二維電子氣等離激元太赫茲波器件

秦 華，黃永丹，孫建東，張志鵬，余 耀，2，李 想，3，孫云飛

（1中國(guó)科學(xué)院蘇州納米技術(shù)與納米仿生研究所中國(guó)科學(xué)院納米器件與應(yīng)用重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，江蘇蘇州215123；2中國(guó)科學(xué)院大學(xué)，北京100049；3中國(guó)科學(xué)技術(shù)大學(xué)納米技術(shù)與納米仿生學(xué)院，江蘇蘇州215123；4蘇州科技大學(xué)電子與信息工程學(xué)院，江蘇蘇州215009）

二維電子氣等離激元太赫茲波器件

秦 華1*，黃永丹1，孫建東1，張志鵬1，余 耀1，2，李 想1，3，孫云飛4

（1中國(guó)科學(xué)院蘇州納米技術(shù)與納米仿生研究所中國(guó)科學(xué)院納米器件與應(yīng)用重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，江蘇蘇州215123；
2中國(guó)科學(xué)院大學(xué)，北京100049；
3中國(guó)科學(xué)技術(shù)大學(xué)納米技術(shù)與納米仿生學(xué)院，江蘇蘇州215123；4蘇州科技大學(xué)電子與信息工程學(xué)院，江蘇蘇州215009）

固態(tài)等離激元太赫茲波器件正成為微波毫米波電子器件技術(shù)和半導(dǎo)體激光器技術(shù)向太赫茲波段發(fā)展和融合的重要方向之一。本綜述介紹AlGaN／GaN異質(zhì)結(jié)高濃度和高遷移率二維電子氣中的等離激元調(diào)控、激發(fā)及其在太赫茲波探測(cè)器、調(diào)制器和光源中應(yīng)用的近期研究進(jìn)展。通過(guò)光柵和太赫茲天線(xiàn)實(shí)現(xiàn)自由空間太赫茲波與二維電子氣等離激元的耦合，通過(guò)太赫茲法布里-珀羅諧振腔進(jìn)一步調(diào)制太赫茲波模式，增強(qiáng)太赫茲波與等離激元的耦合強(qiáng)度。在光柵-諧振腔耦合的二維電子氣中驗(yàn)證了場(chǎng)效應(yīng)柵控的等離激元色散關(guān)系，實(shí)現(xiàn)了等離激元模式與太赫茲波腔模強(qiáng)耦合產(chǎn)生的等離極化激元模式，演示了太赫茲波的調(diào)制和發(fā)射。在太赫茲天線(xiàn)耦合二維電子氣中實(shí)現(xiàn)了等離激元共振與非共振的太赫茲波探測(cè)，建立了太赫茲場(chǎng)效應(yīng)混頻探測(cè)的物理模型，指導(dǎo)了室溫高靈敏度自混頻探測(cè)器的設(shè)計(jì)與優(yōu)化。研究表明，基于非共振等離激元激發(fā)可發(fā)展形成室溫高速高靈敏度的太赫茲探測(cè)器及其焦平面陣列技術(shù)。然而，固態(tài)等離激元的高損耗特性仍是制約基于等離激元共振的高效太赫茲光源和調(diào)制器的主要瓶頸。未來(lái)的研究重點(diǎn)將圍繞高品質(zhì)因子等離激元諧振腔的構(gòu)筑，包括固態(tài)等離激元物理、等離激元諧振腔邊界的調(diào)控、新型室溫高遷移率二維電子材料的運(yùn)用和高品質(zhì)太赫茲諧振腔與等離激元器件的集成等。

