太赫茲信號源的固態(tài)電路實現(xiàn)－回顧與展望

余志平，孫玲玲，余厲陽，黃聲希

(1.杭州電子科技大學電子信息學院，浙江杭州310018;2.美國麻省理工學院電機與計算機系，美國麻薩諸塞州02139)

0 引言

電磁波的頻率范圍涵蓋了從無線電(長波段頻率大約自9 kHz起)到伽瑪射線(頻率1020Hz，相對于空氣中波長0.03 ?)(1 ?(埃)=0.1 nm(納米))。這其間包括了紅外(30 THz)，可見光(400 800 THz)，及紫外(3×104THz)。通常用于通信的微波波段其頻率范圍為3 300 GHz(相應于波長10 cm至1 mm)，而頻段為30300 GHz又稱為毫米波(波長為110 mm，即1 mm至1 cm之間)。

在整個電磁波頻譜中，無線電、微波的信號一般都可以用電學的方式產生(例如電子振蕩器電路)，而頻率在紅外以上的光譜(我們習慣上稱紅外以上的電磁波頻譜為光譜)則可以用光學手段產生?，F(xiàn)在比較困難(實際上是相當困難)的是產生頻率范圍為300 GHz3 THz的信號，這里我們泛指為太赫茲信號，在某些文獻中甚至被夸張地稱為T射線(T-ray)。頻率為3 30 THz的信號也經常被認為是在太赫茲范圍內，但在本文中將其歸入為遠紅外頻譜，不在我們目前的討論范圍之內。

太赫茲信號(再強調一遍，我們這里是指0.33THz的特定頻率范圍)的應用大致有三方面:

1)生物醫(yī)療中的成像與譜分析。這是因為許多生物分子的諧振頻率(指分子的旋轉或振蕩頻率)都在THz范圍內，因而檢測的靈敏度高;

2)雷達與無線通信的應用(因為載波頻率高，因而可用的帶寬也高，意味著可以實現(xiàn)極高數(shù)據(jù)率的傳輸:在幾十Gbps量級);

3)深空間遙感與無線電天文學。

但是太赫茲信號的產生有一個很大的問題，即信號源的輸出功率與頻率成4次方的反比關系，這無論是相比于低于這個頻段(如毫米波段)，或高于這個頻段(如遠紅外波段)都是如此。如果將信號的輸出功率與頻率的關系在雙對數(shù)坐標上畫出(可以被稱為Bode圖，在該圖中，如縱坐標表示的函數(shù)值-包括該值的指數(shù)冪項-與頻率的乘積為常數(shù)，則函數(shù)關系即為一條直線)，就可以明顯地看出，在太赫茲頻段處為一低谷，而兩邊的坡度斜率為4，見圖1。

圖1 信號輸出功率與頻率關系中的太赫茲(THz)谷(選自網上)

圖1中(自左至右)，Gunn:耿氏器件，RTD:諧振隧穿二極管，IMPATT:碰撞電離雪崩渡越時間二極管，multiplexer:肖特基勢壘二極管乘法器，lead-salt laser:鉛鹽二極管激光器，QCL:量子級聯(lián)激光器，IIIV族激光器。

我們可以將此谷形像地稱為太赫茲斷層(THz gap)。由圖1中也可看出，THz信號可以用電學方法產生(信號頻率由毫米波頻段向更高的頻率發(fā)展)，也可以用光學方法產生(由紅外或遠紅外向低頻方向發(fā)展)。本文重點討論由電學的方法產生THz信號，同時介紹一種由激光器的方式產生該頻段的信號，稱為量子級聯(lián)激光器(quantum cascade laser，QCL)。在電學的產生方式中，我們只討論采用固態(tài)器件與電路的實現(xiàn)。依據(jù)其產生的原理，這種固態(tài)實現(xiàn)的電學方式又可分為兩種不同的類型:

1)基波(信號)振蕩器。

2)非受限于載流子渡越時間的振蕩器(我們用NTL振蕩器來稱呼這類THz源，其中NTL表示non transit-time limited)。這又有兩個子類:

本文的組織如下:第1節(jié)簡要介紹基波振蕩器的進展情況，這主要是應用了III-V族異質結高電子遷移率晶體管(HEMT)。第2節(jié)討論用CMOS電路實現(xiàn)的通過利用高次諧波的THZ與毫米波信號產生電路。第3節(jié)討論利用HEMT中溝道等離子波不穩(wěn)定性產生太赫茲信號的理論與實驗進展。第4節(jié)介紹QCL激光器產生太赫茲波的原理與現(xiàn)狀。最后是結論。

