书名：半导体及后摩尔新材料太赫兹发射光谱
ISBN：978-7-115-67584-2
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著 吴晓君
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本书聚焦半导体材料和后摩尔新材料的太赫兹（THz）发射光谱技术，旨在通过对 THz 发射光谱技术的原理、发展进程以及系统应用的介绍，展示 THz 发射光谱技术应用于集成电路领域的巨大价值，为实现集成电路先进制程提供技术支撑和解决问题的思路。
本书主要内容包括半导体THz发射光谱起源、光学THz发射光谱物理基础、光学THz辐射实验技术、Ⅲ-Ⅴ族半导体驱动THz辐射、二维材料THz辐射、拓扑量子材料THz辐射、磁性材料THz辐射和激光THz发射显微镜。
本书主要面向物理学、化学、材料科学等领域的科研人员、研究生，以及对THz技术感兴趣的读者。
集成电路的发展亟须开发新材料、新结构、新器件、新工艺、新技术。THz发射光谱技术是通过光学激发新材料、新结构、新器件，以产生高频交变电流进而辐射电磁波，再通过检测辐射的电磁波，进而反推材料高频响应和器件性能的一种全新的无接触光谱技术，已在半导体材料以及后摩尔新材料中实现了重要应用，有望发展成为芯片在线无损检测的新方法。
THz发射光谱技术是我在大三开始接触的一门实验技术。那时，我使用中山大学激光与光谱学研究所二楼的一台钛宝石激光放大器搭建THz波产生和探测光路系统，光电调制器采用的是ZnTe晶体。由于缺乏实践经验，外加对泵浦-探测技术理解不深，在光路系统搭建初期，我总是找不到THz信号。后来，我让泵浦光和探测光以斜入射的方式注入ZnTe晶体中，很快就探测到了看起来非常像THz波形的信号，并在《半导体学报》上发表了论文，这使我受到了极大的鼓舞。
但是，THz波并没有发射出来！怎么能够说明这就是THz发射光谱呢？加上THz波看不见、摸不着，且搭建光路系统的过程对实验技能要求很高，我遇到了进入THz发射光谱研究领域的门槛。虽然后来在读博期间，我已经能够非常轻松地在ZnTe样品和光电导天线中生成可以在自由空间传播的THz波，并能单独用另外一块ZnTe样品或光电导天线探测到传播了一段距离的THz波，也能用这样的光路系统做一些光谱表征的实验，但是“让THz波看得见”这个目标始终萦绕在我心头，挥之不去。
直到后来，我到德国从事博士后的研究，在Franz X. Kaertner教授的指导下，开始研究铌酸锂THz强源及其在电子加速中的应用，才真正实现了“让THz波聚焦后能够用液晶片看得到”的目标。这件事情给了我极大的鼓舞。如今，对于通过铌酸锂产生的强场THz波，不仅可以用THz相机对光斑进行成像，还可以用液晶片非常容易地看见，THz发射光谱技术成为制备THz强源和推动应用的关键。如今，我回顾相关研究，对THz发射光谱技术有了更加深刻的认识和理解。
THz发射光谱伴随THz科学与技术的诞生而出现，经过数十年的发展，已经成为研究体材料和纳米界面体系中的物理性质超快演化、准粒子分布、序参量等性质的一个强大的工具。通过分析超快激光诱导的THz发射光谱，可以获得被研究体系的非线性极化、非平衡磁结构，以及各种瞬态自由电荷电流的相对贡献等信息，而这些信息与光诱导下的对称性破缺密切相关。因此，THz发射光谱可以被直接当成研究时间或空间对称性破缺以及决定体系非线性响应的张量元的点群对称性破缺的最直接的工具之一。
如今，我的团队一边在利用THz发射光谱技术研究实现更强THz波输出的办法，一边又反过来采用脉冲宽度更窄的飞秒激光和信噪比更高的系统研究新材料和新结构。这样的探索和研究过程，让我明白THz发射光谱技术本身是一个非常强大的工具，它所用到的设备一定能够像拉曼光谱仪、傅里叶变换红外光谱仪等已经商业化的仪器一样，走进实验室，成为商用仪器，从而服务各行各业。
