牛青辰 茍君 王軍 蔣亞東

(電子科技大學,電子薄膜與集成器件國家重點實驗室,成都 610054)

提出一種集成在微橋結構中的二維亞波長周期鈦(Ti)金屬圓盤陣列結構,以增強太赫茲微測輻射熱計的吸收率.基于嚴格耦合波分析方法,建立吸收結構模型,研究了不同結構的Ti圓盤陣列及其在微橋陣列結構中的太赫茲波吸收特性.周期Ti圓盤陣列結構降低了金屬的表面等離子體頻率,在太赫茲波段激發(fā)偽表面等離子體激元并實現(xiàn)共振增強吸收.共振吸收頻率由周期、直徑等Ti圓盤陣列的結構參數(shù)決定,圓盤厚度則對太赫茲波吸收率有重要影響,微橋結構中的諧振腔結構可降低共振頻率并增強耦合效率.設計的微橋探測結構以較小的Ti圓盤陣列周期(37 μm)實現(xiàn)突破衍射極限的太赫茲波約束,在3.5 THz (波長85.7 μm)實現(xiàn)接近90%的太赫茲波吸收率,滿足太赫茲微測輻射熱計小尺寸、高吸收及工藝兼容的要求.

1 引 言

太赫茲(Terahertz,THz)波是指頻率在0.1-10.0 THz (波長30 μm-3 mm)范圍內的電磁波,位于毫米波與紅外波之間,是國際上重要的前沿交叉領域.太赫茲波具有瞬態(tài)性、寬帶性、低能性、穿透性、光譜特征吸收等很多獨特的性質,因此,太赫茲技術在安全檢測[1,2]、生物醫(yī)學[3,4]、材料化學[5]、能源環(huán)境等領域具有重要的應用價值.在太赫茲技術開發(fā)和應用中,太赫茲信號的探測具有舉足輕重的意義.目前,太赫茲探測方法主要基于能夠直接測量太赫茲信號的兩種效應：光子效應以及光熱效應.太赫茲光子探測器對太赫茲波的探測通過吸收太赫茲波能量后產生的光電效應來實現(xiàn),包括肖特基二極管[6]、場效應管(FET)[7]、超導-絕緣體-超導混頻器(SIS)[8]、量子阱(QW)探測器[9]等.光子探測器探測靈敏度高,響應時間短,但對波長具有選擇性,且往往需要制冷,制作成本高.光熱探測器通過吸收太赫茲波的能量,然后轉換為電阻率、溫度和自發(fā)極化強度變化等進行探測,主要有熱釋電探測器、測輻射熱計和高萊探測器.其中,熱釋電探測器和測輻射熱計能夠實現(xiàn)室溫工作、陣列化、寬光譜的連續(xù)太赫茲波探測.但熱釋電探測器的制備基于熱釋電晶體材料(如鉭酸鋰),無法與硅基CMOS電路集成,并且為保障探測性能必須采用厚度很薄的晶體材料[10].微測輻射熱計以微橋結構為基本單元,制備二維焦平面探測器陣列,通過讀取因吸收目標太赫茲波而引起的熱敏薄膜電阻變化,實現(xiàn)太赫茲波探測.因此,在集成性、陣列化及成本方面,微測輻射熱計在太赫茲波探測成像領域具有巨大的優(yōu)勢.

