太赫茲偏振測(cè)量系統(tǒng)及其應(yīng)用

鄂軼文，黃媛媛，徐新龍*，汪 力

（1.中國(guó)科學(xué)院物理研究所北京凝聚態(tài)物理國(guó)家實(shí)驗(yàn)室，北京100190；2.西北大學(xué)光子學(xué)與光子技術(shù)研究所光電技術(shù)與功能材料國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室培育基地，陜西西安710069）

太赫茲偏振測(cè)量系統(tǒng)及其應(yīng)用

鄂軼文1，黃媛媛2，徐新龍2*，汪 力1

（1.中國(guó)科學(xué)院物理研究所北京凝聚態(tài)物理國(guó)家實(shí)驗(yàn)室，北京100190；2.西北大學(xué)光子學(xué)與光子技術(shù)研究所光電技術(shù)與功能材料國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室培育基地，陜西西安710069）

麥克斯韋方程中的介質(zhì)響應(yīng)特性一般由本構(gòu)關(guān)系中的介電函數(shù)ε（ω）和磁導(dǎo)率μ（ω）來描述，對(duì)于介質(zhì)中傳播的電磁場(chǎng)，通常存在兩個(gè)獨(dú)立的本征傳播模式，它們是齊次麥克斯韋方程組的特解，各自具有特定的色散關(guān)系和偏振態(tài)。如果介質(zhì)中傳播的電磁場(chǎng)為兩個(gè)本征模分量的線性迭加，其偏振態(tài)將會(huì)隨著傳播的過程而改變。常見的現(xiàn)象有各向異性晶體中的雙折射、超材料中的偏振調(diào)制效應(yīng)、自然界中手性材料的旋光響應(yīng)以及外磁場(chǎng)作用下產(chǎn)生的Faraday效應(yīng)等。本文從測(cè)量方法、數(shù)據(jù)處理、測(cè)量精度等方面介紹太赫茲時(shí)域偏振檢測(cè)系統(tǒng)及其發(fā)展?fàn)顩r，特別是利用線柵、超材料以及光學(xué)手段調(diào)制太赫茲電場(chǎng)偏振態(tài)的方法。對(duì)近幾年太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)在分析手性超材料、太赫茲圓二色譜以及Faraday效應(yīng)等實(shí)驗(yàn)中的應(yīng)用進(jìn)行了總結(jié)和討論。最后展望了太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)未來進(jìn)一步的發(fā)展空間及應(yīng)用前景。

太赫茲光譜；偏振檢測(cè)；超材料；調(diào)制

1 引 言

太赫茲（Terahertz，THz）波，指頻率在0.1 THz到30 THz之間的電磁波，在頻譜上位于紅外和微波之間［1］。在過去的30年，關(guān)于太赫茲與物質(zhì)相互作用的研究隨著太赫茲時(shí)域光譜系統(tǒng)（Terahertz Time Domain Spectroscopy）的發(fā)展而得到長(zhǎng)足的進(jìn)步。通過太赫茲時(shí)域光譜系統(tǒng)可以直接獲得太赫茲電場(chǎng)的時(shí)域脈沖波形，再經(jīng)傅立葉變換得到太赫茲電磁脈沖頻域的振幅與相位信息，從而不需要Kramers-Kroning關(guān)系就可以得到材料的復(fù)介電常數(shù)［2］。由于太赫茲波對(duì)玻璃、陶瓷、塑料等介電材料和非極性液體有良好的穿透性，并且可以顯示由于材料物性不同而產(chǎn)生的對(duì)比度，太赫茲技術(shù)在安檢以及無損探測(cè)等方面也展現(xiàn)了廣闊的應(yīng)用前景［3］。利用太赫茲光譜研究晶體的晶格振動(dòng)［4］、生物小分子的轉(zhuǎn)動(dòng)以及大分子的振動(dòng)能級(jí)［5］、半導(dǎo)體的帶間躍遷以及載流子等特性，也引起了研究人員的極大興趣。隨著超材料（Metamaterial）技術(shù)的發(fā)展［6］，通過設(shè)計(jì)超材料的單元結(jié)構(gòu)，利用其電磁共振響應(yīng)對(duì)太赫茲波進(jìn)行調(diào)制，可獲得自然材料無法實(shí)現(xiàn)的電磁響應(yīng)特性，使得負(fù)折射、亞波長(zhǎng)分辨成像，完美透鏡等成為可能［7］。最近幾年，在太赫茲領(lǐng)域有很多突破性的進(jìn)展。例如利用高功率激光脈沖通過非線性晶體［8］、空氣等離子體［9］等介質(zhì)產(chǎn)生高電場(chǎng)強(qiáng)度的太赫茲脈沖（100 MV／cm），利用這樣的強(qiáng)電場(chǎng)可以對(duì)載流子進(jìn)行相干調(diào)制［10］并在固體中產(chǎn)生高次諧波［11］等非線性效應(yīng)［12］。不僅如此，利用反霍爾效應(yīng)產(chǎn)生的超快自旋電流所輻射的超寬帶太赫茲脈沖（1～30 THz）［13］、頻率間距僅為80 MHz的太赫茲頻率梳［14］、通過電信號(hào)［15］以及激光［16］調(diào)控的手性結(jié)構(gòu)超材料［17］等，使得太赫茲技術(shù)成為與電子學(xué)、材料學(xué)以及生物學(xué)等領(lǐng)域相互交叉的一門新興學(xué)科，太赫茲技術(shù)已成為研究材料特性及特定物理過程的一種不可或缺的方法。

隨著對(duì)太赫茲波進(jìn)一步的研究與認(rèn)識(shí)以及太赫茲時(shí)域光譜技術(shù)的普及和應(yīng)用，對(duì)太赫茲測(cè)量技術(shù)的要求也越來越高。傳統(tǒng)的太赫茲時(shí)域光譜系統(tǒng)只測(cè)量在一個(gè)偏振方向的電場(chǎng)信息，使其在研究具有偏振轉(zhuǎn)換響應(yīng)的物理過程時(shí)，由于不能獲得電磁響應(yīng)的全部信息而受到限制。例如，當(dāng)測(cè)量各向異性晶體在太赫茲波段的響應(yīng)時(shí)，如果太赫茲入射電場(chǎng)偏振方向不在晶體主軸方向或者對(duì)于寬頻的入射場(chǎng)存在主軸取向色散時(shí)，該電場(chǎng)則不能作為電磁響應(yīng)的單一本征模式在晶體中傳播，導(dǎo)致透射（反射）電場(chǎng)的偏振態(tài)由于本征模式之間介電常數(shù)的不同而發(fā)生變化。所謂電磁響應(yīng)的本征模式是指當(dāng)電磁場(chǎng)與物質(zhì)相互作用的過程中，該電磁場(chǎng)模式在界面透射、反射以及在介質(zhì)內(nèi)傳播時(shí)遵從特定的色散關(guān)系并保持其偏振態(tài)不變。通常，物質(zhì)對(duì)電磁場(chǎng)的響應(yīng)用本構(gòu)關(guān)系來描述［18］。通過解Maxwell方程與本構(gòu)關(guān)系聯(lián)立的方程組，即可以得到該物質(zhì)電磁響應(yīng)的本征模式特性及其色散關(guān)系。本征模式一般為一組完備基矢，其性質(zhì)決定于樣品的對(duì)稱性及樣品的物理特性等。對(duì)于非各向同性樣品來說，本征模式之間的介電常數(shù)通常不相同。當(dāng)入射電場(chǎng)不能作為本征模式與物質(zhì)相互作用時(shí)，該電場(chǎng)的偏振態(tài)一定隨著傳播的過程改變。

另外，大多數(shù)生物聚合物，例如蛋白質(zhì)、DNA、RNA等都會(huì)折疊成較大的宏觀手性分子。手性分子的結(jié)構(gòu)本身不具有鏡面對(duì)稱性，其鏡面投影的分子是與之手性相反的對(duì)映體?；閷?duì)映體的分子所表現(xiàn)的大多數(shù)化學(xué)與物理性質(zhì)相同，但在生物體中的活性存在非常明顯的差異［19］。區(qū)分和鑒別手性分子對(duì)制藥、生物監(jiān)測(cè)等方面有著重要的意義。當(dāng)電磁波與手性介質(zhì)相互作用時(shí)，由于該介質(zhì)中存在直接的磁電耦合，本構(gòu)關(guān)系發(fā)生變化。使得電磁響應(yīng)本征模式由線偏振光轉(zhuǎn)為圓偏振光，且對(duì)于左旋與右旋圓偏振光有不同的折射率與吸收系數(shù)。當(dāng)線偏振光透過手性介質(zhì)時(shí)，其偏振主軸方向和橢圓率均會(huì)發(fā)生變化。透射電場(chǎng)偏振方向隨波長(zhǎng)的變化關(guān)系稱為ORD（Optical Rotation Dispersion）譜；對(duì)于左旋與右旋偏振光的吸收的差別隨波長(zhǎng)變化為CD（Circular Dichroism）譜，ORD譜與CD譜在數(shù)學(xué)上互為Kramers-Kroning關(guān)系。在紫外和可見波段測(cè)量手性樣品的ORD譜及CD譜已經(jīng)成為生物、化學(xué)研究手性材料結(jié)構(gòu)的重要方法之一。由于光頻能量相對(duì)較高，所激發(fā)的響應(yīng)大多為分子電子態(tài)的躍遷，而太赫茲波對(duì)分子的轉(zhuǎn)動(dòng)及振動(dòng)能級(jí)更為敏感，這也使得太赫茲有潛力成為相對(duì)其它波段，對(duì)分子構(gòu)型變化更加靈敏的監(jiān)測(cè)手段。因此，測(cè)量太赫茲波段手性分子偏振響應(yīng)的CD譜及ORD譜有望為鑒別分子、了解分子生物活性以及生物分子之間相互作用等研究提供有效且靈敏的測(cè)量手段。由于自然材料手性響應(yīng)較弱，水對(duì)太赫茲有較強(qiáng)的吸收以及偏振系統(tǒng)精度不足等因素，使得相關(guān)研究非常有限，仍需更多的探索與嘗試。在此基礎(chǔ)上，具有手性單元結(jié)構(gòu)的超材料可以通過電磁共振響應(yīng)得到較強(qiáng)的手性，為偏振調(diào)制以及實(shí)現(xiàn)負(fù)折射率提供了新思路［20-22］。不論是研究自然手性材料還是人工手性超材料，若要獲得完整的電磁響應(yīng)信息，偏振檢測(cè)手段必不可少。

