太赫兹表面等离激元吸收器现象及应用

长期以来,吸收器广泛应用于微型辐射热测量仪、太阳能电池、频谱成像探测器等领域,除此之外,它还能完全覆盖在物体表面实现对入射电磁波的完全吸收,从而使其避免被雷达等探测。它的这些特点引起了广大科研人员的广泛关注。第一个等离激元超表面吸收器由N.I.Landy等在2008年提出,这个吸收器工作在微波频段,由于其在理论上在11.5 GHz可以达到接近100%的吸收率而被称为“完美超材料吸收器”。同年,H.Tao等在半绝缘Ga As基底上利用微加工技术制作了THz波段第一个超材料吸收器,结构与N.I.Landy提出的微波吸收器结构相同,该吸收器具有体积小、窄带响应以及易于集成等优点。随后H.Tao等提出了一种改进的超材料吸收器,这种吸收器依然是三层结构,唯一的区别在于其底层使用了连续的金属薄膜代替原来的金属条,与第一种吸收器相比,其制备工艺更加简单,无须多步光刻,制作误差更小。同时由于底层是连续的金属薄膜,因而在整个频域内电磁波都不能透过整个材料,使得透射率为零。这种结构的吸收器能够灵活地改变频率选择表面的人工结构和尺寸,调节相关电磁参数,从而与入射电磁波的电磁分量产生耦合,使入射到吸收器上的电磁波在特定频率被限制在介质层中几乎不被反射也不透射,直到被介质层或者金属层完全损耗掉,实现理论上的完美吸收。自此,这种以连续金属薄膜为底层的三层结构式成为研究者们最常用的超材料吸收器结构。2009年,N.I.Landy等首次提出吸收器结构存在偏振相关的特点,随后设计了一种与入射电磁波偏振无关的THz吸收器结构。在热探测、隐身等实际应用中,除了需要单频吸收器外,更多的是需要双频吸收器、多频吸收器、宽频吸收器以及可调谐吸收器。Qi-Ye Wen首次提出一种具有两个频段的吸收器,整个结构是以500μm的Si-Ga As为基底,介质层是10μm厚的聚酰亚胺,最上面一层是利用刻蚀的方法制作的200 nm厚的电开口谐振环(Electric Split-Ring Resonator,eSRR)结构。这个吸收器的独特之处在于一个eSRR结构单元是由两个单独的谐振环左右嵌套组成的,这两个单独的谐振环具有不同的开口环,可产生两个不同的电容-电感(LC)谐振。随后,H.Tao等也提出类似结果的双波段吸收器,上层的谐振结构是由两个不同尺寸的谐振环上下组合得到的一个复合结构,尺寸较大的谐振单元在低频表现出LC谐振,尺寸较小的谐振单元在高频显示偶极子谐振从而实现双波段的吸收特性。此外,介质层的损耗角正切值tanδ对吸收器的吸收效果有很大影响,介质的损耗在一定程度上可以增加吸收率,但是当饱和后再增加,吸收率就会降低,因此在设计吸收器时应该综合考虑介质损耗,合理优化结构尺寸和介质层厚度从而达到理想的吸收效果。2011年,Y.Ma设计出一种简单的极化不敏感的双波段吸收器。该吸收器整体依然是金属-介质-金属的三层结构,上层是两个内外嵌套的闭合方形环,可以在两个频点处产生偶极子谐振。X.P.Shen等在2012年通过增加方形环的数量设计了一种三波段吸收器,这个吸收器的最上面一层是由三个方形环嵌套在一起组成的整体结构,原理与双波段吸收器类似。此外,在实际应用中宽频超材料吸收器和可调超材料吸收器也是研究的热点。

本节介绍了基于超材料的双波段吸收器,详细介绍了吸收器的结构特点、两个吸收峰处谐振的模式以及吸收器的吸收性能,并利用多重反射相消干涉理论对吸收器的吸收机理进行了详细的讨论分析。设计的吸收器的中间介质层是25μm厚的独立的聚酰亚胺薄膜,无须坚硬的衬底,具有低质量、可弯曲、超薄等优点,可应用在非平面领域,如隐形飞机、微型辐射热测量仪等。

