題記：太赫茲放大這項技術被研究的極少，相關論文也不多見，因為順便要完成大作業就選了這個題目，一篇小綜述。

太赫茲波（Terahertz waves， THz）是一種波長範圍為 0。03mm-3mm，頻率在10THz-0。1THz （1THz=1012Hz）之間的電磁波。如下圖所示，THz 處在電磁波譜中的微波和紅外波之間，是傳統電子學和光子學的過渡交叉區域。

圖1 THz 波的位置

由於許多分子的振動與轉動能級都在太赫茲波段，所以太赫茲時域光譜技術（THz-TDS）是一個強有力的技術用於太赫茲成像，無損探測和複雜化合物的檢測，太赫茲波的強度和相位都能揭示出樣本的有效資訊。產生THz波的方法一般用飛秒鐳射激勵光導天線或者非線性晶體，儘管產生的太赫茲脈衝強度可以很高（W量級），但是由於產生的太赫茲波的譜寬極寬（能覆蓋0。1-4THz），所以分配到每個頻率分量上的功率相當小［1］。所以為了提高檢測質量，提高信噪比，對THz波段的寬頻放大器的需求應運而生。

第二節 太赫茲波放大技術

（1）半導體子帶間躍遷受激輻射光放大技術

遠紅外的p-Ge鐳射器通常工作在70-200μm波段［2］，在p-Ge半導體材料中產生太赫茲放大的物理機制是用液氦冷卻處於強電場與強磁場中的半導體材料，p-Ge的輕空穴子帶到重空穴子帶間的直接光受激躍遷放大［3］。粒子數反轉的建立是透過在特定電場值E和磁場值B下的輕穴積累，在合適的E/B的比值下，重空穴在被加速超過37meV的閾值能量後透過發射出一個光學聲子轉化為輕空穴，輕穴帶作為鐳射上能級具有更長的能級壽命。

圖2 子帶間躍遷實現THz放大的機制能帶圖。實拋物線代表輕空穴帶（lh）與重空穴帶（hh）。點線代表重空穴被激發超過了光學聲子能量閾值（ћω0），同時超過閾值的重穴被散射回重穴帶或輕穴帶。散射到輕穴帶的熱輕穴積累使得粒子數反轉與THz光子輻射得以實現。

通常p-Ge鐳射器可以提供的增益頻率範圍為1。5-4。2THz，在1 cm3的典型增益體積下可以實現1-10W的峰值輸出功率，達到1-5μs的脈衝長度。增益介質中的飽和強度可以達到kW/cm2量級，但是由於典型增益只有~10-2 cm-1使得kW/cm2量級的功率密度很難被達到，同時受激輻射積累到飽和功率密度需要極小的輸出耦合損耗。一個有潛力提高輸出功率的結構是振盪器-放大器型的p-Ge鐳射器結構，該結構是一個單次透過放大器無需輸出耦合鏡反饋的系統。

一個被報道的振盪-放大器的結構圖見圖3［4］。從摻雜濃度為NA=7×1013 cm-3 單晶p-Ge（Ga）中切割出矩形棒材料，晶體端面被拋光，平行度在30”內。Si材料的間隔用於阻止Ge晶體的電擊穿。鐳射器輸出耦合鏡是蒸鍍在Si間隔上中心帶有1。5mm直徑的圓孔的Al層。銅反射鏡透過20μm厚的聚四氟乙烯層連線在鐳射器背面。來自獨立的脈衝發生器的電脈衝E1和E2透過蒸鍍在晶體側面的歐姆接觸的Al電極被加在鐳射和放大晶體上。整個系統被放入一個超導螺線管，使整個晶體處於一個均勻的磁場B中，同時用液氦進行冷卻。輻射的探測是透過一個置於冷卻裝置外的晶須接觸肖特基二極體或者透過一個置於冷卻裝置內的Ge（Ga）光電導。探測結果顯示在電場E2達到了800-1200 V/cm，磁場強度為0。69T的時候實現了太赫茲波段的增益輸出。

