超構(gòu)材料與電磁參量調(diào)控

超構(gòu)材料是由亞波長單元（天線）周期或非周期地排列而組成的人工結(jié)構(gòu)，陣列中每個天線的幾何結(jié)構(gòu)以及整個陣列的排布方式都可以進(jìn)行人工設(shè)計，因此超構(gòu)材料具有極大的設(shè)計自由度。經(jīng)過專門設(shè)計的超構(gòu)材料，可以將濾光片、偏振片和透鏡的功能集于一體，實現(xiàn)多功能的電磁參量調(diào)控元件。

基于導(dǎo)模諧振光柵的濾光/偏振元件

平板介質(zhì)光波導(dǎo)是由一層折射率較高的介質(zhì)材料夾在上下兩層折射率較低的介質(zhì)材料之間而構(gòu)成的平板導(dǎo)波結(jié)構(gòu)，如圖6所示。其中，折射率較高的材料為芯層(n1)，而折射率較低的材料(n2)為包層。借助芯層上下表面處的全反射，光頻電磁波可以被有效地局限在芯層中傳播，即平板光波導(dǎo)的導(dǎo)模。如果將導(dǎo)模傳播的方向規(guī)定為z軸，垂直于導(dǎo)模傳播方向的截面規(guī)定為x-y平面，則導(dǎo)模在z軸方向為行波(傳導(dǎo))，而在x-y平面內(nèi)則為駐波 (局限)。

圖6 平板介質(zhì)光波導(dǎo)

如果在平板光波導(dǎo)的表面引入亞波長光柵結(jié)構(gòu)，就可以在某些特定的條件下實現(xiàn)自由空間電磁波與導(dǎo)模的耦合。這些特定的條件也被稱為諧振條件，它們實際上是一組 “波長+偏振態(tài)+入射角”的電磁參量組合，而整個 “亞波長光柵+平板光波導(dǎo)”的結(jié)構(gòu)也因此被稱為導(dǎo)模諧振光柵，如圖7所示。導(dǎo)模諧振光柵對自由空間電磁波的透射和反射，天然地具有波長選擇性和偏振選擇性，而這種波長選擇性和偏振選擇性可以通過結(jié)構(gòu)設(shè)計來實現(xiàn)靈活調(diào)控。因此，導(dǎo)模諧振光柵可被用作多功能的濾光/偏振元件。需要指出的是，導(dǎo)模諧振光柵存在兩種極端情況：當(dāng)光柵層厚度為0時，整個結(jié)構(gòu)退化為介質(zhì)平板波導(dǎo)；而如果波導(dǎo)層的厚度為0，則整個結(jié)構(gòu)演變?yōu)閱渭兊膩啿ㄩL光柵。因此在這里，將介質(zhì)平板波導(dǎo)和亞波長光柵都?xì)w入導(dǎo)模諧振光柵的類別。圖7(a)展示了一種波導(dǎo)層厚度為0的導(dǎo)模諧振光柵，光柵的周期性結(jié)構(gòu)單元由硒和鍺兩種材料組成，襯底為二氧化硅。通過優(yōu)化設(shè)計結(jié)構(gòu)參數(shù)，該導(dǎo)模諧振光柵可以作為中紅外波段的透射式窄帶濾光片使用，如圖7(b)所示。圖7(c)展示了一種硅基導(dǎo)模諧振光柵，該光柵可以通過在硅薄膜中刻蝕出周期性納米硅柱陣列而獲得。如圖7(d)所示，通過改變波導(dǎo)層厚度，可以靈活調(diào)控光柵的反射譜。圖7(e)和圖7(f)分別顯示了該硅基導(dǎo)模諧振光柵在波導(dǎo)層厚度為0和不為0時的典型光場模式。這種光場模式，可被看作是振幅受到光柵結(jié)構(gòu)調(diào)制的行波，即布洛赫波。