为此，本书旨在通过梳理THz发射光谱技术发展历程，让读者有机会一边品读20世纪末期THz技术诞生之初的美好，一边了解它与半导体技术和新材料携手同行的故事，从而更好地思考这项技术的未来，思考如何让此技术更好地服务于集成电路、量子信息、材料工程等领域，绽放出它与众不同的独特魅力。本书共8章，第1章聚焦半导体THz发射光谱起源；第2章系统阐述光学THz发射光谱物理基础；第3～8章讲解光学THz发射光谱技术，内容涵盖第一代半导体材料的THz发射光谱，第二代半导体材料和二维材料、拓扑量子材料、磁性材料的THz发射光谱，以及激光THz发射显微镜，等等。
为方便读者阅读本书，特此说明：图中的纵坐标所代表的物理量为电场或信号时，通常指电场强度或信号强度。
本书对THz发射光谱近半个世纪以来的技术发展历程进行提炼。期待通过阅读本书，刚进入THz科学与技术研究领域的从业人员以及相关专业的研究生能对这个方向有一定的认识和了解。非常感谢我的团队成员在本书撰写过程中所提供的帮助，感谢李培炎、代明聪、杨泽浩、黄滋宇、张铭暄、杜琳、张子建、才家华、孔德胤、李江皓等。由于本人水平和时间有限，书中难免存在不足之处，殷切希望广大读者批评指正。
吴晓君
自第一个THz波产生至今，人们对THz波的研究探索已经持续了半个多世纪。THz 频段是电磁频谱上最后一个未被完全开发和利用的频段，THz 波一直备受关注，它的长波方向涉及电子学领域，短波方向涉及光学领域，这种电子学与光学的交叉性，使得人们在解决THz相关问题时，不能简单地只从电子学或者光学的角度分析，必须同时兼顾两者，这极大地增加了 THz 技术探索的复杂性。
THz技术的研究和应用涵盖了众多领域，包括但不限于生物医学、材料科学、通信等领域。在生物医学领域，THz波的穿透力和非破坏性使其成为研究生物分子结构和生物组织成像的重要工具，为癌症诊断、皮肤疾病检测等提供了新的方法和手段。在材料科学领域，THz波具有对物质结构和动态过程敏感的特性，被广泛应用于表征和研究材料的性质与行为。在通信领域，由于THz频段具有高带宽特性，被认为是解决高速数据传输问题和突破无线通信瓶颈的潜在方案。除了在科学研究领域的应用，THz技术在国防安全、食品检测、文物保护等领域也有重要的应用价值。然而，尽管THz技术在各个领域显示出了巨大的潜力，但其应用还是受到了光源的限制。因此，研究人员不断致力于研究更强、更稳定的THz源，并提高其各项性能指标，以满足不同领域对THz波的需求。
目前，THz波的产生主要通过电子学方法、基于激光光学技术和超快飞秒激光泵浦技术的方法等实现。电子学方法借鉴了毫米波的产生方式，利用变化的电场或磁场控制电子束的运动，使其在亚皮秒时间尺度内发生改变，从而产生THz波。该过程以产生位于低频段内的连续波为主，整个过程的THz转化效率高、平均功率较大、频谱较窄，利用的是倍频管、耿氏二极管等微波元器件。这种从低频向高频迈进的方法具有器件体积小、易集成等优点，但当频率超过1 THz时会遇到电子器件瓶颈，从而使THz转化效率大幅降低。基于激光光学技术的方法则通过气体激光器、量子级联激光器等THz激光器使波从高频段变频到THz频段，为THz波提供了另一种重要的产生途径。然而，这种方法的设备通常体积庞大或需要低温冷却。而基于超快飞秒激光泵浦技术的方法，主要是利用超快飞秒激光激发下材料的超快响应，产生的THz波多为单脉冲形式，为THz波向低频和高频发展，以产生更大功率、更大带宽、更稳定的 THz 波提供了新的思路和方法。
