第三章 太赫兹波的探测

第3章 太赫兹波的探测 就太赫兹波的研究领域来说，太赫兹信号的探测也是一项十分重要的内容。由于目前太赫兹辐射源的发射功率较低，而且还耦合了相对较强的热背景噪声，所以要想探测太赫兹信号，就得用高灵敏度的探测手段才能得以实现。在宽波段太赫兹信号的探测中，基于热吸收的直接探测方法是最常用的手段。但是这些探测方法都需要通过冷却来降低热背景噪声。而通常的冷却方法就是利用液氦（He）来实现，或者是用冷却式的硅（Si）、锗（Ge）和锑化铟（InSb）热辐射测量仪来进行测量。热电的红外测量仪器在太赫兹的波段也是可以使用的。利用铌（Ni）在超导态和正常态之间的转变，科研人员已经根据这种超导技术成功地研制出了非常灵敏的热辐射测量仪。另外，利用干涉仪也可以直接测得THz光谱信息。最近的单光子探测器就是利用干涉仪技术实现了对太赫兹光子的探测。这种探测装置，利用包含一个量子点的单光子晶体管在强磁场中工作,得到了其他方法所不能达到的灵敏度。尽管这种测量的速度现在仍被限制在1ms左右，但是已经有人提出了高速探测的设想，如果这个设想实现的话，它将会在太赫兹探测领域引发另一场革命。 在需要高光谱分辨率的太赫兹信号探测中，比较常用的是外差式探测器。在这样的系统中，探测器中的振荡器会以太赫兹量级的频率进行振动，并与接收信号发生混合。如果对信号进行频率下转换，信号就会被放大，并且对它就可以进行测量了。在室温条件中，利用半导体技术产生太赫兹辐射是可行的。而且利用平面肖特基二极管混频器来产生2.5THz的太赫兹波技术，已经成功地应用于空间技术中了。如果利用高灵敏度的超导外差式探测器的话，在探测的过程中需要对探测器进行冷却。在空间技术领域，还有一些别的超导器件比较常用。其中应用最广泛的就要数超导-绝缘体-超导（SIS, superconductor-insulator-superconductor）结混频器。高温超导体(如YBCO)则可以应用于更宽波段的测量当中。而对于太赫兹窄波段的测量，则可以使用各种窄波段探测器来实现,如等离子体场效应管，经研究证明，它的基频已经可达600GHz了。 太赫兹时域光谱（THz-TDS，Terahertz time－domain spectroscopy）系统中的太赫兹脉冲测量，需要使用相干探测器来实现。最常用的两种相干探测方法是光电导取样和自由空间的电光取样，这两种方法都需要使用超快激光脉冲。其中，电光效应是低频电场(太赫兹脉冲)和激光束(光学脉冲)在探测晶体中的耦合。简单的张量 分析 定性数据统计分析pdf销售业绩分析模板建筑结构震害分析销售进度分析表京东商城竞争战略分析 表 关于同志近三年现实表现材料材料类招标技术评分表图表与交易pdf视力表打印pdf用图表说话 pdf 明,使用一块〈110〉取向的闪锌矿结构电光晶体（如ZnTe晶体），可以得到很高的探测灵敏度。经过太赫兹电场调制探测晶体的折射率椭球，进而调制了通过探测晶体的探测光束的椭偏度。探测光束的被调制的偏振状态，可以反映出包括太赫兹电场的大小和相位在内的光谱信息，从而达到探测太赫兹脉冲的目的。使用超短激光脉冲(如<15fs)和薄的探测晶体(如<30μｍ)，也可以进行中红外波段的电光信号探测。 3.1脉冲太赫兹信号的探测 3.1.1 光电导取样 光电导取样是基于光导天线（PCA, photoconductive antenna）发射极发展起来的太赫兹脉冲信号探测技术。为了探测太赫兹信号，首先将未加偏置的PCA放置在太赫兹光路中，并且利用一个光脉冲门控对其进行控制，而这个光脉冲门控与泵浦光有可调节的时间延迟关系。门控(探测)脉冲能产生流过PCA的电流，并与电测量系统相连。当太赫兹电场加在PCA上时，探测到的差分电流与T-射线电场成比例。光探测脉冲的持续时间远远短于T-射线脉冲，所以通过改变两个光脉冲之间的时间延迟，就可以“取样”出T-射线的波形。其中探测到的太赫兹信号是入射太赫兹脉冲与PCA响应函数的卷积。在实际的光谱实验中，探测器和发射极的响应可以通过解卷积来求得，也将信号与参考脉冲正交化来求得。 最常用的光导天线是在低温生长的砷化镓（LT-GaAs）上制作的，PCA探测器的最大带宽约为 2THz。近年来，利用持续时间约为15fs的超快门控脉冲，可使探测带宽达到40 THz。LT-GaAs PCAs可以通过双光子吸收过程而被1.55μm波长的光门控脉冲探测。 在太赫兹光激发和相关探测系统中，包括有锁模钛蓝宝石激光器，用它作为泵浦光束和探测光束的飞秒脉冲光源；大孔径光电导发射极和作为接收器的光电导偶极天线。其中，可以在光路中加装硅透镜来提高收集效率。图 3-1是常用产生和探测的实验装置。