太赫波的生成的制作方法

专利名称：太赫波的生成的制作方法
技术领域：
本发明涉及太赫波的生成。
背景技术：
太赫(THz)辐射， 一种处于0.1THz至10THz的频率间隔中的电磁辐射，其 占据着电磁波谱中的微波波段和红外波段之间的那一部分。
THz光子的能量小于可见光光子的能量。这就是为什么以THz方式可穿透 至物质深处而光波则不能穿透很深的原因。处于THz频率时分子会发生振动。 这就是为什么太赫波有利于分子研究的原因。
确实，在THz范围内分子独特的旋转和振动响应可提供一般情况下在可见 光、X光和NMR图像中不存在的信息。THz波可轻易地穿透和检查大部分介 电材料的内部，这些介电材料对于可见光而言是不透明的且对于X光而言对比 度较低，使得THz波成为有用的互补成像源。
例如，太赫波在某些普通材料诸如衣物、塑料、木材、砂粒和土壤中维持 合理的穿透深度。因此，THz技术有潜力去检测封装或掩埋在这些材料中的爆 炸物，因为当与环境材料作比较时，爆炸物具有独特的THz频谱特性。爆炸物 材料的指纹图谱可在THz波段中预料到，且THz图像可应用于地雷探测。
但目前来说，有效的、紧凑的、频谱范围在0.1-10 THz的固态源仍然缺乏。
确实，宽带脉冲THz源通常是基于用超短激光脉冲对不同材料进行激发。 人们已开拓了多种不同的机理来生成THz辐射，包括光电导天线中的光载波加 速、电光晶体中的二阶非线性效应等。目前，所有这些源中的转化效率都很低, 因此，射束功率在纳瓦至微瓦的范围内，而飞秒光源的平均功率则为1W的量 级(order)。
对于窄带THz源来说，经常会考虑固态激光。它们是基于在窄带隙半导体 中的带间跃迁或是基于子带之间的跃迁，即在量子受限结构(例如纳米结构)中受限的传导态或价态之间的跃迁。为了从直接带间跃迁中取得THz辐射，需要
接近零的带隙半导体。对于子带间的跃迁，可使用传统的宽带隙材料，但需要 精确复杂的结构。目前用于激光发射的多量子阱半导体结构的构造是可行的。 量子级联由重复结构组成，其中每一重复单元由注入器和有源区构成。在有源
区内，存在布居反转(population inversion),并且会发生电子跃迁到较低的能级， 从而以特定的波长发射光子。最近，Kohler等人(Nature 417, 156 (2002))设计了 一种以4.4THz操作的THz量子级联激光器。该激光器由总共700多个量子阱 组成，并论证了在IOK温度下的脉冲运作。详情请参阅文献，例如B.Ferguson 和X.C. Zhang, Nat. Matter, 26 (2002)。
最近，M. Dyakonov和M.S. Shur提出在THz应用方面使用等离子体波电 子技术。请参见Phys. Rev. Lett. 71, 2465 (1993)。他们认为,场效应晶体管的通 道可作为等离子体波谐振腔。对于微米或亚微米栅极长度，这种谐振腔的基频 处于THz范围内。由于电磁辐射可激发等离子体波，这样一种装置可用于谐振 检测并以THz频率使电磁辐射混合。在某些条件下，场效应晶体管中带直流电 的稳定状态在对抗等离子体波的自发生成方面是不稳定的，这应会导致产生电 磁辐射。但是，如果在接点处的损失尚可接受，则可抑制等离子体的不稳定性。
还在Cu20中观察到了激子之间的跃迁所产生的受激太赫发射。请参见R. Hubes， B. Schmid, Y. Ron Shen， D. S. Chemla禾B R. A. Kindl, Phys. Rev. Lett, 96: 017402 (2006)。

发明内容
本发明提供一种THz光子的生成方法和装置。 本发明的一个方面涉及一种THz光子生成方法。
在一实施方案中，本发明的方法包括以下步骤(A)提供磁振子增益介质； 其中磁振子增益介质有助于生成非平衡磁振子；以及(B)在磁振子增益介质内生 成非平衡磁振子；其中，非平衡磁振子之间的相互作用导致光子生成。
在本发明的一实施方案中，步骤(A)进一步包括(Al)将磁振子增益介质置 于恒温器内，以使磁振子增益介质的温度保持在临界温度之下。
在本发明的一实施方案中，步骤(A)进一步包括(A2)从包含以下材料的组
7中选择磁振子增益介质{铁磁半导体；铁磁绝缘体；以及铁磁材料〉。
在本发明的一实施方案中，步骤(A2)进一步包括(A2， l)将包括被选铁磁 材料的磁振子增益介质置于恒温器内，以使该被选铁磁材料的温度保持在其居 里温度之下。
在本发明的一实施方案中，步骤(B)进一步包括(Bl)将非平衡电子注入磁 振子增益介质内；其中，非平衡电子在磁振子增益介质中的传播导致生成非平 衡磁振子；以及其中，非平衡磁振子之间的相互作用导致光子的生成。
在本发明的一实施方案中，步骤(B1)进一步包括将非平衡电子泵入磁振 子增益介质内。
在本发明的一实施方案中，步骤(B1)进一步包括将极化的非平衡电子泵 入磁振子增益介质内。
在本发明的一实施方案中，步骤(B1)进一步包括将足够数量的极化非平 衡电子泵入磁振子增益介质内，以导致在磁振子增益介质内生成非平衡磁振 子。