圖7 導(dǎo)模諧振光柵

2.2 基于超構(gòu)材料吸收體的濾光/偏振元件

另外一類具有代表性的濾光/偏振元件，是基于超構(gòu)材料的電磁波吸收體。顧名思義，超構(gòu)材料吸收體既不透射電磁波，也不反射電磁波，而是吸收電磁波。為了實現(xiàn)對電磁波的高吸收率，超構(gòu)材料吸收體往往由金屬或重?fù)诫s的半導(dǎo)體等對電磁波有較大損耗的材料構(gòu)成的亞波長單元(天線)陣列組成。在光頻電磁波的激勵下，天線表面的自由電子產(chǎn)生共振，即局域表面等離激元共振（LSPR）。從等效電路的角度來看，共振的自由電子對應(yīng)于天線等效電路中的諧振電流源；天線的結(jié)構(gòu)和尺寸，決定了等效電路中的電感項和電容項，以及相應(yīng)的諧振頻率；而天線材料的電導(dǎo)率總是有限的，這使得等效電路中總存在一個歐姆電阻項。因此，天線對電磁波的吸收，來源于諧振電流在天線中產(chǎn)生的歐姆損耗，如圖8所示。

圖8 金屬光學(xué)天線在電磁波激勵下產(chǎn)生的電流與歐姆損耗

單層天線陣列，雖然能夠吸收一部分入射電磁波，但仍然會透射和反射部分電磁波。為了實現(xiàn)對電磁波的完美吸收，可以采用 “金屬-介質(zhì)-金屬”的三層結(jié)構(gòu)：其中的上金屬層是天線陣列，中間的介質(zhì)層用于調(diào)控上下金屬層之間的距離，而下金屬層保持連續(xù)，且厚度足夠，能完全阻擋電磁波的透過，如圖9所示。當(dāng)電磁波從天線陣列一側(cè)射向三層結(jié)構(gòu)時，不僅會激勵起天線表面的自由電子共振(電共振)，而且天線表面的諧振電流還會在下金屬層的表面誘導(dǎo)出反相的諧振電流，進(jìn)而在介質(zhì)層中激勵起磁共振。通過調(diào)節(jié)天線的大小和介質(zhì)層的厚度，可以分別調(diào)控電共振、磁共振與入射電磁波的耦合強度。在特定的條件下，可以將入射電磁波的能量完全饋入電共振與磁共振，此時電磁波的反射系數(shù)為0，以實現(xiàn)電磁波的完美吸收。而這些特定的條件，實質(zhì)上也是一組 “波長+偏振態(tài)+入射角”的電磁參量組合。因此，超構(gòu)材料吸收體對電磁波的吸收，也具有波長選擇性和偏振選擇性，可被用作吸收式的多功能濾光/偏振元件。

圖9 基于 “金屬-介質(zhì)-金屬”三層結(jié)構(gòu)的超構(gòu)材料吸收體

2.3 基于超構(gòu)材料的波前調(diào)控元件

除了調(diào)控電磁波的波長和偏振態(tài)，天線也可被用于調(diào)控電磁波的相位。2011年，美國哈佛大學(xué)Capasso課題組在《Science》雜志上發(fā)表論文，提出可以利用天線陣列調(diào)控電磁波的等相位面，即波前。作者首先分析了在入射電磁波激勵下，納米棒金天線中產(chǎn)生的諧振電流。如圖10(a)所示，在電磁波的激勵下，納米棒金天線中的自由電荷產(chǎn)生高頻振蕩，振蕩的自由電荷可等效為諧振電流，而天線則可等效為金屬諧振腔，可以用彈簧振子的模型來描述。納米棒金天線的長度L與其最低階諧振模式的諧振波長λsp之間的關(guān)系是L≈λsp/2n,這里的n是放置天線的襯底材料的折射率。圖10(b)示例了一個納米棒金天線對電磁波的吸收截面（absorption crosssection）、散射截面 （scattering cross-section），以及近場光強（near-field intensity）隨入射波的波長λ的變化曲線?？梢钥闯?，三者在λ=7μm附近有最大值，即納米棒金天線的諧振波長λsp≈7μm。圖10(b)給出了散射波與入射波之間的相位突變,即天線的相位響應(yīng)隨入射波波長的變化曲線?？梢钥闯?，當(dāng)入射波波長λ等于天線諧振波長λsp時，散射波與入射波的相位突變?yōu)?π/2；當(dāng)λ>λsp時，相位突變趨近于0；而當(dāng)λ<λsp時，相位突變趨近于-π。也就是說，在諧振波長λsp附近，天線的相位響應(yīng)存在一個從0到π的快速變化過程。那么，如果將入射波波長設(shè)定為λsp，通過改變天線的長度L，也可以實現(xiàn)相位響應(yīng)從0到π的變化，這也就構(gòu)成了利用天線陣列調(diào)控電磁波的波前(等相位面)的物理基礎(chǔ)。