另一方面，具有偏振測(cè)量能力的太赫茲時(shí)域光譜系統(tǒng)在實(shí)際工作中也有重要的需求。傳統(tǒng)透射系統(tǒng)對(duì)被測(cè)樣品有很多限制，例如被測(cè)樣品需為片狀，對(duì)太赫茲吸收不能太強(qiáng)，表面需平整而且光滑。這些限制使得透射測(cè)量對(duì)于金屬、金屬上的薄膜、高摻雜半導(dǎo)體、非片狀樣品等均不適用。因此，反射型太赫茲系統(tǒng)［23］以其特有的優(yōu)勢(shì)及需求也逐漸發(fā)展起來。為了得到樣品的復(fù)反射率，通常利用金屬鏡面反射入射電場(chǎng)作為參考信號(hào)。但是，如果鏡面與樣品表面不能完全重合，即便是小于1μm的誤差，也會(huì)嚴(yán)重影響光學(xué)參數(shù)的提取精度，所以很多研究組也在如何精確控制相對(duì)位置做了不同程度的探索［24-25］。同時(shí)，人們也提出利用太赫茲?rùn)E偏儀來避免這個(gè)問題，即分別測(cè)量樣品反射的p偏振與s偏振的太赫茲電場(chǎng)，通過計(jì)算這兩個(gè)電場(chǎng)的復(fù)振幅比而獲得材料參數(shù)［26］。以橢偏儀為基礎(chǔ)的太赫茲反射型偏振檢測(cè)系統(tǒng)也在逐漸發(fā)展中。

綜上所述，研究與發(fā)展精度高、動(dòng)態(tài)范圍大的太赫茲透射（反射）時(shí)域偏振檢測(cè)系統(tǒng)，有助于得到更加完備的電場(chǎng)與物質(zhì)相互作用的信息，對(duì)進(jìn)一步研究太赫茲和物質(zhì)相互作用機(jī)理以及對(duì)太赫茲技術(shù)的應(yīng)用前景有著重要的意義。本篇綜述將主要討論近幾年太赫茲偏振檢測(cè)技術(shù)的發(fā)展及相關(guān)成果。首先，介紹一些常用的太赫茲偏振檢測(cè)方法以及透射式與反射式偏振檢測(cè)系統(tǒng)的特點(diǎn)和區(qū)別。其次，討論偏振檢測(cè)的數(shù)據(jù)處理方法、限制太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)測(cè)量精度的一些因素、以及適用于太赫茲波段的偏振片和偏振調(diào)制器件。最后，展示一些太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)在手性超材料、CD譜以及Faraday效應(yīng)等研究中的應(yīng)用，并展望了太赫茲偏振系統(tǒng)進(jìn)一步的發(fā)展與應(yīng)用前景。

2 太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)

2.1太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)簡(jiǎn)介

偏振檢測(cè)系統(tǒng)是指可以獲得被測(cè)電磁波強(qiáng)度及其偏振態(tài)的系統(tǒng)。對(duì)于偏振光來說，最一般的情況為橢圓偏振光，線偏振與圓偏振均屬于橢圓偏振的特殊情況。偏振系統(tǒng)可以通過實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)直接或間接得到電場(chǎng)強(qiáng)度，電場(chǎng)偏振橢圓的主軸方向、橢圓率以及旋轉(zhuǎn)手性。圖1所示是在傳統(tǒng)太赫茲透射時(shí)域光譜系統(tǒng)中實(shí)現(xiàn)偏振檢測(cè)的最常用的方法，即在被測(cè)樣品前后分別插入太赫茲偏振片。其中，偏振片P1（Polarizer 1）放置在樣品前的光路中，作為起偏器規(guī)范太赫茲入射電場(chǎng)的偏振方向，使入射電場(chǎng)為線偏振電場(chǎng)。偏振片P2（Polarizer 2）放置在可旋轉(zhuǎn)的裝置上，可精確調(diào)節(jié)旋轉(zhuǎn)角度，作為檢偏器將太赫茲電場(chǎng)投影到不同偏振方向以便進(jìn)行探測(cè)。為方便計(jì)算，一般會(huì)選擇互相垂直的兩個(gè)方向。偏振片P3（Polarizer 3）用于規(guī)范進(jìn)入測(cè)量系統(tǒng)太赫茲電場(chǎng)的偏振方向。不論是利用天線或是非線性晶體進(jìn)行探測(cè)，探測(cè)效率都依賴于被測(cè)電場(chǎng)的偏振方向［27］。經(jīng)過P3之后，所有不同方向偏振的被測(cè)電場(chǎng)都投影到相同方向，這樣保證了相同的探測(cè)效率，方便數(shù)據(jù)之間進(jìn)行對(duì)比及進(jìn)一步處理。由于太赫茲時(shí)域系統(tǒng)的自身優(yōu)勢(shì)，只需要測(cè)量任意兩個(gè)偏振方向的波形，經(jīng)過傅里葉變換得到不同偏振方向電場(chǎng)的振幅與相位信息，就可以計(jì)算出透射電場(chǎng)偏振態(tài)的全部信息及其隨頻率的變化關(guān)系。

圖1 常見太赫茲偏振檢測(cè)方法Fig.1 Usual terahertz polarization measurementmethod

反射式太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)與透射系統(tǒng)原理相同，所測(cè)量的數(shù)據(jù)為經(jīng)樣品反射后的太赫茲電場(chǎng)及其偏振態(tài)。需要注意的是偏振檢測(cè)系統(tǒng)與實(shí)驗(yàn)中常用的橢偏儀是有區(qū)別的，由于容易混淆，這里介紹各自特點(diǎn)以便區(qū)分。橢偏儀是在可見光波段中用于測(cè)量材料折射率的重要儀器之一，其工作原理是分別測(cè)量s偏振與p偏振經(jīng)過樣品反射后的電場(chǎng)，用于計(jì)算樣品參數(shù)。如圖2所示為太赫茲?rùn)E偏儀［28］，圖中的太赫茲源為光導(dǎo)天線，所產(chǎn)生的線偏振太赫茲電場(chǎng)的偏振方向與水平面夾角為45°，目的是使分解為p偏振與s偏振的電場(chǎng)強(qiáng)度相當(dāng)，保證不同偏振有相同的測(cè)量動(dòng)態(tài)范圍。電場(chǎng)入射到樣品的入射角固定為45°。為了提高測(cè)量精度，有時(shí)候也會(huì)選擇布儒斯特角附近的角度作為入射角。在這樣的安排下s偏振與p偏振的復(fù)反射率差別相對(duì)較大。在此基礎(chǔ)上，可變?nèi)肷浣堑奶掌澐瓷涫狡裣到y(tǒng)可以根據(jù)不同的樣品，進(jìn)行適當(dāng)?shù)慕嵌日{(diào)節(jié)，以達(dá)到更好的測(cè)量效果［29-30］，但在實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)上也增大了實(shí)現(xiàn)與調(diào)試難度。

圖2 太赫茲?rùn)E偏儀［28］Fig.2 Terahertz ellipsometer［28］

對(duì)于可見光波段來說，在吸收可忽略不計(jì)的情況下，橢偏儀測(cè)量s偏振與p偏振在相同入射角時(shí)反射電場(chǎng)強(qiáng)度的差別，然后利用菲涅爾公式計(jì)算材料在該波長(zhǎng)的折射率［31］。對(duì)于太赫茲?rùn)E偏儀來說，由于可以直接記錄反射電場(chǎng)的振幅和相位信息，所以通過s偏振與p偏振復(fù)反射率的差別，不需要測(cè)量參考信號(hào)就可以計(jì)算出樣品的折射率與吸收系數(shù)。值得注意的是，橢偏儀中測(cè)量所用樣品必須是各向同性的樣品，保證s偏振與p偏振經(jīng)樣品分別反射后仍為線偏振電場(chǎng)。

但是對(duì)于非各向同性樣品，以下兩種情況并不適合用橢偏儀進(jìn)行測(cè)量。一是被測(cè)樣品為各向異性晶體，即便s偏振與p偏振電場(chǎng)可以作為本征模式在界面反射，但由于樣品的各向異性導(dǎo)致s偏振與p偏振電場(chǎng)分別對(duì)應(yīng)數(shù)值不相同的兩個(gè)主軸復(fù)折射率，這時(shí)則需要額外的測(cè)量才能確定樣品參數(shù)。二是s偏振與p偏振不能作為電磁響應(yīng)的本征模式在界面反射。當(dāng)s偏振入射時(shí)，反射電場(chǎng)不再是線偏振光，而同時(shí)包含p偏振分量，反之亦然。這時(shí)，不同偏振入射時(shí)，要利用偏振檢測(cè)技術(shù)分別測(cè)量偏振轉(zhuǎn)換情況，根據(jù)樣品電磁響應(yīng)的本征模式計(jì)算材料參數(shù)。由于偏振檢測(cè)系統(tǒng)與橢偏儀都涉及到如何測(cè)量不同偏振的太赫茲電場(chǎng)，在技術(shù)上有相同之處，只是在實(shí)驗(yàn)安排上略有不同，實(shí)驗(yàn)中需根據(jù)不同的實(shí)驗(yàn)?zāi)康呐c需求而選擇適用的實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)。