在本发明的一实施方案中，步骤(B1)进一步包括将阈值数量的极化非平 衡电子泵入磁振子增益介质内，其中，泵入的阈值数量的极化非平衡电子足以 在磁振子增益介质内产生磁振子雪崩效应。
在本发明的一实施方案中，步骤(B1)进一步包括通过改变磁振子增益介 质的临界温度来改变生成的光子的最大频率；其中，磁振子增益介质的临界温 度取决于外部参数；以及其中，外部参数选自由以下项组成的组{外部压力; 以及磁振子增益介质的杂质浓度}。
在本发明的一实施方案中，步骤(B1)进一步包括改变生成的光子的工作 频率；其中，生成的光子的工作频率取决于外部参数；以及其中，外部参数选 自由以下项组成的组{注入电子的能量；以及恒温器的工作温度}。
在本发明的一实施方案中，步骤(B1)进一步包括(B2)利用非平衡磁振子之 间的合并过程在磁振子增益介质内生成THz光子。
在一实施方案中，本发明的方法进一步包括步骤(C)通过使用附着在磁振 子增益介质表面的反射和透射装置，控制在磁振子增益介质的表面生成的光子 的光子反射系数。在本发明的一实施方案中，步骤(C)进一步包括(Cl)从由以下项组成的组 选择反射和透射装置{光学腔；以及Fabry-Perot腔)。
在本发明的一实施方案中，步骤(C)进一步包括(C2)通过使用附着在磁振 子增益介质表面的反射和透射装置，在磁振子增益介质内使生成的光子积聚。
在本发明的一实施方案中，步骤(C2)进一步包括使阈值数量的生成的光 子在磁振子增益介质内积聚，其中，该阈值数量的积聚光子对于非线性光子-光 子相互作用过程是足够的。
在一实施方案中，本发明的方法进一步包括步骤(D)利用附着在磁振子增 益介质上的波导，将生成的光子输出到磁振子增益介质外部。
在本发明的一实施方案中，步骤(D)进一步包括(Dl)在附着在波导上的外 部光学腔内使生成的光子积聚。
在本发明的一实施方案中，步骤(D)进一步包括(D2)在附着在波导上的外 部光学腔内使阈值数量的生成的光子积聚，其中，该阈值数量的积聚的光子对 于非线性光子-光子相互作用过程是足够的。
本发明的另一个方面涉及THz光子生成装置。
在一实施方案中，本发明的装置包括(A)磁振子增益介质；其中，磁振子 增益介质有助于生成非平衡磁振子；以及(B)在磁振子增益介质内生成非平衡磁 振子的设备；其中，非平衡磁振子之间的相互作用导致光子的生成。
在本发明的一实施方案中，设备(B)进一步包括(Bl)将非平衡电子注入磁 振子增益介质的设备；其中，非平衡电子在磁振子增益介质中的传播导致非平 衡磁振子的生成；以及其中，非平衡磁振子之间的相互作用导致光子的生成。
在本发明的一实施方案中，设备(B1)进一步包括将非平衡电子泵入磁振 子增益介质的设备。
在本发明的一实施方案中，设备(B1)进一步包括将极化非平衡电子泵入 磁振子增益介质的设备。
在一实施方案中，本发明的装置进一步包括(C)恒温器，其中，将磁振子 增益介质置于恒温器内，以及其中，将该恒温器配置成使磁振子增益介质的温 度保持在临界温度之下。
在一实施方案中，本发明的装置进一步包括(D)附着在磁振子增益介质
9表面的反射和透射装置，其中，该反射和透射装置配置成在磁振子增益介质的 表面操纵生成的光子的光子反射系数，以及其中，该反射和透射装置选自由以
下项组成的组{光学腔；以及Fabry-Perot腔〉。
在一实施方案中，本发明的装置进一步包括(E)附着在磁振子增益介质上 的波导，该波导配置成将所述生成光子输出到所述磁振子增益介质外部。
在一实施方案中，本发明的装置进一步包括(F)附着在波导上的外部光学
腔，其中，该外部光学腔配置成积聚生成的光子。


在此结合并构成说明书的一部份的附图示出本发明的实施方案，并与说明 书一道用于解释本发明的原理。
图1示出用于本发明的强的电子-磁振子相互作用过程(与电子-电子或电 子-声子相互作用相比较)，其中，被激发到自旋向下的上子带中的非平衡电子 迅速发射具有大波矢的磁振子。
图2所示为一图表，图解了在四级激光效应条件下本发明的磁振子生成方法。
图3示出用于生成THz光子的本发明的装置。
具体实施例方式
下面将详细提及本发明的较佳实施方案，附图所示为其范例。虽然下文将 结合较佳实施方案叙述本发明，但应该明白并不是打算将本发明限于该些实施 方案。相反，本发明旨在覆盖可包含在如所附权利要求限定的精神和保护范围 之内的备选方案、变型及等同物。此外，在以下对本发明的详细叙述中提出了 很多特定细节,是为了可彻底地理解本发明。但是很明显，对于本领域的技术 人员而言，无需该些特定细节也可实施本发明。在其它的情况下，对众所周知 的方法、过程、部件和电路未作详细叙述，以免不必要地模糊本发明的特征。
以下详述的若干部份是根据粒子和准粒子相互作用、过程、方程式、分程 序、图表以及其它物理过程的符号表示法来表示。这些叙述和表示法是由凝聚 态物质物理学领域的技术人员采用的手段，以便将其工作的要义最有效地传达给该领域的其他技术人员。I.总的想法
