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太赫兹光源
光电导发射器促进超快太赫兹光源的发展
材料来源:激光世界           录入时间:2011-7-28 10:01:41

  注:本文版权为《激光世界》所有,未经许可,请勿转载!

 高重频飞秒太赫兹辐射源的最新发展,极大地提高了太赫兹辐射的效率,并且预示着光电导发射器仍将是重要的太赫兹光源。

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

 太赫兹(1THz=1012Hz)波的频率范围介于微波和红外辐射之间。许多振动分子激发在太赫兹范围内是可探测的,这使其成为化学探测的有用频带,并服务于工业装配和国土安全领域。将太赫兹辐射源发射的短脉冲与电光采样相结合,可实现太赫兹时域光谱技术,能够对介质在远红外区响应的实部和虚部同时进行超快测量。[1,2]由于太赫兹发射锁模飞秒激光器尚未实现,因此产生太赫兹脉冲的最简单方法是使用一台工作于光学波长的锁模激光器。持续时间小于1ps的太赫兹短脉冲,相当于一个沿亚皮秒光脉冲强度包络方向的电场。

尽管目前人们正在大力开发高峰值功率的太赫兹光源,因为它可以用于在太赫兹频率上研究非线性光学,但是对于线性光谱学来说,最重要的是平均功率,而并非峰值功率。相较于那些基于放大激光系统的光源,高重频(50~1000MHz)飞秒光源结构更加简单、成本更低、噪声更小。通过使用两台同步脉冲激光器,其中一台产生太赫兹脉冲、另一台探测太赫兹电场,人们甚至无需任何机械移动部件就可以建立起一套太赫兹光谱分析系统。[3]下面将讨论基于半导体的高重频太赫兹光源的一些最新进展。需要说明的是,本文不可能涵盖这一高速发展的领域在近年来取得的所有发展,而只是列出几个例子加以讨论。

 光电导发射

从本质上说利用光脉冲来产生太赫兹辐射有两种机制。最简单的是光整流。在一块没有反转对称性的透明介质中,一个强光脉冲可以诱导出随之运动的偶极电荷分布并发射太赫兹辐射。通常人们使用宽带隙半导体碲化锌等材料或DAST等有机非线性晶体。光整流具有操作简单的优势:操作人员只需将锁模激光器发出的光束聚焦到晶体中。这种方法的缺点是:因为晶体的吸收,所以可以获得的带宽有限。另外,光整流要求相位匹配:为了高效地产生太赫兹短脉冲,光脉冲的群速度需要与太赫兹波的相速度相匹配。

第二种产生机制(也是本文要重点讨论的)是光电导发射。[4]在这种情况下,由超快脉冲照射半导体产生光生载流子,对这些载流子进行加速即可发射太赫兹脉冲,这里所用的半导体有两种,对于钛宝石激光通常使用砷化镓(GaAs),而对于光纤激光器则通常使用砷镓铟(InGaAs)。存在于半导体中的内建电场能够引起电流浪涌,从而爆发式发射太赫兹辐射。当然强电场存在于掺杂半导体的表面,但这对于产生太赫兹辐射来说并不是最佳的,因为太赫兹脉冲的偏振方向与偏置电场的方向相同,于是太赫兹辐射的传播方向位于样品所在的平面上,使得难以将辐射光耦合出来。因此人们通常采用横向电场结构,即偏置电场的指向位于半导体表面所在的平面。

光电导光源要求介质中存在一个强电场。对于传统的光电导开关,提高其太赫兹发射的一个途径是增强加速电场,这可以通过在恒定的电压下减小电极之间的间隙距离、或者当间隙距离恒定时提高电压来实现。减小间隙距离会导致激活面积减小,从而使效率降低。由于“金属-半导体-金属”结构在外置偏压下复杂的物理机制,人们企图通过提高电压来改进光电导发射器的尝试曾一度挫败。由于在半绝缘的砷化镓半导体中捕获的载流子存在杂质,因此当偏置电压升高时,电场分布就会集中在带正电荷的阳极附近。[5]据报道,在阳极附近几微米的范围内场强可高达500kV/cm。尽管这是一个巨大的场强,然而这些“捕获增强场”只能存在于金属电极附近几微米的范围之内,这个事实让人们很难利用它来产生太赫兹辐射。采用椭圆形状的焦斑可以用来对这种强捕获增强场加以利用,但是这样形成的发射器的激活面积仍然较小。[5]