设计的与偏振无关的双波段吸收器如图6-13所示。图6-13(a)是吸收器一个单元的侧视图,这个吸收器由三层结构构成,上层是2×2的双开口谐振环阵列,开口谐振环“2”是由开口谐振环“1”顺时针旋转90°得到的,与开口谐振环“1”有相反的开口方向,开口谐振环“1”和“3”具有相同的开口方向,开口谐振环“2”和“4”具有相同的开口方向,单元中的四个开口谐振环都与图6-13(c)中的单个开口谐振环具有相同的尺寸。顶层的金属结构是超材料的主要部分,当电磁波入射到其表面时会引起谐振,而吸收器的吸收频率与谐振频率紧密相连,通过设计合适的谐振结构使其具有两个共振频率,且每个共振频率附近都满足强吸收,这样以此谐振结构合成的吸收器就具有两个吸收峰。底层是连续的金属铝(Al)膜,用来消除整个工作频率上的透射,使透射率为0,即T(ω)=0,所以在设计时主要考虑如何通过优化和调节SRRs的尺寸参数使反射降到最低。在顶层金属结构和底层连续金属薄膜之间是一定厚度的介质层,我们选用25μm厚的聚酰亚胺薄膜作为中间的介质层,这是因为聚酰亚胺的绝缘性好,柔韧性强,非常适合THz领域的应用。而且采用直接购买的聚酰亚胺薄膜简化了制作步骤,也降低了由于自行制作薄膜所带来的厚度误差。最终得到的双波段吸收器是由图6-13(a)所示的单元沿x方向和y方向周期性延展后得到的[图6-13(b)]。

图6-13　双波段吸收器示意图

(a)侧视图;(b)周期性延展后的示意图;(c)单个SRR结构

使用专门的电磁仿真软件CST Microwave Studio对所设计的吸收器进行全波仿真和结构优化。仿真时电磁波的传输方向与z轴平行,即与SRRs结构平面垂直;垂直入射时电场方向与x轴平行,磁场方向沿y轴方向;上下层的Al都采用损耗金属模型,电导率σAl=3.56×107S/m;中间介质层聚酰亚胺的介电常数ε=3.4,损耗角正切值tanδ=0.09。经过优化后,图6-13(c)中单个开口谐振环的最佳尺寸参数是a=153μm、l=131μm、w=8μm、g=10μm,则单元周期2a=306μm。双波段吸收器的透射率、反射率以及吸收率的仿真结果如图6-14所示,黑色曲线代表反射率,蓝色曲线代表透射率,红色曲线代表吸收率。从图中可以看出,透射率在整个频率上都是零,与上面的分析相吻合;在0.41 THz和0.75 THz处,反射率分别降到最小,接近于零,此时吸收率达到最大,分别为99.7%、99.6%。

图6-14　双波段吸收器的透射率、反射率以及吸收率的仿真结果

为了理解吸收峰处的谐振原因,我们用CST仿真了由单个SRR构成的吸收器的两个开口由中心对称向两边移动到非对称的过程,并监测了对称和极端非对称时吸收峰处的表面电场分布和表面电流分布。

当SRR的两个开口沿着水平轴完全对称时,只有一个吸收峰被激励,如图6-15所示。一旦将左边的开口沿着竖直方向往下移动d,同时将右边的开口沿着竖直方向往上移动d(这里d表示SRR的开口沿着竖直方向移动的距离),在高频0.75 THz左右就会激励第二个吸收峰,并且随着开口移动距离d的增加,高频吸收峰处的谐振加强,吸收率逐渐增大,同时伴有细微的红移,如图6-15(d)所示。当开口由对称(d=0μm)移动到极端非对称(d=51.5μm)时,在0.75 THz左右的吸收率由0增大到99.9%;低频处的吸收率没有太大变化,吸收峰产生了0.03 THz的蓝移。

图6-15　双波段吸收器的谐振特性的分析

(a)～(c)单个SRR结构由对称到非对称的变化过程;(d)仿真的d=0μm、d=26μm和d=51.5μm的三个不同结构的吸收谱

为了进一步明确吸收峰谐振的物理机制,图6-16给出了单个SRR结构的两个开口完全对称(d=0μm)和极端非对称(d=51.5μm)时谐振频率处的表面电场分布和表面电流分布。图6-16(a)(d)是开口对称的吸收器在吸收峰0.36 THz处的表面电场分布和表面电流分布情况,可以看出其表面电流主要集中在与电场平行的上下两个金属臂上,这表明入射的THz波的电场分量与吸收器上层开口谐振环的上下两臂产生了同相位的偶极子响应,在外电场驱动下,电荷沿着电场方向产生水平谐振。从图6-16(a)也可以看出电场主要分布在谐振环的左右两侧,而且左右两侧的开口上下两边电场是同相位的,没有在开口处出现类似电容的情况。