铁磁半导体中的电子可分为两组自由电子，其决定半导体的导电性，以及位于离子处的电子(d-或f-电子)，其决定半导体的磁性能。
这两组电子之间的主要相互作用是交换相互作用，可提升电子的自旋简并
性。导带(conduction)(价带)分裂成自旋向上(沿磁化方向)和自旋向下的两个子带，具有交换能隙(exchangegap)^2KSz、其中，I为传导电子和定域自旋的交换能，而〈S^为定域自旋的均值。在温度远低于居里温度的情况下，Te即定域自旋〈S^的均值不受温度影响<SZ> = S。
交换能隙A通常大于O.l eV。例如，EuO的交换能隙为A二0.6eV。作为参考，i青见J. Lascaray, J.P. Desfours,禾n M. Averous, Sol. St. Com. 19, 677(1976)。
如果交换能为正数，1>0,则自旋向上的子带12的底部位于自旋向下的子带14的底部下面(图1)。通常在铁磁半导体中，能隙A16(图l)远大于{Te, Ef}的最大值，其中，Ef为电子的费米能。因此，在平衡态下只有下子带的态被占据,即，电子是完全极化的。
被激发到自旋向下的上子带中的非平衡电子20迅速地发射磁振子18,具有大波矢q - h"(2mA)1/2，其中，m为电子的有效质量。按照能量守恒定律和动量守恒定律，如果从自旋向下的子带14的底部测量的电子能量Sp比交换能隙A16小得多，则发射磁振子的波矢q处于区间 q ^ qz中，其中q!,2:h"(p。±p), p。=(2mA)1/2, p = (2msp)1/2 po 。这些磁振子的频率可以是太赫波段。
对于EuO,根据不同的参考文献，电子质量值m是不一致的。根据一参考文献，(J. Shoenes禾口 P. Wachter， Phys. Rev. B 9, 3097 (1974》，m =0.35 m0, m0为自由电子质量，且受激磁振子的波矢q-qo二h"po-2.6 lO^m-^自旋波劲度D=10.8 10"6 mevcm2(请见L. Passel, O.W. Dietrich禾卩J, Als-Nielsen, Phys. Rev.B 9, 3097，1974)。这给出受激磁振子的能量ho = Dq2 = 0.73 meV,以及频率fm
=(0/2 = 0.19THz。合并频率为f以及波矢为《和(-)^的两个磁振子，生成频率
11为2f的光子(作为参考，请见M.I. Kaganov和V.M. Tsukernik, Sov. Phys.-JETP 37, 587 (I960))。因此，在上面给出的例子中，所发射的辐射的频率为fr=2fm = 0.38 THz。
另一方面，根据另一参考文献(I. Ya. Korenblit, A.A. Samokhvalov和V.V. Osipov,在Sov. Sc. Rev. A, Physics, 8, 447. Ha函od Ac. Publ" UK, 1987),
EuO中的电子质量值是很不相同的，m二1.5mo。如果是这种情况，可获得很不相同的辐射频率值fr= 1.6THz。 通常，会考虑0.2 eV, m = 0.3mQ的铁磁半导体。然后，我们得到q。=1.4 1()7cm'1。磁振子频率H (qo) - kTc (qQa)2,其中，k为波尔茨曼常数，a为晶格(lattice)常数。当Tc- 100 — 300K以及a - 3-5 x l(T8cm时，磁振子频率为fm-1.6THz,而辐射频率为fr-2.0 THz。
磁振子生成速率re(《)与速率rm(5)的比率，它们的弛豫(与平衡磁振子
碰撞)是波矢5起的作用。因此，非平衡磁振子分布函数N(5)在某些波矢《=^处具有最大值。N(^随电子泵浦的增大而增大，而且由于磁振子的受激发射，函数NW)在5接近r处迅速地增长。当泵浦达至某临界值时，N(5"开始随电子泵浦的增大而极快速地增大。在某些条件下，具有《=r的磁振子的生成变得像雪崩式的，而且磁振子系统变得不稳定。欲知更多详情，请见参考文献I.Ya. Korenblit和B.G. Tankhilevich, Sov. Phys. -JETP, 46, 1167 (1977); I. Ya.Korenblit和B.G. Tankhilevich, SOv. Phys. -JETP Lett. 24, 555 (1976); I. Ya.Korenblit和B.G. Tankhilevich, Phys. Lett. A 64, 307 (1977),以及下面的方程式。结果可获得强太赫辐射。
II. 磁振子生成的基本方程式
支配电子性能的方程式系统/"》)和磁振子N(5)分布函数在以下文件中获矢口 I. Ya. Korenblit和B.G. Tankhilevich, Sov. Phys. -JETP, 46, 1167 (1977)。
它们是re($)] - - N(°)(g)Fm($) =o (方程式这里re(^为在与电子碰撞中磁振子的弛豫速率。
