具体实施方式

现在详细参考本技术的实施例，其示例在附图中示出。虽然将结合各种实施例描述本技术，但是应当理解，它们不旨在将本技术限制于这些实施例。相反，本技术旨在涵盖可包括在由所附权利要求限定的各种实施例的精神和范围内的替代、修改和等同物。

此外，在以下详细描述中，阐述了许多具体细节以提供对所呈现实施例的透彻理解。然而，对于本领域的普通技术人员来说显而易见的是，可以在没有这些具体细节的情况下实践所呈现的实施例。在其他情况下，没有详细描述众所周知的方法、过程、组件和电路，以免不必要地模糊所呈现实施例的一些方面。

在本技术的一个实施例中，图1描绘了可调谐多层太赫兹磁振子激光器10的截面图。出于本技术的目的，可调谐多层太赫兹磁振子激光器10包括衬底12、底部电极14、底层16、隧道结18、自旋注入器20、钉扎层22、参考层24和顶部电极28。在一个实施例中，钉扎层22还可包括RUDERMAN-KITTEL-KASUYA-YOSIDA(RKKY)钉扎层。单个多层柱26包括底层16、隧道结18、自旋注入器20、钉扎层22、参考层24和顶部电极28。在一个实施例中，自旋注入器20可以是，例如，顶层。在另一个实施例中，底部电极14可以是接地电极。

在本技术的实施例中，(图1的)衬底12包括砷化镓(GaAs)。

砷化镓(GaAs)是镓和砷元素的化合物。它是一种具有闪锌矿晶体结构的III-V族直接带隙半导体。砷化镓用于制造单片微波集成电路。

GaAs通常用作外延生长其他III-V族半导体的衬底材料，包括：砷化铟镓、砷化铝镓等。

GaAs可以通过使用分子束外延(MBE)来制造。MBE可以在例如高真空或超高真空(10^-8-10^-12)托中进行。

在一方面，MBE的沉积速率(通常小于3,000nm/小时)可以允许膜外延生长。这些沉积速率通常需要按比例更好的真空，以达到与其他沉积技术相同的杂质水平。没有载气(carrier gases)以及超高真空环境可以使生长的薄膜达到最高的纯度。

在固体源MBE中，超纯形式的镓和砷等元素在单独的准克努森泻流室(quasi-Knudsen effusion cells)或电子束蒸发器中加热，直到它们开始缓慢升华。气态元素然后凝结在芯片上，在那里它们可以相互反应。在镓和砷的例子中，形成单晶砷化镓。当使用铜或金等蒸发源时，撞击在表面上的气态元素可能会被吸引(例如，在时间窗口之后，撞击原子将围绕在表面上跳跃)或反射。表面上的原子也可能解吸(desorb)。

控制源的温度将控制材料撞击衬底表面的速率，并且衬底的温度会影响跳跃或解吸的速率。术语“束(beam)”意味着蒸发的原子在到达芯片之前不会彼此或与真空室气体相互作用，因为原子的平均自由路径较长。

在本技术的一个实施例中，(图1的)衬底12包括氧化铝(Al₂O₃)。

在本技术的另一个实施例中，(图1的)衬底12包括氮化铝(AlN)。

在本技术的又一实施例中，(图1的)衬底12包括氧化铟锡(InTnO)。

氧化铟锡(ITO)是由不同比例的铟、锡和氧组成的三元组合物。根据氧含量，它可以被描述为陶瓷或合金。氧化铟锡通常遇到一起作为氧饱和组合物，其配方为按重量计74％In、18％O₂和8％Sn。氧饱和组合物是如此典型，以至于不饱和组合物被称为缺氧ITO。它在薄层中是透明和无色的，而在散装形式中它是淡黄色至灰色。在光谱的红外区域，它充当类金属的镜子。

氧化铟锡是使用最广泛的透明导电氧化物之一，因为它具有两个主要特性：导电性和光学透明性，以及它可以轻松沉积为薄膜。与所有透明导电膜一样，必须在导电性和透明度之间做出折衷，因为增加厚度和增加电荷载流子的浓度会增加材料的导电性，但会降低其透明度。氧化铟锡薄膜最常通过物理气相沉积法沉积在表面上。经常使用的是电子束蒸发或一系列溅射沉积技术。

在本技术的又一实施例中，(图1的)衬底12包括硅(Si)。

硅是一种化学元素，符号为Si，原子序数为14。一种硬而脆的结晶固体，具有蓝灰色金属光泽，是一种四价准金属。它是元素周期表中第14族的成员，其上方是碳，下方是锗、锡、铅和鈇。它是相当不活泼的，虽然不如锗，但对氧有很强的化学亲和力。因此，它于1823年由Jakob Berzelius首次制备并以纯形式表征。

按质量计算，硅是宇宙中第八个最常见的元素，但很少作为地壳中的纯元素出现。它以各种形式的二氧化硅(二氧化硅)或硅酸盐的形式最广泛地分布在尘埃、沙子、小行星和行星中。超过90％的地壳由硅酸盐矿物组成，使硅成为地壳中仅次于氧的第二丰富元素(按质量计约28％)。高度纯化的硅用于集成电路。

在本技术的另一个实施例中，(图1的)衬底12包括蓝宝石上硅(silicone onsapphire,SoS)。

蓝宝石上硅(SOS)是一种用于集成电路制造的异质外延工艺，由在蓝宝石(Al₂O₃)芯片上生长的硅薄层(通常小于0.6μm)组成。

SOS是CMOS技术的绝缘体上硅(SOI)族群的一部分。通常，使用高纯度人工生长的蓝宝石晶体。硅通常通过硅烷气体(SiH4)的分解沉积在加热的蓝宝石衬底上。蓝宝石的优点在于它是一种出色的电绝缘体，防止辐射引起的杂散电流扩散到附近的电路元件。由于现代高密度应用中使用的非常小的晶体管制造上的困难，SOS在商业制造中面临早期挑战。这是因为SOS工艺会因蓝宝石和硅之间的晶格差异而导致位错、孪晶(twinning)和堆垛层错(stacking fault)的形成。此外，还有一些衬底最靠近界面的硅中的铝(一种p型掺杂剂)污染。

在用于制造MOS装置的蓝宝石衬底上外延生长硅的应用涉及硅纯化工艺，该工艺可减少由蓝宝石和硅晶格之间的不匹配导致的晶体缺陷。例如，Peregrine Semiconductor的SP4T开关形成在SOS衬底上，其中硅的最终厚度约为95nm。硅通过多晶氧化在多晶硅栅堆栈外部的区域中凹陷，并通过侧壁间隔物形成工艺进一步凹陷至大约78nm的厚度。

在本技术的又一实施例中，(图1的)衬底12包括氧化镁(MgO)。

氧化镁(MgO)或氧化镁是一种白色吸湿性固体矿物，以方镁石的形式自然存在，是镁的来源。它具有MgO的经验公式，由Mg₂(正离子)和O₂(负离子)通过离子键结合在一起的晶格组成。氢氧化镁在水的存在下形成(MgO+H₂ O→Mg(OH)₂)，但可以通过加热以分离水分来逆反应。

氧化镁在历史上被称为magnesia alba(字面意思是来自氧化镁的白色矿物-其他来源将magnesia alba称为MgCO₃)，以区别于magnesia negra，一种含有现在称为锰的黑色矿物。虽然“氧化镁”通常是指MgO，但过氧化镁MgO₂也已知为一种化合物。由演化晶体结构预测，MgO₂在高于116GPa(千兆帕)的压力下热力学上稳定，而全新的半导体低氧化物Mg₃O₂在高于500GPa时热力学上稳定。由于其稳定性，MgO被用作研究晶体振动特性的模型系统。氧化镁是通过煅烧碳酸镁或氢氧化镁产生的。

在本技术的一个实施例中，仍参考图1，底部电极14选自由以下材料组成的群组：钴铁合金(Co_0.5 Fe _0.5)；银(Ag)；金(Au)；铂(Pt)；钴(Co)；钯(Pd)；钛(Ti)；和钛钨(TiW)。

这些材料中的每一种都可以通过分子束外延(MBE)(请参阅上面的讨论)或通过溅射沉积沉积在衬底上。

溅射沉积是通过溅射进行薄膜沉积的物理气相沉积(PVD)方法。这涉及将材料从作为源的“目标(target)”喷射到“衬底”上，例如硅芯片。重新溅射(re-sputtring)是在沉积过程中通过离子或原子轰击进行沉积材料的重新发射。从目标射出的溅射原子具有广泛的能量分布，通常高达数十eV(100,000K)。溅射的离子(通常只有一小部分喷射的粒子被电离-大约1％)可以从目标上以直线弹道飞行，并对衬底或真空室产生能量冲击(导致重新溅射)。

或者，在更高的气压下，离子与充当慢化剂(moderator)的气体原子碰撞并扩散移动，到达衬底或真空室壁并在经历随机游走(random walk)后冷凝。通过改变背景气压，可以进入从高能弹道冲击到低能热化运动的整个范围。

溅射气体通常是惰性气体，例如氩气。为实现有效的动量传递，溅射气体的原子量应接近目标的原子量，因此溅射轻元素首选氖，而溅射重元素则使用氪或氙。反应性气体也可用于溅射化合物。根据工艺参数，该化合物可以在目标表面、飞行中或衬底上形成。许多控制溅射沉积的参数的可用性使其成为一个复杂的过程，但也允许专家在很大程度上控制薄膜的生长和微观结构。

溅射沉积的一个重要优点是，即使是熔点非常高的材料也很容易溅射，而在电阻蒸发器或克努森室(Knudsen cell)中蒸发这些材料是有问题的或不可能的。溅射沉积膜的组成接近源材料的组成。这种差异是由于不同的元素因其质量不同而扩散不同(轻元素更容易被气体偏转)，但这种差异是恒定的。