光束经由分光镜一分为二，未经聚焦的较强光束照射在光导发射极的表面上，在此过程中会被一机械斩波器所调制；较弱的光束可用做探测器的时间开启控制，通过时间延迟，聚焦在偶极天线间隙光导体上约 5 mm 光斑。各种放大的和非放大的飞秒激光器，包括有碰撞脉冲锁模环状染料激光器和自锁模钛蓝宝石激光器，都可以用来作为光导偶极天线发射的太赫兹脉冲的相干产生和探测的光源。 图3-1 太赫兹产生和探测实验装置示意图 Grischkowsky 天线 图 3-2 光电导偶极天线结构示意图。具有自由空间电场，持续时间为皮秒的T-射线光斑给电极加上偏压。飞秒探测脉冲激发瞬态光生载流子，形成电流，被电信号系统所探测。电流正比于所加的太赫兹场。 如图3-2所示，这种几何结构的光电导探测天线，是由D Grischkowsky 发明，所以以他的名字来命名这种天线为Grischkowsky天线。它可以由辐射损伤的蓝宝石上硅探测器(RD-SOS，radiation-damaged silicon-on-sapphire) 或低温生长的砷化镓(LT-GaAs)晶片制得。每一种材料都有极短的光生载流子寿命，这是使探测器响应的探测信号波形的卷积所必须的。天线构件放置在 20 mm 长的共面传输线的中间，传输线由两条平行间距为 5(m ，长为10(m的金属条组成。聚焦太赫兹辐射，其电场在直接与锁相放大器相连的光导天线两极间5(m的空隙产生瞬时偏压。这个瞬时电压的强度和时间相关性，可以通过测量集电极电荷（平均电流）对入射太赫兹脉冲和光脉冲之间的相对延迟而获得。光脉冲通过驱动限制在5(m天线间隙的光导开关来同步门控探测器。 因此，辐射电场的时域波形可以通过激发脉冲和门控光脉冲之间的时间延迟而取样获得。 这样，系统的信噪比可超过103 。由于RD-SOS上的100µm偶极天线响应时间大约是0.3-1 ps， 被测量辐射脉冲的带宽受光导探测器的限制，其在几百GHz频率响应最大。最快的天线探测响应范围从近 DC到 5 太赫兹。探测器所测量得信号，利用锁相放大器和计算机数据采集系统，取平均和数字化，即可反映出太赫兹电场的大小和位相来。 (3.1-1) 3.1.2 自由空间电光取样技术 最近几年，很多自由空间技术都得到发展。在本节中，我们将讨论基于电光（EO）效应的自由空间太赫兹电光取样技术，包括非线性晶体光整流和利用普克尔（Pockels）效应的电光取样探测及其应用。 图3-3 是自由空间电光取样太赫兹测量的常用装置。超快激光脉冲被分为两束：泵浦光束(强光束)和探测光束(弱光束)。泵浦光束照射在太赫兹发射极上(例如光导天线发射极、光整流发射极等)。发射极产生的辐射是短电磁脉冲，持续时间在皮秒量级，频率在太赫兹量级，即太赫兹辐射。太赫兹辐射通常有一个或几个周期，因此带宽很宽。太赫兹光束被一对抛物面镜准直后聚焦到电光晶体上，它改变了电光晶体折射率椭球。 线偏振探测光束在晶体内与太赫兹光束共线传播，它的相位被调制。由于电光晶体的折射率被太赫兹脉冲电场改变。探测光经过电光晶体时，其偏振状态发生变化，再经偏振分束镜（这里常用的是沃拉斯顿（Wollaston）棱镜）分为s偏振和p偏振的两束，这两束光的光强差正比于太赫兹电场。使用差分探测器可以将这两束光的光强差转换为电流差，从而探测到太赫兹电场随时间变化的时域光谱来。机械电动延迟线改变太赫兹脉冲和探测脉冲的时间延迟，通过扫描此时间延迟而得到太赫兹电场波形。为了提高灵敏度和压缩背景噪声，泵浦光束被一机械斩波器调制，利用 标准 excel标准偏差excel标准偏差函数exl标准差函数国标检验抽样标准表免费下载红头文件格式标准下载 的锁相探测技术，即可获得太赫兹电场振幅和相位的信息。 图3-3 自由空间电光取样(FS-EOS)的经典装置 3.1.3 测量原理 电光取样的原理如图3-4所示。假定探测光束沿z 方向传播， x 和 y 是电光晶体的结晶轴。当电光晶体上施加电场，电感应双折射轴 和 相对于 x 和 y 成45°。如果入射光束是x偏振，则输出光束可由下式得到： (3.1-2) 其中 是 和方向偏振电场的相位差，包括动态(, 太赫兹电场感生的)和静态( , 来自电光晶体和补偿器的固有或剩余双折射)相位差。方程(3.1-2)中，x 和y偏振光强度为： (3.1-3) 其中 为入射光强度。可看出 和 是有关系的，即 。这是能量守恒的结果。为了分别提取x和y偏振的光，通常使用Wollaston棱镜。 静态相位项 也称作光学偏置，常被设置为 来进行平衡探测。对于没有固有双折射的电光晶体（例如ZnTe），通常用四分之一波片来提供此光学偏置。因为电光取样的大多数情况下， ，因此 (3.1-4) 两束光的信号具有相同的大小但是符号相反。对于平衡探测，测量到 和 的差别，给出信号 (3.1-5) 信号正比于太赫兹感应的相位改变 ，并且 反过来与太赫兹脉冲的电场成比例。