1 III－V器件THz基波振蕩器

基波振蕩器即是普通的電子電路振蕩器。其能產生的最高信號頻率在很大程度取決于電路中有源器件的截止頻率(fT)及諧振槽路在工作頻率下的品質因數(shù) 。

通常有源器件的工作頻率是fT的一個分數(shù)部分，比如1/3-1/2。舉一個例來說，2007年報道的美國Northrop-Grumman(NG)公司采用35-nm(柵長)InP HEMT，其最大單位功率增益頻率(fmax)為600 GHz，實現(xiàn)了振蕩頻率高達346 GHz［1］。其電路結構是采用了共面波導(CPW:coplanar waveguide)技術，并包括了在片諧振腔。實現(xiàn)這樣高頻(已進入亞毫米波，即大于300 GHz的頻域)振蕩器的關鍵是研制成功高性能的基于InP的HEMT。

該器件的主要特征與性能為:In0.75Ga0.25As溝道，35-nm柵工藝減小了柵電容，HEMT版圖的緊湊設計使得器件的寄生電感與非本征電容最小化。溝道與InP襯底間的緩沖層是In0.52Al0.48As，這樣的HEMT結構可以取得溝道電子遷移率12 000 cm2/V-s，溝道電子面密度3.5×1012cm-2。

在亞毫米波段固態(tài)放大電路的進展方面，該公司的同一團隊通過進一步縮小同樣的InP HEMT的柵長(30 nm)，制作出在670 GHz頻率下工作的低噪聲放大器(LNA)［2］。這個5級共面波導集成電路LNA，功率增益達7 dB，噪聲系數(shù)為13 dB。

該器件的具體結構與性能為:溝道是 InGaAs/InAs的復合結構，fmax達1.2 THz(截止頻率 fT＞0.6 THz)。器件的跨導大于2 300 mS/mm，最大驅動電流達900 mA/mm。

2012年8月，美國國防部下屬的DARPA(Defense Advanced Research Projects Agency，國防先進研究計劃署)發(fā)布了由該署“太赫茲電子學計劃”資助的NG公司的上述團隊850 GHz接收器電路［3］。這是迄今為止報道的用固態(tài)電路實現(xiàn)的工作頻率最高的THz電路。盡管其詳細的器件結構與性能還沒有在專業(yè)期刊/會議上見到，但可以判斷應該與該團隊的670 GHz LNA所用的工藝相同(盡管有所改進)。這兩個電路的版圖照片見圖2?？梢钥吹?70 GHz的LNA是5級CPW放大器，而850 GHz的電路拓撲并不清楚。

圖2(a)美國Northrop-Grumman(NG)公司的670 GHz低噪聲放大器(LNA)芯片照片［2］，(b)采用了30-nm(或更小的)InP HEMT實現(xiàn)的850 GHz接收器［3］。

為了幫助了解THz收發(fā)器的電路結構，我們這里給出一個方框圖(圖3)?？梢砸姷?，與通常的射頻接收器一樣，THz接收器同樣采用了超外差電路結構。

圖3 太赫茲收發(fā)器的電路框圖

2 CMOS THz振蕩器

隨著硅基CMOS技術的不斷進步(現(xiàn)已處于14 nm技術節(jié)點，而22 nm工藝則已批量生產［4］)，CMOS集成電路中有源器件的截止頻率已達400 GHz以上(Intel的數(shù)據(jù):90 nm節(jié)點209 GHz，32 nm節(jié)點445 GHz［5］)。基于這樣的工藝條件，毫米波段的基波振蕩器已可以用CMOS電路實現(xiàn)。THz振蕩器，目前還是要依賴于高次諧波，同時在電路上或者采用push-push電路拓撲來取得高次諧波作為輸出，或者是采用多個振蕩器合成的辦法來得到輸出。這一節(jié)，我們先介紹一款頻率為210 GHz基波振蕩器，采用的是32 nm SOI CMOS工藝［6］，然后介紹采用延遲耦合振蕩器對四次諧波進行合成而得到振蕩頻率為320 GHz(因此已進入我們文中討論的THz源范圍)的電路［7］，實現(xiàn)該電路的CMOS工藝節(jié)點是65 nm。