无论采用哪种方法，THz波的产生都在宏观上依赖于材料的性质与结构，而在微观上依赖于材料的导电性、晶格参数等物理量。其中，半导体材料发挥着重要作用。半导体材料具有介于导体和绝缘体之间的导电性，且其导电性可通过控制加入的杂质或温度等方式进行调控。典型的半导体材料，如Si、GaAs等，是现代电子学和光电子学研究的重要基础材料。近年来，半导体材料的研究与开发取得了长足的进步，为THz技术的发展提供了有力支撑，将半导体材料与飞秒激光相结合得到的新型器件叫作半导体光电导开关，简称为光电导开关，已被广泛应用于THz波的产生、调制和探测等方面，为超快THz技术的发展提供了新的契机和动力。
综上所述，THz波的研究和应用领域广泛，但其技术发展受到THz源的限制。因此，寻找更强、更稳定的THz源并提高其各项性能指标成为当前THz技术研究的重要方向。而这一过程的逆过程也具有巨大的应用潜力，在逆过程中，光谱信息对材料的掺杂、载流子浓度、剩余能量、非线性极化率等物理量非常敏感，从而可以进一步推演出材料的表界面特性，如晶体表面对称性、载流子分布、表面势、表面能带弯曲、表面电场强度等重要信息，从而为THz波在生物医学、材料科学、通信等领域的应用带来新的突破和进展。
THz 波领域的探索始于 1971 年，随着皮秒（picosecond，ps）和亚皮秒脉冲激光器的出现，美国加利福尼亚大学伯克利分校的沈元壤教授团队使用脉冲宽度约为 5 ps、脉冲能量约为 20 mJ 的锁模钕玻璃激光器射出皮秒激光脉冲，脉冲经30 cm（直径）的透镜聚焦泵浦铌酸锂晶片，首次成功生成THz波（即文献[1]中所指远红外辐射）。他们研究了不同晶体取向对THz波产生的影响，晶体的不同取向分别对应零频率和有限频率的相位匹配。探测时，使用聚酯薄膜分束器将远红外脉冲分为两束，一束用于迈克耳孙干涉仪或法布里-珀罗干涉仪进行光谱分析，另一束用于归一化光谱强度。该工作发表于Applied Physics Letters期刊。这一突破性工作不仅标志着THz波的首次产生实验成功，更为后续半导体THz波领域的研究奠定了基础。
1972年，美国马里兰大学的Jayaraman教授和Lee教授[2]在通过光电导效应研究GaAs单晶中的双光子吸收时发现，当分别利用纳秒（nanosecond，ns）激光脉冲和锁模皮秒激光脉冲触发GaAs时，纳秒激光脉冲触发的GaAs单晶响应是稳态的，而皮秒激光脉冲触发的GaAs单晶响应却是瞬态的，首次揭示了GaAs对光触发的响应时间在皮秒量级，使得用皮秒激光脉冲触发研究半导体内的超快弛豫过程和输运成为可能。
1981 年，Mourou 教授（2018 年凭借啁啾脉冲放大技术获诺贝尔物理学奖）等人的工作进一步推动了对光激励下半导体产生THz波的研究[3]。Mourou教授采用皮秒激光脉冲照射外加偏置电压的GaAs样品，在微波波导中成功探测到半高宽为50 ps、皮秒精度与激光脉冲同步的微波脉冲信号，该微波脉冲信号相较于之前的研究频率更高，已经属于THz频段，从而正式开启了对GaAs体系的THz波研究。这项工作被Mourou教授总结、概括为发明了一种微波发生器，如图1.1所示，通过将半绝缘掺铬GaAs置于同轴断开的波导结构中，并通过外加电压驱动，使GaAs光电导率发生改变，从而启动开关。该开关驱动X波段的同轴线进入过渡波导，最终产生射频发射。通过门控技术，实现了微波脉冲与激光脉冲的时间同步，从而实现了对产生的微波脉冲信号的时间分辨测量，为THz光电导天线的雏形奠定了基础。
图1.1 微波发生器示意
2013年，我们团队分别探讨了GaAs的氧化防护以及在不同入射角（0°～50°）下，不同厚度（5～21 nm）的粗糙Au薄膜覆盖的GaAs (100)表面产生的THz辐射。具体内容将在第4章展开介绍。