对于<110> ZnTe晶体，有下面的关系 (3.1-6) 其中 d 是晶体厚度， n 是探测光束的折射率，λ 是波长, γ41 是电光系数， E是太赫兹脉冲的电场。 图3-4 电光取样的坐标系 图3-5 所示的是自由传播的太赫兹脉冲的典型波形和它的频谱，这是利用大孔径光导天线做发射极，1 mm厚<110> ZnTe晶体做感应器通过自由空间电光取样测量的。可以看出自由空间电光取样具有良好的信噪比和谱宽。利用相干RegA 9000激光放大器(820 nm中心波长， 250 fs脉冲持续时间，250 kHz重复频率),得到的信噪比高达1.8×106。 图3-5 1 mm 厚 ZnTe 晶体测量的典型太赫兹波形和光谱分布 需要强调的是，前面关于电光取样的讨论建立在稳定电场假设的基础上。 对于太赫兹脉冲这样的瞬态电场，需要考虑相位匹配。当探测脉冲对于太赫兹脉冲具有不同的群速度（所谓的群速度失配或GVM),常常不是对太赫兹脉冲的相同位置取样而是扫描了太赫兹脉冲，导致了测量波形的展宽。GVM可在时域讨论，也可在频域讨论。因为介电常数在太赫兹范围的色散，频域处理较精确。探测的频率响应函数与产生相同。图3-6 (右)描绘了几种厚度的GaP感应器的频率响应函数。左图描绘了探测光束群折射率和介电常数的色散。感应器越薄，频率响应函数越宽。因此一旦材料给定，就尽量使用薄晶体来得到宽频带。然而，厚度小意味着相互作用的距离短，灵敏度差。具体选择可根据特殊应用。图3-7给出了测量信号与厚度的依赖关系。对于厚感应器(2.57 mm), 测量波形严重扭曲，频谱分布必然低于薄感应器测量的信号。 图3-6 电光取样和 GaP的频率响应函数 图3-7(a) 分别由2.57 mm, 300 μm 和150 μm 厚<110> GaP感应器测量的太赫兹瞬态。 (b) 光谱分布。 电光取样只需要非常低的探测能量，并且电光信号和探测能量之间具有很好的线性关系（图3-8），这就便于电光取样应用于并行测量（细节见下文）。 图3-8电光信号与光探测平均能量的线性关系 对于电光材料有很多选择。表Ⅰ列出了一些电光测量常用的材料。由于具有很好的速度匹配性和相对较大的电光系数，ZnTe晶体是从亚-太赫兹到几十太赫兹自由空间太赫兹测量最好的电光晶体之一，并且已经广泛使用。 表Ⅰ 用于太赫兹测量的各种电光材料的比较 ZnTe GaAs InP GaP ZnS d=1(mm)(KV/cm) 89.0 161 153 252 388 场灵敏度(mV/cm· ) 3.20 5.80 5.51 9.07 12.2 噪声等效功率(NEP)(10-16W· ) 0.27 0.89 0.80 2.2 5.2 nTO(k= )(THz) 5.3 7.6 10.0 10.8 9.8 (300)μm 3.18 3.63 3.54 3.34 2.88 n(800nm) 2.85 3.63 3.53 3.18 2.32 3.1.4 相干中红外场的测量 光导天线的频率响应受到结构共振频率和光生载流子寿命的限制，小于6THz。另一方面，电光效应本身很快，在飞秒量级，电光取样系统的频率响应受激光脉冲持续时间和群速度失配的限制。因为10 fs超短激光脉冲广泛应用的，唯一限制因素就是群速度失配。为了去掉此局限性，一个 办法 鲁班奖评选办法下载鲁班奖评选办法下载鲁班奖评选办法下载企业年金办法下载企业年金办法下载 是选择具有较好群速度匹配的电光材料，另一个办法是利用薄样品。ZnTe是目前达到此要求最好的电光材料。它有在近红外和太赫兹频段之间相对大的二阶非线性系数和小的群速度失配。对于薄<110> ZnTe晶体作为发射极和探测器，频率响应可达到约40THz甚至大于70 THz。 图3-9 给出利用ZnTe作为发射极和感应器的典型的时域波形和其相应的频谱。发射极和感应器的厚度分别为30mm和27mm。 图3-9 用ZnTe作为发射极和感应器的典型的时域波形和其相应的频谱图 3.1.5 并行测量-啁啾展宽脉冲测量 传统的时域光学测量，例如泵浦-探测法太赫兹时域光谱，利用机械电动平移台来改变泵浦和探测脉冲的光程差。载有泵浦光产生信息的探测光束的强度和偏振态在每一个瞬间的时间延迟下被记录下来。通常，时域扫描测量中的数据获得是一连续的过程；探测脉冲取样期间记录的信号只是太赫兹波形非常小的一部分（大致是探测光束的脉冲持续时间）。因此，单通道探测的数据采集速率限制在100Hz以内，因为时域扫描为几十皮秒。显然，这个相对较慢的数据采集速率不能满足快速运动物体的时域太赫兹光谱，例如火焰分析等实时测量的需要。为了提高采集速率，可采用并行数据采集或多通道探测。