2.1 210 GHz基波振蕩器

迄今報道的利用CMOS技術實現(xiàn)基波振蕩的最高頻率是2013年2月在ISSCC(International Solid-State Circuits Conference)上發(fā)表的美國加州大學Irvine分校(UCI)的單片集成、工作頻率為210 GHz的收發(fā)器［6］。該電路采用IBM 32 nm SOI CMOS工藝(fT/fmax=250/350 GHz)。這里我們僅介紹其壓控振蕩器部分(圖4)，其調諧范圍為204.7 212.7 GHz，輸出功率為-13.5 dBm(44.7 μW)，相位噪聲為-80.9 dBc/Hz(在頻率偏差為1 MHz處)。

圖4 振蕩頻率高于210 GHz的壓控振蕩器(VCO)電路圖與測量結果［6］

圖4中，振蕩器的核心部分由M1-M4組成(M5-M6為振蕩器輸出的緩沖級，而M7-M10為對載波進行OOK-on-off keying-調制的電路)。這個振蕩器的特點是采用了一個雙堆疊的交叉耦合的VCO。其中M3-M4與振蕩糟路LD-CV(CV為變容管提供)組成通常的交叉耦合VCO。為了進一步增強維持振蕩器振蕩所需的負(微分)電阻，電路進一步加入了一個由M1-M2組成的額外的源簡并負電阻以補償在高工作頻率下變容管產生的大的損耗，從而改進了整個振蕩環(huán)路的增益及相位噪聲。

2.2 采用推推(Push-Push)電路的基于二次諧波的THz振蕩器

由于CMOS晶體管的截止頻率依然不夠高，只依賴基波振蕩器，目前還不能達到THz波段。一個可行的方案是利用振蕩器的非線性性產生的高次諧波，同時加以信號增強合成的辦法來得到輸出功率尚可接受的THz信號。這方面的電路實踐以取名為“推推”(push-push)拓撲結構最為簡單。推推結構可以相比于推挽電路來理解(正好形成一個對仗)。

參看圖5(a)，其中的振蕩器核心部分(M1-M2/L1-L2及由晶體管的寄生電容組成的諧振槽路)是一個典型的交叉耦合振蕩器。但傳輸線T.L1/2的長度被設計成為對應基波頻率的1/8波長，即λ/8。這樣對于2次諧波，這個傳輸線的電學長就是λ/4。而λ/4長傳輸線可以用作為一個阻抗逆變器，即當傳輸線一端的負載阻抗為ZL時，從傳輸線的另一端看進去的輸入阻抗則為Z20/ZL，其中Z0為傳輸線的特征阻抗。這樣如果C3/4的阻抗在基波/高次諧波的頻率下阻抗可視為零，則在電路節(jié)點A處往兩根傳輸線方向看過去的對2次諧波的阻抗就為無窮大。此時振蕩器的負載只由天線組成。由圖5(b)中可以看出對基波頻率而言，流經兩個交叉耦合晶體管的電流是反相的，因而節(jié)點A對基波是一個虛地(這可以看成是一個push-pull的情況)。而對二次諧波，兩個晶體管的漏極電流是同相的，同時在節(jié)點A處其負載阻抗，除了天線(圖中的patch antenna，即貼片天線)外，根據(jù)以上的分析是無窮大，因而有該頻率下的信號饋入天線，得以輸出。

圖5 振蕩頻率為410 Hz的推推(push-push)電路圖(a)與波形原理圖(b)［8］

這個電路采用的工藝是45 nm CMOS，輸出功率很小，僅為20 nW。因為用通常的探針來測試頻率這么高的輸出信號受儀器裝置、配件的限制，該電路用片上貼片天線作為振蕩信號的輸出手段。這個工作可以被看作是一個CMOS在THz頻段上的應用潛力的初期演示。

2.3 利用高次諧波的多個振蕩器同相位合成THz振蕩器

另一個利用高次諧波來產生THz波段信號的CMOS電路是由美國康奈爾大學Afshari教授組在2012年完成的［7］。他們采用了65 nm CMOS工藝(fmax200 GHz)，但因為利用了四次諧波，同時應用了多個同步的振蕩器輸出信號的合成，不僅頻率可調，而且輸出功率達到了毫瓦級(這是很不容易的):0.76 mW(0.29 THz)與0.5 mW(0.32 THz)。電路的工作原理見圖6。