溅射薄膜通常比蒸发薄膜在衬底上具有更好的附着力。目标包含大量材料且无需维护，因此该技术适用于超高真空应用。

溅射源不包含热部件(为了避免加热，它们通常是水冷的)并且与诸如氧气之类的反应性气体相容。溅射可以自上而下进行，而蒸发必须自下而上进行。外延生长等先进工艺是可能的。

溅射工艺的一些缺点是，该工艺更难与用于膜构造上的剥离相结合。这是因为扩散传输，溅射的特征，使完整的阴影(shadow)变得不可能。因此，不能完全限制原子的去向，这会导致污染问题。此外，与脉冲激光沉积相比，逐层生长的主动控制是困难的，惰性溅射气体作为杂质进入生长膜中。

脉冲激光沉积是溅射沉积技术的一种变体，其中使用激光束进行溅射。在脉冲激光沉积过程中充分研究了溅射和再溅射离子以及背景气体的作用。

溅射源通常采用磁控管(magnetrons)，利用强电场和磁场将带电等离子体粒子限制在靠近溅射目标表面的位置。在磁场中，电子沿着磁力线周围的螺旋路径运动，与目标表面附近的气态中性粒子发生的电离碰撞比其他情况下发生的要多。(随着目标材料的消耗，目标的表面可能会出现“跑道(racetrack)”侵蚀轮廓。)

溅射气体通常是惰性气体，例如氩气。由于这些碰撞而产生的额外氩离子导致更高的沉积速率。等离子体也可以通过这种方式维持在较低的压力下。溅射的原子带中性电荷，因此不受磁阱(magnetic trap)的影响。

使用射频溅射可以避免绝缘目标上的电荷积聚，其中阳极-阴极偏置的符号以高速率(通常为13.56MHz)变化。射频溅射可以很好地生产高度绝缘的氧化膜，但会增加射频电源和阻抗匹配网络的费用。从铁磁靶泄漏的杂散磁场也会干扰溅射过程。通常必须使用特别设计的带有异常强永磁体的溅射枪进行补偿。

在本技术的一个实施例中，仍参考图1，底层16选自由以下材料组成的群组：二氧化铬(CrO₂)；半金属铁磁氧化物Sr₂FeMoO₆；赫斯勒(Heusler)合金Co₂MnGe；赫斯勒合金Co₂MnSi(CMS)；赫斯勒合金Co₂FeSi(CFS)；赫斯勒合金Co₂MnSn(CMS)；和赫斯勒合金Co₂FeAl_0.5Si_0.5(CFAS)。

例如，在最近发表于Nat Commun.的论文中，2014年5月30日；5:3974.M.Jourdan等人的“Direct observation of half-metallicity in the Heusler compound Co2MnSi”，Co₂MnSi样品是在由溅射室、分子束外延(MBE)室、以及配备有氦气放电灯(hν＝21.2eV)的同步辐射紫外光发射光谱(SRUPS)室和具有多通道自旋滤波器的半球能量分析仪(能量分辨率谢尔曼函数S＝0.42±0.05)组成的超高真空集群中制备和完全原位研究的。首先，在室温下通过射频(RF)溅射在MgO(100)衬底上生长Heusler化合物Co2MnGa(30nm)的外延缓冲层。通过优化的附加退火工艺，在550℃下获得L21顺序(order)，如高能电子衍射(RHEED)和X射线衍射(XRD)所示。Co2MnSi(70nm)在室温下被射频溅射在顶部。在缓冲层的诱导下，Co2MnSi薄膜在沉积时已经表现出一定程度的L2₁表面顺序。通过额外的退火，如RHEED对薄膜表面所证明的那样，顺序得到改善。

在本技术的一个实施例中，仍参考图1，隧道结18选自由以下材料组成的群组：氧化镁(MgO)；氧化铝(Al₂O₃)；和尖晶石MgAl₂O₄。

例如，在S Vangelista等人发表在Journal of Physics D：Applied Physics，第46卷，第48期的论文“Low-temperature atomic layer deposition of MgO thin filmson Si”中，氧化镁(MgO)薄膜通过使用双(环戊二烯基)镁和H₂O前体在80-350℃的宽沉积温度窗口中通过原子层沉积生长。MgO薄膜以～0.12nm cycle^-1的恒定生长速率沉积在HF-last Si(100)和SiO₂/Si衬底上。通过X射线反射率、掠入射X射线衍射、飞行时间二次离子质谱和原子力显微术测量研究了合成的MgO薄膜的结构、形态和化学性质。除了良好的化学均匀性和厚度超过7nm的多晶结构外，MgO层的特点是与衬底的界面尖锐和有限的表面粗糙度。CV测量是在Al/MgO/Si MOS电容器上进行的，MgO的厚度范围为(4.6-11)nm，这允许确定介电常数(κ)～11。Co层通过化学气相沉积以与MgO直接接触而没有真空破坏(基础压力10^-5-10^-6Pa)的方式生长。生长的Co/MgO堆栈显示出尖锐的界面，层间没有元素相互扩散。已经对Co/MgO/Si MOS电容器进行了C-V和I-V测量。MgO的介电性能不受进一步Co沉积的过程影响。

在本技术的一个实施例中，仍参考图1，自旋注入器20选自由以下材料组成的群组：二氧化铬(CrO₂)；半金属铁磁氧化物Sr₂FeMoO₆；赫斯勒合金Co₂MnGe；赫斯勒合金Co₂MnSi(CMS)；赫斯勒合金Co₂FeSi(CFS)；赫斯勒合金Co2MnSn；和赫斯勒合金Co₂FeAl_0.5Si_0.5(CFAS)。

例如，在K Inomata等人的论文“Structural and magnetic properties andtunnel magnetoresistance for Co₂(Cr,Fe)Al and Co₂FeSi full-Heusler alloys”中，发表在Journal of Physics D：Applied Physics，第39卷，编号5，研究了Co₂(Cr_{1_x}Fex)Al(0≤x≤1)和Co₂FeSi全赫斯勒合金的结构和磁化强度。通过在各种温度下的超高真空溅射将薄膜沉积在热氧化的Si(SiO₂)和MgO(001)单晶衬底上。在室温(RT)下沉积后，还对薄膜进行了后退火。采用Co₂YZ(20nm)/Al(1.2nm)-氧化物/Co₇₅Fe₂₅(3nm)/IrMn(15nm)/Ta(60nm)的堆叠结构制造具有全Huesler合金电极的磁性隧道结，并使用电子束光刻和Ar离子蚀刻10²μm²的结面积微加工，其中Co₂YZ代表Co₂(Cr_{1_x}Fex)Al或Co₂FeSi。隧道阻障是通过1.2nm铝的沉积形成，然后在腔室中进行等离子体氧化。X射线衍射揭示了A2或B2结构，这取决于热处理条件和衬底，但不是Co₂(Cr_{1--_x}Fex)Al(0≤x≤1)膜的L2₁结构。然而，当Co₂FeSi薄膜在高于473K的高温下沉积在MgO(001)衬底上时，获得了L2₁结构。对于使用Co₂(Cr_0.4Fe_0.6)Al电极的结，最大隧道磁阻(TMR)在室温下为52％，在5K下为83％。而使用具有L2₁结构的Co₂FeSi电极的结在室温下表现出41％的TMR，在5K下表现出60％，这可以通过使用缓冲层来改善，以减少Co₂FeSi和MgO(001)衬底之间的晶格失配。

在本技术的一个实施例中，仍参考图1，钉扎层22选自由以下材料组成的群组：铱锰铬(IrMnCr)；铱锰(IrMn)；镍锰(NiMn)；镍锰铬(NiMnCr)；镍锰铁(NiMnFe)；镍锰铱(NiMnIr)；镍锰钯(NiMnPd)；镍锰铂(NiMnPt)；镍锰铑(NiMnRh)；铂锰(PtMn)和镍锰钌(NiMnRu)。

例如，在JM Slaughter等人发表于JOM-e,52(6)(2000)的论文“Magnetic TunnelJunction Materials for Electronic Applications”中，由于交换耦合，铁磁薄膜在与反铁磁(AF)薄膜接触时被钉扎。对于未耦合的、自由的铁磁薄膜，薄膜的磁取向显示出指向最后施加的饱和场方向的磁滞行为。如果施加一个饱和场，然后又将其移除，则该自由膜的磁取向将在该场的方向上。如果所施加的饱和场的方向被反转并再次被移除，该膜的磁取向将被反转。因此，在零外加场中，任一方向都是可能的。由AF层钉扎的铁磁薄膜表现出类似的行为，但具有偏移。在零场中，铁磁膜将沿一个方向对齐。铁磁层和AF层之间的交换耦合在它们的相互界面处导致铁磁层优先在一个方向上对齐。对于所讨论的存储装置，这种优先对齐或钉扎用于在固定方向上锁定一层。AF钉扎材料和该领域其他方面的大部分工作都围绕着锰基反铁磁材料，例如铂-锰、铱-锰、铑-锰和铁-锰。铂-锰是一种特别有趣的钉扎材料，因为它在相对较高的温度下仍保持反铁磁性。与许多常用的AF合金不同，沉积态的铂-锰不是AF。相反，这种材料必须进行后退火，导致从面心立方(f.c.c.)到面心四方(f.c.t.)晶体结构的相变。铂-锰的f.c.t.相是AF，并钉扎相邻的铁磁膜。钉扎强度随退火时间增加。退火材料中镍-铁磁滞回线的偏移和加宽是钉扎铁磁膜的特性。一旦钉扎，交换偏置会导致膜的磁取向在零外加场的一个方向上。

在本技术的一个实施例中，仍参考图1，钉扎层22还包括鲁德曼-基特尔-卡苏亚-约西达(RUDERMAN-KITTEL-KASUYA-YOSIDA(RKKY))非磁性钉扎层。

