太赫茲波的非線性晶體有LiNbO3, GaAs, ZnTe和DAST等, 相關的性質參數如表2所示。
| 表2?常用的光整流晶體的基本性質[11,?12,?13,?14]Table 2?Basic properties of Frequently-used optical re.pngication crystals |
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