圖6 美國康奈爾大學的利用四次諧波在延遲耦合振蕩器電路上實現(xiàn)320 GHz信號，輸出功率達0.5 mW［7］。(a)原理圖;(b)基波振蕩器電路/原理圖［9］;(c)測量得到的輸出功率與VCO控制電壓的關系

圖6(a)中的核心振蕩器(基波頻率設為75 GHz)是一個在普通的交叉耦合電路基礎上加以擴展而得到的，其原理圖與等效電路見(b)［9］。振蕩器的基波頻率是由圖中所示的無源網絡的諧振頻率所決定的。而這個網絡在四次諧波時能使晶體管輸出到負載的功率最大化。在圖6(a)中，N個互相耦合的核心振蕩器組成一個環(huán)形結構。每一個振蕩器的自由振蕩頻率都是一樣的(比如75 GHz)，而且通過一個可調整相位延遲的耦合模塊單向地與下一個振蕩器連接起來。這樣一個環(huán)路耦合振蕩器的頻率相位特性由環(huán)路的動態(tài)平衡決定，通過調節(jié)耦合模塊的延遲可以同時改變各核心振蕩器的頻率及相互之間的相位關系。通過恰當?shù)脑O計，可以實現(xiàn)只有對特定階數(shù)的高次諧波，各振蕩器的輸出在環(huán)路的中心合成時才會互相疊加(即增強)。所以這個電路的輸出信號頻率調諧不是通過諧振槽路中的無源元件(通常是電容)值的變化(這在THz頻段損耗會很大)，而是通過改變耦合模塊的延遲量，這樣就避免了大的損耗，但又有調諧的功能。圖6的設計是基波振蕩頻率為75 GHz，對四次諧波而言各振蕩器的輸出在振蕩器環(huán)的中心互相疊加，從而實現(xiàn)了輸出頻率為0.29 0.32 THz，最大輸出功率為0.76 mW，見圖6(c)。詳細討論見文獻［7］、文獻［9］。

3 利用二維電子氣溝道中等離子波不穩(wěn)定性的太赫茲信號源

另一種由固態(tài)場效應晶體管產生THz波段信號的機理由俄羅斯約飛(Ioffe)研究所的M.Dyakonov與美國的M.Shur首次在1993年提出，這種產生THz信號的原理是基于完全不同于溝道載流子渡越時間機理的等離子波不穩(wěn)定性［10］，被稱為DS機制。本節(jié)介紹這個機制的物理原理、數(shù)學表述與迄今為止的實驗依據(jù)。

3.1 場效應晶體管的淺水波模型

在DS機制中的一個核心思想是在場效應晶體管(不論是MOSFET或是HEMT)溝道中的載流子面密度與漂移速度服從一組(由兩個方程組成)偏微分方程，這組方程與流體力學中描述淺水區(qū)的水深變化及一維水平方向流動速度的方程組類似，被稱為淺水波模型［10］。而如果可以假設半導體器件物理中的漸變溝道近似(GCA:gradual channel approximation)成立，那末溝道載流子的面密度就可以用溝道電壓來等價表示(解釋見后)，而這相當于淺水區(qū)中的水深。

我們將這一組方程列出如下，不加進一步的解釋(參考圖7)。

圖7 DS淺水波模型的器件示意圖與電學邊界條件［10］

上式中，U(x，t)=UGc-Vth是柵壓與溝道x處電壓的差，再減去器件的閾值電壓(這對應于溝道x處的載流子面密度)，V(x，t)是溝道載流子漂移速度，m*是載流子的有效質量。這里我們將二維電子氣(2DEG)處理成由源區(qū)沿溝道方向至漏區(qū)的一維問題，有兩個待定的獨立函數(shù)U，V。方程的求解空間區(qū)間是x∈［0，L］(圖7)。解的直流(即穩(wěn)態(tài))邊界條件可由器件的外加電學偏置條件(電壓或電壓與電流)決定。

3.2 溝道等離子波及非穩(wěn)定性

現(xiàn)在我們來介紹一下溝道等離子波的概念。溝道等離子波可以被看作是溝道載流子面密度的波動，即如果我們將與溝道載流子面密度等價的U表示為一個穩(wěn)態(tài)解加上一個簡諧的擾動項，這個擾動項就是等離子波。對于載流子漂移速度V有同樣的處理方式。這樣:

式中，k為等離子波的波數(shù)(即波長的倒數(shù)，但可以有正負值:k＞0表示波的傳播方向是由源到漏;反之，k＜0對應于漏到源)，ω為波的振蕩頻率。我們這里將U0，V0視為常數(shù)(即不依賴于沿溝道的空間位置)，這被稱為線性化近似。將上面兩式代入式(2)可以得到ω與k的關系(這個關系被稱為色散關系，即光學中所指的頻率與波長關系)如下:

這里k總是取非負值。注意到上式右端項中k前面的系數(shù)是一個常數(shù)，這個色散關系就與聲波的相同，而聲速即為:

(s代表sonic)?？梢砸姷?，直流柵偏置電壓(對應于U0)愈大，等離子波的波速愈高。同時注意到在式(5)中，k前面有正負符號，表明等離子波可以在溝道的源端與漏端之間來回傳播，這是因為等離子波在漏端及源端的反射。DS提出如果在溝道兩端的偏置條件是源端交流短路(即柵與源間加恒壓源)與漏端交流開路(即漏源間外加恒流源)(參見圖7)，那末等離子波在溝道兩端的反射系數(shù)乘積可以大于1，即等離子波處于非穩(wěn)定狀態(tài):波幅U1，V1不斷增加［10］。由于在溝道中存在著載流子能量損耗機制(主要是載流子與摻雜雜質及聲子的散射，在載流子面密度高時也要考慮載流子流的粘滯效應)，等離子波幅的增加最終達到一個平衡值。通過選擇恰當?shù)臏系篱L度(一般在幾十納米左右)與器件的材料參數(shù)(載流子飽和速度，遷移率等)，等離子波的頻率可以處于THz波段，然后可以通過合適的手段以電磁波的形式從器件輻射出去。此時，這個場效應管就成為一個THz信號源。

Dyakonov與Shur在文獻［10］中討論了這種溝道載流子等離子波的不穩(wěn)定性:如果允許式(4)中的ω為一個復數(shù)，則其實部表示波的頻率，而虛部則導致波幅隨時間或者增長(虛部為正實數(shù))或者衰減(虛部為負實數(shù))。前者就表示等離子波的非穩(wěn)定性。DS給出了如下等離子波振蕩頻率的公式(只考慮基波f0):

這里假設V0＜s，即亞音速(如果V0＜＜s，則可以有圖8右上角的簡化公式——圖中的Lg即為上式中的L)。類似于物體在大氣中的運動(如噴氣機飛機)，我們可以定義一個馬赫數(shù)M=V0/s，當M＜＜1時，等離子波波幅的增長速率反比于M。詳細分析見文獻［10］。

3.3 實驗依據(jù)

自1993年DS提出他們的等離子淺水波模型20年以來，不斷地有理論的改進與實驗的驗證工作出現(xiàn)。從實驗的角度，早期的是低溫下進行(4.2 K)，所采用的器件是InGaAs-HEMT，柵長為60 nm［11］。該器件輻射的THz信號，頻率在0.4 1.0 THz，輸出功率在nW級。

隨著GaN材料的日趨成熟，因為其HEMT的溝道載流子面密度高(部分是因為極化效應，可達1013/cm2數(shù)量級)，溝道電子遷移率在室溫下接近2 000 cm2/V-s［13］，被廣泛地用于THz固態(tài)源的探索。日本的松下公司在2010年制作了柵長為200 nm的AlGaN/GaN FET，可以輻射峰值位于1.5 THz的寬帶信號。在室溫下，最大輸出功率可達1.8 μW，功率轉換效率為1.6×10-6［12］。這是至今為止看到的利用DS機理單管固態(tài)器件能產生的最高的THz信號功率。

松下公司的器件結構與輸出頻譜見圖8。這是一個單柵器件，但源漏的接觸是采用光柵(grating)結構。這樣一方面并不影響在源漏區(qū)的形成電極接觸，同時當?shù)入x子波電流流經源漏區(qū)時，會在這些光柵狀金屬電極上感生出可以直接幅射出去THz電磁波，亦即源漏區(qū)接觸電極同時被用作THz波的天線。