由于太赫茲波處于與紅外光相鄰近的波段,而微測輻射熱計型紅外探測器技術已非常成熟.紅外微測輻射熱計在太赫茲輻射源的照射下可以用于太赫茲波段的探測與成像[11-13],但傳統(tǒng)的紅外微測輻射熱計微橋結構無法對波長較長的太赫茲波進行諧振吸收,導致器件對目標輻射的吸收極低(＜ 4%),難以提供較高的響應與靈敏度[14].因此,需要增加太赫茲波吸收層.金屬薄膜由于電阻損耗可以吸收太赫茲波,且具有低熱容、高熱導及與微橋結構的制備工藝兼容等優(yōu)點,成為太赫茲微測輻射熱計中吸收材料的首選[15-17],表面修飾可進一步提高金屬薄膜的有效吸收面積[18],但金屬薄膜吸收太赫茲波的理論上限僅50%[19].將天線、超材料等吸波結構集成到微橋結構中可有效提高太赫茲微測輻射熱計的吸收率.法國CEA-Leti實驗室制備出11 μm高的介質諧振腔結構,采用多層天線耦合的方法,顯著提高了太赫茲波吸收率和探測靈敏度[20,21].但是,高諧振腔微橋結構的制備與電學連通實現(xiàn)難度較大,多層天線結構復雜,集成性與工藝兼容性有待改善.

在光學波段,表面等離子體激元(surface plasmon polaritons,SPPs)是金屬與介質交界面處自由電子氣的集體共振,能夠將電磁波約束在納米級別的尺寸結構中,具有克服衍射極限和在亞波長尺寸內操縱光束的能力[22,23].而金屬的等離子體頻率一般位于可見光和紫外波段,在微波和太赫茲波段類似于理想導體,電磁波滲透能力很弱,所以表面電子和電磁波的相互耦合作用非常微弱,使得SPPs表面電磁模式變得非常微弱[24].2004年,Pendry等[25]提出了偽表面等離子體(spoof surface plasmon polaritons,sSPPs)理論,在金屬表面構造周期性的光柵結構和孔洞結構,等效降低了表面等離子體頻率,光能量通過金屬表面產生滲透作用,達到亞波長約束的效果.

本文將二維周期金屬鈦(Ti)圓盤結構與太赫茲微測輻射熱計微橋結構陣列相結合,在太赫茲波段激發(fā)sSPPS共振增強吸收.基于嚴格耦合波(rigorous coupled-wave analysis,RCWA)分析方法,建立吸收結構模型,研究圓盤直徑、周期、厚度等吸收層結構參數(shù)以及真空腔、反射層、支撐層等對太赫茲波吸收特性的影響,實現(xiàn)對共振吸收頻率與太赫茲波吸收率的調制.基于小的Ti圓盤陣列周期(37 μm),微橋探測結構在較低的太赫茲頻率(3.5 THz)下突破衍射極限,獲得接近90%的太赫茲波吸收率.

2 結構設計與理論計算

微測輻射熱計型室溫太赫茲探測器陣列由許多MEMS微橋結構的像元在焦平面上二維重復排列構成,每個像元對輻射進行測量.其基本原理為：太赫茲輻射被像元中的吸收層吸收后引起溫度變化,進而使氧化釩熱敏電阻的阻值變化; 氧化釩熱敏電阻通過MEMS絕熱微橋支撐在硅襯底上方,并通過支撐結構與制作在硅襯底上的COMS讀出電路(ROIC)相連; 讀出電路將熱敏電阻阻值變化轉變?yōu)椴罘蛛娏鞑⑦M行積分放大,經采樣后得到熱圖像中單個像元的灰度值.為了提高探測器的響應率和靈敏度,要求探測器像元微橋具有良好的熱絕緣性,同時為保證成像的幀頻,需使像元的熱容盡量小以保證足夠小的熱時間常數(shù).本文中室溫太赫茲微測輻射熱計焦平面陣列的探測單元微橋結構如圖1(a)所示.每個微橋結構由橋面(敏感區(qū)域)以及支撐橋面的兩條橋腿組成.細長的橋腿同時用作機械支撐、電學和熱學通道.橋面盡量輕、薄以減小熱質量.橋面層自下而上包括氮化硅(Si3N4)支撐層、氧化釩(VOx)熱敏薄膜、鈍化層(Si3N4)和金屬薄膜(Ti)太赫茲波吸收層.在襯底上制作反射層(Ti),與橋面之間形成諧振腔(約2 μm),但由于太赫茲波的波長較長,該諧振腔并無明顯的增強吸收的效果,在沒有太赫茲波吸收層的情況下,微橋結構的太赫茲波吸收率極低(2.6%-4%).為了增強太赫茲波的吸收,在橋面的頂部集成了一層超薄Ti薄膜作為太赫茲波吸收層.與其他金屬薄膜相比,Ti薄膜厚度容易控制且可以通過反應離子刻蝕工藝實現(xiàn)圖形化,具有很好的工藝兼容性.