2.2太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)數(shù)據(jù)處理方法

完整描述電場(chǎng)偏振態(tài)有以下幾個(gè)參數(shù)［32］（如圖3所示）：（1）橢圓長(zhǎng)短軸a和b，描述主軸電場(chǎng)強(qiáng)度，且長(zhǎng)短軸的相位之間相差±90°，正負(fù)號(hào)決定了電場(chǎng)在傳播時(shí)橢圓軌跡的旋轉(zhuǎn)方向即手性；（2）橢圓主軸方向，圖中用長(zhǎng)軸與x軸的夾角ψ來表示；（3）橢圓率χ，tan（χ）=b／a，其意義與橢圓的離心率相同，絕對(duì)值越大越接近于圓，越小橢圓則越扁。對(duì)于線偏振與圓偏振其橢圓率分別為0和1。

圖3 任意電場(chǎng)偏振橢圓Fig.3 Arbitrary electric field ellipse

對(duì)于任意電場(chǎng)，都可以表示為兩個(gè)不同方向線偏振電場(chǎng)的疊加。如果實(shí)驗(yàn)中測(cè)得同一電場(chǎng)在兩個(gè)不同偏振方向的投影，就可以算出該電場(chǎng)偏振態(tài)的全部信息。假設(shè)實(shí)驗(yàn)中測(cè)得電場(chǎng)在x軸與y軸的投影分別為：

式中，A和φ分別表示被測(cè)電場(chǎng)的振幅及相位，若定義α=Ax／Ay，δ=φx-φy，則主軸偏振方向以及橢圓率分別為：

再根據(jù)主軸偏振方向，就可以將被測(cè)電場(chǎng)經(jīng)過坐標(biāo)變換得到電場(chǎng)在主軸方向的強(qiáng)度a和b，至此便得到了被測(cè)電場(chǎng)的全部信息。由于太赫茲脈沖是寬頻的，所以經(jīng)過這樣處理都得到的數(shù)據(jù)均是頻率的函數(shù)。

利用太赫茲時(shí)域系統(tǒng)提取樣品參數(shù)時(shí)，若電場(chǎng)偏振態(tài)經(jīng)過樣品后不發(fā)生變化，說明入射電場(chǎng)可以作為該樣品電磁響應(yīng)的本征模式，只要按照傳統(tǒng)的方法提取復(fù)折射率即可。這里一定要強(qiáng)調(diào)的是樣品復(fù)折射率（?=n-iκ）是針對(duì)電磁響應(yīng)的本征模式而定義的，它描述了電磁場(chǎng)與樣品相互作用時(shí)對(duì)于特定頻率、特定偏振的色散（n）與吸收（κ）的性質(zhì)。若發(fā)生偏振轉(zhuǎn)換效應(yīng)，應(yīng)將入射電場(chǎng)按照電磁響應(yīng)的本征模式分解之后，再分別對(duì)每個(gè)本征模式進(jìn)行參數(shù)提取。

2.3太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)測(cè)量精度

由上面討論可知，如果想要得到被測(cè)電場(chǎng)偏振態(tài)的全部信息，至少要測(cè)量電場(chǎng)在兩個(gè)不同方向的投影。這里限制太赫茲偏振檢測(cè)精度的主要因素是太赫茲偏振片的消光比以及平移臺(tái)的復(fù)位誤差。太赫茲波段的偏振片與光頻等波段的偏振片相比，消光比相對(duì)較差。在測(cè)量中，經(jīng)過偏振片的電場(chǎng)理想情況應(yīng)為線偏振電場(chǎng)，但實(shí)際情況并非如此，所以會(huì)引入誤差。如果想提高消光比，最簡(jiǎn)單的方法是在光路中放置兩個(gè)或者多個(gè)設(shè)置相同的偏振片。另外，測(cè)量時(shí)域波形時(shí)通常利用平移臺(tái)調(diào)節(jié)探測(cè)光與太赫茲脈沖之間的相對(duì)相位。每記錄一個(gè)波形，平移臺(tái)都要掃過一段距離，然后重復(fù)這個(gè)過程。由于任何平移臺(tái)都有復(fù)位誤差，即便誤差只有1μm，也會(huì)導(dǎo)致每次測(cè)量電場(chǎng)的相位有2.4°的相位不確定性，且該相位的符號(hào)是隨機(jī)的。該誤差在后續(xù)數(shù)據(jù)處理中會(huì)對(duì)數(shù)據(jù)準(zhǔn)確度造成嚴(yán)重影響。為了避免多次測(cè)量平移臺(tái)引入的誤差，可以在實(shí)驗(yàn)中通過旋轉(zhuǎn)偏振片配合實(shí)現(xiàn)平移臺(tái)只單方向掃描一次，同時(shí)測(cè)得電場(chǎng)不同方向的投影。

如圖4所示為反射型太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)［33］，為了提高測(cè)量精度，避免平移臺(tái)往返掃描，該系統(tǒng)樣品后的偏振片（RWGP）勻速旋轉(zhuǎn)，使得太赫茲脈沖強(qiáng)度被周期調(diào)制。之后，將被測(cè)信號(hào)同時(shí)傳輸于兩個(gè)鎖相放大器，利用相同頻率但不同相位的參考信號(hào)，可以同時(shí)獲得不同角度投影的太赫茲電場(chǎng)。

圖4 雙鎖相放大器反射型太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)示意圖［33］Fig.4 Diagram of terahertz polarization measurement reflection system with double lock-in amplifiers［33］

2.4其他太赫茲偏振探測(cè)方法

前面介紹的常用太赫茲偏振檢測(cè)方法是利用太赫茲偏振片來實(shí)現(xiàn)的，因此測(cè)量精度最終受限于偏振片的消光比及透過率等特性。利用其它偏振敏感的探測(cè)方法，不僅可以同時(shí)測(cè)量太赫茲電場(chǎng)完整的偏振態(tài)，而且能使測(cè)量精度不受限于偏振片。例如，利用空氣等離子體作為非線性介質(zhì)測(cè)量太赫茲電場(chǎng)時(shí)，給等離子體加相互垂直的兩組橫向電壓，其中一組為余弦電壓，另一組為正弦電壓。再將探測(cè)光經(jīng)λ／4波片轉(zhuǎn)為圓偏振光，這樣設(shè)置后所測(cè)光電流的大小與太赫茲電場(chǎng)的強(qiáng)度以及電場(chǎng)偏振方向與偏壓電場(chǎng)之間的角度相關(guān)聯(lián)。通過數(shù)據(jù)處理，只需一次測(cè)量就可以獲得太赫茲脈沖的強(qiáng)度和偏振方向［34］。又如，利用光導(dǎo)天線探測(cè)太赫茲時(shí)，可在傳統(tǒng)兩個(gè)電極的光導(dǎo)天線上再增加一個(gè)或者兩個(gè)電極，分別形成三觸點(diǎn)［35-36］或者四觸點(diǎn)天線［37］，通過測(cè)量不同的電極之間的光電流從而獲得太赫茲電場(chǎng)的偏振信息。利用電光晶體探測(cè)太赫茲時(shí)，所測(cè)光電流與晶體的非線性系數(shù)、探測(cè)光的偏振以及被測(cè)電場(chǎng)的偏振均有關(guān)系［38］。Nemoto等人［39］利用光彈調(diào)制器周期性調(diào)制探測(cè)光的偏振，再利用晶向?yàn)椋?11＞的GaP晶體進(jìn)行光電檢測(cè)。根據(jù)晶體對(duì)稱性及其光電系數(shù)，可以得到被測(cè)電場(chǎng)偏振與探測(cè)光偏振之間的關(guān)系，從而得到被測(cè)電場(chǎng)的偏振態(tài)。該系統(tǒng)測(cè)量太赫茲電場(chǎng)主軸方向的偏振角度，精度可以高達(dá)0.1 mrad。

3 太赫茲偏振調(diào)制器件

隨著太赫茲偏振系統(tǒng)精度的不斷提高，對(duì)于成本低、高消光比、高透射率、寬頻帶的太赫茲偏振器件的需求不斷增加。同時(shí)，隨著太赫茲時(shí)域光譜系統(tǒng)中太赫茲源的頻寬不斷增加，頻率間色散的影響導(dǎo)致在有效頻段內(nèi)制作寬頻器件的難度也不斷增大。相比于紅外或者可見光波段，太赫茲波段的偏振片在種類和性能等各方面都仍有較大差距。