(方程式2)
其中，vQ为单位晶格(unit cell)体积。
Yem为电子-磁振子弛豫速率。
Y咖(》)-ATch-TSvoWqPTthfS&^-h^l ^广方％-^,-,个)(1+ N($》
(方程式3)
"涂片(smeared)" S-函数，S(Y|e),考虑了因与光子相互作用导致电子在最后状态中的有限寿命，在对化学键起必要的离子性作用的情况下，铁磁半导体可能是强的。我们得到
1 方/
;r ( +方;k )
(方程式4)
速率TTT(p' )是已知的因纵向光子发射(图i的22)而导致的电子阻尼率。对于具有能量ep接近A的电子，该速率给定如下
Y t (8p) =(jc/2)aQ (n/A)1。 ln(4A/n) △ (方程式5)
这里Q为光子的能量，而a为电子-光子相互作用的强度。函数g(e)为电子的生成函数，具有自旋向下。我们应将其视为S-函数。
13g(sp) = gosS(s- ep) (方程式6)
我们假设能量s是很小的，s A。
在第一方程式(l)中的l.h.s.中的第二个条件描述了非平衡磁振子与平衡磁振子相碰撞的弛豫，在假设N(^接近于其平衡值的情况下，
1 (方程式7)
、W)为磁振子-磁振子弛豫速率。由方程式(l),我们得到以下N(《)的积分方程式，
N(《)=(N°(《)+re(《)/rm(《))(i- re(5)/rm(《))-1 (方程式8)
其中
re (《)=goefd3p5(YT (^ -h 。 I e^ —- ^,,T) 5(￡画sp) z-1( ^)
(方程式9)
和
Z(-)={d3q5CyT^-h5)| ^广力 —(1 + N($))(方程式
10)
方程式(8)是在参数泵浦条件下的磁振子分布函数表达式的正式回忆(formally reminiscent)。区别在于，这里速率re本身是N(^)的函数，由于所发射的磁振子的数量取决于自旋向下的电子的分布函数，根据方程式(2)和(3), &不仅由泵浦g(Sp)决定，而且由磁振子分布函数上的某一平均数(10)决定。N(5)的性能因此与参数泵浦的情况中的不一样。m.强泵浦的N(5)
A.各向同性的磁振子
为简单起见，假定磁振子和电子频谱是各向同性的。则ryq)和rjq)不依赖于5的方向。
弛豫速率r(q)通常为q的功率函数，而且可将其写成
rm (q) = rm (po) (hq/po)t
(方程式11)
更具体地说，如果rjq)由磁振子-磁振子交换散射决定，则磁振子的1 = 4，能量hco(qo)大于kT;而当磁振子的t-3，则能量hco(qo)小于kT。
当go超出临界值Ge时，强泵浦状态开始。如果因光子导致的电子衰减(damping)小于(sA,2，该临界值由下式给出
Gc= 2&/(t+l)，
gc= (A/e)Mrm(q0)[l+N(0)(q0)]
(方程式12)
当go〉Ge时，函数N(q)随泵浦指数地增大。
N (q) = [1 + N (0)(q0)] (p0/2pE (t+l))exp(gyGJ
(方程式13)
如果q落入平滑区(smooth region)
Po-PE《p0-pE + 5hq，
5hq = 2pe exp(-g</Gc),
(方程式14)
而在上面给定范围外的具有波矢的N(q)不依赖于泵浦。
因此，在足够强的泵浦下，磁振子分布函数在tiq-po-pe处具有尖峰,
让我们将每秒每单位晶格所泵浦的电子的数量|3为p=v0(2;di)-3J"d3pg(sp)
(方程式15)
获得由方程式(6)给出的泵浦,
(3卞o^m^go/2'Vli3)
(方程式16)
以及临界泵浦(3e在gO:Ge时为
Pc = (v0 q30 /(2(t+l)7t2 )) rm (q。) [ 1 + N (0)(q0)]
(方程式17)
由于我们的兴趣在于高频率磁振子，因此我们假设它们的弛豫主要是由于四磁振子交换相互作用而导致的。利用在参考文献(V. G. Vaks, A丄Larkin和S.A. Pikin, JETP 53 (1967))中给出的rm的表达式，我们评估出T/Tc - 0.2,h(o(q0) > kT, N(0)(q0)《1: rm - 108 - 109秒"。
因此，按照方程式(17)，估值(3C- 105 — 107秒"，而且我们考虑到N(Q)(qo)为小值。
为了感受这些估值，我们考虑一种模式，其中，自旋向下的电子被发射到它们的横跨lcrr^表面积的激活区域。EuO的晶格常数a大约为5 xl(T8 cm，艮P:晶格单位值大约为vo-10-22 cm3。临界值Ne-(3cxv0- 1028 -lO^cm-^jr^这就是电子的数量，电子应在l秒之内横跨该边缘，以在lcmS体积中实现临界数量的已发射的磁振子。但是，电子将在离该边缘一小段距离处发射磁振子，可以以下面的方式对此进行评估。
电子-磁振子频率Yem的量级是3 x 1012-1013秒"。能量为10々A这一量级的电子的速度是5xlO、10、mx秒—1。这给出了与磁振子发射有关的电子平均
