半导体晶体中太赫兹晶格振动放大器

来源：Forschungsverbund Berlin E.V.（FVB）；电子科技大学红外毫米波与太赫兹研究院 肖丰 编译

（a）在半导体砷化镓（GaAs）的传导带结构（黑色抛物线：电子能量对动量）中示意性解释的所谓纵向光学（Lo）声子的声子（波浪线）吸收和（b）受激发射。（a）不同尺寸的蓝色圆圈代表室温下的热电子分布。声子是通过将电子从占位几率较高的状态提升到占位几率较低的状态而被吸收（除去）的。（b）一个强大的THZ场（绿色双箭头）将电子分布转变为一个反转状态。现在，声子的受激发射通过反电子跃迁增加了声子的数量。（c）金属狗骨谐振器阵列覆盖的样品结构示意图（橙色）。后者增强了靠近谐振器带电臂的电场（沿虚线）。（d）作为时间函数的相干声子的测量振幅（峰下面积），显示在1.5皮秒的时间内增加了10倍。来源：MBI Berlin

与激光中光的放大类似，半导体晶体的振动，也就是所谓的声子，是通过与电子电流的相互作用而增强的。强太赫兹（THz）脉冲对金属半导体纳米结构的激发导致纵向光学（LO）声子在9 THz频率下放大10倍。将这种晶格运动耦合到传播声波上，有可能实现亚纳米空间分辨率的超声成像。

激光的基本原理可以通过晶体中的振动量子应用于声子。声子可以被晶格中的电子吸收或发射。声子的净放大要求它们通过受激发射每秒发射的数量大于每秒吸收的数量。换句话说，发射的电子一定比吸收声子的要多。在图1中示意性地说明了这一条件，其中电子能量被绘制为电子动量k的函数，大致遵循抛物线依赖关系。

对于室温下电子的热平衡分布[由图1（a）中不同尺寸的填充蓝圈勾勒]，高能电子态的粒子数比低能电子态的粒子数少，从而导致净声子吸收。只有当晶体中相应声子的能量和动量分离的两个电子态之间存在所谓的粒子数反转时，才能优先考虑声子的受激发射[图1（b）]。对于光学声子，由于其能量相对较高，这一条件很难满足。

来自德国柏林的马克斯伯恩研究所、新墨西哥州阿尔伯克基的桑迪亚国家实验室和纽约州布法罗市纽约州立大学的研究人员现已证明了光学声子在一种特殊设计的金属半导体纳米结构中的放大作用[图1（c）]。该系统由一个金属狗骨天线组成，天线顶部是由GaAs和AlAs组成的层状半导体结构。这种结构用超短脉冲以太赫兹频率照射。

一方面，太赫兹脉冲激发纵向光学（Lo）声子；另一方面，它在厚的GaAs层中驱动电子流。振荡频率为9太赫兹（约为人类能听到的最高频率的4.5亿倍）的低声子通过与电子的相互作用被放大。声子振荡的强度或振幅是通过样品折射率的伴随变化来监测的。后者是借助第二个超短脉冲在较高频率下测量的。图1（d）显示了声子激发的时间演化。在曲线的峰值期间，存在一个净声子放大，在峰值下的黄色区域是声子振荡振幅的测量。所附的影片显示了相干声子振幅的时空演化，根据THZ脉冲的相位显示声子衰减[情况图1（a）]和声子放大[情况图1（b）]的两个周期。

左图：GaAs光学声子在薄的AlAs层和厚的GaAs层之间的界面的振幅[图1（c）]。红色曲线：在厚的砷化镓层中，由太赫兹驱动的电子电流引起的低声子振荡。蓝色曲线：没有放大机制的声子振荡。右：作为从alas/gaas界面到厚gaas层的穿透深度函数的Lo声子振幅的时空演化（参见左面板中的移动圆）[图1（c）]。电影清楚地显示了声子衰减的交替周期[情况图1（a）]和声子放大[情况图1（b）]，这取决于驱动THZ脉冲的相位。来源：Forschungsverbund Berlin e.V. (FVB)

现在的工作是原则的证明。对于一个可用的高频声波源，有必要进一步提高放大率。一旦有了这样的来源，它就可以用来扩大超声的范围，使之接近单个生物细胞的长度尺度。虽然非传播光学声子不能直接用于成像，但可以将它们转换成另一种材料中频率相同的声子，并将后者应用于声像成像。