如在图2中所示，RKKY相互作用100对于层厚度约为8埃的钌间隔物表现出反铁磁极性(例如，在RKKY相互作用100的位置102)。有关参考资料，请参阅S.S.P.Parkin，“SpinEngineering:Direct determination of the Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida far-field function in ruthenium”，Phys.修订版B 44(13),1991。

在本技术的一个实施例中，使用厚度约为8埃的钌间隔物作为钉扎层(图1的钉扎层22)，自旋注入器20的磁化方向可以与底层16的磁化方向反平行，以允许将最大少数电流注入包括磁振子增益介质的底层16。最大少数电流的注入将实质地简化到达磁振子激射点。

在本技术的一个实施例中，仍参考图1，参考层24包括用于选择底层16在特定方向上的取向的铁磁材料。

在本技术的实施例中，参考层24(例如，自由层)可以通过使用CFA(B2-orderedCo₂FeAl)来实现。参考资料请见：Hiroaki Sukegawa、Zhenchao Wen、Kouta Kondou、ShinyaKasai、Seiji Mitani、Koichiro Inomata；应用物理快报100,182403(2012)；“Spin-transfer switching in full-Heusler Co2FeAl-based magnetic tunnel junctions”。

在本技术的一个实施例中，仍参考图1，顶部电极28选自由以下材料组成的群组：钴铁合金(Co_0.5 Fe _0.5)；银(Ag)；金(Au)；铂(Pt)；钴(Co)；钯(Pd)；钛(Ti)；和钛钨(TiW)。这些材料中的每一种都可以通过MBE或溅射来沉积。

在本技术的一个实施例中，仍参考图1，自旋注入器20和钉扎层22都被单层电子注入器代替。在该实施例中，电子注入器选自由以下材料组成的群组：金属；金属合金；铁磁性金属；和铁磁合金。

在本技术的实施例中，太赫兹磁振子激光器10(图1)基于磁振子激光效应产生太赫兹辐射。有关参考，请参阅美国专利：7,430,074；7,508,578；9,136,665。在一方面，电压偏置74可以被施加到底部电极14和顶部电极28以促进太赫兹辐射的产生。

基于磁振子激光效应的太赫兹辐射的本质如下。磁振子增益介质(MGM)包括被分成由交换能隙分隔的两个子带的导带，具有自旋向上的第一子带和具有自旋向下的第二子带(未示出)。

在传统激射(lasing)的情况下，如果一个原子已经处于激发态(即存在粒子数反转)，它可能会被频率为ν21的光子的通过所扰动，该频率对应于激发态L2到基态L1(1级)跃迁的能隙ΔE。在这种情况下，受激原子弛豫到基态，并被诱导产生频率为ν21的第二个光子。原始光子没有被原子吸收，因此结果是两个相同频率的光子。这个过程称为受激发射。在受激发射中，感应光子与入射光子具有相同的频率和相位。换句话说，两个光子是相干的。因此，光放大可以提供，以及生产激光系统。

磁振子激射过程(I.Ya.Korenblit和BG Tankhilevich,High frequency magnongeneration by nonequilibrium electrons and stable of the magnon state,Phys.Lett.A,64,307(1977))可以在在电子光谱中，即在铁磁半导体和半金属中，具有交换间隙Δ的铁磁体中实现。

图3图示了具有半金属中的磁振子激射的系统110。在一方面，通过发射声学磁振子114(在大约10^-12秒的时间)，注入到具有自旋向下113的子带中的少数电子112进入具有自旋向上120的子带中的高能态116之后，在重新吸收相同的磁振子之前，通过在费米能级118(大约10^-13秒的时间)上弛豫平衡电子而迅速失去能量。结果，电子强烈地减少其能量δE120，此能量δE 120与它在具有费米能量的自旋向上的电子上的弛豫相关，因此不能通过重新吸收磁振子而返回到自旋向下的子带。

非平衡声学磁振子的数量取决于磁振子-电子阻尼率Γ_e与磁振子-磁振子阻尼率Γ_m的比值，并在最大“出生(birth)”率Γ_e和最小“死亡(death)”率Γ_m时达到最大值。这对应于非平衡磁振子的最大数量。激射频率对应于最小磁振子波矢量因为磁振子-电子阻尼率Γ_e与q^-1成正比；并且磁振子-磁振子阻尼Γ_m与q⁴成正比，因此Γ_e/Γ_m与q^-5成正比。在非平衡磁振子散射到平衡磁振子上之前，样品边界上的非平衡磁振子会发生多次弛豫。但这些边界过程是无关紧要的，因为它们是弹性的，不会改变磁振子的能量，而各向同性系统中动量的变化并不重要。因此，对于磁振子激光器，最小磁振子波矢量决定了激射频率：

其中，D为磁振子刚度(magnon stiffness)。

合并两个频率为f的磁振子和几乎相等的反向平行波矢量，方向为(q/|q|和(-)q/|q|)，会生成一个频率为2f的光子。该过程与众所周知通过电磁辐射的参数化磁振子生成的过程相反。很容易看出，期望的磁振子对总是由电子流产生，它们的动量矢量方向分别为(q/|q|和(-)q/|q|)。实际上，电流中电子的费米速度在所有方向上都是随机定向的，因为与费米速度相比，漂移速度非常小。因此，在注入的电子中，总是有两个具有相等但反平行动量的电子。根据能量和动量守恒定律，这种电子会产生两个具有相等和反平行波矢量的磁振子，矢量(+)p/|p|和矢量q/|q|之间的夹角为：从这个关系可以得出，对于具有接近激射动量q1的|q|的磁振子，几乎与矢量p反平行。在临界泵浦电流密度j＝10⁴-10⁶A/cm²(所需临界泵浦与传统半导体激光器的情况下所需的临界泵浦处于同一数量级)时，磁振子激射过程开始，装置应产生高-功率窄频太赫兹辐射。

例如，估计Co₂MnSi(001)/MgO异质结构中太赫兹辐射的激射频率可以提供刚度(根据Ritchie L.等人，Phys.Rev.B 68，104430)或(根据Jan Thoene、Stanislav Chadov、Gerhard Fecher、Claudia Felser、Jurgen Kubler)J.Phys.D：Appl.Phys.42(2009)084013))，能隙Δ＝0.6eV(Bjorn Hulsen和MatthiasScheffler；Phys.Rev Let.103,046802(2009))，以及有效电子质量m_eff＝(1.15–1.67)m₀(Steffen Kaltenborn和Hans Christian Schneider,Phys.Rev B 88,045124(23013)。太赫兹的能量可以是非平衡磁振子的最小频率的两倍(在磁振子激射点处)

对于

对于

为了使太赫兹磁振子激光器10在室温下有效工作，首要的是具有最大可能的极化，使得位于自旋向上的子带中的自旋向上的多数电子是平衡状态下半金属中唯一存在的电子。美因茨约翰内斯古腾堡大学(Johannes Gutenberg University of Mainz)的研究人员在室温下直接观察到了具有985K高居里温度(Curie temperature)的Heusler化合物Co2MnSi(CMS)的100％自旋极化。

在一个方面，太赫兹磁振子激光器10可以在室温下通过以下两点操作，(a)将自旋向下的少数电子注入半金属的上子带，和(b)将阈值临界少数电子电流密度注入上子带以实现磁振子激射过程的开始。

在本技术的一个实施例中，图4描绘了基于电压的可调谐太赫兹磁振子激光器140的总体设计，其包括自旋注入器144、隧道结146、铁磁材料148和太赫兹波导150。在一个实施例中，太赫兹波导可以通过使用一个或更多3D打印技术来实现。在一个方面，铁磁材料148可以包括磁振子增益介质。

在本技术的一个实施例中，图5图示了图4的磁振子激光器140的基于电压的连续调谐的机制200。

通常，电压偏置210的增加通过在自旋向下202(具有费米能级E_f1216)的子带中增加少数载流子导致少数电流的增加。实际上，具有最大能量的少数电子220通过隧道结214的隧穿具有最高概率，用以通过翻转其自旋而传播到具有自旋向上204(具有费米能级E_f2208)的子带中，并产生具有最小可能的磁振子激射波矢量的磁振子，其对应于以最大能量ε_max隧穿的电子的动量。

到达激射点后偏置的进一步增大，导致隧穿概率最高的电子的最大能量和动量进一步增大，从而导致磁振子激射波矢量进一步减小，以及太赫兹频率进一步相应减小。

更具体地，该系统中的调谐可以通过改变偏置电压210来实现。在一个实施例中，电压偏置210可以对应于V_bias＝(Δ1+ε_p)乘以dV。这将导致df改变激射频率(调谐)：

(df/f)＝-(dV/V)(Δ/ε_p)^1/2 (方程2)

因此，激射频率的调谐在参数上大于偏置电压的偏移，因为偏置的小变化会导致电子能量的大变化，从而导致激射频率的大变化。因此，通过使用基于电压的调谐，至少可以在(1–30)太赫兹范围内覆盖整个太赫兹频带。

例如，对于Δ/ε_p≈10²；如果dV/V≈1％＝>df/f≈10％，则只需将调谐电压改变1％，就可以覆盖f_max和0.9f_max之间的太赫兹频率区域。

在一个实施例中，可以提供芯片上的微同步加速器。例如，参数大(Δ/ε_p)^1/2频率范围(从太赫兹最大值到太赫兹最小值)和高输出功率可以使太赫兹磁振子激光装置有效地成为芯片上的微同步加速器，因为只需使用一个芯片大小的装置就可以连续覆盖相当大的激射频率范围。

在本技术的一个实施例中，提供了一种用于调谐太赫兹辐射频率的方法。该方法利用图4的设备，图4中的设备包括自旋注入器144、耦合到自旋注入器的隧道结146和耦合到隧道结146的铁磁材料148。铁磁材料148包括磁振子增益介质(MGM)。

