InAs表面激发太赫兹波的特性研究

InAs表面激发太赫兹波的特性研究摘要：本文解释了半导体表面激发太赫兹波的原理，其中包括利用InAs表面产生太赫兹波的原理，并把InAs和三种不同浓度的InN在不同抽运光强激发下产生太赫兹(THz)波的辐射特性作对比，结果表明：在相同的抽运光强下，InN和InAs辐射的THz信号强度在同一量级，InAs较InN辐射效率要高一些。随着抽运光强的增大，这几种材料的发射光谱变得更宽，当抽运光增大到一定强度时，它们的发射光谱半极大值全宽(HMFW)趋于恒定。InN比InAs更容易在较低功率的抽运光作用下获得宽带太赫兹光谱。研究也表明，不同掺杂浓度对辐射THz波的强度及辐射效率有很大影响。这项研究对于探索半导体表面辐射太赫兹波的机理具有一定的科学意义。关键词：InN，InAs，太赫兹，抽运光强0.引言太赫兹(THz)通常指的是频率在0.1—10THz(波长在30μm—3mm)之间的电磁波，利用THz波可以实现对物质的无损检测。超快飞秒激光的发展，为THz波的产生提供了可靠的激发源，同时也提供了THz脉冲光源很多独特的性质，如瞬态性、宽带性、相干性、低能性等，使得THz波在许多领域都表现出了巨大的应用潜力。因此寻找低成本、高效率的THz辐射源是一项很有意义的工作[1,2]。到目前为止，产生THz波最常用的机理有三种：光电导效应、光整流效应和半导体表面场效应。一种是所谓的光学整流方法，即超短激光脉冲带宽内的频率成分在诸如ZnTe和GaP这样的非线性光学晶体中发生混频，而产生短周期的THz脉冲；另一种是超短激光脉冲照射在加有偏置电场或磁场的诸如GaAs这样的半导体上，产生一种超快瞬态电流，从而辐射THz脉冲；还有一种是用飞秒激光激发半导体表面的一种非常有效的产生THz波的方法。半导体表面场包括耗尽层电场和丹伯尔(Dember)电场两种类型。InP的耗尽层电场较强，曾在一段时间内被认为是辐射THz波效率最高的半导体。随着Dember电场逐渐被人们所认识，窄带隙半导体因其强烈的光吸收和高的电子迁移率就表现出了巨大的潜力，人们发现InAs的辐射效率比InP还要高，使得InAs在许多情况下成为半导体表面场效应辐射THz波的发射极的首选。近几年来，InN逐渐被人们研究，发现InN也是最具潜力的THz发射源之一。InAs和InN都是窄带隙半导体材料，其辐射出的THz波主要是由于光生载流子在Dember电场作用下加速运动产生的。近期文献中，用InAs产生THz波，比相同条件下GaAs的辐射强度高三个量级。另外，通过改变InN的生长环境，可以发现它辐射出的THz强度和InAs处于同一个量级上，并且有可能超过InAs。因此，这两种材料作为更加高效、宽谱、高强度的THz辐射材料正得到广泛的研究。InAs和InN作为发射极所辐射出的THz信号与激发脉冲的入射角度、波长、掺杂类型及掺杂浓度等的关系，文献中已有报道。但对于激发脉冲光强对InAs和InN所辐射出的THz信号的影响，还没有相关报道.本文对InAs和InN在不同激发脉冲光强的激发作用下所辐射出的THz波特性进行了研究，包括辐射振幅、光谱宽度和峰值大小等，并对其物理机理进行了一些理论解释，发现不同抽运光强的飞秒脉冲激发InAs和InN表面辐射的THz波表现出了不同的性质[3,4]。1.几种辐射机制在这里，我们有必要在这里先对飞秒激光脉冲激励半导体表面产生太赫兹电磁波的辐射机制做一简单介绍。当前，半导体表面太赫兹发射器的辐射机制主要有四种：光整流效应、Photo—Dember效应、表面耗尽区内建电场作用、光电导天线。下面我们对这四种辐射机制逐一介绍[5]。1.1光整流效应在上世纪60年代早期，已经有研究指出在非线性介质交界面处能产生电磁波的非线性混频；在90年代初期，ShunLienChuang和PeterN．saeta的研究表明光整流效应能够在半导体表面产生太赫兹电磁辐射，尤其在高强度超短激光脉冲(1Gw／cm2)激励下。