光学太赫兹辐射源：强场相互作用与生物医学应用

当较高强度的激光与某些晶体发生作用时,会出现和频、差频等一系列的非线性现象,对于太赫兹同样如此。强场的太赫兹与某些物质相互作用,也同样会产生非线性效应。但是由于受到太赫兹源辐射能量的限制,世界范围内对太赫兹范围内的非线性效应研究得并不多,其内容也很复杂。

当太赫兹波照射到物质上时,振荡的电场和磁场将会驱动离子和电子产生极化,在通常情况下,这种极化是线性的。但当入射的太赫兹波强度足够高时,极化电场与太赫兹波电场的关系呈现出非线性关系：

式中,P表示电场E作用下的极化强度;第一项表示线性极化响应;P nl表示非线性极化响应,通常会有二阶甚至更高阶形式,对应不同的非线性效应。

与光学波段的非线性效应相比,太赫兹场振荡比光学辐射慢两个数量级,因此可以呈现出一些有趣的现象。一方面,太赫兹波可以直接驱动一些基本的低频运动包括分子旋转和晶格振动,这种共振相互作用可以有效控制物质;另一方面,强太赫兹场的作用甚至可以诱导能量比太赫兹光子能量大得多的激发,例如半导体中的电子-空穴对。这种非共振控制是可能的,因为强太赫兹场在同一方向上可以持续足够长的时间,使得受到太赫兹场加速的自由电子在1 eV尺度的能量下获得相当大的动能。或者在某些情况下,通过场电离释放束缚电子[11]。

利用强场太赫兹可以实现对粒子运动的控制,如：对晶格振动的控制、分子取向和旋转相干控制、对电子特性的影响等。强太赫兹场对于晶格振动的控制可以以钙钛矿型晶体为例,因为其拥有较高极化率和太赫兹频段的共振频率。钙钛矿中离子实的相对运动在较弱电场作用下,其势能与波矢的关系为抛物线形,导致谐振子响应,在一定频率时表现为共振吸收。而较强的太赫兹场会导致较强的振动,从而达到电位的非谐振部分。这导致晶格振动频率随波矢的增加而增加,这种效应可以直接在太赫兹透射光谱中观察到。如2012年报道的Sr TiO3(STO)晶体的太赫兹透射谱在弱场和强场中出现了明显的差别,强场下透过谱显示出晶格振动频率增大[12]。

共振驱动晶体的晶格振动还可以对电子的一些特性进行控制,比如电导率。对于一些仅有部分填充d轨道的中心离子的钙钛矿晶体会形成复杂的相关电子相,如一些巨磁电阻材料和高温超导体。这些声子可以被高频太赫兹波(频率高于15 THz)共振激发。并且由于晶格和电子自由度之间的耦合,可以观察到电导率的急剧瞬态变化[13,14]。

对于具有静态偶极矩的分子,强太赫兹场会诱导扭矩,从而触发分子的旋转。当线性刚性分子处于其旋转基态(由旋转角动量量子数J=0表示)时,与弱太赫兹场的单一相互作用将引起向J=1的跃迁(激发能量为hωrot)。结果,该分子将处于两个J态的相干叠加中,导致基频ωrot/(2π)的旋转。在室温下,太赫兹场将激发许多量子力学波函数|J＞和|J+1＞的叠加,从而以数倍的频率激发相干旋转(J+1)ωrot/(2π)。在太赫兹脉冲结束时,分子偶极子的指向沿着由太赫兹场极化和时间相关的极性给出的方向。然而,由于旋转的频率不同,它们几乎立即异相,导致分子偶极子的净取向不能稳定存在。因为不同的旋转频率都是基频旋转频率的倍数,所以旋转都在一个周期2π/ωrot之后返回相位,此时净分子偶极子取向在短暂的时间内重新出现。该过程以周期2π/ωrot重复,并且在每次出现净分子偶极子时,都产生太赫兹辐射[15,16]。在强太赫兹场中,与分子偶极子的两个相互作用在状态|J＞、|J+1＞、|J+2＞之间产生相干叠加。这种非线性旋转响应不仅表现为分子偶极子的取向,而且表现在净分子排列上。这种响应以频率ωrot/π重复并伴随着旋转能量的稳态增加。这种强太赫兹场引发的效应可以通过双折射效应观测到[17]。

强太赫兹场与物质相互作用的另一个应用是对铁磁体和反铁磁体自旋的控制。这是通过太赫兹波的磁场成分对磁偶极矩施加塞曼扭矩引起的。太赫兹对铁磁体的激励已经有三种不同方式实现：①利用光电导开关在小线圈或带状线中激发出电流脉冲[18,19];②使用通过光整流产生的自由空间太赫兹脉冲;③使用相对论电子束的磁场[20]。为了最大化塞曼扭矩,太赫兹磁场设定为与未受干扰的样品磁化相关。通过测量诱导的光学偏振旋转来表征磁光克尔效应,从而反映出强太赫兹场诱导的自旋动力学过程。对于反铁磁体的太赫兹自旋控制则更加具有挑战性。典型的反铁磁体NiO由两个具有相反磁化强度的自旋有序亚晶格组成,导致净磁矩为零。当快速外部磁场调制子晶格磁化时,这种抵消仍然有效。然而,当在磁共振中利用增强的自旋光耦合时,反铁磁体的太赫兹自旋控制仍然是可行的。据此,可以用强太赫兹场(40 m T的峰值磁场)激发NiO晶体,并利用法拉第效应通过探针脉冲监测随后的自旋动力学[21]。或者也可以通过检测由进动旋转导致的太赫兹辐射来测量感应磁化调制。目前研究人员的关注点在于用任意的太赫兹脉冲序列和特定波形进行非线性旋转控制。(www.xing528.com)