圖10 納米棒金天線的振幅響應(yīng)與相位響應(yīng)

納米棒金天線只能產(chǎn)生0到π的相位突變，不足以覆蓋0到2π的完整相位取值范圍。為實現(xiàn)對波前的完全操控，Capasso等人提出了V型天線結(jié)構(gòu)，如圖11(a)所示。這種V型天線由長度相等的一對納米棒按一定的夾角在端點處連接而成，夾角的中線為對稱軸。當(dāng)入射電磁波的電場矢量平行于對稱軸時，在V型天線中激發(fā)起對稱的諧振電流(對稱模式)；當(dāng)入射電磁波的電場矢量垂直于對稱軸時，在V型天線中激發(fā)起反對稱的諧振電流(反對稱模式)。與納米棒天線相比，V型天線的結(jié)構(gòu)更復(fù)雜，可以改變的參數(shù)更多，因此其對電磁波造成的相位突變范圍也更大。圖11(b)、圖11(c)顯示了當(dāng)工作波長λ=8μm時，V型天線的振幅響應(yīng)和相位響應(yīng)隨臂長h和夾角Δ的變化關(guān)系。根據(jù)這些關(guān)系，可以找出振幅響應(yīng)相等的8種V型天線結(jié)構(gòu)，它們之間的相位響應(yīng)依次相差π/4，而這8種天線結(jié)構(gòu)合在一起可以覆蓋0到2π的完整相位取值范圍。圖11(d)則顯示了這8種天線結(jié)構(gòu)在同樣的入射電磁波激勵下產(chǎn)生的散射場，相鄰的兩種天線結(jié)構(gòu)發(fā)出的電磁波的波前傳播距離之差為1μm，對應(yīng)的相位差為π/4。如果將這8種天線結(jié)構(gòu)作為一組基本單元，就可以在兩種材料的界面處引入界面內(nèi)的局部相位梯度dΦ/dx。如圖11(e)所示，在引入相位梯度后，電磁波在該界面處的折射過程不再簡單服從傳統(tǒng)的折射定律(即nt sinθt=nisinθi),而是服從廣義折射定律ntsinθt-nisinθi=(1/k0)*(dΦ/dx)。因此,當(dāng)入射角θi一定時，折射角θt不僅由兩種材料的折射率ni和nt決定，還受到界面處引入的相位梯度dΦ/dx的調(diào)控；同樣，電磁波在該界面處的反射過程，也不再簡單服從傳統(tǒng)的反射定律(即sinθr=sinθi)，而是服從廣義反射定 律sinθr-sinθi=[1/(k0ni)]*(dΦ/dx)。因此，反射角θr不僅由入射角θi決定，還受到相位梯度dΦ/dx的調(diào)控。可見，相位梯度dΦ/dx為調(diào)控電磁波在界面處的反射與折射提供了新的途徑。需要強調(diào)的是，以上討論僅局限于二維情形，即相位只沿x方向存在梯度變化。如圖11(f)所示，對于三維的情況，如果在垂直于入射面的方向引入相位梯度的分量dΦ/dy，就可以使折射電磁波和反射電磁波的波矢偏離入射面，這種情況稱作異常折射和異常反射。

透鏡是典型的電磁波波前調(diào)控元件，在各類光學(xué)系統(tǒng)中都有廣泛的應(yīng)用。在提出廣義折反射定律之后，Capasso等進(jìn)一步展示了如何設(shè)計天線陣列，以獲得與傳統(tǒng)透鏡同樣的波前調(diào)控功能。圖12(a)展示了平面透鏡(flat lens)和平面錐鏡(flat axicon)對入射波引入的附加相位分布函數(shù)。平面透鏡引入的附加相位分布由式(1)給出：

