精品第五章 太赫兹成像Word文档下载推荐.docx
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图5-1是一典型的透射式太赫兹时域成像系统的示意图。
这套系统包括飞秒激光器、光学延迟台、光门控太赫兹发射极、用于准直和聚焦太赫兹光束的光具组、成像的样品、光门控太赫兹接收机、电流前置放大器和数字信号处理器。
这套装置基本保留了1989年首次报道的太赫兹-TDS系统的基本特征。
当然，也有许多的改进，其中一个最具意义的改进就是这些改进后的系统可以进行成像应用。
在1995年，Hu和Nuss首次将太赫兹-TDS系统发展成太赫兹时域成像系统，他们利用快速扫描的光学延迟装置和DSP进行数据收集。
之后，一些人又在太赫兹发射和探测天线上增加电极结构。
下面我们对这些关键组件的目前发展动态进行简单的叙述。
5.1.1飞秒激光源
在太赫兹领域，绝大多数工作都使用800nm的近红外锁模钛蓝宝石激光器。
这种激光器的使用之所以如此广泛主要是因为它的激光参数，包括脉冲的时间宽度、波长和输出功率，都非常适合驱动GaAs衬底和辐射损伤蓝宝石上硅（RD-SOS）的太赫兹发射极和探测极。
这种激光器能够保证极好的脉冲-脉冲的重复性和长期的稳定性，并且操作也相对比较容易。
事实上，THz-TDS系统的首部商业版已经于2000年一月问世，它就是基于锁模钛蓝宝石激光技术的。
尽管用锁模钛蓝宝石激光技术所取得的成就让人难忘，但是出于以下几个原因，人们对其它不同飞秒激光源的应用仍有很大兴趣。
首先，相对于其它飞秒激光器来说，尽管典型的钛蓝宝石激光器具有良好的噪声性能，但是在太赫兹波形的测量中，噪声仍是一个限制因素。
其次，钛蓝宝石激光器对准直光路的微小变化十分敏感，因此一些无法避免的机械振动对它的影响不可忽略。
为了创建一套便携式的太赫兹成像系统，要求有一种更加牢固的飞秒激光器。
锁模光纤激
光器可能是一种非常理想的替代品，这种激光器的光脉冲完全在一根光纤中传播。
这种激光器现在已经可以商业购买，同时，有相当数量的研究工作是为了发展基于这种波长～1550nm的光纤激光器驱动的太赫兹发射和接收天线。
这将不能再使用传统的GaAs，因为激光光子能量低于材料的带隙宽度。
不过已经有大量的候补材料被报道，包括GaAs-basedternaryandquaternaryalloys、InAs、和内植离子的锗。
5.1.2光学延迟平台
THz-TDS系统要求在两束光之间实现均匀的时间延迟变化，这样可以改变取样门与太赫兹波形的交叉点，从而对波形的这一点进行取样。
这种通过改变其中一束光的光路长度而达到改变相对延迟的方法几乎在所有的实际操作中都适用。
通常要将延迟装置安装在泵浦光路，这是因为探测光路对光线的准直更敏感一些，因此，尽管在应用不同的天线结构时泵浦光路的灵敏度有所差异，但是总的来说还是探测器对探测光准直度的要求要比泵浦光相对发射极的准直度的要求要高的多。
这种光学延迟通常可以用一个机械扫描台配合一对反射镜来实现。
当然也可以使用较慢速的步进电机或快速的振荡装置。
下面将介绍到，扫描装置的速度将会影响数据获取率。
在许多的成像应用中，为了提高波形获取率，都希望延迟装置的扫描能够尽可能快。
要做到这一点存在许多困难，其中一个问题就是，还没有什么延迟装置能够保证足够的延迟窗口同时速度又高于几十赫兹。
如要获得一个100ps的延迟窗口，那么反射镜组必须能够以大约1.5cm的振幅振动。
对于机械振动机，这是很困难的。
现在通常使用的一种机械谐振装置，由ClarkMXR，Inc.制造，能够接近20Hz，但是当超过100Hz时这种机械将不能被带动。