1984年，Mourou教授与Meyer教授合作报道了一种基于泡克耳斯效应的新型光电采样系统[4]。该系统通过探测亚皮秒激光脉冲与未知电信号的相关性得到电脉冲波形，时间精度小于4 ps，对应带宽大于100 GHz，落入THz频段，电压灵敏度小于 50 μV。随后他们又对系统进行了改进，使得系统的时间精度小于 1 ps。但是这些设计都面临传输速度慢和信号失真等问题。
为了应对这一挑战，1984年，美国贝尔实验室的Auston教授等人提出了皮秒光电导THz偶极子天线的概念[5]。将两个光电导体分别放在厚度为1.15 mm的氧化铝两侧形成发射天线和探测天线。如图1.2所示，光电导体的活性区域位于铝电极中的一个10 μm的间隙中，亚皮秒激光脉冲聚焦于此处。激光脉冲是由被动锁模染料激光器产生的，能量约为50 pJ，脉冲宽度为100 fs，重复频率为100 MHz。在激发光电导体后，泵浦光脉冲与探测光脉冲可通过延迟线以控制相对距离，满足相干测量要求。在激发光电导体的电极上施加45 V的偏置电压，接收光电导体与一个低频放大器直接相连。当移动延迟线扫描时，低频放大器测量平均电流。两个光电导体的作用是向偶极子提供直流偏置电压和信号连接。
图1.2 皮秒光电导THz偶极子天线示意
实验结果显示，光电导材料的瞬态响应非常快，响应的半峰全宽为2.3 ps，远远优于传统电子自相关电路的响应速度。此外，研究人员还观察到了由电极横向共振产生的两个较小的二次脉冲，他们认为这不是由往返周期为23 ps的偶极子之间的多次反射引起的，可通过抑制激光反射和采用不对称几何结构来抑制这一脉冲的产生。该工作展示了GaAs材料及其光电导天线在超快电磁脉冲产生、传输和探测等方面的巨大潜力，这种方法避免了传输线结构的限制，得益于相干测量手段和开放的几何结构，该方法非常适用于材料的瞬变电磁测量，也为日后光电导天线THz发射器的发展奠定了基础。
THz波产生之后，寻找稳定、有效的探测方法就成为首要任务。在THz发射光谱发展的整个历程中，人们研究出了一系列的探测方法。最先使用光电导天线，主要制作材料是低温生长的GaAs和Si-GaAs。1989年，Grischkowsky教授等人首次利用半导体光电导天线在同一系统中实现了对THz波的发射与探测[6]。他们采用了一种新型的电偶极子天线结构，如图1.3所示。该天线结构设计的独特之处在于，将探测到的光电流引入天线臂中，与传统的末端偶极子天线相比，该天线的探测性能得到了显著提升，主要体现在将5 μm间隙中的总光电流注入30 μm的天线中。具体来说，该实验使用了两种不同的天线结构来探测产生的THz波，发射器与探测器相隔80 cm。探测过程中，天线受到平行入射的THz电场的驱动，在天线间隙产生随时间变化的电压。这种感应电压驱动了光生载流子，将探测光脉冲产生的电荷流与THz波和探测光脉冲之间的时延进行收集，从而获取了THz波的时域波形信号。THz波经过80 cm的自由空间传播后，通过扫描延迟线进行探测。产生的THz波在进入探测器前经过准直与聚焦，以提升发射器与探测器之间的耦合度，从而为高灵敏度的THz波探测奠定了基础。这一工作的成功不仅为后来的THz时域光谱系统的建立奠定了基础，该天线结构也成为目前常用的THz时域光谱仪的原型之一。
图1.3 光电导电偶极子天线结构
在利用光电导天线实现了THz波的产生和探测之后，1995年，当时在美国伦斯勒理工学院任教的张希成教授团队提出采用非线性晶体[7]，通过线性电光效应实现对THz电场相干检测的电光取样（Electro-Optic Sampling，EOS）技术。