一个可行的方法是推广“实时皮秒光示波器”的设计，应用于自由传播太赫兹场的局部场表征。 图3-10是啁啾展宽探测光束电光测量实验装置的示意图。除了使用了一对光栅来啁啾展宽探测光束和一探测器阵列光谱仪测量光谱分布外，几何结构类似于传统的自由空间电光取样装置。使用的放大Ti:蓝宝石激光器(相干RegA 9000)的平均输出能量是 0.9 W，脉冲在250 kHz持续时间200 fs。Ti:蓝宝石激光器的中心波长约为820 nm，光谱带宽从10 nm (Rega)到17 nm (Tsunami)。太赫兹发射极是8mm宽的GaAs光导体。焦距5cm的玻璃透镜将太赫兹光束聚焦到4 mm厚的<110>ZnTe晶体上。探测光脉冲被光栅对频率啁啾和时间展宽从亚皮秒到30皮秒以上。由于光栅的负啁啾效应，脉冲的短波部分超前于长波部分. 固定的延迟线只用于将太赫兹脉冲定位于同步光探测脉冲（获得窗口）的持续时间内和时域标定。 当啁啾探测光脉冲(约30ps长)和太赫兹脉冲共线通过ZnTe晶体时，由于朴克尔效应，不同波长成分的偏振态被太赫兹脉冲场的不同部分旋转。旋转的角度和方向与太赫兹场的强度和极性有关。经过锁相放大器器，偏振态的调制转化为光谱振幅的调制。光谱仪用于将准直探测光束分散和集中到CCD相机。由于探测器阵列有限的信噪比，应在零光透射附近完成电光调制以避免探测器饱和。ZnTe晶体的剩余双折射造成调制背景。探测光束相对于背景光的净变化很小，因此电光测量近似是线性操作，其中使用正交分析器。 图3-10 啁啾脉冲测量装置图，其中R表示参考光，S表示信号光。 图3-11(a) 给出了有和没有太赫兹调制的光谱，其差别正比于太赫兹电场。通过改变太赫兹脉冲和探测脉冲的时间延迟，太赫兹调制在光谱上移位(图3-11(b))，显示了有用的时域窗口和线性化情形。 光谱只占CCD相机的一维（1D），因此实现1D空间和1D时域成像是可能的。图3-10的装置需要一些修正。探测光束先被扩展，然后由柱面透镜聚焦成细光线并照到电光晶体上；经过电光晶体后，探测光束被另一柱面透镜恢复为圆形束。通过此方法，可测量到1D空间分布及时域波形。图3-12描绘了聚乙烯透镜在三个横向位置成的光导天线的空间时间分布图像。波前弧度清晰可见。   因为啁啾脉冲的测量是并行的，单脉冲包含所有信息，很显然使单脉冲测量成为可能。图3-1-13是单脉冲空间-时间成像(对应图3-12(b)). 图3-11 实验结果图。(a)有和没有太赫兹调制的光谱分布；(b)不同太赫兹-探测延迟的不同信号。 图3-12 时间-空间成像 图3-13 单脉冲空间时间成像 对于单点测量，没有太赫兹调制的参考光谱同时输入光谱仪和CCD，用做动态参考，因此在单脉冲中可获得单脉冲测量。由于激光器波动能被动态修正而提供了较高的信噪比（如图3-14）。 啁啾脉冲测量技术的并行取样特性具有独一无二的性质：单脉冲性、超快测量速度。由于这些优点，此技术可用于传统取样技术不能使用的场合。可能的应用包括不可重复事件研究，例如发射极开启，非太赫兹信号的时间-空间成像、非同步微波和其他非同步超快现象，非线性效应等。 图3-14 有效单脉冲测量。 3.1.6 并行测量-太赫兹扫描照相机 啁啾脉冲测量使得在单程偏置下研究不可重复事件成为可能。然而，理论分析表明啁啾脉冲测量的时间分辨率由下式给出 ，其中 Tc 和 T0分别是啁啾和未经啁啾的光探测脉冲的持续时间。因此当 Tc =100 ps 和 T0 =0.25 ps时 ΔT≈5。限制时间分辨率的因素之一是激光脉冲的光谱带宽，因为啁啾脉冲技术是频域技术。太赫兹脉冲在时域调制啁啾探测脉冲，信号在频域被提取。所以时间分辨率由于时间-频率关系而受到限制。 光扫描照相机在时域测量超快光脉冲。对于直接测量，测量光的光子能量需要大于阴极功函数以致能够光激发出电子。由于受到阴极材料的限制，传统的扫描照相机只适用于短波长，例如X-射线，UV，可见光和近红外光。 已经做了很多努力来展宽可测量波长范围。近来，有报道称一种远红外扫描照相机利用Rydberg态原子，使测量波长由近红外扩展到100 mm。在这些实验中，需要UV激光源将电子泵浦到激发态。气体原子必须放在真空腔内。约10年以前，用扫描照相机间接测量无线频率和微波，用电光调制器作为转化器，无线电波频率和微波信号被转化为连续波He-Ne激光器的强度调制。最高可测量频率由于电光调制器的带宽而被限制在约40 GHz。如上所讨论，随着自由空间电光取样的发展，带宽已扩展为40 太赫兹，电光调制器不再是限制因素。另外，目前领先水平的扫描照相机的时间分辨率超过200 fs。因此，将电光仪器和光扫描照相机结合可以覆盖以前的不可达频率。 测量原理如图3-15所示。