由于这个原因，逐点太赫兹成像已经能够获得每秒20个点的成像速度，这意味着可以在几分钟内成一个像。
对于特定的应用，使用多个小的延迟窗口（也就是更少的皮秒数）就足够了，这种情况下，可以在一个压电振子上固定一个反射镜来获得更高的波形获取率。
当然还有许多其它的方法能够变化两脉冲链的相对时间，只不过现在还没有广泛的用于太赫兹系统。
5.1.3太赫兹光电闸门
太赫兹发射极和探测器的设计从太赫兹-TDS的研究应用开始，就一直是一个很重要的内容，希望它或者能够获得最大的信号，或者能够获得最宽的光谱。
Grischkowshy和他的同事们率先利用共面窄条结构作为太赫兹发射极。
这种结构不仅设计十分简单，而且能够产生极宽的光谱。
使用60fs的脉冲激光，光谱可以延伸到6THz。
对于许多太赫兹成像应用，为了获得较大的信号强度，采用了许多相对较复杂的天线结构，但是，这样做往往限制了光谱的宽度。
图5-2a给出了一个一般的设计，其采用了一个结构电极以获得较强的信号。
这种天线是将两条10μm宽的金属线熔敷在半绝缘的GaAs上，它们相距100μm。
两个金属翼片从两金属窄条相向延伸，这些金属翼片的终端一般可以做成平面，或是三角形。
两个翼片之间的距离既可以小到5μm，也可以大到100μm。
在两电极间施加一个电压，则在电极的附近将产生一个很强的耗尽场。
在电极翼片的拐角区或端点附近聚焦一束几十毫瓦的飞秒光，将产生很强的太赫兹辐射，并且随着耗尽场的增强，太赫兹辐射将大大地增强。
图5-2
b显示的是当飞秒激光聚焦到天线的不同区域时，被激发的太赫兹辐射的强度变化。
还有许多其它的天线设计已经被采用。
图5-2：
（a）一种高频太赫兹发射器的简单设计。
其中的尖端电极能增强电场强度。
（b）太赫兹辐射的峰值强度是相对于尖端电极的光束点位置的函数。
最普遍的太赫兹接收器是一个简单的偶极天线，长度大约为50μm。
基于这种结构的一些其它的改进设计也已经被应用，例如图5-3中显示的指状交叉结构。
对于赫兹偶极天线，它的长度要比射线的波长小得多，它的采集灵敏性和辐射效率随着波长的不同而反向改变。
因此，较小的偶极天线能够提供较宽幅的频率响应，现在已经有30μm的偶极天线被使用。
当然，当射线波长与天线长度变得可以比拟时这种1/λ的依赖关系不再适用，所以详细的高频响应变得更加复杂。
另外，在这些准光学系统中由于光学元件的有限尺寸所带来的衍射影响，存在低频频响跌落（频率下转换）。
因此，这种1/λ的关系只能用于一个有限的光谱范围。
只有考虑所有的这些影响，通过对太赫兹-TDS系统进行详细的分析，才可以精确的预知所测量的光谱响应。
图5-3：
沉积在放射损伤蓝宝石上硅的交叉电极的设计图，用作太赫兹接收器。
如果将很小的偶极天线用作发射极或探测器，则它的高频限制通常由系统的时间响应决定。
其中，一个很明显的限制是产生太赫兹辐射的光脉冲的时间宽度。
由于光脉冲宽度大约为100fs的锁模激光器是最早实现商品化的，因此主要的THz-TDS实验所使用的都是这一宽度。
这种脉冲在许多不同的机制下被用于产生太赫兹辐射，包括冲击电流模式，它能够产生最大的信号，还包括光整流模式，它能够提供最宽的频谱。
但是每一种方法所产生的辐射都不能包括比波包变形变化还快的频率成分，这导致了大约100fs的光脉冲的频谱宽度只有大约4.5THz。
因此，越短的光脉冲通常产生的频谱越宽，现在已经能够扩展到中红外。
第二个重要的限制方面是被用做太赫兹天线衬底的光导材料的响应时间。