通常，人们假设在入射激光在半导体表面穿透厚度的实际空间内因发生垂直跃迁而产生电子空穴对，然而，由于在半导体表面附近的导带和介带弯曲，也会在这个空间内存在非垂直跃迁。电子和空穴在空间上的最终分离，会导致瞬时远红外极化P0，它对时间的二阶导数决定了远红外的辐射场。当忽略非本地效应时，垂直于表面的远红外极化P0可以写成2(2)0(0;,)PE，其中(2)是二阶非线性光敏感度，E瓦是激励激光场强。通常，对于拥有反对称结构的半导体材料，等号右边这项等于零；然而，表面耗尽电场破坏了这种对称性，使得在耗尽区内(2)不等于零。关于在半导体表面因光整流效应而产生的太赫兹电磁波的一些性质，我们可以总结如下：(1)在辐射出的太赫兹电磁波中，既存在垂直极化场也存在水平极化场；(2)无论垂直极化还是水平极化的太赫兹电磁辐射都跟泵浦激光的极化有关；(3)垂直极化的太赫兹电磁辐射跟晶体定向无关，水平极化的太赫兹电磁辐跟晶体定向有关；1.2Photo-Dember效应Photo-Dember效应也是InAs产生THz波的机理。当飞秒激光脉冲激励半导体表面之后，若入射激光的光子能量大于半导体禁带宽度，则会在半导体中激发出光生电子空穴对，由于电子和空穴的迁移率不同以及结构的非对称性，在这两个因素的共同作用下，会在半导体表面形成一个Photo—Dember电场。在一块典型的半导体中，电子通常拥有比空穴大得多的迁移率，这样，在光激发之后，电子群扩散就比空穴群扩散快得多。如果没有半导体表面这一边界条件，由于电子和空穴群总的电荷中心没有发生变化，故不会产生净偶极场。然而，在现实中，半导体表面这一边界条件是存在的。在半导体表面附近，载流子的反射或者电荷的捕获将导致电子和空穴群的电荷中心向偏离表面的方向运动，因此形成一个垂直于表面的偶极子，从而发射出太赫兹电磁辐射。这种情况下，如果半导体的掺杂类型从n型变化到p型，则不会对辐射出的太赫兹电磁脉冲的符号产生影响。1.3表面耗尽区内建电场作用图1-1以InP为例描述了半导体与空气交界面附近的半导体能级图。在导带边缘的表面能态使得在交界面附近存在一个费米面，这个费米面导致了导带和介带向下弯曲，在表面附近形成一个宽度为d的表面耗尽层。当光子能量大于半导体禁带宽度的超快激光脉冲入射到半导体表面时，光子被吸收，激发出电子空穴对。表面耗尽区内建电场作用下，光生电子和空穴朝相反方向加速运动分离(电子往半导体表面方向运动，空穴朝背离表面的方向运动)，这样在耗尽区中就存在一个瞬态光电流，建立起一个偶极子层，从而辐射出太赫兹电磁脉冲。图1-l半导体InP表面附近的能级图关于半导体表面在飞秒激光脉冲激励下，因内建电场作用产生瞬态光电流而导致的太赫兹电磁波的一些性质，我们可以总结如下：(1)从半导体表面辐射出的太赫兹电磁波是TM波，并且反射和透射太赫兹波的电场符号相反；(2)反射式的太赫兹电磁波与在半导体表面反射的飞秒激光脉冲在同一方向上；(3)当激光脉冲的入射角越过表面法线时，辐射出的太赫兹波电场符号发生变化；当激光脉冲入射角为O度时，半导体表面没有辐射出太赫兹电磁波；(4)当激光脉冲入射角为布鲁斯特角附近时，辐射出的太赫兹电磁波最强。1.4光电导天线图1-2描述了光电导天线在超快激光脉冲激励下产生太赫兹电磁辐射的原理图。在光电导材料(如GaAs)表面淀积金属制成偶极天线结构，根据半导体的光生载流子理论，当光子能量大于半导体禁带宽度时。飞秒激光照射到电极之间的光电导半导体材料，会在其表面瞬时地(10-14s数量级)产生大量的自由电子一空穴对。这些光生载滤子在外加偏置电场作用下加速运动，并由于光生载流子的复合，在光电导半导体材料表面会形成变化极快的光电流，从而产生向外的太赫兹电磁辐射。增大偏置电压(即增大偏置电场)可得到更强的太赫兹电磁辐射脉冲。图1-2超快激光脉冲激励光电导天线产生太赫兹电磁辐射原理图2.