图6-16

(a)～(c)表面电场分布;(d)～(f)表面电流分布,(a)(d)d=0μm时吸收频率为0.36 THz,(b)(e)d=51.5μm时吸收频率为0.39 THz,(c)(f)d=51.5μm时吸收频率为0.76 THz__________

当对称被打破后,在低频0.39 THz处其谐振模式与对称时类似,只是激发的偶极子谐振不再沿着SRR上下两个金属臂振荡,在这个频率上的两个同相位的偶极子谐振是由入射电磁波的电场分量与以SRR的两个开口为分界的两个半环相互作用产生的,此时的表面电流不再只分布在上下两臂上,同时也分布在垂直于电场方向的左右两臂上,电场主要分布在每个半环的两端,即谐振环开口的两侧,如图6-16(b)(e)所示。然而,在非对称结构的高频0.76 THz处,谐振模式则截然不同,其表面电场分布如图6-16(c)所示,表面电流分布如图6-16(f)所示,由于打破对称激发了高阶的偶极子谐振,在每个半环上出现了两对偶极子。这是由于入射的THz波直接激发了上下两个平行于电场方向的金属臂谐振,然后这两个被激发的金属臂分别与它们连接的竖直的金属臂相耦合,从而产生了高阶的偶极子谐振模式,所以上半环的表面电流是从左上角的拐角处向左侧和上侧的两臂流动,而下半环的表面电流是从右侧和下侧的两臂向右下角的拐角处汇聚,导致开口两侧累积的电荷是异号的,存在一定的电势差,形成类似以开口两边为平行导板的经典电容。这种高阶的谐振特性在对称的结构中是不存在的。上面提到的吸收峰发生红移和蓝移的原因是谐振环的左右两臂在两个开口移动过程中长度发生变化,从而改变了沿着电场方向的偶极子谐振的辐射特性。

对于吸收器的吸收机理有多种解释,2012年,Chen Hou-Tong提出利用相消干涉理论来解释超材料吸收器的工作原理,如图6-17所示。该模型假设最上层的金属结构和底层的金属板(图中黄色部分)的厚度为零,因而存在两个分界面:空气-介质(包括上层金属结构)分界面和介质-金属底板分界面。当一束电磁波从上方空气入射到此结构上时,在空气-介质分界面处一部分电磁波被反射到空气中,反射系数=r e iφ12,另一部分则以透射系数=t e iθ12入射到介 1212质层中,其中透射部分继续在介质层中传输,在经过底部的介质-金属底板分界面全反射后再次到达空气-介质分界面发生反射和透射,一部分电磁波透射到空气中,透射系数=t e iθ21,另一部分以反射系数=r e iφ21反射到介质层中继 2121续传输并在其后发生多次反射和透射,经过反射和透射后电磁波的辐射和相位都发生了极大的变化。吸收器的整体反射特性是由空气-介质分界面上的多次反射叠加决定的,反射系数可由下式计算得到。

图6-17　相消干涉原理图

式(6-23)中的幅度参数r 12、t 12、r 21、t 21和相位参数φ12、θ12、φ21、θ21可由软件CST仿真得到。具体仿真设置如下:首先将仿真模型最下层的连续金属层撤掉,要得到从空气入射到空气与介质的交界面上的r 12、t 12、φ12、θ12,将激励端口设置在SRR结构的前面,端口的参考面设置在空气-介质分界面处,将接收端口放置在聚酰亚胺边缘处,参考面也设置在空气-介质分界面处,此时在空气-介质分界面上只有一次反射,通过仿真就可以得到参考面处的反射系数和透射系数,端口的参考面设置如图6-18所示。同理,要得到电磁波从聚酰亚胺薄膜向空气传输时在界面处的r 12、t 12、φ12、θ12,只需将原来的接收端口改为激励端口,激励端口改为接收端口,参考面保持不变即可。仿真得到的反射系数和透射系数的幅度和相位如图6-19所示,图中rt代表的幅度大小,即rt=||。