式(1)中，(x,y)為平面透鏡或錐鏡上的坐標(biāo)，λ為工作波長，其他量參照圖12(a)。圖12(b)展示了用于計算V形天線的振幅響應(yīng)和相位響應(yīng)的數(shù)值仿真設(shè)置，以及挑選出來的8種相位響應(yīng)能覆蓋0到2π的V形天線結(jié)構(gòu)。圖12(c)展示了一個實驗制備的平面透鏡的天線陣列細(xì)節(jié)。圖12(d)、圖12(e)則展示了對實驗制備的平面透鏡和平面錐鏡進(jìn)行測量所得到的聚焦效果。

平面錐鏡引入的附加相位分布由式(2)給出：

圖11 V型金天線的振幅響應(yīng)與相位響應(yīng)以及對電磁波前的調(diào)控

圖12 基于V形金天線陣列的聚焦超透鏡

超構(gòu)材料與紅外探測芯片的結(jié)合

超構(gòu)材料具有強大的電磁波參量調(diào)控與分辨功能，可以構(gòu)成多功能的超薄平面光學(xué)元件。由于超構(gòu)材料的制造工藝與集成電路芯片的制造工藝是一致的，而目前集成電路的工藝節(jié)點尺寸已達(dá)到了10nm以下的精度，因此大規(guī)模制備基于超構(gòu)材料的多功能電磁參量調(diào)控元件也不存在根本性的障礙。用超構(gòu)材料取代單一功能的傳統(tǒng)紅外光學(xué)元件，并與紅外探測芯片結(jié)合，勢必革新傳統(tǒng)的紅外成像探測系統(tǒng)架構(gòu)，導(dǎo)致結(jié)構(gòu)更為緊湊、功能更為多樣的紅外探測成像系統(tǒng)出現(xiàn)，而這也契合了紅外探測芯片和成像系統(tǒng)的未來發(fā)展趨勢：在系統(tǒng)緊湊化、輕量化的基礎(chǔ)上實現(xiàn)更多的功能。以下，對近年來國內(nèi)、外在將超構(gòu)材料與紅外探測芯片結(jié)合、壓縮成像系統(tǒng)體積并實現(xiàn)新型探測功能方面的代表性工作進(jìn)行了回顧與梳理。

3.1 超構(gòu)材料調(diào)控探測芯片的光譜響應(yīng)

日本三菱電子公司高等技術(shù)研究所的Shinpei Ogawa等人從2012年開始發(fā)表了一系列論文，報道了如何將超構(gòu)材料吸收體集成在基于摻雜多晶硅的熱電堆探測器像元上，實現(xiàn)波長選擇型探測和偏振選擇型探測。如圖13(a)、圖13(b)所示，論文采用了圓形金屬槽陣列作為具有波長選擇功能的超構(gòu)材料吸收體。從圖13(c)可以看出，超構(gòu)材料吸收體只在某個峰值波長附近較窄的波長范圍內(nèi)具有高吸收率，而通過調(diào)節(jié)金屬槽陣列的單元周期，可以調(diào)控峰值吸收波長。因此，超構(gòu)材料吸收體起到了波長可調(diào)的吸收式窄帶濾光片的作用。如果將超構(gòu)材料吸收體與熱電堆探測器的像元進(jìn)行集成，如圖13(d)、圖13(e)所示，就可以實現(xiàn)波長可調(diào)的窄帶熱探測。需要指出的是，熱探測材料對入射光的波長是沒有分辨能力的，因此傳統(tǒng)的熱探測器的光譜響應(yīng)是寬帶的，而要實現(xiàn)窄帶熱探測，一般要依賴外加的分立式窄帶濾光片。超構(gòu)材料吸收體的引入，使熱探測器在像元層次上具有獨立分辨電磁波長的能力，可以在不依賴分立式窄帶濾光片的前提下便實現(xiàn)窄帶探測，這使得基于熱探測像元陣列的非制冷紅外焦平面有了更大的設(shè)計自由度。圖13(f)展示了如何構(gòu)建像元陣列，并獨立調(diào)控每個像元上集成的吸收體的吸收波長，從而實現(xiàn)中紅外波段的多波長探測功能。圖13(g)給出了兩個像元的響應(yīng)率與入射光波長的關(guān)系曲線，即光譜響應(yīng)率。這兩個像元分別集成了具有不同吸收波長的吸收體，因此，它們的光譜響應(yīng)率的峰值也分別位于不同的波長處。圖13(h)則給出了8個像元的峰值響應(yīng)波長。可以看出，通過調(diào)節(jié)金屬槽陣列的單元周期，像元的峰值響應(yīng)波長可以覆蓋整個中紅外波段。集成超構(gòu)材料吸收體的熱電堆像元的制造工藝流程如圖13(i)所示，該流程采用了與CMOS兼容的工藝，因此可以利用集成電路芯片的生產(chǎn)線進(jìn)行大規(guī)模生產(chǎn)。