实验装置和实验方法实验中采用的系统光路图如图2-1所示，由钛蓝宝石激光器产生中心波长为800nm，脉宽为100fs，重复频率为82MHz的飞秒脉冲激光，在通过偏振分束镜后分为两束，一束不改变方向，通过电动平移台，经透镜会聚后照射在发射晶体(InAs和InN)上，由半导体表面辐射产生THz脉冲，经抛物面镜收集、准直后聚焦到THz探测元件ZnTe晶体上；另一束作为探测光，经过多次反射后以合适的光程与THz信号共线会合后聚集在探测晶体上。根据电光取样进行探测，最后再经过差分探测器输出到锁相放大器上。因为空气中水蒸汽对THz信号的吸收很强，为了避免水蒸汽的影响，把THz传播的光路(图中虚线框内)用有机玻璃罩密封起来并充入氮气，实验过程中有机玻璃罩内的相对湿度约为3.8%，温度为294.5K。图2-1半导体表面辐射太赫兹系统示意图为了研究激发光的强度对InAs和InN表面辐射THz电磁波的影响，我们在不同的激发脉冲光强的激发下，测量了从InAs和InN表面所辐射的THz电磁波的时域光谱，并对时域光谱做了傅里叶变换。首先将系统优化到最佳状态，测量探测光和抽运光的功率，此时测得探测光的功率是30mW，抽运光的功率是320mW；然后保持探测光的功率30mW不变，在抽运光路中加入衰减片，每减少10mW测量一次，从而研究了激发光光强(10—320mW)对InAs和InN辐射THz波的影响。3.实验结果和分析[6]作为比较，我们研究了抽运光强对InAs材料和三种不同掺杂浓度的InN材料辐射THz波的影响。其中InAs是(100)取向的p型半导体，载流子浓度为1×1016cm－3，在800nm的飞秒脉冲照射下，穿透深度是142nm，电子迁移率和电子的多余能量分别是30000cm2/(μVs)和1.18eV。我们所研究的InN样品是Mg部分掺杂的InN，晶体取向是(0001)，厚度约2.3μm，各样品参数如表1所示。改变抽运光强，对这几种材料辐射THz波的时域谱进行了测量。值得注意的是，和InAs相比，InN薄膜的晶体质量相对很差，贯通位错密度在109—1010cm－2量级，比InAs高出5—6个数量级。表1InN样品参数表样品掺杂浓度/cm-3迁移率cm-2﹒V-1s-1A3.00×1017346B1.04×10181438C1.94×1018800实验结果表明，这几种材料产生的THz信号的峰值均随抽运光强近似呈正比关系，并且抽运光强越强，产生的THz信号的峰值越大，我们给出了拟合后THz信号的峰值随抽运光强变化的经验公式如下：ETHz(InAs)∝1.236×10-9Ppump+2.786×10-9；ETHz(InN-C)∝3.076×10-10Ppump+9.041×10-9；ETHz(InN-A)∝2.90×10-10Ppump-1.70×10-9；ETHz(InN-B)∝2.92×10-10Ppump-4.80×10-9；式中Ppump的单位是mW。结果表明：(1)随着样品生长条件的改变，经验公式也相应发生了变化；(2)在相同的抽运光强下，InAs比InN辐射出的THz信号更强，辐射效率更高，这个从我们拟合出的经验公式中也可以体现出来。很明显在经验公式中，InAs比InN的斜率更大，即辐射效率更高；(3)对于InN来说，不同的掺杂浓度对其辐射效率的影响很大，掺杂浓度在1018量级时，信号强度较大。另外，为了研究谱宽和光强的关系，我们对所测得的时域谱做了傅里叶变化。结果是：随着抽运光强的增大，辐射强度增加，频谱也变得更宽。对于光谱的宽度，在这篇文章中，我们取信号的半极大值全宽来定义光谱的宽度。实验得出了这几种材料在不同抽运光强的激发下产生的THz信号的半极大值全宽值，InAs的半极大值全宽稳定在1.72THz附近，B号及C号InN的半极大值全宽稳定在1.80THz附近，A号样品的半极大值稳定在1.72THz附近，我们定义稳定谱宽的95%作为谱宽的边界，经计算，InAs和A号InN的谱宽边界是1.634THz，InAs在功率为110mW时可达到这样的谱宽边界，而A号InN在75mW时即可达到，比I