本文采用簡化的結構分析Ti金屬薄膜吸收層在微橋結構陣列中的太赫茲波吸收特性.設計圓盤狀Ti金屬薄膜并集成到每個微橋單元結構中,形成周期為p、直徑為d的二維亞波長金屬圓盤陣列,其俯視圖和剖面圖分別如圖1(b)和圖1(c)所示.增加反射層與增加反射層及支撐層的吸收結構分別如圖1(d)和圖1(e)所示.采用RCWA方法計算并分析不同吸收結構的太赫茲波吸收特性.RCWA方法對計算區(qū)域進行嚴格劃分,并對不同區(qū)域的電場和磁場進行傅里葉級數(shù)展開以及耦合疊加,將對Maxwell方程的求解轉化成對特征函數(shù)的求解,最后結合邊界條件求得問題的本征值[26,27].對于圖1中的周期性微結構,RCWA方法能夠非常精確且快速地計算出其各級反射、透射以及吸收光譜.

圖1 吸收結構圖 (a) 太赫茲微測輻射熱計焦平面陣列的探測單元微橋結構; (b)二維亞波長Ti圓盤陣列俯視圖; (c) 周期Ti圓盤陣列剖面圖; (d) 增加反射層的吸收結構; (e) 增加反射層及支撐層的吸收結構; (f) 直角坐標系下的入射平面波與吸收結構模型Fig.1.Absorption structures：(a) Pixel structure of THz microbolometer focal plane array (FPA); (b) top view of a two-dimensional subwavelength Ti disk array; (c) sectional view of a periodic Ti disk array; (d) absorption structure with a reflection layer; (e)absorption structure with reflection layer and supporting layer; (f) absorption structure illuminated by a plane wave with a rectangular Cartesian coordinate system attached.

RCWA方法將集成在微橋結構中的Ti金屬圓盤陣列看作是兩個相互垂直的方向上周期排列的二維光柵[28].吸收結構被劃分為三個區(qū)域：區(qū)域Ⅰ為入射區(qū)域,其介質為真空,介電常數(shù)為εd; 區(qū)域Ⅲ為出射區(qū)域(光柵基底區(qū)域),對于圖1(c)所示的單層Ti金屬圓盤陣列,基底介質為真空,對于圖1(d)和圖1(e)所示的吸收結構,基底材料為金屬Ti(反射層); 區(qū)域Ⅱ為周期性光柵區(qū)域,對于圖1(c)和圖1(d)所示的吸收結構,由金屬Ti與真空構成,對于圖1(e)所示的吸收結構,由金屬Ti,Si3N4與真空諧振腔構成.

圖1(f)為平面波入射到圖1(e)所示的吸收結構的立體模型,在附加的直角坐標系中,x軸和y軸平行于Ti金屬圓盤陣列的兩個周期方向,z軸垂直于光柵平面.入射平面波的傳播方向由入射角θ,方位角φ和極化角ψ決定,光柵區(qū)域的電場矢量利用傅里葉級數(shù)展開可表示為

其中 kxm=kx0sinθ-mK ,kyn=ky0sinθ-nK ,k為波矢,m,n為衍射的級數(shù),K為光柵矢量(K=2π/p),Smn(z) 為第mn級光柵區(qū)域諧波場的歸一化振幅.