圖13 利用二維周期性金屬圓槽陣列調(diào)控?zé)犭姸烟綔y器的紅外光譜響應(yīng)

沿著利用超構(gòu)材料調(diào)控?zé)崽綔y器像元光譜響應(yīng)的思路，Shinpei Ogawa等人進(jìn)一步開發(fā)了基于SOI二極管的雙色成像熱探測器。如圖14(a)所示，該探測器采用 “金屬天線陣列-介質(zhì)層-金屬背板”(即MIM結(jié)構(gòu))的超構(gòu)材料吸收體實現(xiàn)對入射光波長的選擇。上層的金屬天線為圓盤型，以確保對入射光的偏振態(tài)不敏感吸收。同時，在MIM結(jié)構(gòu)中還留出了若干釋放孔，用于形成懸空的支撐結(jié)構(gòu)，如圖14(b)所示。由于MIM結(jié)構(gòu)的超構(gòu)材料吸收體對入射光的局域化功能很強，釋放孔的存在對吸收體的吸收譜影響并不大。如圖14(c)所示，通過調(diào)節(jié)上層圓盤型金屬天線的尺寸，便可以靈活調(diào)控吸收體的吸收波長。集成超構(gòu)材料吸收體的完整像元結(jié)構(gòu)及其典型光譜響應(yīng)曲線如圖14(d)、圖14(e)所示?；谶@種像元結(jié)構(gòu)，作者制作了相應(yīng)的焦平面陣列，如圖14(f)所示。焦平面陣列的像元間距(pixel-pitch)為50μm，像元陣列的大小為320×240，整個焦平面陣列的尺寸為20.0mm×19.0mm。為實現(xiàn)實時的雙色成像探測，像元陣列被劃分為左右兩半，通過調(diào)控上層金屬天線的結(jié)構(gòu)和大小，將左半邊像元陣列的探測波長設(shè)定為4.7μm，右半邊像元陣列的探測波長設(shè)定為7.6μm。為了驗證雙色成像探測功能，作者將一個輻射體與一個中心波長為4.7μm的窄帶濾光片的組合作為探測目標(biāo)。對該探測目標(biāo)的成像效果如圖14(g)所示?？梢钥吹?，只有左半邊像元陣列可以對目標(biāo)進(jìn)行成像，而右半邊像元陣列對探測目標(biāo)沒有響應(yīng)，這也就驗證了雙色成像探測的功能。

圖14 基于超構(gòu)材料的雙色紅外成像探測芯片

超構(gòu)材料不但可以分辨入射光的頻率，還可以分辨入射光的偏振態(tài)，上述目標(biāo)只需要在亞波長單元的結(jié)構(gòu)中引入不對稱性即可實現(xiàn)。例如，Shinpei Ogawa等人于2014年報道了采用橢圓形金屬槽陣列作為具有偏振態(tài)選擇功能的超構(gòu)材料吸收體，如圖15(a)、圖15(b)所示。由于橢圓形金屬槽具有結(jié)構(gòu)不對稱性，只有在入射光的電場分量平行于橢圓的短軸時才會激發(fā)諧振，因此其具有分辨偏振態(tài)的能力，如圖15(c)所示。而如果將這種超構(gòu)材料吸收體與熱電堆探測器像元進(jìn)行集成，如圖15(d)、圖15(e)所示，就可以調(diào)控像元響應(yīng)與入射光偏振態(tài)的關(guān)系，即偏振光譜響應(yīng)。從圖15(f)可以看出，集成超構(gòu)材料吸收體的熱電堆探測器像元對兩種偏振態(tài)的響應(yīng)是不同的，即其具有了獨立的偏振態(tài)分辨能力。對于焦平面探測器而言，這意味著可以靈活設(shè)置像元陣列中每個像元所響應(yīng)的偏振態(tài)。如果將像元陣列中四個相鄰的像元規(guī)定為一個超像元，并將其中每個像元所響應(yīng)的偏振態(tài)按圖15(g)所示的方式進(jìn)行設(shè)置，就可以根據(jù)它們的讀出信號，按照斯托克斯公式計算出入射光的偏振度和偏振角，這也是分焦平面式偏振成像探測的原理。