因为并不希望所测量的最高频率超过光学取样门的时间宽度的倒数，所以这种限制对于接收天线更加显著。
脉宽主要受载流子俘获时间的限制，尽管已经有一些方案提出可以避免这种限制。
因此，最主要的被广泛使用的材料要具有亚皮秒的自由载流子寿命，高的载流子迁移率和低的暗电路，还要对800nm左右的光波有较强的吸收。
有两种较流行的材料是辐射损伤硅蓝宝石和低温生长的GaAs。
经验证前一种材料有非常理想的高频响应，能够产生比400fs还短的太赫兹脉冲。
后者的性能能够与rd-SOS比拟，尽管在某种程度上它的频谱要略窄一些。
值得注意的是，即使使用一个载流子驰豫慢的光导天线也是可以探测到宽幅的太赫兹辐射。
此时，所依赖的不是取样门的宽度，而只是它的上升沿。
探测器随着快速的取样门以积分模式工作，被测信号与累积的入射太赫兹场成正比。
在这种状态下，谱宽被电流上升沿的速度限制，而它由光脉冲的脉宽和天线的RC时间常数决定。
最近报道，使用载流子寿命大于1ps的衬底材料，谱宽已经可以达到20THz。
5.1.4太赫兹光束光学
对于一套高性能的T-ray成像系统，关键是
（1）可以将太赫兹光在物体上聚焦成一个衍射极限的光点，
（2）有尽可能高的透过率。
与可见光系统不同的是，太赫兹电磁波波长因素的影响与所使用的光学器件相比不能忽略，衍射的影响支配着光线的传播。
这使得太赫兹波段光学系统的设计十分复杂。
另外，由于具有很宽的光谱，光学系统需要消除色差，并且需要对脉冲所覆盖的频率范围有很平滑的相位响应。
为了能够获得上述特性，一个关键的部件是衬底透镜，它紧贴在发射极背面和接收机上。
这个衬底透镜能改善进入或远离光导天线的光束的耦合，抑制板式激发。
这种透镜通常由高阻硅（>
104Ω）构成,这种材料对整个太赫兹波段是无色散的，因此无色差。
通常这种透镜有两种不同的设计。
第一种是将收发机放置在衬底透镜的焦点上。
采用这种设计时，收发机到透镜顶端的距离由公式
给出，R是透镜的半径，n是透镜材料的折射率，假定与衬底材料相同。
对于这种准直超半球设计，在光轴附近出射的光束是平行光束。
然而，在辐射角足够大时，将有激发光散射掉，因此这种透镜是散射的。
这是在大角度时，在透镜和空气的内界面发生向内的反射，射线由此损失掉。
射线在这种透镜中的传播轨迹如图5-4a所示。
此外，向内全反射的阈值角度为透镜限定了一个有效通光孔径，反过来它导致出射光产生额外的衍射。
图5-4：
文中介绍的两种棱镜设计的射线径迹。
（a）准直棱镜设计。
由于棱镜内光线的传播接近临界角，波前的畸变十分明显。
虚线代表棱镜内全内反射的光线。
（b）超半球棱镜设计。
其内不存在全内反射，发散半角为15°
处发射出辐射波，且没有波前畸变。
这两幅图说明衬底棱镜的半径应为4mm，折射指数与硅相等，nSi=3.418。
如图所示，天线均制作在2mm2的GaAs衬底上。
在超半球设计中，这一尺寸的衬底会干扰大角度的辐射传播，最终还可能降低辐射效率。
图中忽略了GaAs与Si之间微小的指数差异。
第二种较常用的衬底透镜采用等光程超半球设计，采用这种设计时，收发机到透镜顶端的距离由公式
给出。
这种设计能够确保90°
时发生内部全反射，即射线与基底面平行。
从而使得由于内反射而产生的光损失很小，使得透镜的有效孔径最大。
对于硅（n=3.42）衬底透镜，采用等光程设计的有效孔径要比前一种方法的大大约13%。
更有意义的是，出射光不是像采用准直超半球设计时出现散光，而是将出现发散的高斯特性光束，这种变化与半角
有关。
图5-4b是射线在一个直径为8mm的等光程硅半球镜中的传播示意图。