光柵區(qū)域的電場振幅滿足亥姆霍茲方程,而且該區(qū)域上下邊界處的電場與磁場滿足連續(xù)性邊界條件,即沿邊界面的切向方向電場強度(E)與磁場強度(H)連續(xù),沿邊界面法向方向電位移(D)與磁感應強度(B)連續(xù).求解麥克斯韋旋度方程并利用電磁場邊界條件,可將Smn(z)表示為特征值的函數(shù)[29]：

其中λi和wimn為特征值與特征向量,Ci的值取決于邊界條件.λi和wimn可通過matlab的eig函數(shù)求解4N×4N矩陣特征值問題得到(N為空間諧波級數(shù),本文中取N=20).利用電磁場表達式匹配邊界條件可以得到各級次反射衍射效率rmn與透射衍射效率tmn如下：

其中Rmn為區(qū)域Ⅰ中反射光的歸一化電場矢量振幅,Tmn為區(qū)域Ⅲ中透射光的歸一化電場矢量振幅.

其中nL為L (1或3)區(qū)域的折射率,k0=ω/c為光在真空中的波數(shù).最終得到光柵區(qū)域的吸收率為

Ti在不同頻率下的介電常數(shù)為 εTi=(nTi+ikTi)2,nTi與kTi值如圖2(a)所示[30].Si3N4材料的nSi3N4與 kSi3N4值如圖2(b)所示[31].真空諧振腔厚度為2 μm (nd=1).太赫茲波垂直入射到吸收結構上,則θ=0,φ=0,ψ=90°(TE極化).

當固定頻率的入射電磁波與金屬表面的自由電子耦合形成振蕩,沿著交界面方向傳播,并沿著垂直于交界面方向指數(shù)衰減,這種被激發(fā)出的電磁波稱為表面等離子激元.在可見光與近紅外頻段,金屬與介質材料分界面的表面等離子波具有如下色散關系[32]：

其中β為傳播常數(shù),εd,εm分別為入射區(qū)與金屬層的介電常數(shù),金屬的介電常數(shù)滿足Drude模型,kx為沿x方向的波數(shù).在太赫茲波段,金屬是良導體,金屬區(qū)域的介電常數(shù)遠遠大于介質區(qū)域的介電常數(shù),難以激發(fā)出表面等離子激元.但是周期結構的亞波長金屬陣列可以顯著降低等離子體頻率,與入射太赫茲波匹配[33],產生一種在表面束縛且被增強的電磁波,稱為偽表面等離子激元.其匹配條件滿足

其中m,n為整數(shù),Gx=Gy=2π/p ,p為x與y方向的金屬結構周期.當垂直入射時,θ=0°,則(7)式可簡化并得到激發(fā)出的偽表面等離子體激元的諧振頻率為

可見,入射到周期結構的太赫茲波滿足匹配條件即可激發(fā)偽表面等離子體激元,而諧振頻率隨著周期結構的周期增大而降低.

3 結果與討論

首先基于RCWA方法計算了如圖1(c)所示的單層周期Ti圓盤陣列的太赫茲波吸收特性.金屬圓盤厚度(t)為10 nm,設置直徑(d)為28 μm,周期(p)為37 μm,該結構在1.5-8 THz的太赫茲波反射率(R)、透射率(T)與吸收率(A=1 - R -T)如圖3(a)所示.圖3(a)中插圖顯示了厚度為10 nm的連續(xù)Ti薄膜在該頻段的太赫茲波反射率、透射率與吸收率.連續(xù)Ti薄膜表現(xiàn)出寬頻太赫茲波吸收特性,但由于反射率較高(＞70%),吸收率較低(約25%).當形成二維周期結構后,在較低的頻率處,周期Ti圓盤陣列具有很高的透射率(約95%).隨著頻率增大,透射率降低,反射率升高.吸收率與反射率的變化趨勢相似.在6.5 THz處,二維周期Ti圓盤陣列結構的等離子體頻率與入射太赫茲波滿足波矢匹配條件,激發(fā)偽表面等離子體激元,引起共振吸收,峰值吸收率約為45%,此時透射率僅為10%左右.設置金屬圓盤厚度為10 nm,改變直徑(d)與周期(p),得到在3.5 THz(波長為85.7 μm)下Ti圓盤陣列的太赫茲波吸收率隨著直徑周期比(d/p)的變化曲線,如圖3(b)所示.可以看出,隨著周期的增大(35-100 μm),吸收率總體呈現(xiàn)先增大后降低的規(guī)律,周期略小于波長時可獲得最優(yōu)的吸收率.當d/p在0.5-0.8之間時,周期p=65 μm的Ti圓盤陣列在3.5 THz頻率處的吸收率更高; 當d/p為0.9時,周期p=85 μm的Ti圓盤陣列具有更高的太赫茲波吸收率.當周期進一步增大至大于波長(p=100 μm)時,吸收率又較低.這與前述共振吸收頻率隨著周期增大而降低的結論一致.在相同的周期下,隨著直徑增大(即d/p增大),圓盤間的間隙減小,吸收率逐漸增大.較小的間隙有助于圓盤之間的耦合效應及其與入射光的波矢匹配,從而實現(xiàn)共振增強吸收.