图6-18　分界面处反射系数和透射系数的仿真模型

图6-19　仿真得到的反射系数和透射系数的幅度和相位(图中虚线表示吸收峰的位置)

(a)幅度大小;(b)对应的相位

要得到THz辐射波从聚酰亚胺薄膜入射到底层金属时的反射幅度和相位r 23、φ23,需要将上层的金属结构撤掉,激励端口设置在聚酰亚胺薄膜的上边缘处,参考面设置在聚酰亚胺与底层金属的分界面处,接收端口设置在底层金属处,这样就模拟了THz波从聚酰亚胺介质入射至底层金属时的反射特性。

将仿真得到的反射系数和透射系数代入式(6-23),利用数学软件MATLAB对数据进行处理和运算,即可得到吸收器的反射系数,再根据公式A(ω)=1-||就能算得吸收率A(ω)。计算的反射率和吸收率如图6-20所示,黑色虚线代表反射率,红色实线代表吸收率。从图中可以观察到,在0.41 THz和0.75 THz处,吸收器的吸收率达到最大值,与图6-14的仿真结果相比,吸收峰以及相应的吸收率可以近似看作完全相同,再次完美地证明了此结构的吸收器具有两个高吸收率的吸收峰,同时也充分说明了相消干涉理论的正确性和合理性。

图6-20　理论计算得到的双波段吸收器的吸收率(红色实线)和反射率(黑色虚线)(www.xing528.com)

从图6-20和式(6-23)可以看出,要实现完美吸收必须在同一个频点同时满足幅度和相位两个条件:

(i);

(ii)φ21+π+2β≈2mπ,m为整数,

多重反射的叠加才会出现相消干涉,导致反射接近于零。如图6-19(a)所示,的幅度大小(黑色曲线)与的幅度大小(绿色曲线)在虚线所代表的吸收峰附近相交,条件(i)得到满足;图6-19(b)中绿色曲线在两个吸收频点上都接近零,即2π的整数倍,满足条件(ii),所以该吸收器在这两个频点处实现了完美吸收。

下面我们主要就介质层的厚度、入射角度以及弯曲面几个方面讨论其对双波段吸收器的吸收性能的影响。

1.介质层的厚度对吸收性能的影响

在不改变吸收器上层结构尺寸的情况下,研究介质层即聚酰亚胺薄膜的厚度t对吸收器吸收性能的影响,不同厚度下的吸收曲线如图6-21所示。从图中可以看出,随着聚酰亚胺薄膜的厚度t的逐渐增加,两个吸收峰的吸收率逐渐增大,吸收频率红移;当厚度达到25μm时,吸收器的吸收率在0.41 THz和0.75 THz处同时达到最大;而当厚度继续增大时,吸收率将会逐渐下降,吸收频率也会继续红移,由此可以看出,聚酰亚胺薄膜的最佳厚度是25μm。这是因为一旦聚酰亚胺薄膜的厚度偏离了最佳值(即25μm),吸收器将不能够满足上面讨论的幅度和相位两个条件,从而使得在空气-介质分界面上的多次反射叠加的电磁波只有部分可以相消干涉,甚至有的将会相互加强,产生较强的反射,吸收频点也会随之改变。因此,介质层厚度t是影响超材料吸收器吸收性能的一个重要参数。

图6-21　不同介质层厚度所对应的吸收器的吸收率(插图为吸收峰附近的吸收分布)

2.入射角度对吸收性能的影响

下面进一步仿真了该双波段吸收器分别在TE模式和TM模式下的斜入射情况。图6-22(a)是TE波入射时双波段吸收器的吸收率随着入射角度变化的曲线,图6-22(b)是TM波入射时双波段吸收器的吸收率随着入射角度变化的曲线。对于TE波激励的入射,两个吸收峰的吸收率随着入射角的增大都稍有降低,但在0°～45°依然保持高于90%的吸收率,当入射角度大于45°时,吸收率下降得比较严重,甚至在入射角度达到70°时,吸收率下降到60%左右。这是因为斜入射时,入射到吸收器表面的有效电场分量比正入射时少,导致电谐振和磁谐振的强度低于正入射的情况,使其不再满足幅度和相位两个条件,因而吸收率会有所降低。