调谐太赫兹辐射频率的方法包括施加偏置142的步骤以相对于铁磁材料148的费米能级移位自旋注入器144的费米能级以通过注入少数电子进入铁磁材料148的磁振子增益介质中来开始非平衡磁振子的产生。

注入的少数电子通过在交换过程中翻转其自旋，随着铁磁材料的自旋向上而进入较低子带中的高能电子态。在这个过程中会产生一个非平衡的磁振子。产生的非平衡磁振子之间的相互作用导致太赫兹电磁辐射的产生。

该方法还包括通过改变偏置电压142的值来调谐所产生的太赫兹辐射的频率的步骤。

图6图示了相干太赫兹磁振子激光器600的示例实施例。它包括至少一个多层可调微柱，其包括(从底部到顶部)：(1)衬底602；(2)底部电极604；(3)铁磁材料，还包括耦合到底部电极604的磁振子增益介质(MGM)606；(4)隧道结608，耦合到磁振子增益介质606；(5)自旋注入器610，耦合到隧道结608；(6)钉扎层612，耦合到自旋注入器610；(7)参考层614，耦合到钉扎层612；和/或(8)顶部电极616。太赫兹磁振子激光器600还包括将所有多层可调微柱封闭在一个腔中的容纳腔620。另外，太赫兹磁振子激光器600可以附加地或替代地包括存储腔630。

如图6所示，在包括容纳腔620但不包括存储腔630的示例实施例中，由于容纳腔620，通过合并非平衡磁振子所产生的太赫兹辐射获得相干特性。

实际上，将生成的太赫兹光子分裂回两个非平衡磁振子的时间约为10^-7秒(与将两个非平衡磁振子合并为太赫兹光子的时间相同-见上文)。

另一方面，太赫兹光子逃逸到自由空间的时间约为

Τ_escape＝λ_THz/c(光速)＝c/f_THz/c＝1/f_Thz.； (方程3)

因此，例如，对于能量为10太赫兹的光子，逃逸时间约为10^-13秒(对于能量为1太赫兹的光子，逃逸时间约为10^-12秒)，远小于10^-7秒(产生的太赫兹光子分裂回两个非平衡磁振子的时间)。

因此，在某些实施例中，可以忽略容纳腔表面处的太赫兹光子的吸收(例如，可以通过用金涂覆容纳腔的内表面来最小化吸收)可以针对生成的太赫兹光子启动模拟辐射过程(例如，基于光子的玻色子(Boson)特性)将导致相干光子的产生，这些光子可以通过外孔输出，d₁的尺寸满足流动条件：

λ_THz＜＜d₁＜＜L₁； (方程4)

其中λ_THz是辐射的太赫兹辐射的波长，L₁是容纳腔620的尺寸。因此，多层柱代表太赫兹天线，而多层柱的辐射表面代表太赫兹增益介质。

然而，在仅包含容纳腔620的实施例中，这种相干太赫兹辐射的产生时间约为10^-7秒。这意味着这种太赫兹辐射最多只能调制到10MHz(只有在辐射产生后才能对其进行调制)。在一个实施例中，存储腔630可以具有L₂的尺寸，以L₁:L₂<L₁的尺寸封闭容纳腔620。

通过孔D1从容纳腔620穿透到存储腔630中的辐射可以以小于所产生的太赫兹频率的任何调制频率f_modulation进行调制：f_THz:f_modulation<f_THz:

出于实用目的，如果辐射频率为10THz，调制频率可高达1THz。

来自存储腔630的辐射可以通过外孔D2输出，外孔D2的尺寸满足流动条件：λ_THz＜＜D2＜＜L₂。

如图3所示，根据本主题公开的实施例，铁磁材料可以包括磁振子增益介质(MGM)。MGM包括一个导带，该导带被分成由交换能隙隔开的两个子带，第一子带具有沿铁磁材料的磁化方向的自旋向上，第二子带具有与铁磁材料的磁化方向相反的自旋向下。具有自旋向上的多数电子位于具有自旋向上的第一个子带中。

如图7所示，当在顶部电极616和底部电极604之间施加偏置电压δV时，至少一个多层可调微柱被配置为相对于磁振子增益介质606的费米能级移位自旋注入器610的费米能级(例如，相对于包括磁振子增益介质606的铁磁材料的费米能级)。在自旋注入器610的费米能级相对于磁振子增益介质606的费米能级移位之后，自旋注入器610通过隧穿经由隧道结608将具有自旋向下的少数电子注入到磁振子增益介质606中，被配置为在磁振子增益介质606中产生非平衡磁振子，从而产生太赫兹辐射。

在一个方面，图3可以说明磁振子激光器的物理特性。

一个处于上子带且自旋向下的非平衡电子会快速发射一个磁振子，其具有大波矢量其中m是电子的有效质量。根据能量和动量守恒定律，如果从自旋向下子带底部测量的该电子的能量ε_p远小于Δ，则发射磁振子的波矢量q位于区间q₁≤q≤q₂，其中 p₀＝(2mΔ)^1/2,p＝(2mε_p)^1/2＜＜p₀。这些磁振子的频率位于太赫兹区域。

磁振子生成率与的比率，它们的弛豫(与平衡磁振子碰撞时)是波矢量的函数。因此，非平衡磁振子分布函数在某个波矢量处具有最大值。随着电子泵的增加而增加，并且由于模拟了磁振子的发射，函数在接近处增长最快。当泵达到某个临界值时，开始随着电子泵的增加而非常快地增加。在某些条件下，具有的磁振子的生成变得像雪崩一样，磁振子系统变得不稳定。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)和下面的方程。结果，可以获得强烈的太赫兹辐射。

在一方面，可以基于方程组提供磁振子的生成。

控制电子行为的方程组和磁振子分布函数在以下论文中获得：I.Ya.Korenblit和B.G.Tankhilevich,Sov.Phys.-JETP,46,1167(1977)在铁磁半导体的情况下(在半金属的情况下，我们有非常相似的基本方程)。

他们在稳定的状态下为

(方程5)

图8和9说明这些方程在一般非稳态的情况。

这里是磁振子与电子碰撞时的弛豫率

其中v₀是晶胞(unit cell)体积。

γ_em是电子-磁振子弛豫率：

“模糊(smeared)”的δ函数δ(γ|ε)考虑了电子在最终状态下的有限寿命，这是由与光声子相互作用引起的，光声子在铁磁半导体中可能很强，对化学键具有重要的离子性贡献。在一方面，

由于在铁磁半导体的情况下纵向光声子的发射(或在半金属的情况下在具有费米能量的平衡电子上散射)，该速率γ_↑(p，ε_p)是已知的电子阻尼速率。对于能量ε_p接近Δ的电子，该速率估计为

γ₈(ε_p)＝(π/2)αΩ(Ω/Δ)^1/2ln(4Δ/Ω)＜＜Δ. (方程9)

这里Ω是光声子的能量，α是电子-声子相互作用的强度。

函数g(ε)是电子的生成函数，自旋向下。我们将其视为δ函数

g(ε_p)＝g₀εδ(ε-ε_p). (方程10)

我们假设接下来的能量ε很小，ε＜＜Δ。

在方程5的第一部分中l.h.s.的第二项描述了非平衡磁振子在与平衡磁振子碰撞时的弛豫，假设接近其平衡值，

是磁振子-磁振子弛豫率。从方程5可以得到以下的积分方程，

其中

以及

方程12在形式上让人联想到参数泵送条件下的磁振子分布函数的表达式。不同之处在于，这里的速率Γ_e本身是的函数，因为发射的磁振子的数量取决于自旋向下的电子的分布函数f_↓，根据方程6和方程7，它不仅由泵g(ε_p)决定，还由磁振子分布函数上的某个平均值(方程14)决定。因此，的行为与参数泵送的情况不同。

在一个实施例中，可以与强泵相关联。

在另一个实施例中，产生的非平衡磁振子是各向同性的。

在某些实施例中，磁振子和电子光谱是各向同性的。那么Γ_e(q)和Γ_m(q)不取决于的方向。

弛豫率Γ(q)通常是q的幂函数，可以写成

更具体地说，如果Γ_m(q)由磁振子-磁振子交换散射确定，那么对于磁振子，t＝4，能量大于kT，并且

对于磁振子，t＝3，能量小于kT。

当g₀超过临界值G_c时，强泵送规则(strong pumping regime)开始发挥作用。如果光声子对电子的阻尼小于(εΔ)^1/2，则该临界值估计为

G_c＝2g_c/(t+1),

g_c＝(Δ/ε)^3/2Γ_m(q₀)[1+N⁽⁰⁾(q₀)]. (方程16)

在g₀>G_c时，函数N(q)随泵送呈指数增加

N(q)＝[1+N⁽⁰⁾(q₀)](p₀/2p_ε(t+1))exp(g₀/G_c), (方程17)

如果q落入平滑区域

具有超出上述范围的波矢量的N(q)不取决于泵。

因此，在足够强的泵送下，磁振子分布函数在处有一个尖峰。

在一个实施例中，每个晶胞每秒泵送的电子数量β可以定义为：

通过方程(10)得到泵送估计

在g₀＝G_c的情况下，临界泵浦β_c是

β_c＝(v₀ q³ ₀/(2(t+1)π²))Γ_m(q₀)[1+N⁽⁰⁾(q₀)]. (方程21)

在需要高频磁振子的实施例中，它们的弛豫主要是由于四磁振子交换相互作用。使用以下参考文献(V.G.Vaks,A.I.Larkin和S.A.Pikin,JETP 53(1967))中发布的Γ_m表达式，可以估计T/T_C.0.2，并且N⁽⁰⁾(q₀)＜＜1:Γ_m.10⁸–10⁹sec^-1。