所以，在一个光学系统中，要考虑对太赫兹光束的收集和操控，衬底透镜的设计是最重要的。
例如，一般的设计是在发射极前面放置一个自由空间的收集透镜或是离轴抛物面镜，以此来产生准直的光束。
而在采用准直衬底透镜时，对于一般收集透镜的需求只是出于对衍射效应的考虑，因为此时光束已经是准直的。
由于到达收集透镜的光束将被衍射效应极大地干扰，通过收集透镜后将有一个横向的空间图样。
射线的高频部分紧靠着光轴。
如果光束利用第二个自由空间透镜重新整形，结果焦点位置不随频率而变化，这有利于像波导耦合之类的应用。
另一方面，在采用等光程衬底透镜时，光束受衍射的影响较小，这是由于其可看成是一个发散光源（如图5-4（b））。
此时，透过收集透镜的光束具有频率分立的空间横向分布。
改变这一光束所产生焦点的半径受频率的影响。
这可以在成像应用中作为改善分辨率的一个出发点。
还有，一方面这光束在透过收集透镜后被校准，另一方面出现一个束腰。
这对于太赫兹系统的设计是很重要的，因为它支配发射和接收天线所要求的分离距离。
然而，当涉及衍射效应，就不再清楚这种区别的重要性。
Rudd和Mittleman已经通过实验和数值计算对这两种衬底透镜设计进行了对比。
尽管这两种设计方案已经被广泛地应用了许多年，但是只是在近期才被直接对比。
有几个实验小组已经给出了对从透镜出射光束的模拟和实验的结果，像一个沿着半球向外延伸的圆柱。
这些结果尽管不完全相等，但是对上述两种设计所涉及的情况还是非常相似的。
这项工作通常是在窄带辐射的产生和探测研究中进行的。
现在，射线是宽带的情况，特别是对于太赫兹时域光谱系统，以前还没有讨论过。
因此，衬底透镜对宽带太赫兹时域光谱系统的影响还没有被全面的评估。
图5-5给出的是前面提到两种设计的振幅谱，它随着频率和辐射角度而变化。
测量的是从天线发射极辐射射线的水平偏振的电场信息，天线发射极是一制作在低温GaAs上的90°
蝴蝶结天线。
在低角度时，采用透镜校准方式的高频成分的残留特性比采用超半球方式更显著。
这可以直接从图5-4中来理解，这更加确信在高频部分的性质。
还有，数据显示，两种情况在大角度时都存在干涉条纹。
图5-5：
测得的太赫兹波形的振幅光谱是频率与辐射角度的函数。
（a）超半球棱镜耦合天线辐射的E平面。
（b）准直棱镜耦合天线辐射的E平面。
两幅图显示了一半的垂直比例，易于比较相对振幅。
垂直轴为对数刻度。
图5-6：
对（a）超半球棱镜设计与（b）准直棱镜设计情况的E平面辐射样式的模拟结果。
辐射与角度和频率有关。
两图反映了对数刻度上的振幅光谱，如图5-5所示。
超半球棱镜引入了强干涉条纹，即使在零度处也如此，因而限制了棱镜耦合天线可测辐射的带宽。
反之，准直设计至少在近似计算时对光谱没有这种局限作用。
图5-6是通过计算得到的模拟结果。
这种计算基于Fresnel-Kirchhoff衍射积分的数值解，遵从Jepsen和Keiding算法。
要注意的一点是这种计算并不能精确的描述出被测太赫兹波中各频率成分的相对振幅。
这些频率成分相应的振幅不仅受光束的衍射干扰，而且还要由照到天线上的门脉冲的时间宽度、探测天线的载流子寿命、发射极和接收极的偶极距的大小来决定。
这些因素在模拟计算中并没有被考虑。
尽管如此，利用只考虑衍射效应的模型来分析频率响应特性也是非常具有指导意义的。
从图5-6中能够清楚地看到，不考虑其它限制因素，衬底透镜的几何结构对测量的太赫兹带宽有极大的影响。
在采用超半球透镜的情况下，甚至在直接向前的方向（
），光谱成分被限制在大约0.6太赫兹以内，与图5-5a所示的实验结果基本一致。
