太赫兹时域光谱与频域光谱研究综述
曹灿1,2
, 张朝晖1,2,*, 赵小燕1,2, 张寒2,3, 张天尧1,2, 于洋1,2
摘要
关键词: 太赫兹光谱; 频域; 时域; 发射器与探测器; 性能特点; 应用领域
中图分类号:O433 文献标识码: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
太赫兹(Tera Hertz)波一般指频率在0.1~10 THz之间的电磁波, 其波长大概在0.03~3 mm范围内, 介于微波与红外之间。 该波段在电磁波谱中所处位置特殊, 相关理论介于宏观电磁学与微观光子学之间的过渡区[1]。 与传统光源相比, 太赫兹波具有瞬态性、 低能性、 宽带性以及相干性等许多独特的优势。 同时, 太赫兹波谱也因其极强的透射性、 较高的分辨率及与生物大分子作用敏感等良好性能, 被应用到越来越多的领域当中。
太赫兹辐射在19世纪已经为人们所发现。 然而, 由于一直缺乏成熟稳定的辐射源和探测器, 太赫兹谱段的物质特性一直是科学界的“ 真空地带” 。 直到20世纪80年代, 美国Bell实验室的Auston等发现了砷化镓光电导探测效应[2], 太赫兹发射器和探测器进而相继出现, 而一种可靠、 稳定的研究太赫兹谱段物质特性的科学工具— — 太赫兹光谱技术也随即问世, 为太赫兹的研究与探索提供了一个行之有效的方法。
从事太赫兹光谱技术研究的基础平台装置是太赫兹光谱仪。 早期出现的太赫兹光谱仪为时域光谱仪, 在20世纪80年代由AT& T公司的Bell实验室和IBM公司的Watson TJ研究中心研制出来, 目前已经得到广泛应用。 但直到近几年, 太赫兹频域光谱仪才由Toptica, Emcore等太赫兹仪器生产商推向国际市场, 它的出现在一定程度上弥补了时域光谱仪所存在的不足, 并与时域光谱仪形成互补的态势。
1 太赫兹时域光谱
太赫兹时域光谱是将Tera Hertz(THz)脉冲与样品发生相互作用, 测量作用后的THz电场强度随时间的变化曲线。 若需要, 可对时域曲线进行傅里叶变换, 计算出样品的频域强度及相位信息。
1.1 太赫兹时域光谱仪
进行太赫兹时域光谱研究的基础平台装置为太赫兹时域光谱仪。 典型的太赫兹时域光谱仪由超快脉冲激光器、 THz发射器、 THz探测器及时间延迟控制器等组成。
1.1.1 发射器
这里所采用的太赫兹发射器为宽带脉冲辐射源。 目前大多数宽带脉冲辐射源都是由超短激光脉冲激发半导体材料后产生的。 光电导偶极天线技术与光学整流效应是最常见的两种方法。
(1) 光电导方法
20世纪90年代初, Auston和Grischkowsky等用光电导偶极天线技术产生了THz电磁辐射脉冲[3, 4, 5]: 用光电导材料作为辐射天线, 用光子能量大于半导体禁带宽度的超短脉冲激光照射半导体材料, 激发产生电子-空穴对; 被激发的自由载流子在外加偏置电场的作用下瞬时加速, 产生电流强度迅速增加的瞬态电流, 将储存的静电势能以电磁脉冲的形式释放出来, 并通过天线向自由空间传播, 如图1所示。
 | 图1 典型光电导天线装置Fig.1 Schematic diagram of typical photoconductive antenna device |
鉴于弛豫时间的尺度范围, 当激发光脉冲的脉宽在飞秒尺度时, 所辐射的脉冲宽度将位于皮秒量级, 即以太赫兹电磁波为主的脉冲。 这一电流脉冲在远场的太赫兹辐射场强与该电流脉冲的时间微分具有相同的形式
ETHz=14πε0Ac2z∂J(t)∂t=Ae4πε0c2z∂N(t)∂tμEb
(1)