3.1太赫茲偏振片

目前最常用的太赫茲偏振片是由等間距排列的金屬線制成的線柵（如圖5所示）。當(dāng)電場(chǎng)經(jīng)過線柵，投影到金屬線方向的電場(chǎng)會(huì)被吸收或者反射。由于線柵的直徑遠(yuǎn)小于波長(zhǎng)，垂直于線柵方向的電場(chǎng)將會(huì)透射。因此，理想情況下經(jīng)線柵透射的電場(chǎng)是與線柵方向垂直的線偏振電場(chǎng)。線柵的消光比主要取決于金屬線的寬度a、金屬材料的復(fù)折射率以及金屬線的周期g。按照這樣的原理制成的偏振片，一般可以分為無基底（圖5（a））［40］和有基底（圖5（b））［41］兩種。前者損耗小，但在制作過程中要保證每條金屬線之間的間距相同比較困難［42］，所以成本較高，且重復(fù)性相對(duì)較差。在此基礎(chǔ)上提出了在基底上沉積金屬線的方法，大大降低了制作成本并且保證了樣品之間的重復(fù)性。但基底的存在會(huì)損耗一部分透射的電場(chǎng)能量，降低轉(zhuǎn)換效率。不論有無基底，線柵偏振片的消光比通常可以達(dá)到30 dB。

圖5 （a）無基底［40］和（b）有基底［41］的太赫茲金屬線柵偏振片F(xiàn)ig.5 Terahertz metal wire grid polarizer（a）without［40］and（b）with［41］substrate

除了利用金屬以外，排列整齊的碳納米管（CNT）也可以用來制作太赫茲波段的偏振片［43］。Akima等人在實(shí)驗(yàn)中證實(shí)，排列后的碳納米管在紅外波段表現(xiàn)出了很強(qiáng)的各向異性［44］。之后，Ren等人［45］利用碳納米管制成太赫茲偏振片。若三層疊加使用，消光比從0.4到2.2 THz可以達(dá)到30 dB，與金屬線柵的效果相當(dāng)。我們利用800 nm泵浦-太赫茲探測(cè)技術(shù)，研究了太赫茲電場(chǎng)、泵浦光和部分排列的碳納米管之間4種不同偏振設(shè)置下的太赫茲介電響應(yīng)［46］。實(shí)驗(yàn)證實(shí)不論泵浦光偏振方向如何，只會(huì)調(diào)制與碳納米管平行的太赫茲電場(chǎng)強(qiáng)度。碳納米管具有偏振方向選擇性的調(diào)制特點(diǎn)，為制作太赫茲偏振片等超快調(diào)制器件提供了實(shí)驗(yàn)依據(jù)。

利用液晶［47］等其他材料制成的偏振片都處在實(shí)驗(yàn)階段，離實(shí)際應(yīng)用還有較大差距。

3.2基于超材料的太赫茲偏振調(diào)制

超材料通過設(shè)計(jì)亞波長(zhǎng)單元結(jié)構(gòu)產(chǎn)生特定頻率電磁共振響應(yīng)，從而實(shí)現(xiàn)對(duì)電磁波的調(diào)制［48］。由于其結(jié)構(gòu)可根據(jù)需要而設(shè)計(jì)，調(diào)制更加靈活。利用超材料調(diào)制太赫茲電場(chǎng)偏振態(tài)大致可以分為兩種思路［49］。一是利用超材料電磁響應(yīng)本征模式之間響應(yīng)函數(shù)的差別，造成不同本征模式之間在與超材料相互作用之后有一定的相位差，從而獲得所需的電場(chǎng)偏振態(tài)。二是使所需的偏振態(tài)作為超材料電磁響應(yīng)的本征模式與其相互作用，其他本征模式由于損耗較大，使得透射場(chǎng)只剩所需偏振態(tài)電場(chǎng)。

Cong等人［50］利用“雙圓鏈”（Double Ring Chains）作為單元結(jié)構(gòu)制作超材料對(duì)太赫茲電場(chǎng)進(jìn)行偏振轉(zhuǎn)換。在只改變單元結(jié)構(gòu)相對(duì)尺寸的情況下，實(shí)現(xiàn)了線偏振與線偏振、線偏振與橢圓偏振之間的轉(zhuǎn)換。但由于超材料通常都是利用電磁共振響應(yīng)實(shí)現(xiàn)對(duì)電磁波的調(diào)制，調(diào)制頻率往往僅限于共振頻率附近，很難實(shí)現(xiàn)較寬波段的調(diào)制。即便通過特殊設(shè)計(jì)實(shí)現(xiàn)較寬頻率的偏振調(diào)制，結(jié)構(gòu)往往也相對(duì)復(fù)雜［51］，增加了制作難度和成本。不僅如此，亞波長(zhǎng)的單元結(jié)構(gòu)通常都是由金屬制成的，調(diào)制電場(chǎng)的同時(shí)也伴隨著對(duì)電場(chǎng)能量的損耗，從而降低轉(zhuǎn)換效率。上述缺點(diǎn)使得超材料在偏振調(diào)制方面的應(yīng)用受到了一定限制。因此，一些可以動(dòng)態(tài)調(diào)制的器件也應(yīng)運(yùn)而生。

圖6 利用半導(dǎo)體空間光調(diào)制器調(diào)節(jié)太赫茲電場(chǎng)偏振態(tài)［52］Fig.6 Modulate terahertz electric field polarization state with semiconductor spatial lightmodulator［52］

Kanda等人［52］利用800 nm激光將單元結(jié)構(gòu)圖像成像到硅片上，如圖6所示。由于800 nm激光可以在硅片中激發(fā)光生載流子，使得硅片的電導(dǎo)率發(fā)生變化，從而實(shí)現(xiàn)類似于超材料的性質(zhì)。利用該樣品對(duì)太赫茲電場(chǎng)的偏振態(tài)進(jìn)行調(diào)制，其優(yōu)點(diǎn)在于對(duì)不同的調(diào)制效果可以通過改變成像圖形來靈活調(diào)節(jié)。Kan等人［53］在硅表面沉積45 nm厚的金，刻蝕為周期排列的螺旋結(jié)構(gòu)（圖7（a）），再利用金結(jié)構(gòu)當(dāng)作掩膜板將結(jié)構(gòu)中的沒有被金覆蓋的硅腐蝕掉，從而形成在硅基底上懸空且周期排列的平面螺旋結(jié)構(gòu)，隨后將樣品封裝到具有兩層結(jié)構(gòu)的氣室中（圖7（c））。通過改變每一層的氣壓，使得平面螺旋結(jié)構(gòu)在氣壓的作用下發(fā)生變形而形成立體結(jié)構(gòu)。單元結(jié)構(gòu)的變形方向及變形量可以通過氣室之間的壓力差進(jìn)行調(diào)節(jié)。實(shí)驗(yàn)中測(cè)量了該器件太赫茲透射電場(chǎng)偏振態(tài)的隨器件變形的特點(diǎn)，圖7（b）為實(shí)驗(yàn)測(cè)量示意圖。該器件不僅實(shí)現(xiàn)了偏振轉(zhuǎn)換性質(zhì)的連續(xù)可調(diào)，而且也同時(shí)實(shí)現(xiàn)了單元結(jié)構(gòu)手性之間的靈活切換。

圖7 利用氣壓制動(dòng)調(diào)制超材料單元結(jié)構(gòu)變形量以及手性特征［53］：（a）單元結(jié)構(gòu)及其兩種變形模式（b）實(shí)驗(yàn)示意圖（c）通過氣壓控制單元結(jié)構(gòu)變形量的原理圖Fig.7 Using a pneumatic force tomodulate deformation of unit cell structure and chirality［53］；（a）unit cell and its two deformation modes，（b）experimental Diagram，（c）a schematic diagram of the pressure application for changing the deformation

3.3其他調(diào)制太赫茲偏振的方法

對(duì)于一些利用特定偏振態(tài)的太赫茲電場(chǎng)來進(jìn)行調(diào)制的實(shí)驗(yàn)，需要對(duì)寬頻的太赫茲脈沖進(jìn)行偏振調(diào)制。獲得圓偏振或任意所需偏振態(tài)的太赫茲脈沖，有利于太赫茲技術(shù)在激發(fā)材料電子自旋、載流子相干調(diào)控等實(shí)驗(yàn)中的應(yīng)用。前面介紹的偏振調(diào)制方法，均不能實(shí)現(xiàn)完全圓偏振的太赫茲脈沖。下面介紹一些在實(shí)驗(yàn)中已經(jīng)被證實(shí)的方法。

菲涅爾菱形棱鏡是利用p偏振經(jīng)過全反射后產(chǎn)生的相移與s偏振產(chǎn)生的相移不同的原理而制成的。利用兩次全反射使p偏振與s偏振之間的相位差為π／2，從而可以實(shí)現(xiàn)相當(dāng)于λ／4波片的功能。該器件利用全反射的原理，受色散影響較小。因此，對(duì)寬頻的脈沖調(diào)制仍有效。在太赫茲波段，可以利用高密度聚乙烯制作菲涅爾棱鏡，經(jīng)驗(yàn)證可以實(shí)現(xiàn)圓偏振的太赫茲脈沖［54］，但該器件體積較大。太赫茲系統(tǒng)中利用光整流效應(yīng)獲得太赫茲脈沖是常用的方法之一。激發(fā)光在非線性晶體中通過非線性效應(yīng)激發(fā)偶極振子產(chǎn)生太赫茲電場(chǎng)。激發(fā)光所產(chǎn)生的偶極子的性質(zhì)決定了太赫茲電場(chǎng)的偏振態(tài)，而偶極子又完全取決于激發(fā)光脈沖的偏振、強(qiáng)度以及非線性晶體的對(duì)稱性。根據(jù)所需要的太赫茲電場(chǎng)偏振態(tài)定制激發(fā)光的性質(zhì)，從而產(chǎn)生特定的偶極輻射，就可以得到任意預(yù)想的太赫茲偏振電場(chǎng)。如圖8所示，Sato等人［55］利用空間光調(diào)制器（SLM）對(duì)800 nm激光進(jìn)行強(qiáng)度和偏振的調(diào)制，利用＜111＞晶向的GaP晶體產(chǎn)生特定的太赫茲偏振。圖8中顯示的分別為利用該方法產(chǎn)生的線偏振（a），左旋（b）和右旋（c）圓偏振太赫茲電場(chǎng)。由于空間光調(diào)制器對(duì)激發(fā)光本身有一定的損耗，所以該方法會(huì)降低產(chǎn)生太赫茲的效率。