因此，根据(方程21)估计β_c.10⁵–10⁷sec^-1，可以确定N⁽⁰⁾(q₀)很小。

要了解这些估计值，请考虑一个模型，在该模型中，自旋向下的电子被发射到1cm²表面积的有源区域中。EuO的晶格常数a约为5x10^-8cm，即晶胞体积约为v₀.10^-22cm³。临界值N_e.β_c x v₀.10²⁸-10²⁹cm^-3sec^-1。这是电子的数量，应在一秒内穿过边缘以达到1cm³体积内发射的磁振子的临界数量。但是，电子会在距离边缘很近的地方发射磁振子，可以通过以下方式进行估算。

电子-磁振子频率γ_em为3x10¹²-10¹³sec^-1。能量为10^-2Δ量级的电子的速度为5x10⁶-10⁷cm x sec^-1。这给出了电子相对于磁振子发射的平均自由路径(mean free path)为：l.10^-6cm。因此，穿过选定侧进入样品(包括磁振子增益介质)的所有电子将在距该侧的该距离处发射磁振子。因此，只有宽度为l的区域是活跃的，我们得到电流密度j＝N_e x l电子/秒x cm²。一个电子的电荷为1.6x10^-19Q。考虑到1 x Q/sec＝1A，我们最终得到：j＝10⁴-10⁵A/cm²。在半导体(或半金属)中很容易达到10⁵-10⁶A/cm²的电流密度。在脉冲规则下，可以获得高达：j＝10⁹A/cm的电流密度j。

临界泵送G_c的物理意义可以理解如下。磁振子的生成率与其弛豫率的比Γ_e/Γ_m在处达到最大值，并在处达到最小值，即与右端相比，区间左端存在多余的生成。受激的发射导致这种不对称性的增加。如果N⁽⁰⁾>1，则当生成间隔末端处的非平衡磁振子数量之间的差异等于平衡磁振子数量时，非线性生成开始。另一方面，如果相反的不等式(N⁽⁰⁾<1)成立，则当生成间隔末端处的非平衡磁振子数量之间的差异等于1时，非线性生成开始。

如果光声子散射引起的电子阻尼很大，临界泵送G’_c小于由(方程16)估计的gc

G’_c＝πg_cγ_↑/Δ. (方程22)

临界区的函数N(q)随着g₀ ²的增加而增加，生成的磁振子的波矢量间隔减少为1/g₀：

N(q)＝[1+N⁽⁰⁾(q)](g₀/GΝ_c)². (方程23)

应该强调的是，这里只考虑了主要的生成规则。可以在以下参考资料中找到更多详细信息：I.Ya.Korenblit和B.G.Tankhilevich,Sov.Phys.-JETP,46,1167(1977)。

在一个实施例中，可以确定磁振子系统的各向异性和/或不稳定性的影响。

如果产生率与弛豫率的比值取决于波矢量的方向，那么在非线性规则中，磁振子的受激发射导致磁振子分布函数的强各向异性。例如，可以考虑由磁振子光谱的各向异性引起的的各向异性。q接近的磁振子光谱可以写成

ω_q＝Dq²(1+Λsin²θ), (方程24)

其中

Λ＝2πgΦ_B M_s/ω_p0＜＜1, (方程25)

M_s是磁化强度，是向量和之间的角度。如果不等式 成立，则的各向异性意味着在某个角度θ的生成最大。

考虑这种情况，当阻尼较大时，即由于各向异性很小(Λ＜＜1)，各向异性仅在足够强的泵送作用下才有效，大于临界泵送，方程(18)。在由这个方程估计的g＝G_c处，磁振子的数量如在各向同性的情况下一样开始增加。如果假设描述接近平衡的磁振子产生的基本方程(方程5)在超出临界泵送时也有效，则可以揭示小各向异性的作用。

如以下参考所示：I.Ya.Korenblit和B.G.Tankhilevich,Sov.Phys.-JETP,46,1167(1977)，最大生成发生在θ接近零且q接近p₀的磁振子上。如果泵送达到临界值g^*

函数变成

其中

我们在处，即在ε_q＝Δ处，得到

在θ＝0时，该表达式的分母变为零。方程(1)的稳定解仅存在于低于g^*的泵送水平。当泵送水平达到临界值g^*时，磁振子的数量会发生雪崩式增长，而这些非平衡各向异性磁振子的波矢量沿磁化方向指向并等于p₀。

请注意，在足够低的温度下，三磁振子偶极子散射可能比上面讨论的四磁振子交换散射更重要。然而，与四磁振子交换散射概率相反，三磁振子散射概率是高度各向异性的，并且与sin²θcos²θ成正比。如果是这种情况，应该会预期到θ＝0和θ＝π/2的磁振子的不稳定性。

在一个实施例中，可以产生太赫兹辐射。

在以下参考文献中考虑了磁振子与电磁辐射的相互作用：M.I.Kaganov和V.M.Tsukernik,Sov.Phys.-JETP 37,587(1960)。合并两个具有波矢量q和q^’的磁振子会产生一个具有波矢量的光子

并且频率ν_k等于

ω_q+ω_q'＝ν_k＝ck, (方程30)

其中c是光速。

根据这些守恒定律，k远小于q，即

使用同一参考文献的结果：M.I.Kaganov和V.M.Tsukernik,Sov.Phys.-JETP 37,587(1960)，可以通过以下方式推导出光子分布函数n(ν)的变化率：

在此

其中Φ是玻尔磁子。(方程62)中的最后一项描述了生成的光子的弛豫，而τ_ph是光子弛豫时间。

对于EuO，在q₀＝2.6x10cm^-1、和4πM_S＝24x10³Gs的情况下，可以获得W.2x10⁷sec^-1。

如果磁振子分布函数是各向同性的，则可以在(方程31)中进行积分，得到以下方程：

通过分析这个方程，很明显，在产生的初始阶段，当n小于N时，只要光子弛豫足够小，光子数就会随着N²增加。随着n的增加，(方程33)中的负项变得显着，并且光子达到稳定状态，其中dn/dt＝0。如果是这种情况，对于稳定状态下的光子数n，我们有以下表达式：

其中w＝16W/15。

如果wτ_ph很大，wτ_ph＞＞1/N，光子数如下：

另一方面，如果1/N²＜＜wτ_ph＜＜1/N，则光子数如下：

n＝wτ_phN²,1＜＜n＜＜N. (方程36)

最后，如果光子的弛豫非常快，wτ_phN²＜＜1，则泵送效率低下，并且

n≈n⁽⁰⁾. (方程37)

在一个实施例中，可以估计Co₂MnSi(001)/MgO异质结构中的太赫兹辐射频率。

在一方面，可以估计相关参数。

例如，可以根据Ritchie L.et al.,Phys.Rev.B 68,104430估计刚度 或根据Jan Thoene,Stanislav Chadov,Gerhard Fecher,ClaudiaFelser,Jurgen Kubler)J.Phys.D:Appl.Phys.42(2009)084013)的

在另一个实施例中，可根据Bjorn Hulsen and Matthias Scheffler；Phys.RevLet.103,046802(2009)确定能隙，例如Δ＝0.6eV。

在又一个实施例中，可以根据Steffen Kaltenborn and Hans ChristianSchneider,Phys.Rev B 88,045124(23013)；D.Y.Smith,B.Segall,Phys.Rev.B 34,5191(1986)估计有效电子质量m_eff＝(1.15–

1.67)m₀。因此，对于太赫兹辐射的频率是自旋波最小频率的两倍(在磁振子激射点)

对于

(5.5²-6.2²)10¹⁴cm^-2＝2x466(30.25-38.44)

对于

F＝(13.10-20.24)THz

在一个实施例中，产生这种相干太赫兹辐射的时间可以在约10^-7秒。这意味着这种太赫兹辐射最多只能调制10MHz(例如，只有在产生辐射后才能对其进行调制)。这种限制可以通过引入尺寸为L2的存储腔630包围尺寸为L1:L₂<L₁的容纳腔620来克服。

在一方面，从容纳腔620经由孔D1穿透到存储腔630中的辐射可以以小于所产生的太赫兹频率f_THz的任何调制频率f_modulation进行调制:f_modulation<f_THz。

出于实用目的，如果辐射频率为10THz，调制频率可高达1THz。

来自存储腔630的辐射可以通过尺寸满足流动条件的外孔D2输出：

λ_THz＜＜D2＜＜L2. (方程38)

可以针对不同的层采用特定的材料。在一个实施例中，衬底602可以包括：氧化铝(Al₂O₃)、氧化铟锡(InTnO)；硅(Si)；蓝宝石上硅(SoS)；或氧化镁(MgO)。

在另一个实施例中，底部电极604可以包括：钴铁合金(Co_0.5 Fe _0.5)；银(Ag)；金(Au)；铂(Pt)；钴(Co)；钯(Pd)；钛(Ti)；或钛钨(TiW)。

在另一个实施例中，磁振子增益介质606可以包括二氧化铬(CrO₂)；半金属铁磁氧化物Sr₂FeMoO₆；赫斯勒合金Co₂MnGe；赫斯勒合金Co₂MnSi(CMS)；赫斯勒合金Co₂FeSi(CFS)；赫斯勒合金Co₂MnSn(CMS)；或赫斯勒合金Co₂FeAl_0.5Si_0.5(CFAS)。

例如，Co₂MnSi可用作实现磁振子增益介质606的材料。事实上，在最近发表于NatCommun.的论文中，2014年5月30日；5:3974.M.Jourdan等人的“Direct observation ofhalf-metallicity in the Heusler compound Co2MnSi”，Co₂MnSi样品是在由溅射室、分子束外延(MBE)室、以及配备有氦气放电灯(hν＝21.2eV)的同步辐射紫外光电子能谱(SRUPS)室和具有多通道自旋滤波器的半球能量分析仪(能量分辨率谢尔曼函数S＝0.42±0.05)组成的超高真空集群中制备和完全原位研究的。首先，在室温下通过射频(RF)溅射在MgO(100)衬底上生长赫斯勒化合物Co2MnGa(30nm)的外延缓冲层。通过优化的附加退火工艺，在550℃下获得L21顺序，如高能电子衍射(RHEED)和X射线衍射(XRD)所示。Co2MnSi(70nm)在室温下被射频溅射在顶部。在缓冲层的诱导下，Co2MnSi薄膜在沉积时已经表现出一定程度的L2₁表面顺序。通过额外的退火，如RHEED对薄膜表面所证明的那样，顺序得到改善。

