1.5　THz发射光谱

早在1990年，张希成教授团队就提出可以将THz发射光谱技术作为一种表界面测量方法，并用于研究磷化铟（InP）中的载流子迁移率以及半导体表面静态内部场的强度和极性 ^[8] 。泵浦光来自平衡碰撞脉冲锁模染料激光器，激光器具有0.2 nJ的脉冲输出能量，重复频率为100 MHz，中心波长为620 nm，脉冲宽度为70 fs。激光按照3∶7的能量比例被分为一束泵浦光和一束探测光，其中用于光学激励的泵浦光由斩波器以2 kHz的频率进行调制。THz波的探测采用一个装有蓝宝石透镜的偶极子天线，该天线之前曾被用于表征电光切连科夫辐射。

半导体InP中的光生载流子在临近空气与半导体界面处的能带分布如图1.5所示，InP 表面态接近导带边缘。由于费米能级“钉扎”在界面处，导带和价带都向下弯曲，并在界面附近形成耗尽层。当超快激光脉冲以大于带隙的光子能量照射裸露的半导体表面时，InP吸收光子能量从而形成电子-空穴对。内置的静电场将两种载流子驱动到相反的方向，其中，电子被驱动到表面，空穴被驱动到材料内部。自由载流子在耗尽层中分离产生光电流，导致电荷在材料表面和内部积累，形成偶极层。光电流的上升时间就是激光脉冲持续时间，而衰减时间是自由载流子穿过耗尽层的渡越时间（假设载流子寿命比载流子渡越时间长）。耗尽层中瞬态电流辐射的电磁波恰好位于THz频段，THz波由此产生。预估辐射带宽将超过1 THz，这与半导体的自由载流子寿命无关，但却受到偶极子天线探测带宽的限制，最高只能达到600 GHz。值得注意的是，THz波沿向内和向外的传播是有限的且满足广义菲涅耳定律。

反射和透射的THz波的辐射特点可以总结为：（1）反射及透射的THz波必须是横磁波（Transverse Magnetic wave，TM wave），并且它们具有相反的THz电场极性；（2）向外辐射的THz电场与反射的光束共线；（3）当激光入射角与法线方向交叉时，辐射场会发生符号（方向）变化，场强在激光正入射时降至零，并在布儒斯特角处达到最大值；（4）辐射场与光功率、载流子迁移率以及内建场与光载流子浓度的积分成正比；（5）透射的光电流的流动方向垂直于表面，将探测角度旋转75°时可以测到最大的THz电场振幅，这符合InP的能带分布规律。

总结一下，可以发现，透射及反射的THz波反映了耗尽层的静态场的方向，因此可以根据辐射场的极性来确定半导体掺杂类型。实验还测量了N型和P型GaAs样品的辐射场，证明它们的确具有相反的THz电场极性。此外，实验还研究了辐射场的振幅与不同GaAs掺杂浓度的依赖关系。THz辐射场强先是在10 ¹⁶ cm ^{- 3} 的掺杂浓度量级处达到峰值，再随着掺杂浓度的增加而降低。具有高掺杂浓度的半导体样品还具有高的微波吸收率。

显然，半导体中的瞬态光电流是产生THz波的物理机制。而为了产生自由载流子并形成光电流，半导体的带隙必须小于入射光子能量（由于光功率低可以忽略多光子吸收），半导体的表面必须形成耗尽层。张希成教授还从Ⅲ-Ⅴ族、Ⅱ-Ⅵ族和Ⅳ族半导体中选择了大量样品作为辐射源。对于大于激光光子能量（2 eV）的材料带隙，没有产生预期的辐射过程，并且已经通过ZnSe（带隙2.4 eV）和GaP（带隙2.2 eV）进行了验证。但是，实验实现了InP、GaAs、GaSb、InSb、CdTe、CdSe以及Ge等材料的电磁辐射，这些样品的带隙皆小于入射光子能量。

值得注意的是，没有从Si样品中获得THz辐射，因为Si具有大直接带隙（＞2 eV）。在620 nm的光学波长下，Si的吸收长度大约是InP和GaAs的10倍，这导致Si的耗尽层中很少有载流子对辐射有贡献。而在这些样品中，半绝缘的InP显示出最强辐射，并且(100)取向的InP的辐射强度是(111)取向的InP的辐射强度的2.5倍。此外还发现，不同的半导体表现出不同的辐射波形。例如，在相同的实验条件下，InP 的波形接近双极，GaAs的波形接近单极。

该工作标志 THz 发射光谱可作为一种强有力的表征手段，对于材料表征、THz光谱学都具有重要的意义。但是值得注意的是，大多数材料产生THz辐射的物理过程都不止一种，并且在不同温度、偏振态、材料厚度、入射角度泵浦下都可能引起新的物理效应。而THz发射光谱以亚皮秒的分辨率对非平衡态物理过程进行无接触式表征，应用前景十分广阔。 /sMSxE0SQt7LjrUSR1PqzjU4g32sNnc+B9dNMBOt8dmBx1DyiQ/nq1CHyUY4tdwA