圖8 利用空間光調(diào)制器調(diào)節(jié)800 nm激光的偏振和強(qiáng)度從而獲得不同偏振態(tài)的太赫茲脈沖［55］；圖中（a）、（b）和（c）依次為線偏振，左旋圓偏振以及右旋圓偏振太赫茲電場(chǎng)Fig.8 Using spatial lightmodulator tomodulate intensity and polarization of800 nm laser to generate arbitrary polarization terahertz pulse［55］；（a），（b）and（c）are linearly，left-handed and right-handed polarized terahertz electric field，respectively

另外，利用強(qiáng)激光在空氣中聚焦，可以將空氣中分子和原子的電子直接電離從而產(chǎn)生空氣等離子體。在激光不對(duì)稱的電場(chǎng)中，經(jīng)電離產(chǎn)生的電子會(huì)獲得一個(gè)非零的漂移速度［56］，從而產(chǎn)生瞬態(tài)電流輻射太赫茲電場(chǎng)。經(jīng)實(shí)驗(yàn)證明［57］，當(dāng)給等離子體在垂直激光傳播的方向加螺旋電壓時(shí)（圖9左），電子會(huì)在該電場(chǎng)作用下發(fā)生漂移，使得瞬態(tài)電流隨螺旋電壓旋轉(zhuǎn)。因此輻射圓偏振太赫茲電場(chǎng)（圖9右）。太赫茲脈沖的手性隨偏壓電場(chǎng)變化而改變。因此，如果改變所加在等離子體上的電壓，偏振態(tài)也會(huì)隨之改變。從而獲得偏振態(tài)可以任意調(diào)節(jié)的太赫茲脈沖。

圖9 空氣等離子體加螺旋電場(chǎng)（左）后輻射圓偏振太赫茲脈沖（右）［57］Fig.9 Appling spiral electric filed（left）on air plasma to radiate circularly polarized terahertz pulse（right）［57］

4 太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)的應(yīng)用

4.1超材料偏振研究中的應(yīng)用

超材料除了可對(duì)太赫茲電場(chǎng)進(jìn)行偏振調(diào)控以外，還可以實(shí)現(xiàn)負(fù)折射率等其他自然材料不具備的新奇特性。最初提出實(shí)現(xiàn)負(fù)折射率的方法是分別通過電共振及磁共振在相同頻率處同時(shí)實(shí)現(xiàn)負(fù)介電常數(shù)（ε）和負(fù)磁導(dǎo)率（μ）［58］。然而在相同頻率同時(shí)實(shí)現(xiàn)磁共振和電共振有一定難度。隨著人們對(duì)超材料認(rèn)識(shí)的發(fā)展，提出了利用手性超材料實(shí)現(xiàn)負(fù)折射率的方法［59-60］。手性超材料由于存在電磁耦合，一般以左旋和右旋圓偏振或者橢圓偏振電磁波作為電磁響應(yīng)的本征模式，且不同手性本征模式之間具有不同的折射率neig=n± κ［61］，其中κ表示由于手性特征引入的折射率的差別，手性越強(qiáng)κ值越大。因此，如果κ值大到一定程度可以使得其中一個(gè)本征模式實(shí)現(xiàn)負(fù)折射率。另外，很多超材料也展現(xiàn)出了各向異性，雙折射等特性。這些性質(zhì)都會(huì)使太赫茲電場(chǎng)的偏振態(tài)發(fā)生變化，所以利用偏振系統(tǒng)研究手性超材料是必不可少的。

Zhou等人［62］制作了如圖10所示的雙層“萬字型”超材料，上下兩層圖形為手性相反的圖形，尺寸略有不同。其中“萬字型”結(jié)構(gòu)由200 nm厚的金形成（黃色），在底層結(jié)構(gòu)與基底之間有方形的600 nm厚的本征硅（圖（e）中深紫色，（f）中淺灰色），兩層之間的間隔層為10μm厚的藍(lán)寶石，可以同時(shí)透過太赫茲電場(chǎng)和800 nm激光。因此，可以通過800 nm激光通過產(chǎn)生光生載流子對(duì)底層樣品的電導(dǎo)率進(jìn)行調(diào)制。實(shí)驗(yàn)中光強(qiáng)最強(qiáng)為40μJ／mm2，此時(shí)硅的電導(dǎo)率可以達(dá)到5× 104S／m。如圖10（a）、（b）中所示，在不同強(qiáng)度光照調(diào)制下，左旋與右旋圓偏振光的透過率隨調(diào)制光強(qiáng)度變化而變化。圖10（c）、（d）表示了不同強(qiáng)度調(diào)制下太赫茲電場(chǎng)的主軸方向及橢圓率。在沒有調(diào)制的情況下，由于手性系數(shù)κ在共振附近較大，導(dǎo)致左旋圓偏振電場(chǎng)在0.7 THz附近的折射率以及右旋圓偏振電場(chǎng)在1.1 THz附近的折射率為負(fù)值。隨著800 nm激光光強(qiáng)逐漸變強(qiáng)，硅的導(dǎo)電率不斷提高，底層結(jié)構(gòu)的手性系數(shù)κ逐漸下降。當(dāng)激光強(qiáng)度為最強(qiáng)值時(shí)，圓偏振電場(chǎng)的折射率均為正值。該實(shí)驗(yàn)實(shí)現(xiàn)了光控可調(diào)的負(fù)折射率手性超材料。

圖10 雙層手性材料實(shí)現(xiàn)負(fù)折射率并利用800 nm激光進(jìn)行調(diào)制［62］Fig.10 Negative refraction index realized by double layer chiral metamaterial and modulate the value using 800 nm laser［62］

Singh等人［63］對(duì)手性結(jié)構(gòu)超材料不同面入射的性質(zhì)進(jìn)行了研究，如圖11所示為實(shí)驗(yàn)所得透過率和模擬計(jì)算結(jié)果的對(duì)比。設(shè)入射與透射電場(chǎng)分別為E1與E2，t為電場(chǎng)透過率，用‘+’表示右旋圓偏振光，‘-’表示左旋圓偏振光。則有E2+= t+-E1-，E2-=t-+E1+。定義能量透過率T=｜t｜2。從圖中可以看出，實(shí)驗(yàn)結(jié)果和模擬結(jié)果都證明了不論從哪一面入射時(shí)，T++與T--始終相同，即相同偏振之間的透過率相同。但同一面入射時(shí)T-+與T+-不同，不同面入射時(shí)T-+= T＂+-。非對(duì)稱透射的特點(diǎn)，可以制作不同面入射調(diào)制效果不同的器件。由于樣品單元結(jié)構(gòu)是長(zhǎng)方形，有明顯的各向異性且結(jié)構(gòu)具有手性。左旋與右旋圓偏振之間的轉(zhuǎn)換說明了圓偏振不是該材料電磁響應(yīng)的本征模式。其電磁響應(yīng)本征模式的特性值得進(jìn)一步研究。

圖11 非對(duì)稱透射超材料；（a）和（b）為電場(chǎng)分別從樣品正反兩面入射所得的透射譜［63］，‘±’表示圓偏振電場(chǎng)的手性Fig.11 Asymmetric transmission ofmetamaterial；（a）and（b）indicate that electric filed is incident from either side of the sample respectively［63］，the sign‘±’indicates the chirality of the circularly polarized electric field

在光頻可以利用λ／2波片將線偏振電場(chǎng)的偏振面旋轉(zhuǎn)90°得到與原來偏振方向垂直的電場(chǎng)。在太赫茲波段，由于波片的缺乏，一般利用線柵經(jīng)過兩次投影得到與之前偏振垂直的電場(chǎng)。理論上這樣的方法最少會(huì)損失原來電場(chǎng)1／2的能量。Grady等人［64］利用不連續(xù)的金屬線柵超材料結(jié)構(gòu)與背面金屬層形成F-P腔（Fabry-Pérot Cavity）。如圖12（a）所示，當(dāng)p偏振電場(chǎng)入射時(shí)，經(jīng)該器件反射的s偏振的能量在0.73 THz和1.8 THz之間轉(zhuǎn)化率可以高達(dá)80%（圖12（b））。利用類似原理，在前后表面利用相互垂直的線柵制作的為透射器件，可以得到與入射偏振方向垂直的寬頻透射電場(chǎng)，能量轉(zhuǎn)換效率超過60%，并且對(duì)于結(jié)構(gòu)的尺寸還有進(jìn)一步優(yōu)化的空間。若將可連續(xù)調(diào)制相位的超材料結(jié)構(gòu)夾在線柵之間（圖12（c），12（d）），利用F-P腔多次反射增強(qiáng)相互作用，在1.4 THz觀察到了幾乎完全的異常折射現(xiàn)象（圖12（e）），并伴隨電場(chǎng)偏振態(tài)的變化。