圖2 Ti與Si3N4的材料參數(shù) (a) Ti在不同頻率下的nTi與kTi值; (b) Si3N4在不同頻率下的 nSi3N4 與 kSi3N4 值Fig.2.Material parameters of Ti and Si3N4：(a) nTi and kTi values of Ti at different frequencies; (b) nSi3N4 and kSi3N4 values of Si3N4 at different frequencies.

圖3 單層周期Ti圓盤陣列的太赫茲波吸收特性 (a)周期Ti圓盤陣列的太赫茲波反射率(R)、透射率(T)與吸收率(A)曲線(p=37 μm,d=14 μm,t=10 nm),插圖為厚度10 nm的連續(xù)Ti薄膜的太赫茲波反射率(R)、透射率(T)與吸收率(A)曲線;(b)不同直徑周期比(d/p)的Ti圓盤陣列在3.5 THz頻率處的太赫茲波吸收率Fig.3.Terahertz wave absorption characteristics of single-layer periodic Ti disk array：(a) Terahertz wave reflection (R),transmission (T),and absorption (A) curves for periodic Ti disk arrays (p=37 μm,d=14 μm,t=10 nm),inset：Reflection (R),transmission (T),and absorption (A) curves for a continuous Ti film with a thickness of 10 nm; (b) terahertz wave absorption at 3.5 THz for Ti disk arrays with different ratios of diameter and period (d/p).

圖3表明,要在較低的頻率處獲得較高的太赫茲波吸收率,需要Ti圓盤陣列具有較大的周期.為了滿足太赫茲微測輻射熱計大陣列、小像元的要求,固定圓盤陣列的周期(p)為37 μm,金屬Ti薄膜厚度(t)為10 nm,在圓盤陣列的下方增加真空腔(高度2 μm)與Ti反射層,如圖1(d)所示.當圓盤直徑(d)為28 μm時,該吸收結構與連續(xù)Ti薄膜在不同頻率下的太赫茲波反射率、透過率與吸收率如圖4(a)所示.增加反射層之后,透射率基本為0,此時,吸收率A=1 - R.當反射率最小時,吸收率達到最大值.與單層Ti圓盤陣列結構相比,吸收峰值頻率(共振頻率)降低至5 THz,此時反射率為47%左右,吸收率達到了50%.真空腔的引入使太赫茲波吸收率有所增大,同時降低了吸收結構的等效介電常數(shù),使得偽表面等離子體共振頻率 fsSPPs降低.而對于連續(xù)Ti薄膜,增加真空腔后仍然具有寬頻太赫茲波吸收特性,但吸收率有所降低,這是因為Ti反射層增強了太赫茲波的反射導致的.