在TM波激励入射的情况下,随着入射角度的增大,吸收率没有明显变化,均高于95%,只有吸收频率有所偏移,尤其是高频吸收峰产生了约38 GHz的红移。这是因为TM波入射时,在空气-介质和介质-金属底板两个分界面处的反射系数和透射系数对入射角度敏感度不高。结果表明此吸收器在一定入射角度范围内具有很好的吸收性能。

图6-22

(a)TE波入射时双波段吸收器的吸收率随着入射角度变化的曲线;(b)TM波入射时双波段吸收器的吸收率随着入射角度变化的曲线

3.弯曲面对吸收性能的影响

为了仿真弯曲的吸收器的吸收情况,我们将所设计的吸收器弯曲成一个曲率半径约为5.5 mm的曲面,谐振环结构在曲面的外侧,TE波和TM波入射情况下的仿真结果如图6-23(a)(b)所示,结果显示二维平面结构和三维曲面结构的吸收性能几乎完全相同。当一束电磁波入射到弯曲的吸收器的表面时,因为吸收器结构的周期是微米量级,所以将每个单元都看作是平面的,每个单元上的入射角度都可看作是相同的,而不同的单元具有不同的入射角度,只有吸收器正中间的单元表现为正入射,其他区域都是斜入射,并且上面已经详细分析过该吸收器在TE和TM两种电磁波斜入射下都具有很高的吸收率,因此曲面吸收器的大部分单元的吸收率都高于90%,这些结果表明这种超材料吸收器适用于弯曲面的应用。

按照上面详述的制备流程我们成功制备了双波段吸收器,样品总的尺寸是15 mm×15 mm,其电子显微镜图片如图6-24(a)所示。从图中可以看出,吸收器样品图案清晰,结构完整,尺寸均匀,没有出现毛刺或者断开等现象。而且在显微镜下测量的尺寸与理论设计的尺寸非常接近,差异很小,实际的吸收效果还有待进一步测量分析。图6-24(b)是聚酰亚胺薄膜弯曲照片。

图6-23

(a)TE波入射时平面吸收器和曲面吸收器的吸收率的仿真结果;(b)TM波入射时平面吸收器和曲面吸收器的吸收率的仿真结果

图6-24　双波段吸收器实物样品图

利用THz-TDS的反射式测试样品,在干燥空气中以光滑的无结构的金属板作为参考信号,测得如图6-25所示的结果,黑色虚线是所测试的反射率,红色实线是所测吸收器的吸收率。实验证明了此吸收器在0.41 THz和0.75 THz处有两个明显的吸收峰,吸收率分别为92.2%和97.4%。图6-26是实验测试、模拟仿真和理论计算的吸收率的对比图,由此看出,这三个结果吻合得非常好,只是实验测试的吸收率相较于模拟仿真和理论计算有轻微下降而且吸收谱的频宽也比其他两个吸收谱宽,这主要是由样品加工误差以及实验中所用的聚酰亚胺介质的介电常数和正切损耗与仿真的差异所导致的。

图6-25　样品测试结果曲线

图6-26　实验测试、模拟仿真和理论计算的吸收率的对比图

我们进一步测试了曲面吸收器的吸收性能,将图6-24中的吸收器样品紧贴在一个半径是5.5 mm的圆柱上,电磁波从上入射到双波段吸收器表面,其测试结果如图6-27所示。与图6-23的仿真结果相比,两者吻合得非常好,再次证明了该吸收器非常适合非平面的应用。

本节主要介绍了基于双开口谐振环的双波段超材料吸收器的实验制备和测试方法,实验结果正确可信,再次表明该吸收器在0.41 THz和0.75 THz处有两个明显的吸收峰,且测得的吸收率分别为92.2%和97.4%,还测试了将该柔性吸收器弯曲成一定曲面时的吸收情况,测试结果显示弯曲后的吸收器依然具有高吸收的工作性能,为RCS、微型辐射热测量仪、隐身等应用提供了有力证据。

图6-27

(a)TE波入射时平面吸收器和曲面吸收器的吸收率的测试结果;(b)TM波入射时平面吸收器和曲面吸收器的吸收率的测试结果