圖8 日本松下公司的GaN HEMT太赫茲源實驗與測量結果

3.4 DS理論的改進

DS機制對THz信號在2DEG器件中因為等離子波的非穩(wěn)定性的解釋是采用了解淺水波方程的線性近似(溝道載流子面密度與漂移速度在溝道中為常數(shù)，盡管漏源偏置必須為非零)。這與半導體物理的理論明顯不符。自1993年來一直有工作在做，來克服這個近似，包括Dyakonov本人。這方面的理論工作以俄羅斯的學者為領先，可以舉文獻［13］為例。該文將理論的預測與實驗結果(包括采用InGaAs［11］)進行了比較，指出了DS的原始理論與實驗的不一致之處。

正是這些日見發(fā)表的實驗結果，及與理論預測的不符之處，促使了本文的作者及所在單位(包括清華大學)正在開展這方面的研究工作。

4 量子級聯(lián)激光器(QCL:Quantum Cascade Laser)

4.1 原理

量子級聯(lián)激光器的典型結構見圖9，它是半導體異質結超晶格，所選取的構成異質結的材料有不同的能帶結構，包括不同的禁帶寬度與電子親合能，以形成量子勢阱和勢壘的交替結構，即超晶格。由于超晶格的每一層都很薄(厚度大約1到十幾納米)，原先在體半導體中的連續(xù)的能帶就會在超晶格中形成分立的能級。在每個量子勢阱中可以清楚地確定能級的存在。

在量子級聯(lián)激光器的超晶格結構中，通過合理設計每一層的厚度，可以使得兩個在空間位置上相鄰能級的能量差等于所希望發(fā)射出單色光的能量。當電子從高能量的能級躍遷到能量較低的能級，就有可能發(fā)射出這種具有該能量差的激光，我們稱這兩個能級為激光的上能級和下能級。在圖9［14］中，能級3和2即分別為上能級和下能級。在量子級聯(lián)激光器中，每幾層形成一個空間周期，這種周期被重復幾十到幾百次，就形成了整個量子級聯(lián)激光器(QCL)的本征部分。在激光器工作時，加在器件兩端的電壓使得超晶格的能帶發(fā)生傾斜，在內部形成電場，使得電子定向漂移。電子會從一個周期中的第一個高能級，依次躍遷到本周期中的低能級，如此在其后的一些周期中重復發(fā)生。如果電子在每一個周期的最高能級躍遷到該周期中的最低能級的時候都發(fā)射能量同樣的激光，那么經過幾十到幾百個這樣的周期，所發(fā)生的光子數(shù)是相當可觀的。這樣，量子級聯(lián)激光器發(fā)射激光就具有一定的功率。這個對電子發(fā)生的級聯(lián)(cascade)過程，同樣可以在空穴中發(fā)生。但在現(xiàn)今所使用的III-V族半導體量子級聯(lián)激光器中，由于電子比空穴遷移率高，使用導帶底能級結構形成量子勢壘勢阱所構造的量子級聯(lián)激光器，發(fā)射效率高，所以目前一般都是用電子作為載流子。

圖9 量子級聯(lián)激光器的能帶結構示意圖［14］

發(fā)射激光有一個重要條件，即粒子數(shù)反轉，就是說上能級粒子數(shù)要大于下能級粒子數(shù)。這需要在量子級聯(lián)激光器工作時，有源源不斷的電子填充上能級，并且在電子躍遷到下能級后，需要迅速地把電子抽走。在圖9所示的量子級聯(lián)激光器結構中，電子通過量子遂穿到達能級3，其時間非常短(0.2 ps)，保證有效填充能級3。能級3到能級2的躍遷時間則非常大(當電場強度為105 V/m時為4.3 ps)，因為能級3與能級2所對應的波函數(shù)空間重疊很少，且躍遷所伴隨的動量損耗也很大，導致躍遷速率較小。電子隨后由能級2躍遷至能級1，用來抽空激光下能級。在這個躍遷過程中，電子的能量通過光學聲子散射發(fā)生弛豫，而且由于能級2和能級1波函數(shù)空間重疊很大，躍遷速率很小(時間常數(shù)0.6 ps)。這樣，使得粒子數(shù)反轉能夠有效地實現(xiàn)，激光發(fā)射效率也就高。