太赫兹脉冲和线偏振长探测脉冲共线穿过电光晶体，经过Pockels效应探测脉冲的偏振方向受到太赫兹脉冲电场的调制，并由偏振分析器将偏振方向调制转化为强度调制。当太赫兹调制的探测脉冲照到扫描电子管的光电阴极，产生光电子。这些光电子朝向微通道板(MCP)加速。同时，在扫描电极提供的恰当的同步静电压下光电子沿x方向偏转。因此，不同时间产生的电子会射到MCP的不同位置。电子穿过MCP后，经过几千次放大，然后在荧光屏上生成可见的成像轨迹。荧光屏的图像被CCD相机拍摄并输入计算机。太赫兹扫描照相机的时间分辨率主要受到光扫描照相机的限制。灵敏度估计为 图3-15 电光太赫兹扫描照相机的操作原理。 图3-16 由电光太赫兹扫描照相机及ZnTe晶体作为转换器测量的太赫兹脉冲的时域波形。(a)平均和(b)单脉冲结果。 太赫兹脉冲通常具有双极时域结构。但是为了获得好的对比度，图3-16利用了零偏置附近的单极时域结构。而且，太赫兹脉冲的偶极特性可通过太赫兹脉冲的干涉观察到。当扫描两太赫兹脉冲的时间延迟，可得到干涉相长和干涉相消及偶极时域的结构图，如图3-17所示。 图3-17 光扫描照相机测量的两太赫兹脉冲的干涉。 3.1.7 探测几何结构和工作条件 在利用锁相放大器的单点测量中，电光调制通常工作在线性光偏置点来得到最大的信噪比。但是在并行测量中，例如2D实时成像和啁啾脉冲测量，使用2D阵列仪器（通常是CCD相机），不会再使用锁相放大器。为了得到最高的信噪比（SNR），必须得到最高的太赫兹调制深度。因此，使用了正交偏振片结构，电光调制工作在近零光偏置点附近。 透射光可被写作： (3.1-7) 其中 I0是入射光强度，η是散射因子，Γ0是光偏置，Γ是电场感应双折射因子。注意到,在近零光偏置点，有 和 。 调 制度 关于办公室下班关闭电源制度矿山事故隐患举报和奖励制度制度下载人事管理制度doc盘点制度下载 γ定义为信号-背景的比例，可通过下式得到 (3.1-8) 最佳化工作点给出最大的调制度，即 (3.1-9) 最大调制度为 (3.1-10) 图3-18 给出了调制度-光偏置的实验和计算结果。实验值和计算值吻合得很好。 图3-18 调制度-光偏置。B 是最优化工作点。 如果信号Г 等于光偏置 Г0 ，近零光偏置的一个问题是非线性响应。图3-19给出图3-18上两光偏置点A 和C测量的两波形。如果说曲线A的扭曲可以忽略，曲线C却发生了严重的扭曲。幸运的是，只要是 Г0 已知，这个扭曲可以恢复。修正信号由下式给出 (3.1-10) 其中 Is是扭曲信号。修正信号也在图3-1-19中描绘，与未变形曲线A吻合很好。 图3-19 不同光偏置下归一化的太赫兹波形。两曲线对应于图3-18标记的两位置A和C，其中空心点是利用方程 （3.1-7） 对曲线C修正数据，它与曲线A重叠得很好。 3.1.8 光电导天线与电光取样的比较 光电导(PC)天线和电光取样都可用于自由传播太赫兹脉冲的测量。比较两种方法的机制是有价值的。对于低频太赫兹信号(小于3 THz)和低斩波频率(～kHz)，PC天线有较高的信噪比（SNR，约2个量级)。然而，对于高频斩波技术，电光取样可以大大降低噪声（约2量级），使两种方法的SNR相当。对于大于几太赫兹的频率，PC天线的可用性大大降低，而电光取样仍有很高的灵敏度。 图3-20 光导天线和电光取样的比较。 图3-20描绘了相同发射极产生的、由光导天线和电光取样探测的太赫兹信号。电光感应器获得的波形明显比天线的窄,可知电光取样的频带较宽。 电光取样需要的探测光束的能量比PC天线低的多。这使得利用电光感应器实现并行测量成为可能。完成并行测量空间上和时间上都趋向于使用电光技术，但PC天线实现并行测量是很困难的（如果不是不可能）。存在的问题包括天线阵列的制作，线路，探测光束能量等。电光感应器的调节和稳定性比PC天线的好。但是，电光技术对激光噪声的灵敏度较高。 3.2 连续太赫兹信号的探测 3.2.1 超外差式探测器 超外差式探测器适用于频率稍低而谱线分辨率却要很高的情况。 a) 室温肖特基二极管混频器，目前的一般水平是本征功率0.5 mW (单管)或3－5mW（多管）。辐射计的最小可检测温度是0.05K (500GHz) 或0.5K(2500GHz), 积分时间1秒，带宽 1GHz。今后应着重于降低其噪声和所需的本征功率。 b) 超导体－绝缘体－超导体(SIS)结混频器，以及以之为前端的接收机大多用在100-700 GHz的频率范围，最近已推进到1200 GHz，并将在2007年用于空间飞行。 c) 热电子测热电阻(HEB)混频器，以Nb、NbN、NbTiN、Al、YBCO等材料制成尺寸为微米量级的微桥，太赫兹信号的热效应，使它们有灵敏的响应，响应时间也极快（快声子或电子扩散的机制）。比SIS结混频器的工作频率更高。