4.2自然手性材料研究中的應(yīng)用

生物分子的集體振動(dòng)模式與構(gòu)型的變化對(duì)生物分子參與生物過程起著決定性的因素，由于特征頻率一般較低，光頻對(duì)于這些變化并不是非常敏感。太赫茲波有潛力成為監(jiān)測(cè)大分子之間相互作用、構(gòu)型變化的有效手段。Xu等人［65］對(duì)自然手性材料的太赫茲CD譜進(jìn)行了初步的嘗試：利用自由電子激光器產(chǎn)生單頻連續(xù)的太赫茲波，為了獲得圓偏振太赫茲電場(chǎng)，太赫茲波被分為兩束，通過其中一路的光程來調(diào)節(jié)兩電場(chǎng)之間的相對(duì)相位，最后合成左旋或右旋圓偏振太赫茲電場(chǎng)。并利用該電場(chǎng)測(cè)量了25μm厚的溶解酶水溶液樣品的透射信號(hào)，通過對(duì)比樣品對(duì)左旋與右旋圓偏振電場(chǎng)的吸收得到太赫茲CD信號(hào)。雖然實(shí)驗(yàn)中只測(cè)量了1.53、1.98和2.52 THz三個(gè)頻率的數(shù)據(jù)，不能形成完全的CD譜，但該工作引起研究人員的廣泛關(guān)注和討論。考慮到其在生物、化學(xué)分子鑒定上巨大的潛力，在這方面還需要進(jìn)行更深入的研究。

圖12 多層超材料利用F-P腔實(shí)現(xiàn)超高效率的偏振轉(zhuǎn)換和異常折射［64］；圖（b）為樣品（a）的反射譜；圖（e）為樣品（d）的在1.4 THz的透射率隨透射角的變化情況；圖（c）為樣品（d）中間的超材料結(jié)構(gòu)Fig.12 Ultra high efficient polarization conversion and abnormal transmission inmutilayermetamaterial［64］；（b）is reflection spectroscopy of sample（a）；（e）is the transmission of another sample（d），which depends on transmission angle.（c）is the specific structure ofmiddle layer in sample d

事實(shí)上，測(cè)量太赫茲CD譜并不一定必須將電場(chǎng)像光頻測(cè)量時(shí)轉(zhuǎn)換為圓偏振電場(chǎng)。由于太赫茲時(shí)域光譜儀可以同時(shí)得到振幅和相位信息，只要精確測(cè)量線偏振脈沖經(jīng)過樣品后電場(chǎng)偏振態(tài)如何變化，就可以通過本征模式分解入射場(chǎng)與透射場(chǎng)，通過計(jì)算得到CD譜和ORD譜。由于太赫茲脈沖一般為寬頻，理論上一次測(cè)量就可以得到全部有效頻段內(nèi)的數(shù)據(jù)。

4．3材料中Faraday效應(yīng)和Hall效應(yīng)研究中的應(yīng)用

電磁波在介質(zhì)中傳播時(shí)，若在傳播的垂直方向加橫向磁場(chǎng)，透射電磁波的偏振方向會(huì)發(fā)生偏轉(zhuǎn)，且偏轉(zhuǎn)角度會(huì)隨著磁場(chǎng)的增強(qiáng)而增加，該現(xiàn)象為Faraday效應(yīng)。其原因主要是由于磁場(chǎng)的存在打破了樣品原來的時(shí)間反演對(duì)稱性，原本對(duì)角化的介電常數(shù)張量出現(xiàn)了非對(duì)角元，使得左旋與右旋圓偏振光在樣品中的折射率和吸收不同。

太赫茲頻段的物理和技術(shù)處于電子學(xué)與光學(xué)的交叉領(lǐng)域。太赫茲電場(chǎng)在樣品中可以驅(qū)動(dòng)自由載流子沿電場(chǎng)偏振方向運(yùn)動(dòng)，隨電場(chǎng)方向的變化在樣品中產(chǎn)生交流電流。當(dāng)給樣品加磁場(chǎng)時(shí)，電子在其運(yùn)動(dòng)垂直方向會(huì)感受到洛倫茲力的作用，產(chǎn)生交流Hall效應(yīng)，從而在原來偏振垂直的方向輻射太赫茲電場(chǎng)。在低溫下，可以認(rèn)為Faraday效應(yīng)在太赫茲波段相當(dāng)于樣品Hall效應(yīng)的一種光學(xué)表現(xiàn)。若自由載流子在磁場(chǎng)的作用下與電磁波發(fā)生回旋共振，F(xiàn)araday效應(yīng)也會(huì)隨之增強(qiáng)。n-InSb［66］，graphene［67］，HgTe［68］等樣品在太赫茲波段的Faraday效應(yīng)已被實(shí)驗(yàn)證實(shí)，為太赫茲電場(chǎng)偏振的調(diào)制提供了新方案。

對(duì)二維電子氣樣品加強(qiáng)磁場(chǎng)后可以觀察到量子霍爾效應(yīng)。在直流電場(chǎng)下，直流Hall電流可以觀察到平臺(tái)結(jié)構(gòu)，這是由于電子在樣品內(nèi)發(fā)生局域化而造成的［69］。當(dāng)樣品加頻率達(dá)到太赫茲的交流電場(chǎng)時(shí)，在交流Hall電流作用下，是否電子還會(huì)發(fā)生類似局域現(xiàn)象并觀察到平臺(tái)，仍存有疑問。Ikebe等人［70］在由GaAs／AlGaAs異質(zhì)結(jié)構(gòu)成的二維電子自由氣系統(tǒng)中，利用太赫茲電場(chǎng)偏轉(zhuǎn)角及橢圓率計(jì)算得到面電導(dǎo)隨磁場(chǎng)的變化關(guān)系，在朗道能級(jí)填充數(shù)為2時(shí)觀察到了Hall電流的平臺(tái)結(jié)構(gòu)，從而通過實(shí)驗(yàn)驗(yàn)證了高頻交流電子的局域效應(yīng)。當(dāng)入射電場(chǎng)偏振方向在x方向時(shí)，由于Faraday效應(yīng)，會(huì)在透射電場(chǎng)中測(cè)量到y(tǒng)方向投影的電場(chǎng)。如圖13（a）所示是y方向太赫茲電場(chǎng)隨磁場(chǎng)的變化。隨著磁場(chǎng)的增強(qiáng)電場(chǎng)振蕩頻率也逐漸變高。圖13（b）是電場(chǎng)主軸方向以及橢圓率隨磁場(chǎng)的變化。圖中圓點(diǎn)為實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)，實(shí)線是由經(jīng)典Drude模型計(jì)算得到的結(jié)果。圖中所示共振頻率即為回旋共振頻率，可以看出在共振附近Faraday效應(yīng)較強(qiáng)，隨著磁場(chǎng)的增加共振頻率發(fā)生藍(lán)移。

圖13 GaAs／AlGaAs異質(zhì)結(jié)的Faraday效應(yīng)［70］；（a）y方向太赫茲波形隨磁場(chǎng)強(qiáng)度變化的情況；（b）太赫茲頻段偏振方向以及橢圓率隨磁場(chǎng)變化的情況Fig.13 Faraday effect in GaAs／AlGaAs heterojunction［70］；（a）THz waveform in y direction measured with indicated magnetic field；（b）corresponding polarization direction and ellipticity

Shimano等人［71］對(duì)單層graphene也進(jìn)行了上述類似的實(shí)驗(yàn)。如圖14所示為Faraday偏轉(zhuǎn)角隨磁場(chǎng)的變化情況，其中紅色實(shí)點(diǎn)為電場(chǎng)在1 THz的實(shí)驗(yàn)結(jié)果。可以看到，磁場(chǎng)在增加到0.7 T之前，太赫茲電場(chǎng)偏轉(zhuǎn)角隨磁場(chǎng)增加而增加。在0.7 T之后繼續(xù)增加磁場(chǎng)，偏轉(zhuǎn)角逐漸減小。這是由于回旋共振頻率隨磁場(chǎng)的增加而不斷增加，磁場(chǎng)為0.7 T時(shí)共振頻率約為1 THz，之后再增加電場(chǎng)，共振頻率逐漸偏離，導(dǎo)致Faraday效應(yīng)減弱，旋轉(zhuǎn)角度減小。實(shí)驗(yàn)中分別測(cè)量了費(fèi)米能級(jí)為60 meV（圖（a））和70 meV（圖（b））的石墨烯樣品，在后者數(shù)據(jù)中可以明顯的看到有平臺(tái)結(jié)構(gòu)。

圖14 費(fèi)米能級(jí)分別為60 meV（a）和70 meV（b）單層石墨烯的量子Hall效應(yīng)［71］Fig.14 Quantum Hall effect of single layer graphene with 60 meV（a）and 70 meV（b）Fermi energy respectively［71］

5 結(jié)束語(yǔ)

通常在實(shí)驗(yàn)中通過測(cè)量電磁響應(yīng)函數(shù)來研究電磁波與物質(zhì)的相互作用。晶體結(jié)構(gòu)的對(duì)稱性、材料中的電磁共振、手性材料中的磁電耦合等物理特性決定了物質(zhì)電磁響應(yīng)的本征模式。如果入射電場(chǎng)不能作為樣品的本征模式，則經(jīng)樣品相互作用后的電場(chǎng)偏振態(tài)均會(huì)發(fā)生變化。另外，樣品界面的散射往往也伴隨著偏振轉(zhuǎn)換。隨著太赫茲技術(shù)應(yīng)用的不斷擴(kuò)展，太赫茲偏振系統(tǒng)在研究自然手性材料、超材料以及Faraday效應(yīng)等實(shí)驗(yàn)中的需求也不斷增加。偏振檢測(cè)在提供電場(chǎng)偏振信息的同時(shí)，也提供了樣品完備的電磁響應(yīng)特性，為進(jìn)一步的實(shí)驗(yàn)分析提供了完整且嚴(yán)謹(jǐn)?shù)膶?shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)。