圖15 利用二維橢圓金屬槽陣列調(diào)控?zé)犭姸烟綔y器的紅外偏振/光譜響應(yīng)

基于相同的思路，Shinpei Ogawa等人于2015年報道了采用基于條形金屬槽陣列的偏振敏感型超構(gòu)材料吸收體，如圖16(a)、圖16(b)所示。由于條型金屬槽同樣具有結(jié)構(gòu)的不對稱性，因此其也具有對入射光偏振態(tài)的分辨能力。圖16(c)、圖16(d)給出了集成條狀金屬槽陣列的熱電堆探測器像元，而這種像元對兩種入射光偏振態(tài)的光譜響應(yīng)如圖16(e)、圖16(f)所示。

圖16 利用一維周期性金屬槽陣列調(diào)控?zé)犭姸烟綔y器的紅外偏振/光譜響應(yīng)

本文作者與同事從2012年開始發(fā)表了一系列論文，報道了將超構(gòu)材料吸收體集成在基于雙材料懸臂梁的熱形變探測器像元上，實現(xiàn)波長選擇型探測和偏振選擇型探測的工作。如圖17(a)、圖17(b)所示，熱形變探測器的像元由“25nm金薄膜+100nm氮化硅薄膜”的雙材料懸臂梁結(jié)構(gòu)組成，臂長為500μm，寬為100μm，且兩端固定。在入射紅外光的照射下，懸臂梁吸收光能并將其轉(zhuǎn)化為熱能，導(dǎo)致溫度升高。在溫升的作用下，金薄膜與氮化硅薄膜之間的受熱膨脹程度差異將導(dǎo)致懸臂梁發(fā)生彎曲形變，而這種彎曲形變的程度與入射光的光強成正比。因此，通過測量雙材料懸臂梁結(jié)構(gòu)的形變量，就可以讀出入射紅外光的光強。與其他類型的熱探測器一樣，熱形變探測器對入射光的波長和偏振態(tài)也不具備分辨能力。因此，在雙材料懸臂梁上集成了基于納米槽天線陣列的超構(gòu)材料吸收體，如圖17(c)所示。由于納米槽天線在結(jié)構(gòu)上具有不對稱性，因此只有當(dāng)入射光的偏振態(tài)垂直于納米槽時，才能激發(fā)起電磁諧振，即對入射光的偏振態(tài)具有分辨能力。當(dāng)入射光的偏振態(tài)垂直于納米槽時，電磁諧振的峰值波長與納米槽的長度線性相關(guān)，如圖17(d)所示，即對入射光的波長具有分辨能力。為了測量懸臂梁的形變量，采用了基于光纖的法布里-帕羅干涉儀結(jié)構(gòu)，如圖17(e)所示。在該結(jié)構(gòu)中，懸臂梁是一個反射面，光纖端面是另一個反射面，兩個反射面之間的間距(即干涉儀的腔長)，受到懸臂梁彎曲形變的調(diào)控。通過光纖向干涉儀注入1550nm的測試光，并根據(jù)干涉儀反射回的光的強度，便可以推算出干涉儀的腔長變化量，即懸臂梁的彎曲形變量。我們用輸出光波長為6μm的中紅外量子級聯(lián)激光器作為光源，對該熱形變探測器進(jìn)行了測試，集成在懸臂梁上的納米槽天線的峰值吸收波長也設(shè)定為6μm。圖17(f)給出了納米槽天線的吸收系數(shù)和探測器的電壓響應(yīng)率與入射光波長的關(guān)系。圖17(g)給出了入射光在受到斬波器的調(diào)制時，探測器的響應(yīng)率隨調(diào)制頻率的變化曲線。

圖17 利用基于納米槽天線的超構(gòu)材料吸收體調(diào)控?zé)嵝巫兲綔y器的紅外偏振/光譜響應(yīng)