4.2 量子級聯(lián)激光器歷史

世界上首個量子級聯(lián)激光器問世于1994年美國貝爾實驗室，這個研究團隊由當時貝爾實驗室的副主任Federico Capasso(現(xiàn)為美國哈佛大學教授)領導。他們的工作發(fā)表在1994年4月的Science雜志上［14］，圖9即是這個量子級聯(lián)激光器的能帶結構。這個量子級聯(lián)激光器發(fā)射的是中紅外激光，發(fā)光波長為4.2 μm(相當于頻率為71 THz)，發(fā)光功率為8.5 mW(10 K溫度下)，最高發(fā)光溫度為88 K。激光器的超晶格材料采用的是Al0.48In0.52As Ga0.47In0.53As，用分子束外延的方法制出。采用這種材料的好處是電子遷移率高，并且晶格匹配好。分子束外延保證了良好的超晶格界面接觸，最大程度減小電子和光子遷移過程中在異質結界面的散射，提高發(fā)光效率。

在接下來的10年中，中紅外量子級聯(lián)激光器得到飛速的發(fā)展，現(xiàn)已實現(xiàn)商業(yè)化。其主要的材料仍然是III-V族半導體，制備方法仍然是分子束外延。目前中紅外量子級聯(lián)激光器已經可以在高于室溫(320 K)下工作，發(fā)光脈沖峰功率可達600 mW(233 K)，所使用的材料也從最早的AlGaInAs，擴展到GaAs/AlGaAs。器件結構的設計從超晶格擴展到新穎的波導和外圍激光反饋腔設計，例如等離子增強波導設計和分布式反饋激光器。

隨著人們能夠實現(xiàn)激光發(fā)射波長在中紅外區(qū)，更長波長的激光發(fā)射器便提上日程，這便是THz波，而量子級聯(lián)激光器則是THz源的候選方法之一。

與中紅外不同的是，THz光子能量更小，這需要激光上下能級的能量差更小，例如，4 THz對應16 meV，而在室溫下，kT就達26 meV。這表明，熱擾動會成為一個THz量子級聯(lián)激光器的一個很大干擾因素，因為電子在從上能級躍遷至下能級時，完全可能通過熱擾動而弛豫，而不是受激輻射躍遷，此外，能級能量的不確定度可以與激光能量比擬，導致發(fā)光效率下降，線寬增加。所以，一般THz波段的量子級聯(lián)激光器只能工作在低溫，而且發(fā)光功率不高。

4.3 THz量子級聯(lián)激光器的發(fā)展

2001年，第一個THz量子級聯(lián)激光器被制出［15］，它發(fā)出激光頻率為4.4 THz，發(fā)光功率僅為脈沖工作下的峰值功率幾個mW，而且只能在10 K溫度以內發(fā)激光。緊隨其后，世界上其它一些研究組也報道了THz量子級聯(lián)激光器研制成功。圖10總結了截止2007年的THz量子級聯(lián)激光器的發(fā)光功率和最高工作溫度，以及對應的發(fā)光頻率。圖中所示的器件中，主要有三類超晶格結構:Chirped Superlattice，Bound-to-Continuum，Resonant-Phonon。這些結構的不同之處主要在于提高粒子數(shù)反轉的機制。

圖10 前所研制的THz量子級聯(lián)激光器的(a)最高發(fā)射功率與(b)最高工作溫度與對應的發(fā)射頻率

圖10中，pulsed和CW表示兩種工作模式:脈沖模式和連續(xù)波模式。CSL，BTC，RP表示三類超晶格結構:Chirped Superlattice，Bound-to-Continuum，Resonant-Phonon.其中，在有磁場工作下的器件已被標出［16］。

目前的THz量子級聯(lián)激光器的最高工作溫度為199 K［17］，但是在最近的幾年中，THz量子級聯(lián)激光器發(fā)展緩慢，主要原因是難以克服溫度的巨大影響，加上主要用來冷卻的液氦瀕臨資源匱乏，價格急劇上漲，使得這一THz源成本大為增加。另外，它依賴分子束外延這種技術，需要專業(yè)技術人員和精密龐大并且價格昂貴的設備，這使得THz量子級聯(lián)激光器的成本進一步增加，是一般公司或研究組不具備的。所以，很多原先專攻THz量子級聯(lián)激光器的研究組轉移了研究重點。與此同時，許多其他的THz發(fā)射器的研制也正在展開，例如利用非線性晶體，利用返波管等等。它們都取得了一定的成果，并且這些手段對設備和成本沒有那么依賴。所以，量子級聯(lián)激光器作為THz源，并沒有很大優(yōu)勢。