在另一示例中，可用作磁振子增益介质606的材料可以是L2₁相的Co2+x Fe1-x Si赫斯勒合金。请参阅“Co Fe Si/MgO(001)Heusler alloys:Influence of off-stoichiometry and lattice distortion on the magnetic properties in bulk andon MgO(001)”，发表在应用物理杂志109,07E128(2011)上；由H.C.Herper等人撰写。

在另一个实施例中，隧道结608可以包括氧化镁(MgO)；氧化铝(Al₂O₃)；或尖晶石MgAl₂O₄。

在Mohamed Belmoubarik、Hiroaki Sukegawa、Tadakatsu Ohkubo、Seiji Mitani和Kazuhiro Hono发表在Appl.Phys.Lett.108,132404(2016)的论文“MgAl O(001)basedmagnetic tunnel junctions made by direct sputtering of a sintered spineltarget”中，通过使用直接溅射法从MgAl O尖晶石烧结靶开发了用于磁性隧道结(MTJ)的外延MgAl O阻障的制造工艺。

对夹在Fe电极之间的溅射沉积的MgAl O层进行退火导致形成(001)取向的阳离子无序尖晶石，其具有原子级尖锐的界面并与Fe电极晶格匹配。在Fe/MgAl O/Fe(001)MTJ中实现了在297K时高达245％(在3K时为436％)的大隧道磁阻比以及出色的偏置电压依赖性。这些结果表明，直接溅射是实现具有尖晶石基隧道阻障的高性能MTJ的替代方法。

自旋注入器610可以选自由以下所组成的群组：二氧化铬(CrO₂)；半金属铁磁氧化物Sr₂FeMoO₆；赫斯勒合金Co₂MnGe；赫斯勒合金Co₂MnSi(CMS)；赫斯勒合金Co₂FeSi(CFS)；赫斯勒合金Co₂MnSn；和赫斯勒合金Co₂FeAl_0.5Si_0.5(CFAS)。

例如，在K Inomata等人发表在Journal of Physics D:Applied Physics,Volume39,Number 5的论文“Structural and magnetic properties and tunnelmagnetoresistance for Co₂(Cr,Fe)Al and Co₂FeSi full-Heusler alloys”中，研究了Co₂(Cr_1-xFex)Al(0≤x≤1)和Co₂FeSi全赫斯勒合金的结构和磁化强度。通过在各种温度下超高真空溅射将膜沉积在热氧化的Si(SiO₂)和MgO(001)单晶衬底上。在室温(RT)下沉积后，还对膜进行了后退火。采用Co₂YZ(20nm)/Al(1.2nm)-氧化物/Co₇₅Fe₂₅(3nm)/IrMn(15nm)/Ta(60nm)的堆叠结构制造了具有全赫斯勒合金电极的磁性隧道结，并使用电子束光刻和Ar离子蚀刻对10²μm²结面积进行了微加工，其中Co₂YZ代表Co₂(Cr_1-xFex)Al或Co₂FeSi。隧道阻障是通过沉积1.2nm铝形成的，然后在腔室中进行等离子体氧化。x射线衍射揭示了A2或B2结构，这取决于热处理条件和衬底，但不是Co₂(Cr_1-xFex)Al(0≤x≤1)膜的L2₁结构。然而，当Co₂FeSi薄膜在高于473K的高温下沉积在MgO(001)衬底上时，获得了L2₁结构。对于使用Co₂(Cr_0.4Fe_0.6)Al电极的结，最大隧道磁阻(TMR)在室温(RT)下为52％，在5K下为83％。虽然使用具有L2₁结构的Co₂FeSi电极的结在RT下表现出41％的TMR，在5K下表现出60％，但这可以通过使用缓冲层来改善，以减少Co₂FeSi和MgO(001)衬底之间的晶格失配。

钉扎层612可以选自由以下材料组成的群组：铱锰铬(IrMnCr)；铱锰(IrMn)；镍锰(NiMn)；镍锰铬(NiMnCr)；镍锰铁(NiMnFe)；镍锰铱(NiMnIr)；镍锰钯(NiMnPd)；镍锰铂(NiMnPt)；镍锰铑(NiMnRh)；铂锰(PtMn)和镍锰钌(NiMnRu)。

在一个实施例中，钉扎层612还可以包括Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida非磁性钉扎层。

例如，如图2所示，RKKY相互作用对于具有层厚约为8埃的钌间隔物表现出反铁磁极性。(请参阅上文)。

在利用RKKY相互作用并表现出反铁磁极性的间隔物的另一个例子中，是Cu间隔物。在一个实施例中，Cu间隔物可以对应于Michael A.Seigler等人发表在IEEETransactions on Magnetics,Volume:43 Issue:2“Current-in-Plane GiantMagnetoresistance Sensor Using a Thin Cu Spacer and Dual Nano-Oxide LayersWith a DR Greater Than 20 Ohms/sq”中描述的Cu间隔物。

参考层614可以包括铁磁材料，其用于在某个方向上选择磁振子增益介质606的取向。

参考层614可以是例如自由层。参考层614可以通过使用CFA(B2-orderedCo2FeAl)来实现。

例如，参考层614可以对应于Hiroaki Sukegawa、Zhenchao Wen、Kouta Kondou、Shinya Kasai、Seiji Mitani和Koichiro Inomata所描述的参考层，Applied PhysicsLetters 100,182403(2012)；“Spin-transfer switching in full-Heusler Co2FeAl-based magnetic tunnel junctions”。

在另一个示例中，参考层614可以是垂直磁化的基于[Co/Pd]的参考层和具有各种厚度(tCoFeB)的面内磁化CoFeB感测层。成功获得了平面外磁场的线性TMR曲线，动态范围超过600Oe，对应于基于[Co/Pd]的参考层的矫顽力。MTJ显示tCoFeB＝1.8nm的最高灵敏度为0.026％/Oe，t＝3nm时非线性最小，为0.11％满量程。MTJ的灵敏度和非线性与t显着相关，这归因于CoFeB感测层的各向异性场的变化。请参阅由Takafumi Nakano等人在IEEETransactions on Magnetics(第52卷，第7期，2016年7月)上发表的“Magnetic TunnelJunctions With[Co/Pd]-Based Reference Layer and CoFeB Sensing Layer forMagnetic Sensor”。

顶部电极616可以选自由以下材料所组成的群组：钴铁合金(Co_0.5 Fe _0.5)；银(Ag)；金(Au)；铂(Pt)；钴(Co)；钯(Pd)；钛(Ti)；和钛钨(TiW)。这些材料中的每一种都可以通过MBE或溅射来沉积。

因此，太赫兹磁振子激光器600基于磁振子激光效应产生太赫兹辐射。有关参考，请参阅美国专利：7,430,074；7,508,578；9,136,665。在一个实施例中，可以通过改变偏置电压618来调谐所产生的相干太赫兹辐射的频率。在另一个实施例中，可以采用容纳腔620来将可调相干太赫兹辐射输出到存储腔630中。另外或替代地，存储腔630可采用输出可调相干太赫兹辐射。可调相干太赫兹辐射可以通过用调制频率调制偏置电压618来调制。在另一个实施例中，可调相干太赫兹辐射可以通过外部手段调制输出相干辐射来调制。在另一个实施例中，可调相干太赫兹辐射可以通过使用压电材料调制输出相干辐射以机械地改变孔D1和/或外孔D2的尺寸来调制。在又一实施例中，可通过使用合成陶瓷材料调制输出相干辐射来调制可调相干太赫兹辐射。孔D1和/或外孔D2可以输出相干太赫兹辐射。

在一个实施例中，可以为通信应用提供相干太赫兹磁振子激光器。相干太赫兹激光束的小发散可以允许接收功率大大的增加。

相干激光束的光斑尺寸(spot size)wz是沿高斯光束传播方向z的位置的函数，并且取决于发射天线的孔径尺寸d和波长λ。距孔径wo＝d的距离z＝0处的相干太赫兹激光束尺寸w_z由A.E.Siegman,Lasers(University Science Books 1986)估计

w_z＝w_o√1+(λz/πw_o ²)² (方程39)

图10图示了根据本文描述的一个或多个实施例的设备1000。设备1000可以包括具有腔1020的磁振子激光器芯片1002。腔1020可以包括可以是腔1020的孔的窗口1024。在某些实施例中，腔1020可以包括高度L3。如图10所示，从尺寸为w_o＝d＝1mm的窗口1024发出的具有λ(10THz)＝3x10^-2mm并且在距离z＝100m处的相干太赫兹光束的尺寸为：w_z＝10^-3m√1+(3 10^-5m 10²m/3.14 10^-6m²)²＝1m。

另一方面，非相干太赫兹波束在100m距离处的发散将包括半径为100m的球面。因此，通过使用相干波束，链路预算提高了40dB。实际上(R²/w_z ²)＝100²/1²＝10⁴＝40dB。因此，接收者可以使用一个小天线来接收这样的信号。因此，秘密接收者可以通过在距发射器100m的距离处检测到1m大小的太赫兹激光束光斑来接收不可检测的太赫兹频率上的短期秘密通信。这个任务可以通过同时传输几个这样的相干激光束来简化。