线性电光效应又称泡克耳斯效应，由德国物理学家Pockels于1893年发现，是一种电光晶体的折射系数随外加电场成比例改变的现象。泡克耳斯效应的基本原理是电场对材料折射率的线性调控。在使用线性电光效应探测THz波时，因为探测光的频率（1014～1015 Hz）比THz波频率（1012 Hz）高2～3个数量级，所以相对于探测光，THz电场可看作低频电场。当同时施加THz电场和激光探测脉冲时，它们可调制晶体的双折射，进而引起探测光的偏振椭圆度发生改变，然后对探测光的椭圆度进行偏振分析，从而获得THz电场的振幅和相位信息。该工作是传统电光取样技术的延伸，不需要电极接触或者在探测晶体上布线，属于一种光学技术。
图 1.4 简要绘制了自由空间电光取样装置。由钛宝石飞秒激光器提供脉冲宽度为150 fs、重复频率为76 MHz的飞秒激光脉冲。THz波由激光激发GaAs光电导天线发射器所产生，随后照射在电光探测晶体上。另一束探测光通过聚焦与THz波同步到达电光探测晶体，晶体折射率的变化将改变激光探测脉冲的偏振态。若使探测光脉冲和激发光脉冲之间的相位差在合适的范围内，则可测量在晶体中发生变化的探测光并通过显示装置显示，即可实时观测脉冲电场的波形。
图1.4 自由空间电光取样装置
为了将电场诱导的椭圆度调制转换成强度调制，使用了一个补偿器和偏振器来分析探测光，并由光电探测器进行检测。选择 500 μm 厚的钽酸锂晶体作为电光探测晶体，晶体的面外轴与入射电场的偏振平行，晶体与发射器相隔 10 cm。实验结果显示，第一个脉冲峰的上升时间为 740 fs。主峰后的次峰由电脉冲在光电导天线发射器和THz波在电光探测晶体中的多次反射引起。该工作揭示了利用自由空间电光取样技术获得THz时域波形的可能性，突破了光生载流子寿命的限制，时间响应只与所用的电光探测晶体的非线性性质有关，所以可实现更短的响应时间、较大的探测带宽、优越的探测灵敏度和信噪比，已经逐渐发展成为目前高精度探测THz波的主要方法。
以上方法均属于相干探测，能够同时获取信号的振幅和相位信息，提供较高的频谱分辨率。相较之下，非相干探测仅能对THz波的振幅进行测量，无法获取信号的相位信息。虽然非相干探测器的灵敏度不及相干探测器高，但其优势在于可探测的频段更宽，不受混频器等元件的技术限制。
非相干探测器根据工作原理不同可分为热探测器和光子探测器。热探测器的本质就是将吸收的THz波转换为探测元件物理量的变化，如热释电探测器，它的出现时间很早，结构也相对比较简单。当THz波到达探测器时，具有热释电效应的晶体的电阻会发生变化，从而反映THz波的强度大小。光子探测器则是通过接收THz波能量，改变探测器内原子或分子的内部电子状态，将光电效应转变为可测量的电信号，再把这个信号放大，实现对THz波的探测。光子探测器主要分为光电导型探测器和光伏型探测器。光电导型探测主要基于单光子探测，由于热量的传递速度小于电信号的传输速度，所以与热探测器相比，光电导型探测器响应较快，但是其暗电流较大，从而降低了探测精度。光伏型探测主要基于光伏效应，光伏型探测器也称为势垒型光电探测器。当器件吸收THz波时，会激发出光生载流子，并注入势垒附近，从而形成光生电流。
非相干探测器根据工作温度不同又可分为制冷型探测器和非制冷型探测器。非制冷型探测器，如戈莱盒、热释电探测器和热辐射计，在室温下工作，具有适中的灵敏度，但探测的频谱较宽。低温工作的制冷型探测器，如非本征Ge光电探测器和量子阱探测器，相比之下具有更高的灵敏度和更快的响应速度，但是制冷所需的成本较高且器件体积较大，不利于集成和紧凑设计。
早在1990年，张希成教授团队就提出可以将THz发射光谱技术作为一种表界面测量方法，并用于研究磷化铟（InP）中的载流子迁移率以及半导体表面静态内部场的强度和极性[8]。泵浦光来自平衡碰撞脉冲锁模染料激光器，激光器具有0.2 nJ的脉冲输出能量，重复频率为100 MHz，中心波长为620 nm，脉冲宽度为70 fs。激光按照3∶7的能量比例被分为一束泵浦光和一束探测光，其中用于光学激励的泵浦光由斩波器以2 kHz的频率进行调制。THz波的探测采用一个装有蓝宝石透镜的偶极子天线，该天线之前曾被用于表征电光切连科夫辐射。