作为混频器使用，电压响应是在皮秒的量级，因此中频可以达到几千兆，甚至15千兆（取决于材料、尺寸、冷却机制）。目前工作频率已高达5THz，噪声温度约为量子极限的10倍左右，本振功率1－100nW的量级。 d) 热电子测热辐射计(HEB)：金属在低温下的热容很小，声子与电子系统是去耦的。外加的辐射只加热电子，其温升可以测出具体的器件。 图3-21 肖特基二极管混频器室温高灵敏超外差检测技术 3.2.2.直接探测器 直接探测器适合于频率更高但并不需要极高的谱线分辨率的情况。 a) 室温的直接探测器，种类很多，如小面积GaAs肖特基二极管用作天线耦合的平方率探测器；直接吸收热量后引起电阻变化的普通铋测热电阻；有温度计和读出电路与辐射吸收器集成在一起的复合测热电阻（铋、碲）；高兰泡（充气室内吸收热之后，体积有变化，使镜子偏转，用光放大器测出）；声测热电阻（用光声探测器测出气泡受热后压力的变化）；微测热电阻（用天线把功率耦合到小的吸热区域）；快速量热计等等。 目前，这类直接探测器的标定是很大的问题，响应时间约为秒的量级；灵敏度不高（几微伏）。我们今后的工作应该是：改进和用好已有的器件，使之符合我们研究的需要 b) 冷却的直接探测器，目前已有商品的如：液氦冷却的硅、锗或InSb复合测热电阻，响应时间微秒的量级，4K时噪声等效功率（NEP）约为10-13 W/(Hz的量级，冷到毫度时有很大的改进。不少商品的红外探测器对太赫兹也能响应。在冷却的直接探测器方面，还有一些目前没有商品化的，如超导转变边缘测热电阻（超导薄膜条,在超导－正常转变的边缘偏置）；悬置的微加工硅条镀以铋，以获得理想的电阻－温度特性，并由此制成阵列；超导－绝缘－正常金属（SIN）隧道结复合测热电阻。这些探测器的NEP 约为10-17 到10-18 W/(Hz的量级。超导热电子测热电阻（HEB）也可用于转变边缘探测器，NEP 约为10-20 W/(Hz的量级。 c）超导体－绝缘体－超导体(SIS)结混频器、这是一种热电子测热电阻(HEB)混频器为前级的太赫兹波段接收机，实际使用于天文、环境监测等方面。 3.2.3 太赫兹波的单光子探测 图3-23 单电子晶体管和量子点(高磁场50mK) NEP = 10-22 W/ ，响应时间单位为毫秒 最后，我们应该优先鼓励研究太赫兹信号与物质的相互作用，从中发现新的物理效应，据以研制新型太赫兹探测器，注意国际上研究工作的新动向。 3.2.4 连续太赫兹波探测器 和太赫兹源的技术一样，太赫兹辐射也可以用热效应、光学效应或电子效应来对其进行探测。要探测太赫兹信号非常困难，这是因为常温下在远红外的黑体辐射非常强。其中最常见的太赫兹探测器是热探测器，如液氦冷却测辐射热仪，它对外界温度不十分敏感，但它能够记录下来太赫兹辐射的热效应。测辐射热仪是一种非相干探测器，它只能记录入射波的功率。根据它的这个特性可以用于连续波探测，但是它那宽带系统中的可用信息很是有限。例如，FTIR利用一台干涉仪来分辩宽带源中不同频率成分的强度信息，但不能给出其位相信息。 与非线性光学混频方法相类似，在偏置半导体中进行光混频后，可以在非线性晶体和光导开关中利用零差混频来相干探测连续波太赫兹辐射。用太赫兹局部振荡器，电子探测器可以进行连续波探测，它们是基于冷却光电探测器。而半导体中的电子等离子体，半导体的超晶格结构，介观量子器件，共振量子阱红外光电探测器（QWIPS），高电子迁移率的晶体管等技术也都可以用来探测连续太赫兹波。但是在纯电子系统中，它同时包括了对称源和探测器。 用连续波系统进行太赫兹成像，在远红外天文学中很有应用前景。可以用QWIP阵列做成连续波成像系统，同时如若在实验室环境中的话，也可以利用光混频技术来进行连续波成像。而在本节中，我们只介绍几种常见的连续波探测器，如测辐射热计（Bolometer）、高莱探测器（Golay Cell）、热释电探测器等。 3.2.4.1 测辐射热计 如上文所述，测辐射热计(如图3-24所示)是一种非相干探测器，它只纪录所探测的辐射功率大小。其原理是：当热源温度为T0时，用电阻将吸收体和热源连接起来，然后对吸收体施以偏置电场，偏置功率为Pbias，则这时如果吸收体接收到辐射功率为Psignall的辐射信号，吸收体的温度会高于热源的温度。如果保持偏置功率Pbiasl不变，当Psignal发生变化时，电阻温度会相应发生改变。由此我们可以通过电阻来测量辐射功率。吸收体的温度可以由下式给出 T=T0+ ， 其中响应时间，也就是热时间常数τ，并且τ＝C/G，C表示探测元热容，G为响应元与周围环境的热导。据此即可算出辐射功率来。测辐射热计的背景热噪声比较大，如果要想降低热噪声，必须在低温条件下进行操作才行。实验中所用的电阻通常是用超导材料做成的，并且它工作在转变温度附近。