自由程(mean free path)为l(T6 cm。因此，横跨选定的一边进入样本(包括磁振子增益介质)的所有电子将在离那个边有上述距离之处发射磁振子。因此，
16只有宽度区/是激活的，而且我们取得电流密度j=Nexl电子/秒xcm2。电 荷为1.6x 10"9Q。考虑到1xQ/秒=1A,我们最后得到j = 104-105 A/cm2。 104 -105 A/cn^这一量级的电流密度在半导体中易于达到。在脉冲状态中可获得电 流密度j如』=109八/ 11—样的高。
临界泵浦Ge的物理意义可按下文进行理解。磁振子生成速率与它们的弛
豫速率的比率re/rm在hq^Po-"处达到其最大值，而在hq = P() + Pe处具有最
小值，即与右端相比，在该间隔的左端有过多的生成。受激发射导致这种不对 称性加大。如果N(Q)>1,则当生成间隔的两端的非平衡磁振子的数目之差变得 等于平衡磁振子数目时，非线性的生成就开始了。另一方面，如果为相反的不 等式(N(e) < 1),当生成间隔的两端的非平衡磁振子的数目之差变成等于1时， 非线性的生成就开始了。
图2示出图表30,其按照四级激光效应示出了本发明的磁振子生成的方 法。确实，价带相当于最低激光级38。应将这些电子泵入自旋向下的子带，该 子带相当于激光的最高级34。然后使电子移入自旋向上的子带36中的较低能 级，每一个电子从而发射磁振子。这些最后的电子态相当于激光的中间态。自 旋向上的子带36中的电子通过发射光子而移入自旋向上的子带32的底部。
如果因光子散射而使电子衰减程度比较大的话，hY,》(sA)1/2，临界泵浦 Ge小于由方程式(12)给出的gc。
G'c-兀g^/A (方程式18)
在临界区中的函数N(q)如go2那样增大，而生成的磁振子的波矢间隔则 如1/go那样减小
N(q)=[1+NW(q)](&A^)2 (方程式i9)
应强调的是，这里只考虑主要的生成状态。更多细节可在以下参考文献中找至U: I. Ya. Korenblit和B.G. Tankhilevich, Sov. Phys. -JETP, 46, 1167 (1977)
B.各向异性的效应.磁振子系统的不稳定性
如果生成速率re(5)与弛豫速率rj《)的比率取决于波矢《的方向，则在 非线性状态中，磁振子受激发射会导致磁振子分布函数具有很强的各向异性。 举个例子，可以考虑由磁振子频谱的各向异性所导致的re(5) / rj《)的各向异
性。q接近于p。/h的磁振子频谱可写为
coq = Dq2(l+ASin2e) (方程式20)
其中
A = 27igpB Ms/ p0 1 (方程式21)
Ms为磁化强度，9q为矢量5和i^之间的角度。如果不等式hco(qo) <
kT成立，则re(^/rm(《)的各向异性意味着在某角度e处上述生成是最大的。
当衰减比较大时，即hY'》(eA)1/2,考虑该种情况。由于各向异性比较小 (A l),该各向异性仅在足够强的泵浦时(大于方程式(18)的临界值)变得有效。
在由该方程式给出的g-Ge处，磁振子的数目开始如各向同性情况中那样增大。
如果假定用于描述磁振子的生成接近于平衡的基本方程式(方程式l)在超越临 界泵浦时也是有效的，则这可揭示小各向异性的作用。
如参考文献L Ya. Korenblit和B. G. Tankhilevich, Sov. Phys. -JETP, 46, 1167 (1977)所示，对于6接近于零及q接近于po的磁振子，出现最大的生成。 如果泵浦达至临界值8*
g' = ti^Yt& /2A1/2A (方程式22)
18函数N^)变成
崎)=W(o), + Asin2(e)--^_(^2，-i
(("》4+方V) V
(方程式23)
其中sq = h2q2/2m。
我们在hq = po,即是在~=厶时得到
A^^ )/Asin^) (方程式24)
e =0时，该表达式分母为零。方程式(i)的稳定解法只存在于泵浦级低于 g^时。当泵浦级达到临界值g"寸，将会发生雪崩型磁振子数目生长，但是这些 非平衡各向异性磁振子的波矢顺着磁化强度定向，并等于Po。
须注意，足够低温下的三磁振子偶极散射可以比上述的四磁振子交换散射 更为重要。但是，因与四磁振子交换散射概率相反，该三磁振子散射概率是高
各向异性的，而且与sin20 cos20成比例。如果是这种情况，应预料到8=0及 6=71/2的磁振子的不稳定性。
IV. THZ辐射的生成
以下参考文献考虑到磁振子与电磁辐射的相互作用M丄Kaganov和 V.M. Tsukernik, Sov. Phys. -JETP 37, 587 (1960)。 合并两个波矢为q和q，的磁 振子就生成了具有如下波矢的光子，
A: = ^ +
(方程式25) 以及频率Vk等于9 9 * (方程式26)
其中c为光速。
按照这些守恒定律，k远小于q,即q = -5'。