半导体InP中的光生载流子在临近空气与半导体界面处的能带分布如图1.5所示，InP 表面态接近导带边缘。由于费米能级“钉扎”在界面处，导带和价带都向下弯曲，并在界面附近形成耗尽层。当超快激光脉冲以大于带隙的光子能量照射裸露的半导体表面时，InP吸收光子能量从而形成电子-空穴对。内置的静电场将两种载流子驱动到相反的方向，其中，电子被驱动到表面，空穴被驱动到材料内部。自由载流子在耗尽层中分离产生光电流，导致电荷在材料表面和内部积累，形成偶极层。光电流的上升时间就是激光脉冲持续时间，而衰减时间是自由载流子穿过耗尽层的渡越时间（假设载流子寿命比载流子渡越时间长）。耗尽层中瞬态电流辐射的电磁波恰好位于THz频段，THz波由此产生。预估辐射带宽将超过1 THz，这与半导体的自由载流子寿命无关，但却受到偶极子天线探测带宽的限制，最高只能达到600 GHz。值得注意的是，THz波沿向内和向外的传播是有限的且满足广义菲涅耳定律。
图1.5 半导体InP的能带分布
反射和透射的THz波的辐射特点可以总结为：（1）反射及透射的THz波必须是横磁波（Transverse Magnetic wave，TM wave），并且它们具有相反的THz电场极性；（2）向外辐射的THz电场与反射的光束共线；（3）当激光入射角与法线方向交叉时，辐射场会发生符号（方向）变化，场强在激光正入射时降至零，并在布儒斯特角处达到最大值；（4）辐射场与光功率、载流子迁移率以及内建场与光载流子浓度的积分成正比；（5）透射的光电流的流动方向垂直于表面，将探测角度旋转75°时可以测到最大的THz电场振幅，这符合InP的能带分布规律。
总结一下，可以发现，透射及反射的THz波反映了耗尽层的静态场的方向，因此可以根据辐射场的极性来确定半导体掺杂类型。实验还测量了N型和P型GaAs样品的辐射场，证明它们的确具有相反的THz电场极性。此外，实验还研究了辐射场的振幅与不同GaAs掺杂浓度的依赖关系。THz辐射场强先是在1016 cm-3的掺杂浓度量级处达到峰值，再随着掺杂浓度的增加而降低。具有高掺杂浓度的半导体样品还具有高的微波吸收率。
显然，半导体中的瞬态光电流是产生THz波的物理机制。而为了产生自由载流子并形成光电流，半导体的带隙必须小于入射光子能量（由于光功率低可以忽略多光子吸收），半导体的表面必须形成耗尽层。张希成教授还从Ⅲ-Ⅴ族、Ⅱ-Ⅵ族和Ⅳ族半导体中选择了大量样品作为辐射源。对于大于激光光子能量（2 eV）的材料带隙，没有产生预期的辐射过程，并且已经通过ZnSe（带隙2.4 eV）和GaP（带隙2.2 eV）进行了验证。但是，实验实现了InP、GaAs、GaSb、InSb、CdTe、CdSe以及Ge等材料的电磁辐射，这些样品的带隙皆小于入射光子能量。
值得注意的是，没有从Si样品中获得THz辐射，因为Si具有大直接带隙（＞2 eV）。在620 nm的光学波长下，Si的吸收长度大约是InP和GaAs的10倍，这导致Si的耗尽层中很少有载流子对辐射有贡献。而在这些样品中，半绝缘的InP显示出最强辐射，并且(100)取向的InP的辐射强度是(111)取向的InP的辐射强度的2.5倍。此外还发现，不同的半导体表现出不同的辐射波形。例如，在相同的实验条件下，InP 的波形接近双极，GaAs的波形接近单极。
该工作标志 THz 发射光谱可作为一种强有力的表征手段，对于材料表征、THz光谱学都具有重要的意义。但是值得注意的是，大多数材料产生THz辐射的物理过程都不止一种，并且在不同温度、偏振态、材料厚度、入射角度泵浦下都可能引起新的物理效应。而THz发射光谱以亚皮秒的分辨率对非平衡态物理过程进行无接触式表征，应用前景十分广阔。