在一个实施例中，腔1020可以是高反射腔。腔1020可以例如由硅膜制成(例如，参见在Proceedings Volume 9199,Terahertz Emitters,Receivers,and Applications V中发表的“High-efficiency terahertz-wave generation in Silicon membranewaveguides”；conference-proceedings-of-SPIE/9199.toc)91990D(2014)活动：SPIE光学工程+应用(/conference-proceedings-of-spie/browse/SPIE-Optics-Photonics/SPIE-Opt ical-Engineering Applications/2014),2014,美国加利福尼亚州圣地亚哥，由Hongjun Liu等人出版。

在另一个实施例中，窗口1024可以是由Ge-Ga-Te远红外硫属化物玻璃制成的高太赫兹和远红外透明窗口(例如，孔径)，类似于在“Novel NaI improved Ge–Ga–Te far-infrared chalcogenide glasses”中所描述的Ge-Ga-Te远红外硫属化物玻璃，发表在红外物理与技术上；Ci Cheng等人，第72卷，2015年9月，第148-152页。

如图10所示，从窗口1024发出的相干太赫兹光束的尺寸为：尺寸wo＝d＝1mm，λ(10THz)＝3x10^-2mm，在距离z＝100m处将会是：w_z＝10^-3m√1+(3 10^-5m 10²m/3.14 10^-6m²)²＝1m。

另一方面，非相干太赫兹波束在100m距离处的发散将包括半径为100m的球面。因此，通过使用相干波束，链路预算会好40dB。实际上(R²/w_z ²)＝100²/1²＝10⁴＝40dB。因此，接收者可以使用一个小天线来接收这样的信号。因此，秘密接收者可以通过在距发射器100m的距离处检测到1m大小的太赫兹激光束光斑来接收不可检测的太赫兹频率上的短期秘密通信。这个任务可以通过同时传输几个这样的相干激光束来简化。例如，相干激光束1004、相干激光束1006和相干激光束1008可以同时传输。

在一个实施例中，腔1020可以由硅膜制成(参见在Proceedings Volume 9199,Terahertz Emitters,Receivers,and Applications V中发表的“High-efficiencyterahertz-wave generation in Silicon membrane waveguides”；conference-proceedings-of-SPIE/9199.toc)91990D(2014)。

活动：SPIE光学工程+应用(/conference-proceedings-of-spie/browse/SPIE-Optics-Photonics/SPIE-Optical-Engineering Applications/2014)，2014年，美国加利福尼亚州圣地亚哥，由Hongjun Liu等人出版。

在一个实施例中，窗口1024可以由Ge-Ga-Te远红外硫属化物玻璃制成(参见“Novel NaI improved Ge–Ga–Te far-infrared chalcogenide glasses”，发表于红外物理与技术；第72卷，2015年9月，Ci Cheng等人的第148-152页)。

在本技术的一个实施例中，图11是包括多个单太赫兹磁振子激光器的太赫兹发生器的前视图，每个这样的单太赫兹磁振子激光器还包括单个多层柱{26,1；26,2；26,i；...26,k}；其中i和k是整数。每个这样的单个多层柱26,i与底部电极14耦合，其中底部电极14与衬底12耦合。

在本技术的一个实施例中，图12示出了包括多个单太赫兹磁振子激光器10,1；10,2…10,i,…10,k；的太赫兹发生器的前视图35,i和k是整数；每个这样的单太赫兹磁振子激光器还包括单个多层柱80、底部电极14、衬底12和将至少两个这样的单多层柱分开的太赫兹透明介质60。从单个多层柱80的顶层到底部电极14施加在每个单太赫兹磁振子激光器10,i上的偏置电压(未示出)被配置为将自旋注入器610的自旋电流注入到磁振子增益介质606中。注入的电流使得自旋注入器610的自旋向下电子能够通过隧道结608跃迁到具有磁振子增益介质606自旋向下的子带中，通过进入具有磁振子增益介质606自旋向上的子带而触发磁振子激射过程，这导致产生从装置的顶面45(图13的)发出的太赫兹辐射。有关参考，请参阅美国专利：7,430,074；7,508,578；9,136,665。

在本技术的一个实施例中，仍参考图12所示，任意两个相邻多层柱之间的距离L(例如，两个相邻多层柱26,1和26,2之间的距离62)可以大于发射的太赫兹信号的波长λ_THz，使得每个生成的太赫兹光子可以诞生在磁振子增益介质区域之外。

D>λ_THz (方程40)

在本技术的一个实施例中，参考图12，太赫兹透明介质60选自由以下材料组成的群组：晶体太赫兹透明材料；和聚合物太赫兹透明材料。

在本技术的一个实施例中，参考图12，太赫兹透明介质60选自选自由以下晶体材料组成的群组：高阻浮带硅(High Resistivity Float Zone Silicon；HRTZ-Si)；晶体石英；和蓝宝石。

硅、晶体石英和蓝宝石等晶体对于太赫兹光学器件的生产非常重要。有关参考资料，请参阅X.-C.Zhang,J.Xu，太赫兹波光子学简介，Springer Science+Business Media,LLC 2010。

除了合成金刚石，高电阻率硅是唯一适用于从NIR(1.2μm)到毫米(1000μm)波等极宽范围的各向同性晶体材料。与金刚石相比，它的生长和加工成本更低。此外，它可能具有相当大的尺寸，允许在此基础上制造快速发展的太赫兹电子组件。

波长超过50μm的最佳材料之一是z切割晶体石英。重要的是z切割晶体石英窗口在可见光范围内是透明的，因此允许使用HeNe激光轻松调整，不改变光偏振状态，并且可以冷却到液氦的λ点以下。晶体石英是双折射材料，如果辐射的偏振很重要，则应注意。

与晶体石英一样，蓝宝石在太赫兹区域和可见区域都是透明的。对于厚度为1至5mm的测量样品，透射率低于600μm很大程度上取决于样品厚度。与HRFZ-Silicon一样，蓝宝石也可用于制造太赫兹光导天线，因为太赫兹的折射率值相似。

在本技术的一个实施例中，参考图12，太赫兹透明介质60选自由以下聚合物材料组成的群组：高密度聚乙烯(HDPE)；聚甲基戊烯(TPX)；聚乙烯(PE)；和聚四氟乙烯(PTFE)。

在种类繁多的可用聚合物中，有一些具有相对较低反射率的优异太赫兹透明材料。从这个意义上说，最好的材料是TPX(聚甲基戊烯)、聚乙烯(PE)、聚丙烯(PP)和聚四氟乙烯(PTFE或Teflon)。在较长波长下，这些聚合物的传输的结构较少且平坦。进入更短的波长，主要是低于200μm，会出现固有振动的特征带，并且由于不均匀性导致散射增加。聚合物通常在较短波长处变得越来越不透明。

聚甲基戊烯(TPX)是所有已知聚合物中最轻的。它在紫外线、可见光和太赫兹范围内是光学透明的，例如允许使用HeNe激光束进行对准。折射率约为1.46，与波长相对独立。损失非常低，至毫米波长。TPX具有优异的耐热性，对大多数有机和无机商业化学品具有高度耐受性。TPX是一种坚硬的固体材料，可以机械成型为各种光学组件，如透镜和窗口。此外，特别是TPX用于CO₂激光泵分子激光器作为输出窗口，因为它在整个太赫兹范围内是透明的，并且完全抑制了约10μm泵辐射。此外，TPX窗口在低温恒温器中用作“冷”窗口。TPX的太赫兹透明度不随温度变化。折射率温度系数为3.0*10^-4K^-1(8-120K范围)。与用于在太赫兹范围内工作的其他材料相比，TPX显示出出色的光学性能，例如可以很好地替代Picarin(Tsurupica)镜头。此外，与Picarin相比，TPX更便宜且可在市场上买到。

聚乙烯(PE)是一种轻弹性结晶材料。根据等级，它可以加热到110℃并冷却到-45÷-120℃。PE具有良好的介电特性、耐化学性和耐辐射性。相反，它对紫外线辐射、脂肪和油不稳定。PE具有生物惰性，易于加工。密度(23℃)为0.91-0.925g/cm3。拉伸流动极限(23℃)为8-13MPa。弹性模量(23℃)为118-350MPa。折射率约为1.54，并且在宽波长范围内相当相等。通常高密度聚乙烯(HDPE)用于组件的生产。除了相当厚的透镜和窗口外，太赫兹偏振器还使用薄的HDPE膜。此外，HDPE用作Golay单元的窗口。HDPE的太赫兹传输不依赖于允许在低温恒温器中使用HDPE窗口的温度。折射率温度系数为6.2*10^-4K^-1(8-120K范围)。

聚四氟乙烯(PTFE)在常温下为白色固体，密度约为2.2g/cm3。它的熔点为327℃，但它的特性在-73℃至204℃的宽温度范围内保持在有用的水平。折射率在宽波长范围内约为1.43。

在本技术的一个实施例中，图13示出了包括多个单太赫兹磁振子激光器的太赫兹发生器的俯视图，每个这样的单太赫兹磁振子激光器包括单个多层柱80，以及填充在这种单个多层柱80之间的太赫兹透明介质60。

在本技术的一个实施例中，至少一个单太赫兹磁振子激光器10,i(图12)基于磁振子激光效应产生太赫兹辐射。有关参考，请参阅美国专利：7,430,074；7,508,578；9,136,665。

在本技术的一个实施例中，提供一种通过使用图11的设备25产生太赫兹信号的方法，该设备包括多个太赫兹磁振子激光发生器(10、1-10、k)和分隔至少两个这样的太赫兹磁振子激光发生器的太赫兹透明介质(图12的60)。图1的至少一个这样的太赫兹磁振子激光发生器15包括：衬底12；耦合到衬底12的底部电极14；以及耦合到底部电极14的多层柱26。多层柱还包括底层16，底层16还包括磁振子增益介质；耦合到底层16的隧道结18；耦合到隧道结18的自旋注入器20；耦合到自旋注入器20的钉扎层22；以及耦合到钉扎层22的顶部电极28。在一个实施例中，自旋注入器20可以是包括自旋注入器的顶层。