利用同一参考文献M.I. Kaganov禾卩V.M. Tsukernik， Sov. Phys. -JETP 37, 587 (1960)的结果，可导出光子分布函数n(v)在下列方式中的变率
/ & =『J W' sin5 ,2 / 2,6) - +1) - / 2,争l)2 ] - (v)
(方程式27)
这里
2方 AV (方程式28)
其中p为波尔磁子。方程式(27)中的最后一项描述了生成光子的弛豫，而
Tph是光子弛豫时间。
对于EuO， q0 = 2.6 x 10 cm-1, tiv = 1.5 meV,以及4 n Ms = 24 x 103 Gs,获
得
W 2 x 107秒-1。
如果磁振子分布函数是各向同性的，则可演算方程式(27)中的积分，并得 到以下方程序
/ & = (16/15). W ' [W2 (W2) - 2"(i/). //(v/ 2) - "(y)—"(V)-"(0)(V)
(方程式29)通过分析该方程式，很明显在生成初段，当n小于N时，光子数目如NZ般 增大，使得光子弛豫足够小。在n增大的情况下，方程式(29)中的负项变得重要, 且光子达到稳定状态，dn/dt:0。如果是这样，我们有以下处于稳定状态的光子 数目的表达式
w(0)+,iV2 l + (2W + l),
方程式(30)
其中，w= 16W/15。
如果wTph为大值，w- 〉"/，光子数目为
W AT
=-w —
2iV + l 2
(方程式31)
另一方面，如果7/Ar2<< wrW <<//iV ,则光子数目为
C方程式32)
最后，如果光子的弛豫非常快的话，
,则泵浦效率差，而且
仰
(方程式33)
V.可应用的材料
通过选择有助于大量非平衡磁振子生成的任何材料，将非平衡磁振子合并 成光子以生成THz光子，可以实现本发明的磁振子增益介质。例如，铁磁半导
21体(铕硫族化物和硫族化物尖晶石)，和/或铁磁绝缘体，可用于实现本发明的磁 振子增益介质。
VI. 泵浦方法
可生成能够快速发射非平衡磁振子的大量非平衡电子的任何方法都可用 于本发明的目的。例如，极化电子的激光泵浦，极化电子的注入，等。另外，注 入非极化电子也可用于本发明的目的。
VII. THZ波的生成装置
在本发明的一实施方案中，图3示出THz波的生成装置60,其具有以下部 件包括有助于大量非平衡磁振子生成的材料的磁振子增益介质64;配置成将 非平衡电子泵入磁振子增益介质64中的泵浦源62;配置成积聚生成的THz光 子及配置成释放超过光子密度阈值的生成的THz光子的光学谐振器74-76;以 及配置成输出所生成的THz光子的THz波导78。
在本发明的一实施方案中，光学谐振器74-76包括磁振子增益介质76和74 的抛光表面，或配置成包含达至THz光子密度阈值的THz光子的附加镜(图中 未示)。处于密度阈值时，THz光子自磁振子增益介质64释放到THz波导78中。
在本发明的一实施方案中，自磁振子增益介质64释放到THz波导78中的 THz光子可在光学腔82中积聚。
在本发明的一实施方案中，光学腔包括光学谐振器。在本发明的一实施方 案中，光学谐振器包括Fabry-Perot腔，分布反馈(DFB)腔，或分布布拉格反射镜 (DBR)。
在本发明的一实施方案中，将磁振子增益介质64置于恒温器80中，使工 作温度T保持在临界温度Tc之下。例如，对于EuO来说，恒温器80使EuO样 本的温度保持在其居里温度之下T < Te = 70K。
VIII. THz波的生成方法 施方案中，本发明的THz光子生成方法的步骤通过使用上述的本发 明装置60(图3)来实施。在一实施方案中，本发明的光子生成方法包括以下步骤(图中未示)(A)提 供磁振子增益介质；其中，磁振子增益介质有助于非平衡磁振子的生成；以及 (B)在磁振子增益介质中生成非平衡磁振子，其中，非平衡磁振子之间的相互作 用导致生成光子。
在本发明一实施方案中，步骤(A)进一步包括(Al)将磁振子增益介质64置 于恒温器80中，以使磁振子增益介质的温度保持在临界温度之下。该步骤在这 里利用本发明的装置60(图3)来举例说明。
在本发明一实施方案中，步骤(A)进一步包括(A2)从包含以下材料的组中 选择磁振子增益介质{铁磁半导体；铁磁绝缘体；以及铁磁材料}。
在本发明一实施方案中，步骤(A2)进一步包括(A2, l)将包括所述铁磁材 料的磁振子增益介质置于恒温器中，以使被选铁磁材料的温度保持在其居里温 度之下。
确实， 一般来说，为了达到光子生成的目的，在磁振子增益介质中生成非 平衡磁振子并合并所生成的非平衡磁振子是足够的。
更特别的是，在本发明一实施方案中，在磁振子增益介质中生成非平衡磁 振子的步骤(B)包括(Bl)将非平衡电子注入磁振子增益介质中，其中，非平衡 电子在磁振子增益介质中的传播导致了生成非平衡磁振子。请参见上面详细给 出的方程式(1-24)，这些方程式描述了非平衡电子在磁振子增益介质中的传播 是如何导致生成平衡磁振子的。
在本发明一实施方案中，步骤(B1)进一步包括利用电子源62(图3)泵入非 平衡电子.