美國杜克大學(xué)的Willie Padilla等人于2017年報道了將超構(gòu)材料吸收體與基于鈮酸鋰薄膜的熱釋電探測器像元進(jìn)行集成、實現(xiàn)波長選擇型探測的工作。如圖18(a)所示，該探測器采用厚度為575nm的單晶鈮酸鋰薄膜作為熱釋電材料，同時熱釋電薄膜也構(gòu)成了 “金屬天線-介質(zhì)層-金屬背板”三層結(jié)構(gòu)中的介質(zhì)層。熱釋電薄膜的上方是分裂十字金天線陣列，如圖18(b)所示，薄膜下方是金背板。天線陣列的大小為150μm×150μm，如圖18(c)所示，這同時也定義了熱探測器像元的大小。圖18(d)給出了三層結(jié)構(gòu)對入射光的典型吸收譜線?？梢钥闯觯龑咏Y(jié)構(gòu)可以選擇性地吸收特定波長范圍內(nèi)的入射光。而通過調(diào)整上層天線陣列的結(jié)構(gòu)與尺寸參數(shù)，可以靈活調(diào)控對入射光的峰值吸收波長，如圖18(e)所示。當(dāng)入射光波長等于峰值吸收波長時，三層結(jié)構(gòu)內(nèi)部的光功率損耗密度分布、溫度分布及相應(yīng)的熱釋電電場場強的分布情況由圖18(f)給出。可以看出，在峰值波長處，入射光被局限在三層結(jié)構(gòu)內(nèi)。由于金屬材料和薄膜鈮酸鋰材料對光均有吸收作用，吸收的光能通過歐姆損耗轉(zhuǎn)化為熱能并導(dǎo)致溫度上升，而溫度的上升又導(dǎo)致熱釋電薄膜上下兩極之間產(chǎn)生電荷堆積和相應(yīng)的電信號輸出。圖18(g)對比了該探測器的光譜響應(yīng)曲線與超構(gòu)材料吸收體的光譜吸收曲線?？梢钥闯?，在集成了窄帶超構(gòu)材料吸收體之后，探測器的光譜響應(yīng)也變?yōu)榱苏瓗У模磳崿F(xiàn)了波長選擇型的探測。

圖18 利用基于分裂十字天線的超構(gòu)材料吸收體調(diào)控?zé)後岆娞綔y器的紅外光譜響應(yīng)

3.2 超構(gòu)材料作為探測芯片的波前調(diào)控元件

在Capasso等人提出廣義折反射定律并展示出基于天線陣列的平面聚焦透鏡后，學(xué)術(shù)界對利用超構(gòu)材料(表面)實現(xiàn)多功能的平面光學(xué)元件產(chǎn)生了濃厚的興趣，而成像透鏡作為各種光學(xué)系統(tǒng)的關(guān)鍵部件，也成為了超構(gòu)材料的一個標(biāo)志性的應(yīng)用。從2016年開始，學(xué)術(shù)界報道了一系列基于超構(gòu)材料的平面成像透鏡(超透鏡，metalens)的工作，這里選取兩個工作在中紅外波段的典型成像超透鏡案例加以說明。

澳大利亞國立大學(xué)的Barry Luther-davies等人于2017年報道了基于納米硅柱陣列的平面成像透鏡。如圖19(a)所示，該透鏡的陣列基本單元為納米硅柱，襯底為MgF2。納米硅柱陣列在工作波長λ=4μm附近的振幅響應(yīng)(Transmission)和相位響應(yīng)(Phase)隨硅柱的底面半徑(Radius)及陣列單元的尺寸(Lattice Constant)的變化規(guī)律，由圖19(b)、圖19(c)給出。作者利用該納米硅柱陣列進(jìn)行了基本的光線偏折的驗證性工作，仿真驗證結(jié)果如圖19(d)、圖19(e)所示。為檢驗納米硅柱陣列對光束聚焦的能力，作者根據(jù)式(3)所描述的相位分布函數(shù)對納米硅柱陣列的排布進(jìn)行了設(shè)計(圖19(f))，并實驗制備了6個直徑D為300μm的納米硅柱陣列。每個陣列的焦距f依次為50μm、100μm、150μm、200μm、250μm、300μm，對應(yīng)的數(shù)值孔徑依次為0.95、0.83、0.71、0.6、0.51、0.45。