在本技术的一个实施例中，通过使用图11的设备25产生太赫兹信号的方法还包括：(A)将自旋注入器20的磁化固定在相对于包括磁振子增益介质的底层16的磁化的反平行方向上；(B)在顶部电极28和底部电极14之间的至少一个这样的多层柱26上施加电压，其中太赫兹辐射信号被配置为通过太赫兹透明介质(图12的60)传播。

在本技术的一个实施例中，通过使用图11的设备25产生太赫兹信号的方法还包括：(A1)使用RKKY钉扎层22(图1)；(A2)选择RKKY钉扎层的厚度以相对于包括磁振子增益介质的底层16的磁化以反平行取向固定自旋注入器的磁化。

在本技术的一个实施例中，通过使用图11的设备25产生太赫兹信号的方法还包括步骤(C)将每对这样的多层柱以大于产生的太赫兹信号的波长的距离L(图12的62)分开。在本技术的另一个实施例中，参考图14，可以提供太赫兹相干通信系统1400。在某些实施例中，可以向物体1402提供相干太赫兹照射光束。在某些实施例中，可以向大气1404提供相干太赫兹参考光束，用于太赫兹全息检测和处理系统1406。在一个实施例中，相干太赫兹参考光束可以通过分裂的太赫兹全反镜(THz mirror)产生。在另一个实施例中，相干太赫兹参考光束可以是第二太赫兹光束。太赫兹全息检测和处理系统1406可以包括例如太赫兹检测器、太赫兹光束照射器、处理单元和/或显示器。在某些实施例中，可以生成和/或接收相干的太赫兹照射光束。相干太赫兹照射光束可以照射物体1402。此外，可以生成和/或接收相干太赫兹参考光束。可以将两个接收到的太赫兹相干光束(例如，相干太赫兹照射光束和相干太赫兹参考光束)组合以形成物体1402的全息图像。物体1402的全息图像可以例如通过被配置为读取物体1402的全息图像的太赫兹读取光束照射。另外，物体1402的全息图像可以显示在太赫兹全息检测和处理系统1406的计算机可读显示器上。在某些实施例中，相干太赫兹磁振子激光器的频率可以调谐以使得相干太赫兹激光束能够通过大气1404的传播窗口传播。在某些实施例中，太赫兹全息图像可以记录在太赫兹多层材料上。

(以下讨论摘自维基百科)：

“时间相干性是在任何时间对延迟τ的波值与其自身之间的平均相关性的度量。时间相干性告诉我们一个源是多么单色。换句话说，它表征了波在不同时间对其自身的干扰程度。相位或振幅漂移显着量(因此相关性显着降低)的延迟被定义为相干时间τ_c。在τ＝0的延迟下，相干度是完美的，而随着延迟超过τ＝τ_c，它会显着下降。相干长度L_c定义为波在时间τ_c中传播的距离。”

应注意不要将相干时间与信号的持续时间混淆，也不要将相干长度与相干区域混淆。

利用时间相干特性的太赫兹磁振子激光器系统包括单太赫兹磁振子激光器和太赫兹接收器，以及处理单元。

可以证明，波包含的频率范围Δf越大，波去相关越快(因此τ_c越小)。因此，有一个权衡：

τ_cΔf≤1 (方程41)

形式上，这遵循数学中的卷积定理，该定理将功率谱的傅立叶变换(每个频率的强度)与其自相关性联系起来

时间相干性的例子。我们考虑四个时间相干性的例子。

根据上述关系，仅包含单一频率(单色)的波在所有时间延迟上都与自身完全相关。相反，相位快速漂移的波将具有较短的相干时间。

类似地，波的脉冲(波包)自然具有很宽的频率范围，由于波的振幅变化很快，因此具有很短的相干时间。

最后，白光的频率范围很广，是一种振幅和相位变化很快的波。由于它因此具有非常短的相干时间(仅10个周期左右)，因此通常被称为不相干。

单色源通常是激光；如此高的单色性意味着长相干长度(高达数百米)。例如，稳定的单模氦氖激光器可以轻松产生相干长度为300m的光。

然而，并非所有激光器都是单色的(例如，对于锁模钛蓝宝石激光器，Δλ≈2nm–70nm)。发光二极管的特点是Δλ≈50nm，而钨丝灯展示的Δλ≈600nm，因此这些光源的相干时间比大多数单色激光器短。全息术需要长相干时间的光。

相比之下，经典版本的光学相干断层扫描使用相干时间较短的光。

在光学中，时间相干性是在诸如迈克尔逊干涉仪(Michelson interferometer)或马赫-曾德干涉仪(Mach-Zehnder interferometer)等干涉仪中测量的。在这些装置中，波与延迟时间τ的自身副本相结合。检测器测量离开干涉仪的光的时间平均强度。由此产生的干扰可见性给出了延迟τ的时间相干性。由于对于大多数自然光源，相干时间比任何探测器的时间分辨率都短得多，因此检测器本身会进行时间平均。

空间相干性

利用空间相干性的相干太赫兹磁振子激光系统包括至少两个产生两束太赫兹相干激光束的相干太赫兹磁振子激光器，这些激光束被接收的太赫兹接收，该太赫兹将这两个光束组合以获得全息图像。

在一些系统中，例如水波或光学系统，波状状态可以扩展到一维或二维。空间相干性描述了空间中两个点x1和x2在波的范围内干涉的能力，当随时间平均时。更准确地说，空间相干性是波中两点之间始终的互相关。如果一个波在无限长的范围内只有1个振幅值，则它在空间上是完全相干的。存在显着干扰的两点之间的间隔范围定义了相干区域的直径A_c(相干长度，通常是源的一个特征，通常是与源的相干时间相关的工业术语，而不是介质中的相干区域。)A_c是杨氏双缝干涉仪(Young’s double-slit interferometer)的相关相干类型。它还用于光学成像系统，尤其是各种类型的天文望远镜。有时，人们还使用“空间相干性”来指代波浪状状态与自身在空间上移动的副本相结合时的可见性。

考虑钨灯泡灯丝。灯丝中的不同点独立发光，没有固定的相位关系。详细地说，在任何时间点，发射光的轮廓都会失真。轮廓将随相干时间随机变化。由于灯泡等白光源很小，因此灯丝被认为是空间非相干光源。相比之下，无线电天线阵列具有很大的空间相干性，因为阵列两端的天线以固定的相位关系发射。激光产生的光波通常具有很高的时间和空间相干性(尽管相干程度在很大程度上取决于激光的确切特性)。激光束的空间相干性也表现为在阴影边缘看到的散斑图案(speckle pattern)和衍射条纹。

全息术需要时间和空间相干的光。它的发明者丹尼斯·加博(Dennis Gabor)在激光发明前十多年就成功地制作了全息图。为了产生相干光，他使来自汞蒸气灯发射线的单色光通过针孔空间滤波器。

全息术

光波场的相干叠加包括全息术。全息物体在日常生活中经常用于钞票和信用卡中。

非光波场

进一步的应用涉及非光波场的相干叠加。例如，在量子力学中，我们考虑了一个概率场，它与波函数有关(解释：概率幅度的密度)。这里的应用涉及量子计算的未来技术和已经可用的量子密码学技术等。

量子密码学是利用量子力学特性来执行密码任务的科学。量子密码学最著名的例子是量子密钥分发，它为密钥交换问题提供了一种信息理论上安全的解决方案。量子密码学的优势在于它允许仅使用经典(即非量子)受软化对象(bated object)完成各种被证明或推测不可能的密码任务。

在本技术的一个实施例中，物体的太赫兹全息图像可以记录在太赫兹多层材料上。

例九。层状二硫化钨晶体可用于记录太赫兹全息图像。请参见“Terahertzsurface emission of d-band electrons from a layered tungsten disulfidecrystal by the surface field”，Longhui Zhang,Yuanyuan Huang,Qiyi Zhao,LipenZhu,Zehan Yao,Yixuan Zhou,Wanyi Du,and Xinlong Xu；Phys.Rev.B 96,155202–2017年10月6日发布。

以上讨论已经阐述了各种示例性系统和装置的操作，以及与操作这些系统和装置的示例性方法有关的各种实施例。在各种实施例中，一种实施方法的一个或多个步骤(例如，计算最佳电压偏置)由处理器在计算机可读和计算机可执行指令的控制下执行。因此，在一些实施例中，这些方法是通过计算机实现的。

在一个实施例中，计算机可读和计算机可执行指令可以驻留在计算机可用/可读介质上。

因此，可以使用由计算机执行的诸如程序模块的计算机可执行指令来控制或实现各种实施例的一个或多个操作。通常，程序模块包括执行特定任务或实现特定抽象数据类型的例程、程序、对象、组件、数据结构等。此外，本技术还可以在分布式计算环境中实践，其中任务由通过通信网络链接的远程处理装置执行。在分布式计算环境中，程序模块可以位于本地和远程计算机存储介质中，包括内存存储装置。

尽管此处公开了示例性实施方法的具体步骤，但是这些步骤是可以根据各种示例性实施例执行的步骤的示例。即，本文公开的实施例非常适合于执行各种其他步骤或所述步骤的变体。此外，这里公开的步骤可以以不同于所呈现的顺序来执行，并且并非所有步骤都必须在特定实施例中执行。

尽管这里讨论了各种基于电子和软件的系统，但这些系统仅仅是可能被利用的环境的示例，并不旨在暗示对本技术的使用范围或功能性的任何限制。也不应将此类系统解释为与所公开的示例中所示的任何一个或组件或功能的组合具有任何依赖性或相关性。

尽管已经以结构特征和/或方法动作特定的语言描述了主题，但所附权利要求中定义的主题不一定限于上述特定特征或动作。相反，上述特定特征和动作被公开为实施权利要求的示例性形式。