自1971年产生了世界上第一个THz波以来，对THz波的研究已经取得了显著进展。通过不断研究THz波的产生与探测技术，研究者们逐渐揭示了THz辐射的性质与特性，为THz科学和技术的发展开辟了新的方向。在THz波产生方面，早期的工作主要依赖于锁模钕玻璃激光器等光学激励源，随后发展出了利用激光脉冲照射半导体材料等新技术。而微波发生器的发明进一步提高了THz波的产生效率和性能。在THz波的探测方面，最初采用的是迈克耳孙干涉仪和法布里-珀罗干涉仪等传统方法，随后引入了光电导天线等新型探测器件，实现了对THz波的高灵敏度探测。这些探测技术的不断进步为THz时域光谱学、THz成像等领域的研究提供了重要支持。
[1] YANG K H, RICHARDS P L, SHEN Y R. Generation of far-infrared radiation by picosecond light pulses in LiNbO3[J]. Applied Physics Letters, 1971, 19(9): 320-323.
[2] JAYARAMAN S, LEE C H. Observation of two-photon conductivity in GaAs with nanosecond and picosecond light pulses[J]. Applied Physics Letters, 1972, 20(10): 392-395.
[3] MOUROU G, STANCAMPIANO C V, BLUMENTHAL D. Picosecond microwave pulse generation[J]. Applied Physics Letters, 1981, 38(6): 470-472.
[4] MOUROU G A, MEYER K E. Subpicosecond electro-optic sampling using coplanar strip transmission lines[J]. Applied Physics Letters, 1984, 45(5): 492-494.
[5] AUSTON D H, CHEUNG K P, SMITH P R. Picosecond photoconducting Hertzian dipoles[J]. Applied Physics Letters, 1984, 45(3): 284-286.
[6] VAN EXTER M, FATTINGER C, GRISCHKOWSKY D. High-brightness terahertz beams characterized with an ultrafast detector[J]. Applied Physics Letters, 1989, 55(4): 337-339.
[7] WU Q, ZHANG X C. Free-space electro-optic sampling of terahertz beams[J]. Applied Physics Letters, 1995, 67(24): 3523-3525.
[8] ZHANG X C, HU B B, DARROW J T, et al. Generation of femtosecond electromagnetic pulses from semiconductor surfaces[J]. Applied Physics Letters, 1990, 56(11): 1011-1013.