圖19 基于硅納米柱陣列的中紅外超透鏡

圖19(i)給出了光束聚焦實驗的測量結(jié)果。可以看出，該納米硅柱陣列的聚焦能力已接近衍射極限。為檢驗納米硅柱陣列的成像效果，作者制備了直徑為2mm、焦距f也為2mm的納米硅柱陣列。作者首先用該納米硅柱陣列對自制的樣品進(jìn)行了成像實驗，效果如圖19(j)所示。隨后，作者又用1951年美國空軍制定的標(biāo)準(zhǔn)測試圖案(圖19(l))作為成像對象檢驗了該納米硅柱陣列的成像效果，如圖19(k)所示。結(jié)果顯示，當(dāng)該納米硅柱陣列的放大倍數(shù)為120倍時，可以分辨的最小線寬為4.38μm。作為對比，作者又采用傳統(tǒng)的非球面硫系玻璃透鏡（C036TME-E, Thorlabs, NA=0.56）進(jìn)行了成像實驗，結(jié)果如圖19(m)所示，該硫系玻璃透鏡可以分辨的最小尺度為3.48μm。由于硫系玻璃透鏡的數(shù)值孔徑比納米硅柱陣列的數(shù)值孔徑大出約10%，作者得出的結(jié)論是，納米硅柱陣列的分辨能力與硫系玻璃透鏡的成像分辨能力相當(dāng)。

美國麻省理工學(xué)院的Juejun Hu等人于2018年報道了基于碲化鉛(PbTe)納米結(jié)構(gòu)陣列的平面成像透鏡,襯底為氟化鈣CaF2，工作波長λ0=5.2μm。為同時得到0~2π的相位響應(yīng)范圍和較高的透射率，納米結(jié)構(gòu)陣列中的基本單元(meta-atom)選取了長方形和H型兩種結(jié)構(gòu)，基本單元的周期P為2.5μm、厚度為650nm。圖20(a)~圖20(c)給出了長方形基本單元的結(jié)構(gòu)示意圖、振幅響應(yīng)和相位響應(yīng)。從圖20(d)可以看出，雖然長方形基本單元的相位響應(yīng)能夠覆蓋0~2π，但是在其中120°的相位響應(yīng)范圍內(nèi)，基本單元的透射率較低 (low efficiency gap)。因此，作者引入了H型的基本單元結(jié)構(gòu)，如圖20(e)所示。從圖20(f)可以看出，H型結(jié)構(gòu)能夠有效填補長方形結(jié)構(gòu)透射率較低的相位響應(yīng)范圍。將兩種結(jié)構(gòu)結(jié)合起來,就可得出相位響應(yīng)范圍覆蓋0~2π、同時透射率又較高的一組基本單元,如圖20(g)所示。作者基于設(shè)計好的基本單元進(jìn)行了平面透鏡的制備。圖20(h)、圖20(i)給出了碲化鉛薄膜的折射率和消光系數(shù)的實際測量值，以及實驗制備的長方形和H型基本單元的掃描電鏡圖。圖20(j)~圖20(l)給出了用作平面成像透鏡的納米結(jié)構(gòu)陣列的掃描電鏡圖。該平面透鏡的直徑為1mm，焦距f=0.5mm。作者用1951年美國空軍制定的測試圖案對平面透鏡進(jìn)行了成像實驗,如圖20(m)所示。實驗測得的成像分辨率為3.9μm，與在衍射極限條件下采用瑞利判據(jù)的理論計算值3.4μm接近。

事實上，采用H型等一些不同于圓柱、長方體的結(jié)構(gòu)，以此來填補在相位響應(yīng)覆蓋上的不足這種方法，在目前的超透鏡研究領(lǐng)域具有非常普遍的應(yīng)用。在對單元的設(shè)計中，半徑這一自由度可以用來調(diào)控相位響應(yīng)，以此實現(xiàn)聚焦成像功能。而當(dāng)要給予超透鏡其他附加的功能(比如消除色差時)，就需要另外的一個自由度。將納米陣列的形狀由圓柱、長方體改為其他形狀，正是引入新的自由度的方法。

圖20 基于PbTe納米結(jié)構(gòu)單元陣列的中紅外超透鏡