有人利用光束或电子束光刻加工成一种“金属-半导体-金属”的插指型结构,开发了一款特殊设计的光电导太赫兹发射器,从而克服了这些问题。由于在指状结构之间的每一个间隙中电场的符号都会改变,如果将施以插指型偏压的金属条纹排列成简单的阵列,会导致产生的辐射在远场发生相消干涉。因此,将两个电极之间的所有间隙进行间隔掩模是非常重要的(如图1a)。这样,在整个被光辐照的激活区上载流子被单向加速,可以使得产生的太赫兹辐射在远场相干叠加。[6]激活区的尺寸可以达到10mm×10mm2,电极的宽度和间距选定为5µm。这些小间隙确保了利用一个简单的电源供电,就可以轻松地获得每厘米几十千伏量级的加速电场。

图1:为了防止产生的太赫兹辐射在远场发生相消干涉,光电导发射器的插指型金属条纹之间的间隙必须被间隔掩模(a)。与插指状光电导发射器相似,光致登伯发射器的相消干涉问题是利用金属的厚度变化破坏不透明条纹的横向对称性得以解决的(b)。

光致登伯效应

最近一项基于横向光致登伯效应的研究,实现了太赫兹发射器的一个新概念。[7]这种发射器不需要外部偏置电压。相反,其时变偏振的驱动力是光生载流子的横向密度梯度。这样的梯度导致了当激发半导体表面的不透明材料的边缘时,就会形成超快电子扩散电流。由于电子向未激发区域的扩散速度较快,空穴的扩散速度较慢,于是就建立起一个空间电荷场(也就是横向光致登伯场)。与插指型光电导发射器相似,简单的金属条纹阵列会导致相消干涉,因为每个金属条纹的两种载流子梯度方向刚好相反。通过金属厚度的变化来破坏不透明条纹的横向对称性,载流子梯度就会被间隔抑制,从而在整个激活区形成单向的载流子梯度(如图1b)。

利用快速扫描太赫兹精度光谱仪,对测得的光致登伯发射器以及加速电场为15kV/cm的插指型光电导发射器的太赫兹电场进行了比较(如图2)。光电导发射器是在半绝缘的砷化镓上制造的,而光致登伯发射器则是在一块磷化铟衬底上生长的In0.53Ga0.47As的外延层上制备的。由于砷镓铟的带隙能量(0.74eV)比砷化镓(1.42eV)小,因此光致登伯发射器还可以与小型掺铒飞秒光纤激光器结合使用。[8]

图2:工作于15kV/cm偏置电场的插指型光电导发射器与无偏压光致登伯发射器的时域瞬态波形相比较,结果表明,光致登伯发射器的性能与偏压发射器的性能相当。小插图显示了光致登伯发射器的扫描电极图像。右侧被厚厚的金层覆盖的铝层清晰可见。

 射频偏压

增大发射器尺寸的另一种方法是采用射频偏压。[9]只有当载流子从电极注入到半导体中时,捕获增强场才会存在。研究人员发现,当使用频率与激光器重复频率相接近的射频场对发射器施加偏压时,就会在半导体内部形成一个足以产生太赫兹辐射的匀强偏置电场,即使在金属电极和半导体之间夹上一层绝缘层也是如此。射频偏压可以通过使用一个储能电路实现被动增强,因此不需要高压电路(如图3)。通过将射频偏压与激光器的重复频率同步,可以产生一个有效的恒定(直流)场,或者可以使用稍微偏离激光器重复频率的射频频率进行差频锁定探测。研究人员发现,采用射频偏压和绝缘电极的发射器极其坚固,能够抵抗强激光场和高压偏置电场的损伤,而这是光电导发射器中存在的普遍问题。当偏压升高时,太赫兹发射并未出现饱和迹象,这意味着如果偏置电场可以进一步增强,那么这种发射器仍有改进的空间。

 

图3:通过使用射频偏压可以增大太赫兹发射器的尺寸。如果为发射器提供偏压的射频场频率与激光器的重复频率接近,就可以在半导体内部形成一个足以产生太赫兹辐射的匀强偏置电场。这种偏压方案采取了对偏压电场进行被动增强的方式(上图)。太赫兹场的峰值随着偏压幅度的提高而增大(下图)。

总之,最新的发展表明,光电导超快太赫兹光源作为一项成熟的技术,仍然存在改进的空间,并且仍将是产生太赫兹辐射的一个重要手段。

 

参考文献

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).


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