太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)的發(fā)展也面臨著巨大的挑戰(zhàn)。太赫茲波段偏振器件的消光比遠(yuǎn)遠(yuǎn)低于光頻的偏振器件，導(dǎo)致太赫茲偏振系統(tǒng)精度相對(duì)較低。因此目前研究的方向僅限于偏振信號(hào)較強(qiáng)的物理過程。隨著精度的不斷提高，太赫茲偏振光譜的應(yīng)用會(huì)進(jìn)一步擴(kuò)展，例如測(cè)量微量手性介質(zhì)的旋光響應(yīng)等。

另外，隨著太赫茲源頻譜寬度的不斷擴(kuò)展，對(duì)頻帶寬、高消光比、低損耗且控制靈活的太赫茲偏振器件仍需不斷的探索。另一方面，傳統(tǒng)太赫茲系統(tǒng)采集數(shù)據(jù)的時(shí)間較長(zhǎng)，但由于生物樣品構(gòu)型變化、載流子特性等響應(yīng)弛豫時(shí)間往往較短，高效快速的偏振檢測(cè)手段仍有待研究。未來，發(fā)展高精度、高效率的太赫茲偏振檢測(cè)系統(tǒng)對(duì)于研究太赫茲與物質(zhì)相互作用以及發(fā)展在生物、材料等領(lǐng)域的應(yīng)用技術(shù)有著重要的意義。

［1］ TONOUCHIM.Cutting-edge terahertz technology［J］.Nat．Photonics，2007，1（2）：97-105.

［2］ DORNEY T D，BARANIUK R G，MITTLEMAN D M.Material parameter estimation with terahertz time-domain spectroscopy［J］.J．Opt．Soc．Am．A，2001，18（7）：1562-1571.

［3］ JEPSEN P U，COOKE D G，KOCH M.Terahertz spectroscopy and imaging-Modern techniquesand applications［J］.Laser＆Photonics Reviews，2011，5（1）：124-166.

［4］ SHEN Y C，UPADHYA P C，LINFIELD E H，et al..Temperature-dependent low-frequency vibrational spectra of purine and adenine［J］.Appl．Phys．Lett.，2003，82（14）：2350-2352.

［5］ TAKAHASHIM.Terahertz vibrations and hydrogen-bonded networks in crystals［J］.Crystals，2014，4（2）：74.

［6］ 潘學(xué)聰，姚澤翰，徐新龍，等.太赫茲波段超材料的制作、設(shè)計(jì)及應(yīng)用［J］.中國(guó)光學(xué)，2013，6（3）：283-296. PAN X C，YAO Z H，XU X L，et al..Fabrication，design and application of THz metamaterials［J］.，2013，6（3）：283-296.（in Chinese）

［7］ SMITH D R，PENDRY J B，WILTSHIRE M C K.Metamaterials and negative refractive index［J］.Science，2004，305（5685）：788-792.

［8］ HUANG S-W，GRANADOSE，HUANG W R，et al..High conversion efficiency，high energy terahertz pulses by optical rectification in cryogenically cooled lithium niobate［J］.Optics Letters，2013，38（5）：796-798.

［9］ LIU K，KOULOUKLIDISA D，PAPAZOGLOU D G，etal..Enhanced terahertzwave emission from air-plasma tailored by abruptly autofocusing laser beams［J］.Optica，2016，3（6）：605-608.

［10］ KAMPFRATH T，SELL A，KLATTG，et al..Coherent terahertz control of antiferromagnetic spin waves［J］.Nat．Photon．，2011，5（1）：31-34.

［11］ SCHUBERTO，HOHENLEUTNERM，LANGER F，etal..Sub-cycle control of terahertz high-harmonic generation by dynamical Bloch oscillations［J］.Nat．Photon.，2014，8（2）：119-123.

［12］ LANGE C，MAAG T，HOHENLEUTNERM，etal..Extremely nonperturbative nonlinearities in gaas driven by atomically strong terahertz fields in gold metamaterials［J］.Phys．Rev．Lett．，2014，113（22）：227401.

［13］ SEIFERTT，JAISWALS，MARTENSU，et al..Efficientmetallic spintronic emitters of ultrabroadband terahertz radiation［J］.Nat．Photon．，2016，10（7）：483-488.

［14］ FINNERAN IA，GOOD JT，HOLLAND D B，et al..Decade-spanning high-precision terahertz frequency comb［J］. Phys．Rev．Lett.，2015，114（16）：163902.

［15］ CHEN H-T，PADILLA W J，ZIDE JM O，et al..Active terahertzmetamaterial devices［J］.Nature，2006，444（7119）：597-600.

［16］ GU J，SINGH R，LIU X，et al..Active control of electromagnetically induced transparency analogue in terahertzmetamaterials［J］.Nat．Commun．，2012，3：1151.

［17］ ZHANG S，PARK Y S，LI J S，et al..Negative refractive index in chiral metamaterials［J］.Physical Review Letters，2009，102（2）：023901.

［18］ KONG JA.Electromagnetic Wave TheoryJohn［M］.Wiley and Sons Ltd，1986.

［19］ BARRON L D.Molecular Light Scattering and Optical Activity［M］.2nd ed.Cambridge Universtiy Press，2004.

［20］ BAIB，SVIRKO Y，TURUNEN J，et al..Optical activity in planar chiralmetamaterials：theoretical study［J］.Physical Review A，2007，76（2）：023811.

［21］ HUANG Y Y，YAO Z H，WANGQ，et al..Coupling TaiChi Chiralmetamaterialswith strong optical activity in terahertz region［J］.Plasmonics，2015，10（4）：1005-1011.

［22］ 徐新龍，黃媛媛，姚澤翰，等.手性超材料的設(shè)計(jì)、電磁特性及應(yīng)用［J］.西北大學(xué)學(xué)報(bào)，2016，46（1）：1-12 XU X L，HUANG Y Y，YAO Z H，et al..The design，electromagnetic properties and applications of chiralmetamaterials［J］.J．Northwest University，2016，46（1）：1-12.（in Chinese）

［23］ JEON T-I，GRISCHKOWSKY D.Characterization ofoptically dense，doped semiconductors by reflection THz time domain spectroscopy［J］.Applied Physics Letters，1998，72（23）：3032-3034.

［24］ NASHIMA S，MORIKAWA O，TAKATA K，etal..Measurementof optical properties of highly doped silicon by terahertz time domain reflection spectroscopy［J］.Applied Physics Letters，2001，79（24）：3923-3925.

［25］ PASHKIN A，KEMPAM，NěMECH，etal..Phase-sensitive time-domain terahertz reflection spectroscopy［J］.Review of Scientific Instruments，2003，74（11）：4711-4717.

［26］ NAGASHIMA T，TANIM，HANGYO M.Polarization-sensitive THz-TDSand its application to anisotropy sensing［J］.J．Infrared Millimeter and TerahertzWaves，2013，34（11）：740-775.

［27］ PLANKEN PCM，NIENHUYSH-K，BAKKER H J，etal..Measurementand calculation of the orientation dependence of terahertz pulse detection in ZnTe［J］.J．Opt．Soc．Am．B，2001，18（3）：313-317.

［28］ NAGASHIMA T，HANGYOM.Measurementof complex optical constants of a highly doped Siwafer using terahertz ellipsometry［J］.Applied Physics Letters，2001，79（24）：3917-3919.

［29］ MATSUMOTO N，HOSOKURA T，NAGASHIMA T，et al..Measurement of the dielectric constant of thin films by terahertz time-domain spectroscopic ellipsometry［J］.Optics Letters，2011，36（2）：265-267.

［30］ NESHATM，ARMITAGE N P.Terahertz time-domain spectroscopic ellipsometry：instrumentation and calibration［J］. Opt．Express，2012，20（27）：29063-29075.

［31］ TOMPKINSH G，IRENEE A.Handbook of Ellipsometry［M］.Norwich，NY：William Andrew Publishing，2005.

［32］ GOLDSTEIN D.Polarized Light［M］.2nd edMarcel Dekker Ltd，2003.

［33］ IWATA T，UEMURA H，MIZUTANIY，et al..Double-modulation reflection-type terahertz ellipsometer formeasuring the thickness of a thin paint coating［J］.Opt．Express，2014，22（17）：20595-20606.

［34］ LüZ，ZHANG D，MENG C，et al..Polarization-sensitive air-biased-coherent-detection for terahertz wave［J］.Applied Physics Letters，2012，101（8）：081119.

［35］ CASTRO-CAMUSE，LLOYD-HUGHESJ，JOHNSTONM B，etal..Polarization-sensitive terahertz detection bymulticontact photoconductive receivers［J］.Applied Physics Letters，2005，86（25）：254102.

［36］ MAKABE H，HIROTA Y，TANIM，et al..Polarization statemeasurement of terahertz electromagnetic radiation by threecontact photoconductive antenna［J］.Opt．Express，2007，15（18）：11650-11657.

［37］ BULGAREVICH D S，WATANABE M，SHIWA M，et al..A polarization-sensitive 4-contact detector for terahertz timedomain spectroscopy［J］.Opt．Express，2014，22（9）：10332-10340.

［38］ NAHATA A，WELING A S，HEINZ T F.A wideband coherent terahertz spectroscopy system using optical rectification and electro-optic sampling［J］.Applied Physics Letters，1996，69（16）：2321-2323.