电子具有比离子大得多的电荷质量比,所以可以预期它们对强太赫兹脉冲表现出更明显的非线性响应。电子通常被定性地分为自由电子和束缚电子。如前节讨论所示：自由电子通常吸收位于以零频率为中心的频带内的辐射,这个所谓的Drude峰的宽度由电子碰撞率给出,并且可以容易地达到太赫兹范围。相反,弱束缚电子可能在太赫兹频率处表现出尖锐的吸收特征。利用强激光脉冲可以激发空气等离子体,在这种稀薄的热等离子体中存在着自由电子。自由电子从激发到弛豫的过程中,等离子体自发地发出荧光,荧光强度与自由电子数量有关。研究表明,荧光强度可以通过太赫兹加热的方法进行调制。外加太赫兹场可以驱动电子加速运动,但是当电子被诸如离子或中性的障碍物散射时,这一加速过程终止。碰撞使电子速度完全随机化,从而导致来自太赫兹场的能量耗散。这种太赫兹加热导致已经处于高度激发、几乎电离状态的空气分子电离,从而导致荧光产率的ΔF显著增加[22]。当在时间τ产生等离子体时,瞬时太赫兹场E(τ)在产生热量的时间间隔dτ上感应出电流j(τ)并在随后导致荧光产率的增加。因此,通过测量ΔF作为太赫兹和等离子体产生脉冲之间的延迟τ的函数,可以确定加热速率,进而获得太赫兹辐射的信息。这种基于空气的方法的独特优势在于它可用于测量远离荧光探测器的太赫兹辐射。

氢原子的重标对应物存在于许多半导体中,其形式为杂质(具有比主体半导体多一个价电子的原子)或激子(导电电子和空穴的束缚态)。由于周围的半导体基质部分地屏蔽了库仑相互作用,杂质和激子的电离能远小于氢原子的电离能(13.6 eV)。特别地,由于s型基态|0＞和p型激发态|1＞之间的能级差大约为10~100 meV,该系统构成可以共振驱动的两级系统。最近的几项研究表明,通过适当定制的强太赫兹脉冲的共振激发,可以获得对杂质和激子的量子态的高水平控制。例如光子回波,它是两级系统集合的振荡偶极子的重新定相,这些偶极子都处于状态|0＞和|1＞的叠加。在最常见的半导体硅中观察磷杂质掺杂的影响,在实验中观察到了太赫兹波段光子回波,这是强场太赫兹控制的一个有效例子[23]。

强场太赫兹的应用还体现在非共振强场控制上。对于锗中的镓(结合能约为10μV),已经证明具有单周期太赫兹泵浦脉冲的半导体中杂质的场电离。在太赫兹激发后观察到的200μs样品的太赫兹吸收如图1-4所示。

图1-4　半导体杂质对太赫兹波的吸收

在消除太赫兹泵浦场时,观察到由杂质态之间的跃迁引起的吸收峰。然而,随着泵浦场的增加,这些峰消失,并且观察到宽的自由电子型吸收,反映出镓的杂质的场致电离和自由电荷载流子的产生[24]。通过场电离模型可以很好地再现实验结果。另外,当电子被拉出对应空穴的库仑场时,还会发生一个有趣的现象。当太赫兹场改变极性时,电子被加速与空穴结合。随后的电子-空穴碰撞导致高频电荷运动和宽带电磁脉冲的发射。由于这个过程受到强场太赫兹波的驱动周期性地发生,因此可以观察到太赫兹泵浦频率的高次谐波[25,26]。

在n掺杂的GaAs中,强太赫兹场的加速度预期会引起有效质量的逐渐减小,导致能量增益高于1 eV时的负有效质量。晶格是周期性的,所以该过程周期性地进行,从而引起电子的振荡运动。然而,到目前为止,还没有观察到这些所谓的布洛赫振荡,这主要是因为传导电子的加速被速度随机化声子与声子的中断所打断。由于散射发生在远短于太赫兹场的半周期时间尺度上,仅达到一部分有质动力能量。尽管如此,在实验上仍有可能观察到太赫兹诱导的电子质量重整化。Kuehn等[27]利用强太赫兹瞬态来加速n-GaAs中的电子,并通过检测样品重新发射的太赫兹场来确定瞬时电子电流。通过假设所有传导电子均匀地移动(没有散射),可以从数据中提取瞬时电子速度和能量。实验结果表明,电子覆盖了所有导带状态的很大一部分,包括具有负有效质量的状态。进一步研究n掺杂半导体中的电子加速度,使用大约100 k V/cm的太赫兹场反映出电子质量的各向异性[28]和传输引起的晶格运动[29]。

由强太赫兹场加速的电荷载流子也可以通过非线性散射将其他电子激发到更高的状态。这种碰撞电离甚至可能雪崩式地产生自由电子。在峰值电场约为30 k V/cm的太赫兹脉冲照射下,在窄间隙半导体InSb(约0.2 eV的带隙[30])中观察到了冲击电离效应。随后使100 k V/cm太赫兹脉冲观察到显著增强的效果[31],在报道中自由载流子密度增加了700%达到1016 cm-3。太赫兹诱导的电子-空穴对也可以通过它们的发光来检测[32]。研究发现激子发光随着太赫兹强度的四次方增加,该结果意味着载流子由强电场相干地驱动,由此获得足够的动能以引发一系列碰撞电离,从而在皮秒的时间尺度上将载流子的数量增加约3个数量级。