在實際器件中,Ti圓盤陣列制備在為微橋結構的橋面支撐層上.因此,在吸收結構中增加一層Si3N4薄膜用作支撐層,如圖1(e)所示.Si3N4支撐層的厚度為400 nm,圓盤陣列的周期(p)為37 μm,改變圓盤直徑,吸收結構在不同頻率下的太赫茲波吸收率如圖4(b)所示.可以看出,隨著圓盤直徑的增加,偽表面等離子體共振頻率降低,且吸收率有所增大.當圓盤直徑d=34 μm時,共振吸收頻率為3.5 THz,峰值吸收率達到為55%.增加了Si3N4支撐層后,增加了諧振腔的高度,進一步降低了吸收結構的等離子體共振頻率.而隨著圓盤直徑的增加,即圓盤間隙減小,圓盤間的耦合增強,損耗增大,吸收率也得到增強.

當改變Si3N4支撐層厚度時,吸收結構(p=37 μm,d=34 μm)在不同頻率下的太赫茲波吸收率如圖5(a)所示.可以看出,當Si3N4厚度在0.2-0.6 μm之間變化時,共振吸收頻率與峰值吸收率變化不大.但隨著Si3N4厚度的增大,在較低頻率處的吸收有明顯增強.在3 THz頻率處,Si3N4厚度為0.2 μm時,吸收率僅為33%,而當Si3N4厚度為0.6 μm時,吸收率增大至54%.在2.5 THz處,吸收率從13%增大至30%.因此,Si3N4厚度的增加改善了吸收結構的寬頻吸收特性.但由于Si3N4薄膜貢獻了微橋探測結構的大部分熱容,且對微橋結構的力學支撐性能有較大影響,因此,Si3N4支撐層的厚度需要折中考慮.

圖4 帶有真空腔、反射層與支撐層的Ti圓盤陣列的太赫茲波吸收特性 (a) 增加真空腔與反射層后連續(xù)Ti薄膜與Ti圓盤陣列(p=37 μm,d=28 μm)在不同頻率下的太赫茲波反射率、透過率與吸收率; (b) 增加支撐層后連續(xù)Ti薄膜與不同直徑(d)的Ti圓盤陣列(p=37 μm)在不同頻率下的太赫茲波吸收率Fig.4.Terahertz wave absorption characteristics of periodic Ti disk arrays with resonant cavity reflection layer and supporting layer：(a) Terahertz wave reflection (R),transmission (T) and absorption (A) curves for continuous Ti film and periodic Ti disk arrays with resonant cavity and reflection layer (p=37 μm,d=28 μm); (b) terahertz absorption curve for continuous Ti film and periodic Ti disk arrays with different diameters (d) and a supporting layer (p=37 μm).

圖5 不同Si3N4支撐層厚度與Ti圓盤厚度的吸收結構的太赫茲波吸收特性 (a)不同Si3N4支撐層厚度(h)的吸收結構在不同頻率下的太赫茲波吸收率(p=37 μm,d=34 μm,t=10 nm); (b)不同Ti圓盤厚度(t)的吸收結構在不同頻率下的太赫茲波吸收率,插圖為不同Ti圓盤厚度(t)的吸收結構在3.5 THz下的峰值吸收率(p=37 μm,d=34 μm)Fig.5.Terahertz wave absorption characteristics of periodic Ti disk arrays with different thicknesses of supporting layer and Ti disks：(a) Terahertz absorption at different frequencies for absorption structures with different thicknesses (h) of Si3N4 support layers (p=37 μm,d=34 μm,t=10 nm); (b) terahertz absorption at different frequencies for absorption structures with different thicknesses (t) of Ti disks; Inset：Peak absorption rate at 3.5 THz for absorbing structures with different thicknesses (t) of Ti disks(p=37 μm,d=34 μm).