衬底透镜的几何结构能够严重限制信号的带宽，而且非常有意义的是这种限制因素与其它限制因素无关。
相反，采用准直透镜设计时，沿光轴方向对带宽没有任何限制，至少可以到1THz以上。
这突出了一个重要的也是通常被忽视的因素，可以在光谱测量中优化太赫兹带宽。
图5-7透过厚度约1cm的高密度聚乙烯的波形测量结果。
初始瞬值后出现的振荡现象是由这种物质在约2.2THz处相对较窄的吸收特性造成的。
反映在图中振幅光谱的降低（插图）。
一旦射线透过衬底透镜，一套光学系统将用于太赫兹光束的准直和聚焦，以便在这一区域成像物体与之相互作用。
这里最常用的是金质离轴抛物面反射镜，对于太赫兹这一宽光谱范围，它的损失很少。
然而，这种光学元件很难调节到最佳点，因此太赫兹光束经常出现严重的球形失真。
由于太赫兹光束的这种扭曲，会造成成像空间分辨率的变差，还有探测到的信号强度的降低。
为了避免这种扭曲，越来越多的人采用透射式光学元件（见图5-1）。
对于带宽不超过2THz
的信号，高密度聚乙烯（HDPE）是一种制作光学透镜的理想材料，它对太赫兹信号有很小的吸收（在0.3THz时小于0.04cm-1，在2太赫兹上升至约为1cm-1）、很少的散射，同时菲涅耳反射损失也很小（折射率为1.52，每面透镜约损失9%）。
在2.2THz处，HDPE对太赫兹电磁辐射产生吸收响应，在单周期太赫兹信号的频谱中能清楚的看到吸收的影响（图5-7）。
为了满足更宽频带的要求，高阻硅透镜是一种更好的选择。
这种器件的缺点是较大折射率（n=3.418）导致的菲涅耳损耗（每面透镜约50%）也较大，还有就是它的成本较高。
为了克服上述困难，可以应用抗反射涂层。
一些用于制作这种用途的涂层的建议已经被提出，但是还没有报道说哪一种能够满足THz-TDS系统对宽频谱的需要。
第三种可利用的材料是聚烯烃TPX，它的优点是对可见光和太赫兹辐射都是透明的，此外，它的折射率从太赫兹频段（n=1.46）到可见光频段（n=1.43）都是非常小的。
这可能极大的简化复杂太赫兹光学系统的准直，因为可见光可以作为参考。
TPX在低频范围的吸收比HDPE要稍微高一些，但是频谱没有什么特殊的性质，还有它的功率吸收系数到了3太赫兹时仍然小于1cm-1。
最近几年，单周期太赫兹脉冲的传播已经成为一个热门的研究领域，一定程度上是由于太赫兹脉冲能够容易地被产生和探测。
具有大fractional（分段）带宽辐射脉冲的传播导致一个有趣的衍射光学问题。
这个问题在THz-TDS发展后不久就首先被Ziolkowski和Judkins发现，随后，又有一些小组对其进行了研究。
另外还研究了孔或波导的影响。
脉冲的时域和频域形状在总体上将出现变形。
在绝大多数情况下，不管fractional带宽是否大，光束的高斯模式能够很好地描述这些影响。
5.1.5太赫兹光束的偏振特性
前面已经提到的，在许多情况下从太赫兹天线产生的辐射通常采用理想的偶极天线近似进行描述，产生线偏振光。
但是，实际太赫兹系统所使用的偶极天线不可能是理想的，所产生的射线通常也不可能是绝对线偏振的。
通常一个发射极将产生包含正交成分的光辐射，两种成分中偏振方向与偶极天线垂直的部分大约只是沿偶极天线方向的百分之几。
Cai及其同事指出垂直方向的振幅大约只有主要成分的7%，但是他们并没有解释这一部分存在的根本原因。
Garet等人报道了由于衬底透镜不同心将造成线偏振轴发生与频率有关的变化。
Rudd等人率先给出了从透镜耦合太赫兹天线辐射垂直偏振成分的特征，所讨论的天线与图5-2中所描述的类似。
对于s偏振辐射电场，最大的峰峰电场振幅大约只有p偏振的7%，并且最大的辐射发生在偏离光轴6°