在本发明另一实施方案中，步骤(B1)进一步包括将足量的极化非平衡电 子泵入磁振子增益介质中，以导致在磁振子增益介质中生成非平衡磁振子。在 本发明再一实施方案中，步骤(B1)进一步包括将阈值量的极化非平衡电子泵 入磁振子增益介质中，其中，阈值量的极化非平衡电子足以在磁振子增益介质 中产生磁振子雪崩效应。请见方程式(12-14)。
在本发明一实施方案中，步骤(B1)进一步包括通过改变磁振子增益介质 的临界温度来改变所生成的光子的最大频率；其中，磁振子增益介质的临界温
23度取决于外部参数；以及其中，外部参数选自以下项组成的组{外部压力；以 及磁振子增益介质的杂质浓度}。
确实，例如，通过施加外部压力，和/或用某些杂质掺杂EuO,可以改变 EuO的居里温度。请见M. W. Shafer禾卩T.R. McGuire, J. Appl. Phys., 39, 588 (1968)。
在本发明一实施方案中，步骤(B1)进一步包括改变所生成的光子的工作 频率；其中，所生成的光子的工作频率取决于外部参数；以及其中，外部参数 选自以下项组成的组{注入电子的能量；以及恒温器的工作温度)。
由上面给出的方程式(l-24)可导出，生成光子的工作频率在某程度上取决 于注入电子的能量。另外，按照关系式hco-DqZ-2Dh"mA以及下面的方程式 (34),生成光子的工作频率还取决于恒温器的工作温度
/1=2/<&〉 (方程式34)
在本发明一实施方案中，步骤(B1)进一步包括(B2)利用在磁振子增益介 质中非平衡磁振子之间的合并过程来生成THz光子。
上面详细给出的方程式(25-34)描述了利用两个非平衡磁振子之间的合并 来生成THz光子以及所生成的THz光子的性能。
在一实施方案中，本发明的方法进一步包括(C)利用附着在磁振子增益介 质表面的反射和透射装置，控制磁振子增益介质的表面生成光子的光子反射系 数。请见本发明的装置60(图3)。
在本发明一实施方案中，步骤(C)进一步包括(Cl)从以下项组成的组选择 反射和透射装置{光学腔；以及Fabry-Perot腔〉。
在本发明一实施方案中，步骤(C)进一步包括(C2)利用附着在磁振子增益 介质表面的反射和透射装置，在磁振子增益介质中积聚生成的光子。请见本发 明的装置60(图3)。
在本发明一实施方案中，步骤(C2)进一步包括在磁振子增益介质中积聚 阈值量的生成光子，其中，阈值量的积聚光子对于非线性光子-光子相互作用过程是足够的。如果是这种情况，而且如果非平衡磁振子生成了具有基本频率 Vbasie的光子，则非线性光子-光子相互作用过程可导致生成具有V2basie、 V3basic、 V4basic、 等等的光子o
在一实施方案中，本发明的方法进一步包括(D)利用附着在磁振子增益介 质(图3的64)上的波导(图3的78),以在磁振子增益介质外部输出所生成的光 子。
在本发明一实施方案中，步骤(D)进一步包括(Dl)在附着于波导上的外部 光学腔(图3的82)中使生成的光子积聚。
在本发明一实施方案中，步骤(D)进一步包括(D2)在附着于波导上的外 部光学腔(图3的82)中使阈值量的生成光子积聚，其中，该阈值量的积聚光子 对于非线性光子-光子相互作用过程(图中未示)是足够的。
为了说明和叙述的目的，上文己示出本发明的特定实施方案。它们并不打 算用作为穷举或将本发明限于所示的确定形式，很明显，按照上述的启示，可
以作出很多改型和变型。选择和叙述实施方案是为了可最佳地说明本发明的原 理及其实际的应用，从而使本领域的其他技术人员可通过各种各样的适于预期 的特定用途的改进来最佳地利用本发明和不同的实施方案。本发明的保护范围 应该由所附的权利要求以及它们的等同物来限定。
权利要求
1. 一种光子生成方法，所述方法包括以下的步骤(A)提供磁振子增益介质；其中所述磁振子增益介质有助于生成非平衡磁振子；以及(B)在所述磁振子增益介质内生成所述非平衡磁振子；其中，所述非平衡磁振子之间的相互作用导致生成光子。
2. 如权利要求1所述的方法，其特征在于，所述步骤(A)进一步包括以下的步骤(Al)将所述磁振子增益介质置于恒温器内，以使所述磁振子增益介质的温度 保持在临界温度之下。
3. 如权利要求1所述的方法，其特征在于，所述步骤(A)进一步包括以下的步骤(A2)从包含以下材料的组中选择所述磁振子增益介质(铁磁半导体；铁磁 绝缘体；以及铁磁材料}。
4. 如权利要求3所述的方法，其特征在于，所述步骤(A2)进一步包括以下的步骤(A2， 1)将包含所述被选铁磁材料的所述磁振子增益介质置于所述恒温器内, 以使所述被选铁磁材料的温度保持在其居里温度之下。
5. 如权利要求1所述的方法，其特征在于，所述步骤(B)进一步包括以下的步 骤(Bl)将非平衡电子注入所述磁振子增益介质内；其中，所述非平衡电子在 所述磁振子增益介质中的传播导致生成所述非平衡磁振子；以及其中，在所述非平 衡磁振子之间的相互作用导致光子的生成。
6. 如权利要求5所述的方法，其特征在于，所述步骤(B1)进一步包括以下的步骤(Bl， 1)将非平衡电子泵入所述磁振子增益介质。
7. 如权利要求5所述的方法，其特征在于，所述步骤(B1)进一步包括以下的步骤(Bl， 2)将极化非平衡电子泵入所述磁振子增益介质。
8. 如权利要求5所述的方法，其特征在于，所述步骤(B1)进一步包括以下的步骤(Bl， 3)将足够数量的极化非平衡电子泵入所述磁振子增益介质内，以导致在 所述磁振子增益介质内生成所述非平衡磁振子。