即使是温度发生了微小的变化，也能精确地测量出电阻的变化量来。 测辐射热计的工作温度一般在1.6K左右，但它的工作物质并不是什么超导材料，而是半导体材料硅。其工作频率范围在0.1THz－100THz之间，而其噪声等效功率（NEP）则约等于4.5*10-15W/Hz1/2。它的响应率约为8.14*106V/W，并且其对应的调幅在10－200Hz之间。 对测辐射热计进行操作需要注意以下几点：1）它必须在低温环境中操作；2）用它进行测量所能够持续的时间要受到杜瓦瓶中低温冷却液体的制约；3）测辐射热计目前还没有做到便携式的地步，所以它必须的固定在一定的位置之处；4）根据最新的研究进展，利用微型测辐射热计可以在常温条件下进行成像测量了。 图3-24 （a）图为测辐射热计得原理图，（b）图为吸收体的温度与其电阻率之间的关系图，（c）图为测辐射热计得实物图。 3.2.4.2高莱探测器 高莱探测器（如图3-25所示）可以用来检测各种红外线辐射。其原理是，当红外线辐射通过接收窗口照射到吸收膜上时，吸收膜将能量传递给与之相连的气室，使气体温度与压力升高，促使与气室相连的反射镜膨胀偏转，通过光学方法检测反射镜的移动量，就能间接的对红外线辐射进行检测。这种探测器的优点是对波长可以不进行选择，响应波段宽，可以在室温条件下工作，且使用方便，但由于其相应时间长，灵敏度低，一般只用于红外辐射变化缓慢的场合。 相比于测辐射热计，高莱探测器的最大输入功率为10μW，其工作频率在0.1-1001THz之间。它的噪声等效功率约为10－10W/Hz1/2，且且响应率为1.5*105V/W。但它的调幅却只有20Hz。 对高莱探测器进行操作同样也需要注意一些事项：1）高莱探测器是一种精密的仪器，所以它和测辐射热计一样，都得固定在某一特定的位置，以保持其气室中气体的稳定性；2）它的最大功率非常得低，所以不能把它加热到很高的温度。 图3-25 （a）高莱探测器实物图，（b）高莱探测器的原理图，（1）接收窗口，(2)薄膜，(3)隔膜，(4)压强导管，(5-6-7)光学重新调焦系统，(8)LED二极管，（9）光电二极管。其中光电晶体的照度取决于隔膜的形状，而隔膜的形状则与腔内的压强有关。 3.2.4.3 热释电探测器 　热释电探测器（如图3-26，图3-27所示）是利用热释电材料的自发极化强度随温度而变化的效应制成的一种热敏型红外探测器。热释电材料是一种具有自发极化的电介质，它的自发极化强度随温度变化，可用热释电系数p来描述： p=dP/dT 其中P为极化强度，T为温度）。在恒定温度下，材料的自发极化被体内的电荷和表面吸附电荷所中和。如果把热释电材料做成表面垂直于极化方向的平行薄片，当红外辐射入射到薄片表面时，薄片因吸收辐射而发生温度变化，引起极化强度的变化。而中和电荷由于材料的电阻率高跟不上这一变化，其结果是薄片的两表面之间出现瞬态电压。若有外电阻跨接在两表面之间，电荷就通过外电路形成电流。电流的大小除与热释电系数成正比外，还与薄片的温度变化率成正比，可用来测量入射辐射的强弱。 热释电型红外探测器都是用硫酸三甘酞(TGS)和钽酸锂 (LiTaO3)等优质热释电材料(p的数量级为10-8C/K.cm2)的小薄片作为响应元，加上支架、管壳和窗口等构成。它在室温工作时，对波长没有选择性。但它与其他热敏型红外探测器的根本区别在于，后者利用响应元的温度升高值来测量红外辐射，响应时间取决于新的平衡温度的建立过程，时间比较长，不能测量快速变化的辐射信号。而热释电型探测器所利用的是温度变化率，因而能探测快速变化的辐射信号。这种探测器在室温工作时的探测率可达 D≈1～2×109厘米·赫 /瓦。70年代中期以来,这种探测器在实验室的光谱测量中逐步取代温差电型探测器和气动型探测器。 比较常用的热释电材料如表II所列。常用的热释电探测器有Goodrich公司生产的热释电探测器的接收窗口为高密度聚乙烯（HDPE）所做成的直径为3mm的孔径。通常情况下热释电探测器所用的工作物质为DLATGS，它的工作频率范围在0.3-300THz，而其噪声等效功率（NEP）则大约在10-10W/Hz-1/2左右，响应率约为1000V/W。热释电探测器的调谐范围在20-100GHz之间，而它的工作温度通常是在-20－50 0C， 表II 常用的热释电材料表 图3-26 热释电探测的电路原理图 图3-27 热释电探测器的机械参数图 3.2.4.4肖特基二极管 肖特基二极管也称肖特基势垒二极管（简称SBD），它是一种低功耗、超高速半导体器件，其反向恢复时间极短（可以小到几纳秒），正向导通电压降仅0.4V左右，而整流电流却可达到几千安培。这些优良特性是快恢复二极管所无法比拟的。 