圖3 （a）振盪放大型p-Ge鐳射器結構圖。（b）p-Ge鐳射器的激發電場連線配置，粗線代表同軸電纜。

（2）異質結量子級聯半導體放大器

量子級聯鐳射器（QCL）作為THz放大器也是十分有前景的［5］。與傳統的半導體材料或量子阱材料相比，在量子級聯半導體材料中並不是由於電子受激在價帶與導帶間躍遷而產生鐳射，而是利用電子在不同的階梯狀子帶間躍遷來輻射出光子，同時級聯了許多週期性注入區與增益區結構。2002年首次報道的一種產生THz輻射的量子級聯結構每層包括注入區和超晶格（superlattice SL）增益區，如圖4［6］。注入區把電子從上一層的增益區收集起來並注入到下一個增益區；電子在增益區內從高子能帶躍遷至低子能帶輻射出光子並透過弛豫到下一個注入區的能級高度，重複以上過程即能實現單電子輻射出多個光子，提高了量子效率。在所有的受激輻射系統中，都需要快速的清空鐳射下能級和長的上能級壽命，以實現粒子數反轉。在量子級聯結構中為了實現清空下能級的目標，需要設計注入區的由幾個寬度相近的量子阱，它們的能級構成微（子能）帶（miniband），用來抑制鐳射上能級電子透過縱向光學聲子發射的散射過程，同時阻礙受激輻射光子的交叉吸收。注入區和增益區間由一個較寬的勢壘隔開，處於注入區g微帶上的電子透過共振隧穿效應穿過勢壘層注到增益區的微帶2上，然後處於微帶2的電子輻射出一個光子向下躍遷到微帶1上，由於微帶1與下一個注入區的微帶g在整個微帶區耦合程度很高，電子會迅速弛豫到g微帶上，維持微帶2和微帶1之間的粒子數反轉。電子進入下一個注入區後會進行新一個週期的輻射過程，從而產生受激輻射光放大。為了在保證下能級快速弛豫的同時，還設計出了從束縛態到連續態躍遷的結構提高鐳射上能級的注入效率，有效的提高了增益，減小了閾值電流［7，8］。

圖4 啁啾超晶格型有源區導帶結構圖，每個週期包括七個量子阱結構。從注入勢壘層開始，每層厚度（單位：nm）分別為4。3/ 18。8/ 0。8/ 15。8/ 0。6/11。7/ 2。5/ 10。3/ 2。9/ 10。2/ 3。0/ 10。8/ 3。3/ 9。9，其中AlGaAs層用粗體字標出。波函式的機率分佈用實線標出，微帶用陰影顯示。

將增益介質作為THz放大器使用還面臨兩個問題，一是當增益大於損耗時，半導體材料節理面會作為反饋腔，該結構會自發進入激射模式而導致對入射THz波的增益被鉗制［9］。一般情況下會對端面鍍抗反射膜，但是對於太赫茲波段由於需要相當厚的膜層使得這種方法是一個極大的挑戰［10］。仿照調Q鐳射器的思路，為了積累足夠的上能級粒子數而不產生激射，Nathan Jukam等人使用了一種高速增益開關的結構［11］規避了量子級聯鐳射器中的增益鉗制。只要快關時間遠遠小於材料中鐳射光場建立時間的同時，被放大的THz波入射進增益介質中，就可以產生較大的光增益（超過26dB）。增益快關部分是將Auston開關［12］整合到QCL上，如圖5，當飛秒鐳射照射到開關上時，光生載流子會在飛秒級時長中將開關從絕緣態轉變為導態。

圖5 a，整合有Auston開關的QCL結構 b，QCL和Auston開關的等效電路

二是量子阱材料作為增益介質的增益頻寬較窄。為擴大量子級聯增益介質的放大頻寬，Dominic Bachmann等人在15年實現了將三種設計好的增益波長不同的QCL結構串聯在一起的增益介質［13］。三種量子級聯結構分別工作在2。3，2。7，3。0THz，實現了頻寬約為500GHz，增益為21dB的THz增益，實驗裝置與結果見圖6。

圖6 a，下半部分是THz-TDS的常見結構，上半部分實現了增益開關與THz波的同步。b，分別代表了THz波3次與15次經過增益介質的時域強度曲線和頻域強度曲線

（3）高電子遷移率電晶體

2015年Northrop Grumman首次報道了工作在0。85THz下的InP材料的高電子遷移率電晶體（HEMT），圖7，並對0。85THz的訊號實現了13。6dB的增益［14］。HEMT能夠工作在THz的頻率下是利用突變異質結中的二維電子氣的具有超高電子遷移率的特性。在寬禁帶半導體一邊摻雜而在窄禁帶半導體材料中不摻雜，會使得本徵半導體一側產生電子勢阱，並在阱中積累二維電子氣，由於勢阱中的二維電子氣是處在本徵半導體一邊，而該處不存在電離雜質中心的散射作用，因此，這些二維電子氣沿著平面方向運動的遷移率將非常高［15］。

圖7 顯微鏡下0。85THz低噪聲放大器照片

對封裝好的放大器進行測試，顯示在0。83THz的位置具有大概14。8dB的增益峰值，並在0。85THz的位置具有13。6dB的增益同時具有很好的回波損耗。在0。78-0。87THz的範圍的訊號都具有10dB以上的增益，圖8。

圖8 測量（實線）和模擬（虛線）的封裝後放大器的S引數

第三節 小結

本文總結了三種太赫茲波的放大技術，由於THz波段所對應的光子能量很小，遠小於半導體中價帶與導帶的能級差，所以前兩種表面看上去並不同的放大方式都致力於尋找或創造能級差合適的能級，並實現粒子數反轉實現受鐳射放大；使用HEMT實現THz放大的方法是利用二維電子氣的高速電子遷移率使器件的響應速率達到THz量級，並實現放大，其原理可看作是MOS電路的頻域推廣。但是無論哪種方案都存在增益頻寬不夠，增益係數較小的情況，這受限於材料本身能級寬度的限制。所以能應用於實際THz-TDS系統的寬頻THz放大器還需要設計或發現大範圍可變帯隙的半導體材料，以實現從0。3-3THz的增益範圍。

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