為了得到金屬層厚度對太赫茲波吸收率的影響,研究了具有不同厚度Ti圓盤陣列的吸收結構在不同頻率下的太赫波吸收率,如圖5(b)所示.Ti圓盤陣列的周期為37 μm,圓盤直徑為28 μm.可以看出,當Ti圓盤陣列的厚度變化時,吸收結構的共振吸收頻率保持不變(3.5 THz),這說明共振吸收頻率與金屬圓盤厚度無關,僅由圓盤陣列周期、直徑以及支撐層厚度等吸收結構參數(shù)決定.圖5(b)中插圖顯示了峰值吸收率隨著Ti圓盤陣列厚度的變化曲線,表明當Ti圓盤陣列厚度從10 nm開始增大時,峰值吸收率先增大,在厚度為40 nm時達到最大值(86%),然后開始有所下降,這是因為其反射率增大引起的.改變Ti圓盤陣列厚度可以調節(jié)吸收結構的等效阻抗,當其等效阻抗與自由空間阻抗相匹配時,所有入射光被限制在吸收結構中,反射率基本為0,從而獲得很高的吸收率.從圖5(b)還可以看出,Ti圓盤陣列厚度的增大會顯著降低在較高頻率處的吸收率,使得吸收峰變窄.

為了證明集成在微橋結構中的Ti圓盤陣列對太赫茲波的增強吸收作用,計算了吸收結構中的場分布.假設入射太赫茲波為垂直入射的TE波(由于吸收結構在x,y方向的對稱性,對入射波沒有偏振選擇性),Ti圓盤陣列的周期為37 μm、直徑為34 μm、厚度為40 nm,Si3N4支撐層厚度為400 nm,真空腔高度為2 μm,反射層厚度為200 nm,該吸收結構在峰值吸收頻率處(3.5 THz,如圖5(b))的電場分布如圖6(a)與圖6(b)所示.圖6(a)為yz平面的電場分布,表明電場主要分布在Ti圓盤陣列層表面; 圖6(b)為xy平面的電場分布,可以看出電場主要分布在Ti圓盤邊緣與圓盤之間.這與亞波長周期金屬結構在太赫茲波段激發(fā)偽表面等離子體激元的特性相符.太赫茲波能量被限制在Ti圓盤陣列層,形成偽表面等離子體共振,并因為Ti金屬薄膜的歐姆損耗而被吸收.同時,支撐層、真空腔、反射層與Ti圓盤陣列層形成諧振腔結構,進一步增強了太赫茲波與Ti圓盤陣列吸收層的相互作用,使得在較低頻率處獲得了高太赫茲波吸收率.

圖6 共振吸收頻率(3.5 THz)下吸收結構的電場分布 (a) yz平面上吸收結構的電場分布; (b) xy平面上吸收結構的電場分布(p=37 μm,d=34 μm,t=40 nm)Fig.6.Electric field distribution of the absorption structure at the resonance absorption frequency (3.5 THz)：(a) Electric field distribution in the yz plane; (b) electric field distribution in the xy plane (p=37 μm,d=34 μm,t=40 nm).

4 結 論

本文將二維周期Ti圓盤陣列集成在微橋結構中,以增強太赫茲微測輻射熱計的吸收率.基于RCWA方法,研究了Ti圓盤陣列及其在微橋陣列結構中的太赫茲波吸收特性,探討了微橋結構與周期Ti圓盤層尺寸參數(shù)對太赫茲波吸收的影響.研究表明,通過構造周期圓盤結構,可以有效降低金屬的表面等離子體頻率,實現(xiàn)偽表面等離子體共振增強吸收.共振吸收頻率由結構的幾何參數(shù)(周期、間隙)決定,通過改變結構參數(shù)可以激發(fā)不同頻段的表面等離子體激元.支撐層、真空腔與反射層的引入進一步降低了共振頻率并增強了耦合效率.當Ti圓盤陣列的周期為37 μm、直徑為28 μm、厚度為40 nm時,微橋吸收結構在3.5 THz (波長85.7 μm)獲得接近90%的吸收率.本文突破衍射極限,以小尺寸的吸收結構實現(xiàn)亞波長太赫茲波約束,為太赫茲微測輻射熱計探測器提供了一種簡單高效、工藝兼容的增強吸收與探測性能的方法.