［39］ NEMOTO N，HIGUCHIT，KANDA N，et al..Highly precise and accurate terahertz polarization measurements based on electro-optic samplingwith polarizationmodulation of probe pulses［J］.Opt．Express，2014，22（15）：17915-17929.

［40］ ADE PA R，COSTLEY A E，CUNNINGHAM C T，et al..Free-standing gridswound from 5μm diameterwire for spectroscopy at far-infrared wavelengths［J］.Infrared Physics，1979，19（5）：599-601.

［41］ YAMADA I，TAKANO K，HANGYO M，et al..Terahertz wire-grid polarizers with micrometer-pitch Al gratings［J］.Optics Letters，2009，34（3）：274-276.

［42］ COSTLEY A E，HURSEY K H，NEILL G F，et al..Free-standing fine-wire grids：their manufacture，performance，anduse atmillimeter and submillimeter wavelengths［J］.J．Opt．Soc．Am．，1977，67（7）：979-981.

［43］ KYOUNG J，JANG E Y，LIMA M D，et al..A reel-wound carbon nanotube polarizer for terahertz frequencies［J］.Nano Letters，2011，11（10）：4227-4231.

［44］ AKIMA N，IWASA Y，BROWN S，etal..Strong anisotropy in the far-infrared absorption spectra of stretch-aligned singlewalled carbon nanotubes［J］.Advanced Materials，2006，18（9）：1166-1169.

［45］ REN L，PINT C L，ARIKAWA T，et al..Broadband terahertz polarizers with ideal performance based on aligned carbon nanotube stacks［J］.Nano Letters，2012，12（2）：787-790.

［46］ XU X L，PARKINSON P，CHUANG K C，et al..Dynamic terahertz polarization in single-walled carbon nanotubes［J］. Physical Review B，2010，82（8）：085441.

［47］ HSIEH C-F，LAIY-C，PAN R-P，et al..Polarizing terahertzwaveswith nematic liquid crystals［J］.Optics Letters，2008，33（11）：1174-1176.

［48］ WITHAYACHUMNANKULW，ABBOTTD.Metamaterials in the Terahertz Regime［J］.IEEE Photonics Journal，2009，1（2）：99-118.

［49］ MARKOVICH D L，ANDRYIEUSKIA，ZALKOVSKIJM，et al..Metamaterial polarization converter analysis：limits of performance［J］.Applied Physics B，2013，112（2）：143-152.

［50］ LONGQINGC，WEIC，ZHEN T，et al..Manipulating polarization states of terahertz radiation usingmetamaterials［J］. New J．Physics，2012，14（11）：115013.

［51］ WU J，NG B，LIANG H，et al..Chiral metafoils for terahertz broadband high-contrast flexible circular polarizers［J］. Physical Review Applied，2014，2（1）：014005.

［52］ KANDA N，KONISHIK，KUWATA-GONOKAMIM.All-photoinduced terahertz optical activity［J］.Optics Letters，2014，39（11）：3274-3277.

［53］ KAN T，ISOZAKIA，KANDA N，et al..Enantiomeric switching of chiralmetamaterial for terahertz polarizationmodulation employing vertically deformable MEMSspirals［J］.Nat．Commun．，2015，6：8422.

［54］ SHAN J，DADAP J I，HEINZ T F，Circularly polarized light in the single-cycle limit：the nature of highly polychromatic radiation of defined polarization［J］.Opt．Express，2009，17（9）：7431-7439.

［55］ SATOM，HIGUCHIT，KANDA N，etal..Terahertzpolarization pulse shapingwith arbitrary field control［J］.Nat．Photon．，2013，7（9）：724-731.

［56］ KIM K Y，TAYLOR A J，GLOWNIA JH，etal..Coherent control of terahertz supercontinuum generation in ultrafast laser-gas interactions［J］.Nat．Photon．，2008，2（10）：605-609.

［57］ LU X，ZHANG X C.Generation of elliptically polarized terahertzwaves from laser-induced plasma with double helix electrodes［J］.Physical Review Letters，2012，108（12）：123903.

［58］ RAMAKRISHNA SA.Physics of negative refractive indexmaterials［J］.Rep．Prog．Phys.，2005，68（2）：449-521.

［59］ PENDRY JB.A chiral route to negative refraction［J］.Science，2004，306（5700）：1353-1355.

［60］ PLUM E，ZHOU J，DONG J，et al..Metamaterialwith negative index due to chirality［J］.Physical Review B，2009，79（3）：035407.

［61］ WANG B N，ZHOU JF，KOSCHNY T，et al..Chiral metamaterials：simulations and experiments［J］.J．Opt．A-Pure Appl．Opt.，2009，11（11）：114003.

［62］ ZHOU J，CHOWDHURY D R，ZHAOR，etal..Terahertz chiralmetamaterialswith giantand dynamically tunable optical activity［J］.Physical Review B，2012，86（3）：035448.

［63］ SINGH R，PLUM E，MENZEL C，et al..Terahertzmetamaterialwith asymmetric transmission［J］.Physical Review B，2009，80（15）：153104

［64］ GRADY N K，HEYES JE，CHOWDHURY D R，et al..Terahertzmetamaterials for linear polarization conversion and anomalous refraction［J］.Science，2013，340（6138）：1304-1307.

［65］ JING X，GALAN J，RAMIAN G，et al..Terahertz circular dichroism spectroscopy of biomolecules［J］.SPIE，2003，5268：19-26.

［66］ ARIKAWA T，WANG X，BELYANIN A A，et al..Giant tunable Faraday effect in a semiconductormagneto-plasma for broadband terahertz polarization optics［J］.Opt．Express，2012，20（17）：19484-19492.

［67］ CRASSEE I，LEVALLOISJ，WALTER A L，et al..Giant Faraday rotation in single-and multilayer graphene［J］.Nat．Phys.，2011，7（1）：48-51.

［68］ SHUVAEV A M，ASTAKHOV G V，PIMENOV A，et al..Giantmagneto-optical faraday effect in hgte thin films in the terahertz spectral range［J］.Physical Review Letters，2011，106（10）：107404.

［69］ PRUISKEN A M M.Universal singularities in the integral quantum hall effect［J］.Physical Review Letters，1988，61（11）：1297-1300.

［70］ IKEBE Y，MORIMOTO T，MASUTOMIR，et al..Optical halleffect in the integer quantum hall regime［J］.Physical Review Letters，2010，104（25）：256802.

［71］ SHIMANO R，YUMOTO G，YOO J Y，et al..Quantum Faraday and Kerr rotations in graphene［J］.Nat．Commun．，2013，4：1841.

Polarization sensitive terahertz m easurements and app lications

E Yi-wen1，HUANG Yuan-yuan2，XU Xin-long2*，WANG Li1
（1．Beijing National Laboratory for Condensed Matter Physics，Institute of Physics，Chinese Academy of Sciences，Beijing 100190，China；2．State Key Laboratory Incubation Base of Photoelectric Technology and Functional Materials，Institute of Photonics＆Photon-Technology，Northwest University，Xi′an 710069，China）*Corresponding author E-mail：xlxuphy＠nwu．edu．cn

In Maxwell equations，the electromagnetic response of amedium is usually described by permittivity ε（ω）and permeabilityμ（ω）in constitutive relations.For an electromagnetic field propagating in amedium，there exist two independenteigenmodes in general，each ofwhich is a special particular solution of Maxwell e-quations，satisfies a unique dispersion relation and keeps its own polarization during propagation.If a traveling electromagnetic field is a linear superposition of the two eigenmodes，its polarization will constantly change as propagating inmedium，such as birefringence in anisotropic crystals，polarization modulation in metamaterials，optical activity in natural chiralmaterials and externalmagnetic field induced Faraday effects，etc.In this review，terahertz time-domain polarization measurement system is introduced，including principle，data processing andmeasurementaccuracy.Polarization modulation using wire grid polarizer，metamaterial and other opticalmethods are discussed in detail.The applications of the polarization measurement system are reviewed in analyzing properties of chiralmetamaterials，terahertz circular dichroism spectroscopy and Faraday effects. Finally，we give a brief comment on the future development and prospect of the polarization sensitive terahertz measurement technique.

terahertz spectroscopy；polarizationmeasurement；metamaterial；modulation

O441；TB97

：A

10.3788／CO.20171001.0098

鄂軼文（1988—），女，內(nèi)蒙古包頭人，博士研究生，2010年于中央民族大學(xué)獲得學(xué)士學(xué)位，主要從事太赫茲與物質(zhì)相互作用的研究。Email：eyiwen＠iphy.ac. cn

徐新龍（1976—），男，江蘇南通人，博士，教授，博士生導(dǎo)師，2000年、2003年于首都師范大學(xué)分別獲得學(xué)士、碩士學(xué)位，2006年于中國(guó)科學(xué)院物理研究所獲得博士學(xué)位，主要從事超材料，納米材料的光電性質(zhì)以及太赫茲光電技術(shù)等方面的研究。E-mail：xlxuphy＠nwu. edu.cn

2095-1531（2017）01-0098-16

2016-10-27；

2016-11-17

國(guó)家重點(diǎn)基礎(chǔ)研究計(jì)劃（973計(jì)劃）資助項(xiàng)目（No.2014CB339800）；國(guó)家自然科學(xué)基金資助項(xiàng)目（No.

11374240，No.11374358）；教育部博士點(diǎn)基金資助項(xiàng)目（No.2013101110007）

Supported by National Key Basic Research Program（No.2014CB339800）；National Natural Science Foundation of China（No.11374240，No.11374358）；Ph.D.Programs Foundation of Ministry of Education of China（No. 201310110007）