肖特基二极管的基本工作原理是：在金属（例如铅）和半导体（N型硅片）的接触面上，用已形成的肖特基来阻挡反向电压。肖特基与PN结的整流作用原理有根本性的差异。其耐压程度只有40V左右。 肖特基二极管在结构原理（如图3-28所示）上与PN结二极管有很大区别，它的内部是由阳极金属（用钼或铝等材料制成的阻挡层）、二氧化硅（SiO2）电场消除材料、N-外延层（砷材料）、N型硅基片、N+阴极层及阴极金属等构成。在N型基片和阳极金属之间形成肖特基势垒，其中能量势垒可表示成qφb=Φm-Xs，而其内建电压为qVbi=Φm-Φs，而相应的二极管方程可表示成 。当在肖特基势垒两端加上正向偏压（阳极金属接电源正极，N型基片接电源负极）时，肖特基势垒层变窄，其内阻变小；反之，若在肖特基势垒两端加上反向偏压时，肖特基势垒层则变宽，其内阻变大。肖特基二极管分为有引线和表面安装（贴片式）两种封装形式。 肖特基二极管的制作原料如表III所列，最常用的是GaAs但是也可以用硅和锗来替代它（所选择的金属对应的功函数以及对它们所测量出的势垒高度）。而肖特基二极管的具体性能参数是：工作频率在0.6THz以上，带宽约为50GHz(窄带)，噪声等效功率（NEP）约为10-8W/Hz1/2，响应率约为100－3000V/W，其调幅可以达到KHz量级，但肖特基二极管对静电放电非常的敏感，所以我们在操作过程中要将它接地。 综上所述，肖特基整流管的结构原理与PN结整流管有很大的区别。通常将PN结整流管称作结整流管，而把金属-半导管整流管叫作肖特基整流管，近年来，采用硅平面工艺制造的铝硅肖特基二极管也已问世，这不仅可节省贵金属，大幅度降低成本，还改善了参数的一致性。 图3-28肖特基二极管结构示意图 表III 肖特基二极管的常用制作原料 3.2.4.5 场效应晶体管 场效应晶体管（FET，Field Effect Transistor），如图3-29所示，是一种利用场效应原理工作的晶体管, 简称FET。场效应就是改变外加垂直于半导体表面电场的方向或大小，以控制半导体导电层（沟道）中的多数载流子密度或类型。这种晶体管的工作原理与双极型晶体管不同，它是由电压调制沟道中的电流，其工作电流是由半导体中的多数载流子输运，少数载流子实际上没有作用。这类只有一种极性载流子参加导电的晶体管又称单极晶体管。 　　与双极型晶体管相比，FET的特点是输入阻抗高, 噪声小，极限频率高，功耗小，温度性能好，抗辐照能力强, 多功能, 制造工艺简单等。由于电荷存储效应小、反向恢复时间短，故开关速度快，工作频率高。器件特性基本呈线性或平方律，故互调和交调乘积远比双极型晶体管为小。FET已广泛用于各种放大电路、数字电路和微波电路等。FET是MOS大规模集成电路和MESFET超高速集成电路的基础器件。 场效应晶体管通过一层绝缘体或者宽带隙半导体把整流栅和信道隔开，那层绝缘体或半导体作为二维电子气来用。其中，可用流体动力学方程来分析选通二维电子气（2DEG）中的等离子体波，而选通2DEG中的等离子体波的色散与共振频率有如下的线性关系 。 在FET晶体管的操作过程中，DC光栅和电源之间的电压决定了信道中的电子密度，因此等离子体波的速度要远高于电子的漂移速度。如果再加上一个稳定的电源电压以及漏极电流的话，可以导致共振频率条件下的边界条件不对称。而太赫兹波能够导致交流电压的产生，通过这个交流电压又可以激发出等离子体波。根据二阶非线性和不对称的边界条件，晶体管中可以产生一个直流电压，而它正比于辐射线的功率。 图3-29 场效应晶体管的结构示意图 � EMBED Equation.3 ��� _1221477490.unknown _1221805443.unknown _1221805658.unknown _1221810366.unknown _1222621279.unknown _1221805818.unknown _1221805554.unknown _1221805053.unknown _1221805165.unknown _1221477502.unknown _1221477548.unknown _1220697559.unknown _1220697696.unknown _1220698068.unknown _1220769940.unknown _1221477457.unknown _1220769863.unknown _1220697967.unknown _1220697604.unknown _1205739608.unknown _1220697283.unknown _1204028795.unknown _1205739573.unknown _1147442327.unknown