9. 如权利要求5所述的方法，其特征在于，所述步骤(B1)进一步包括以下的步骤(Bl， 4)将阈值数量的极化非平衡电子泵入所述磁振子增益介质内，其中所泵 入的阈值数量的极化非平衡电子足以在所述磁振子增益介质内产生磁振子雪崩效 应。
10. 如权利要求5所述的方法，其特征在于，所述步骤(B1)进一步包括以下的步骤(B1, 5)通过改变所述磁振子增益介质的临界温度来改变所生成的光子的最大 频率；其中，所述磁振子增益介质的所述临界温度取决于外部参数；以及其中，所 述外部参数选自下列所组成的组{外部压力；以及所述磁振子增益介质的杂质浓 度}。
11. 如权利要求5所述的方法，其特征在于，所述步骤(B1)进一步包括以下 的步骤(Bl， 6)改变所生成的光子的工作频率；其中，所生成的光子的工作频率取决 于外部参数；以及其中，所述外部参数选自下列所组成的组{所注入的电子的能量; 以及所述恒温器的工作温度}。
12. 如权利要求1所述的方法，其特征在于，所述步骤(B)进一步包括以下的步骤-(B2)利用所述磁振子增益介质中的所述非平衡磁振子之间的合并过程来生成 THz光子。
13. 如权利要求1所述的方法，其特征在于，所述方法进一步包括以下的步骤(C)利用附着在磁振子增益介质表面的反射和透射装置，来控制所述磁振子增 益介质的表面处所生成的光子的光子反射系数。
14. 如权利要求13所述的方法，其特征在于，所述步骤(C)进一步包括以下的步骤(Cl)从以下项组成的组中选择所述反射和透射装置{光学腔；以及 Fabry-Perot腔〉。
15. 如权利要求13所述的方法，其特征在于，所述步骤(C)进一步包括以下 的步骤(C2)利用附着在磁振子增益介质表面的所述反射和透射装置，在所述磁振子 增益介质中积聚所生成的光子。
16. 如权利要求15所述的方法，其特征在于，所述步骤(C2)进一步包括以下 的步骤(C2, 1)在所述磁振子增益介质中使阈值量的所生成的光子积聚，其中，阈值 量的积聚光子对于非线性光子-光子相互作用过程是足够的。
17. 如权利要求16所述的方法，其特征在于，所述步骤(C2， l)进一步包括以 下的步骤(C2, 1, 1)利用所述非线性光子-光子相互作用过程来改变所生成的光子的频率。
18. 如权利要求1所述的方法，其特征在于，所述方法进一步包括以下的步骤(D)利用附着在所述磁振子增益介质上的波导，将所生成的光子输出到所 述磁振子增益介质外部。
19. 如权利要求18所述的方法，其特征在于，所述步骤(D)进一步包括以下 的步骤(Dl)在与所述波导连接的外部光学腔中积聚所生成的光子。
20. 如权利要求18所述的方法，其特征在于，所述步骤(D)进一步包括以下 的步骤(D2)在与所述波导连接的外部光学腔中积聚阈值量的所生成的光子，其 中,阈值量的积聚光子对于非线性光子-光子相互作用过程是足够的。
21. 如权利要求20所述的方法，其特征在于，所述步骤(D2)进一步包括以下 的步骤(D2， l)利用所述非线性光子-光子相互作用过程来改变所生成的光子的频率。
22. —种光子生成装置，所述装置包括(A) 磁振子增益介质；其中，所述磁振子增益介质有助于生成非平衡磁振子；以及(B) 在所述磁振子增益介质内生成所述非平衡磁振子的设备；其中，所述非平 衡磁振子之间的相互作用导致光子的生成。
23. 如权利要求22所述的装置，其特征在于，所述装置进一步包括(C) 恒温器，其中，将所述磁振子增益介质置于所述恒温器内，以及其中，将所 述恒温器配置成将所述磁振子增益介质的温度保持在临界温度之下。
24. 如权利要求22所述的装置，其特征在于，所述设备(B)进一步包括 (Bl)将非平衡电子注入所述磁振子增益介质内的设备；其中，所述非平衡电子在所述磁振子增益介质中的传播导致生成所述非平衡磁振子；以及其中，在所述非 平衡磁振子之间的相互作用导致光子的生成。
25. 如权利要求24所述的装置，其特征在于，所述设备(B1)进一步包括 (B1, l)将非平衡电子泵入所述磁振子增益介质的设备。
26. 如权利要求24所述的装置，其特征在于，所述设备(B1)进一步包括 (B1, 2)将非平衡极化电子泵入所述磁振子增益介质的设备。
27. 如权利要求22所述的装置，其特征在于，所述装置进一步包括(D)附着在磁振子增益介质表面的反射和透射装置，其中，所述反射和 透射装置配置成控制在磁振子增益介质表面处生成的光子的反射系数，以及其中， 所述反射和透射装置选自下列所组成的组{所述光学腔；以及所述Fabry-Perot 腔}。
28. 如权利要求22所述的装置，其特征在于，所述装置进一步包括(E) 与所述磁振子增益介质连接的波导，所述波导配置成将所生成的光子输出 到所述磁振子增益介质外部。
29. 如权利要求22所述的装置，其特征在于，所述装置进一步包括(F) 与所述波导连接的外部光学腔，其中，所述外部光学腔配置成使所生成的 光子积聚。
全文摘要
一种THz光子生成方法，所述方法包括以下的步骤提供磁振子增益介质；其中所述磁振子增益介质有助于生成非平衡磁振子；以及将非平衡电子注入所述磁振子增益介质内。非平衡电子在所述磁振子增益介质中的传播导致了生成所述非平衡磁振子。在非平衡磁振子之间的相互作用导致了THz光子的生成。
文档编号H01S5/00GK101512853SQ200780032419
公开日2009年8月19日 申请日期2007年4月24日 优先权日2006年7月3日
发明者B·G·坦齐莱维奇, Y·科瑞布力特 申请人:太赫技术有限公司