左右的角度上。
如图5-8所示。
图5-8a给出了不同辐射角测量的典型s-偏振的波形，设定沿太赫兹光轴方向
。
图5-8b概括了所有频率成分的这一结果，表明在光轴方向正交偏振场是最小的。
图5-8：
（a）构造如图5-2中偶极发射器发射的s偏振的E平面波形。
太赫兹光轴θ=0时，与其夹角为±
6°
所对应的波形最大。
（b）测得垂直偏振太赫兹辐射的光谱振幅是频率和角度的函数，直观表明了沿光轴方向的最小值。
这个结果已经作为像下述机制下的四偶极子辐射被解释，而不是偶极子辐射。
流入偶极子的电流从一侧天线两端进入，从两个方向到达另一侧的天线退出。
电流分布由偶极天线的长度L和天线到电流消失点的距离d决定。
静电流分布具有零偶极矩，但是四极张量有两个非零元素
，其中
正比于所用天线的d和L。
这个四极张量引发一个电场，可以由下式表示，
（5.1-1）
是与偶极子轴的夹角。
对于E-plane辐射（
），
是s-偏振波，幅度为
在
处值为零，并且值的分布关于
对称，如图5-8所示。
角加速度辐射片可以看成衬底透镜出孔的菲涅尔衍射。
5.1.6信号获取
获取太赫兹波形的传统方法依赖于光导取样技术。
这里产生脉冲的延迟被相应的探测脉冲扫描，在接收机上产生的光电流的平均值随着不同的延迟被测量。
最终获得的信号是时域取样脉冲对太赫兹波形的卷积。
在测量中为了消除主要的外部噪声经常要使用一个锁相放大器，探测脉冲（或是太赫兹光束）被一个斩波器调制。
由于这种方法要求大约几十到几百毫秒的积分时间常数，所以采样一个数据点都要花上百毫秒的时间。
以这种速度，获得一个1024点的太赫兹波形要花掉几分钟的时间。
为了进行成像，要测量每一个点的波形，并对其进行分析，这就要求必须大大缩短数据的获取时间。
为了实现这一点，Hu和Nuss用扫描光学延迟线（ODL）替代了比较慢的步进电机。
这种延迟线可以在电流振荡机（galvanometric
shaker）上固定一小的反射三棱镜来实现。
一般这种设备每次扫描可以获得100ps的光程延迟，并且可以达到100Hz的扫描频率。
利用这种设备时，由ODL提供的同步信号作为周期触发信号，将直接探测随时间变化的光电流。
在大部分这样的应用中，天线被直接连接到一个电流到电压前置放大器，所以可以用示波器观察到电压波形，或是将它转化为数字化信号。
免掉了像锁相探测那样的滤噪过程，在某种程度上将降低信噪比（SNR）的级别，但是它获得了更快的采集速度。
不同的噪声源对SNR的影响不同，要找出100种噪声源是很正常的。
不过不用担心，采用ODL进行一次扫描所获得的波形的信噪比通常能达到1000或更高，这对于许多的成像应用已经足够了。
图5-9给出了分别采用ODL和锁相放大器两种方法所获得的波形。
图5-9：
锁相及ODL数据的比较。
ODL数据并不存在。
（a）通过光学延迟线的平均多重扫描得到的太赫兹波形。
（b）使用传统的锁相放大器得到了相同的波形。
两波形是在近乎相等的信号平均级别下得到的。
5.1.7数据处理
太赫兹成像最重要的方面包括对每一个像素点所获取波形的处理过程。
每一个波形都包括很多的信息，利用这些信息重构出一个伪彩色的像素点是一项虽然很困难但是很有趣的工作。
由于所研究的样品不同，或研究的属性不同，因此只发展某一种信号处理的算法是不切合实际的。
与此类似，针对各自不同的内容讨论数据处理问题是很有意义的。
对于每种成像模式的一些特有的问题将在下面的章
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