在THz量子級聯(lián)激光器的設計中，除了溫度因素，還有一個重要的因素，就是激光器的波導設計［16］。由于THz波段，波長達到幾十微米，如果按照傳統(tǒng)的波導設計，激光諧振腔的尺度應與波長相比擬，但是這顯然太大，不利于集成，且THz的衰減嚴重，使得本來功率和效率就不高的激光在諧振腔中損耗了一大部分，真正發(fā)射出來的激光功率十分小。而且，激光的受激輻射效率與諧振腔內激光強度成正比，這也說明THz量子級聯(lián)激光器需要與傳統(tǒng)的半導體激光諧振腔不同的波導和諧振腔設計?；谶@個目的，兩種主要的波導結構已被研發(fā)。第一種是表面等離子波導，另一種是雙面金屬波導。我們在此不作進一步的討論。

4.4 THz量子級聯(lián)激光器前景

THz量子級聯(lián)激光器發(fā)展已有10多年，它真正實現(xiàn)了THz激光的發(fā)射，并且在同類的THz激光發(fā)射器中，功率是比較高的，集成度也是很高的。

但是，如上一節(jié)所提到的，THz量子級聯(lián)激光器作為一個THz發(fā)射源，對環(huán)境的要求比較苛刻，需要無水極低溫環(huán)境(因為水對THz波有強烈的吸收)，而且材料的制備也需要較高的條件。在極低溫下工作，使得原先集成度很高的器件，需要放在制冷且真空的設備里才能工作，使得器件的體積和重量一下增大很多，很不便攜。所以，目前仍有一些人在試圖提高THz量子級聯(lián)激光器的工作溫度?？墒?，盡管目前的最高工作溫度為199 K，距離小型的熱電冷卻機可達到的最低溫度(240 K)相距不是很大，但是要超越這40 K左右的溫度，難度卻相當之大。況且，199 K下是最高能夠探測到THz激光的溫度，其發(fā)射功率幾乎為零，要想發(fā)射出可以使用的高功率，還是至少需要100 K以下的低溫。這給實現(xiàn)室溫或200 K以上可實際工作的THz量子級聯(lián)激光器，又增加了進一步的難度。

目前，為了提高工作溫度，許多人認為，普通的超晶格設計和波導設計已不能滿足溫度要求，需要更大程度的改進，比如使用新的材料。除了用GaAs等III-V族半導體制作THz量子級聯(lián)激光器，GaN/InGaN/AlGaN的材料系統(tǒng)也被提出。因為GaN系統(tǒng)有較匹配的光學聲子能量，理論上能更有效的達到粒子數(shù)反轉，但是一個重要問題是GaN材料極化度很大，制作成超晶格時，界面電荷會極大地影響能帶結構，所以在實際實現(xiàn)中，難度很大。

5 結語

對于太赫茲信號的研究，不僅在實際的應用背景上(例如生物醫(yī)療)有很大的意義，在滿足人類對完整電磁譜的知識了解上也被認為是最后一個未被征服的領地。以往對太赫茲波段的研究主要集中在太赫茲信號的檢測器，但為了實現(xiàn)便攜式的實用系統(tǒng)，其信號源的固態(tài)實現(xiàn)是不可避免的。這也是與固態(tài)集成電路制造技術(尤其是平面加工工藝)成熟相關的一個自然的過程。本文回顧了在半導體器件與集成電路(主要是CMOS)上實現(xiàn)太赫茲源的理論與實踐的進展，重點介紹了克服器件的截止頻率局限的一些方法，如“推推”振蕩器電路結構，利用溝道載流子等離子波非穩(wěn)定性的DS機制等。文章也介紹了太赫茲量子級聯(lián)激光器的原理、進展與面臨的挑戰(zhàn)。

當然除了THz發(fā)射源，要想利用THz這個電磁波段，相對應的其它器件也是需要的，如THz探測器，THz傳輸光纜(或較長距離的波導)，以及能在THz工作的電路。所有這些努力的目標可以歸結都是為實現(xiàn)一個固態(tài)集成的太赫茲頻段收發(fā)器系統(tǒng)，這是一個長期與極具挑戰(zhàn)性的任務。

6 致謝

本文提及的部分工作是在國家973計劃(編號2011CBA00602/4)支持下，在清華大學與杭州電子科技大學同時進行的。特別是清華大學微電子研究所的張進宇老師與王鶴同學的工作對本文的寫作幫助很大，謹在此致謝。

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