其中A是光生载流子照射的面积, ε 0是真空介电常数, c是真空光速, z是测量点距太赫兹发射源的距离, N是光生自由电子的密度, e是电子电荷, μ 是电子的迁移率, Eb则是偏置电场的场强。 通过式(1)可知, 光电导偶极天线技术产生的太赫兹辐射场强的大小主要受电子迁移率μ 、 偏置电场场强Eb以及光生自由电子的密度N等因素的影响。 作为产生太赫兹脉冲关键部件的光电导材料, 其应具有高的载流子迁移率, 高的介质耐击穿强度, 低的带隙和尽可能短的载流子寿命。 这是因为光电导天线辐射太赫兹波远场与光电导材料载流子迁移率成正比(主要是电子迁移率μ ), 所以光电导材料载流子迁移率越高, 产生的太赫兹辐射峰值越高。 光电导天线发射电磁脉冲的能量主要来源于天线结构中储存的静电势能。 如果天线两端的偏置电压Eb越高, 太赫兹辐射的强度就越高。 具有高介质耐击穿强度的光电导体, 能够经受更高的偏置电压, 同样可以产生峰值较高的太赫兹辐射场。 同时, 低的带隙和尽可能短的载流子寿命又能通过影响光生自由电子的密度N来提高太赫兹辐射的场强, 因此经常在半导体材料中引入适当浓度的缺陷, 形成陷阱或复合中心以减少载流子的寿命。
通常情况下, 光电导天线材料一般选用Si、 掺Cr的GaAs、 掺Fe的InP等。 其特性参数对比如表1所示。
 | 表1 光电导材料性能对比[6, 7]Table 1 Performance comparison of photoconductive materials |
(2)光整流方法
当两束光线在非线性介质中时, 它们将发生混合, 从而产生和频振荡与差频振荡现象。 如果入射到非线性介质中的是超短脉冲激光, 由差频振荡效应会辐射出一个低频的电磁脉冲。 当入射激光的脉宽在亚皮秒量级时, 则辐射出的电磁脉冲的频率上限就会在太赫兹量级, 这是因为所辐射的电磁波的频率上限与入射激光的脉宽有关。 该现象被称为太赫兹光整流效应, 是一种非线性效应, 是电光效应的逆过程, 如图2所示。 该装置不需要外接偏置电场, 可以采用整块电光晶体作为辐射器。
 | 图2 光整流效应Fig.2 Optical re.pngication effect |
经理论推导可得到光整流产生的太赫兹辐射, 在远场近似下的太赫兹电场强度为[8]
ETHz∝X(2)∂2I(t)∂t2
(2)
其中, X(2)表示二阶非线性极化率, I(t)为极化电流的时变函数。 然而, 实际使用的非线性晶体在太赫兹波段吸收损耗往往特别显著。 现在将晶体对太赫兹波吸收损耗考虑进去[9, 10], 则入射波到太赫兹波能量转换效率可表示为
ηTHz≈8Ω2d2effL2Iε0n2optnTHzc3α2THz
(3)
其中, Ω 为太赫兹波的角频率, deff为有效非线性光学系数, I为入射光强, ε 0为真空中的介电常数, c为真空中的光速, L为非线性晶体的长度, α THz为太赫兹波段晶体的吸收系数, nopt和nTHz分别为入射激光和太赫兹波的折射率。
根据光整流的效率转换式(3)可知, 性能良好的非线性晶体应具有较大的有效非线性光学系数、 较小的吸收系数, 同时还要求晶体具有较宽的透光范围、 较大的抗损伤阈值以及良好的机械性能与物理化学性能。
目前, 常见的用于产生太赫兹波的非线性晶体有LiNbO3, GaAs, ZnTe和DAST等, 相关的性质参数如表2所示。
| 表2 常用的光整流晶体的基本性质[11, 12, 13, 14]Table 2 Basic properties of Frequently-used optical re.pngication crystals |
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