二維電子氣；等離激元；太赫茲；氮化鎵

1 引 言

太赫茲波（Terahertz wave）是人類(lèi)尚未大規(guī)模應(yīng)用的一段電磁頻譜資源，其波長(zhǎng)大致從30μm到1 mm、頻率范圍在0.1～10 THz之間，也稱(chēng)為“亞毫米波”和“遠(yuǎn)紅外波”。太赫茲波的光子能量與固體中的聲子、等離激元等元激發(fā)能量，與氣體分子和有機(jī)分子的轉(zhuǎn)動(dòng)、振動(dòng)能量，與大分子中的氫鍵能量相當(dāng)，蘊(yùn)含著豐富的物理、化學(xué)和結(jié)構(gòu)信息，在材料、信息、生物醫(yī)學(xué)和天文領(lǐng)域具有重要的科學(xué)和應(yīng)用價(jià)值。然而，無(wú)論是按電子學(xué)技術(shù)路線(xiàn)從微波、毫米波向太赫茲頻段不斷提升電子器件的工作頻率，還是按光子學(xué)技術(shù)路線(xiàn)從中紅外向太赫茲頻段不斷提升激光器的發(fā)射波長(zhǎng)，太赫茲光源器件均面臨器件效率低、功率低或需要在低溫工作等嚴(yán)重問(wèn)題。室溫工作、微型可集成的固態(tài)太赫茲器件是太赫茲技術(shù)發(fā)展的主要技術(shù)瓶頸。

經(jīng)過(guò)近40年的發(fā)展，伴隨著材料技術(shù)和微納加工技術(shù)的進(jìn)步，太赫茲波段的電子學(xué)和光子學(xué)技術(shù)正在快速發(fā)展。在電子學(xué)方面，先進(jìn)研究項(xiàng)目局（DARPA）已支持推進(jìn)了基于InP高電子遷移率晶體管（HEMT）的太赫茲功率放大器的研究［1-2］。另一方面，在光子學(xué)技術(shù)領(lǐng)域，具有里程碑意義的進(jìn)步是基于半導(dǎo)體能帶工程的太赫茲量子級(jí)聯(lián)激光器［3-5］。與此同時(shí)，電子學(xué)和光子學(xué)技術(shù)在太赫茲科學(xué)技術(shù)領(lǐng)域正逐漸融合發(fā)展。超快激光和非線(xiàn)性光學(xué)技術(shù)更為太赫茲波譜分析和太赫茲波-物質(zhì)相互作用研究提供了新的方法和技術(shù)手段，太赫茲物理和光電器件的發(fā)展日新月異。本文介紹半導(dǎo)體異質(zhì)結(jié)二維電子氣中可調(diào)等離激元在高效太赫茲器件中的研究進(jìn)展和發(fā)展?jié)摿Α?/p>

固體中的等離激元（Plasmon）激發(fā)，即電荷的集體振蕩模式，是凝聚態(tài)物理的重要內(nèi)容，是決定固體光學(xué)特性和電學(xué)特性的重要因素。半導(dǎo)體異質(zhì)結(jié)中二維電子氣（Two-dimensional electron gas，2DEG）支持本征的二維等離激元。通過(guò)場(chǎng)效應(yīng)柵極電壓可連續(xù)調(diào)節(jié)二維電子氣的濃度及其等離激元模式，等離激元振蕩頻率的調(diào)節(jié)范圍可達(dá)到0.1～3 THz。遠(yuǎn)離平衡態(tài)的等離激元能夠有效克服室溫下的熱脹落，一直被認(rèn)為是一種有望實(shí)現(xiàn)高效太赫茲器件的工作媒介。1977年，Allen等人通過(guò)傅里葉變換光譜（FTIR）的透射吸收信號(hào)在硅MOS反型層中首次觀測(cè)并驗(yàn)證了二維等離激元及其色散關(guān)系［6］。1980年，崔崎等人在高遷移率AlGaAs／GaAs二維電子氣中觀測(cè)到熱激發(fā)等離激元產(chǎn)生的太赫茲發(fā)射［7-9］。此后，美國(guó)、德國(guó)、俄羅斯、日本和法國(guó)的多個(gè)實(shí)驗(yàn)室廣泛開(kāi)展了基于等離激元的太赫茲光源和探測(cè)器的理論和實(shí)驗(yàn)研究［10-16］。長(zhǎng)期以來(lái)，固態(tài)等離激元太赫茲器件面臨的主要問(wèn)題在于以下兩個(gè)方面。一是等離激元的損耗大；二是非平衡等離激元的電學(xué)激發(fā)效率低。

等離激元太赫茲光源器件主要有熱激發(fā)［8］和淺水波失穩(wěn)［12］兩種工作機(jī)制。1995年，崔琦等人在大面積光柵柵極耦合的高電子遷移率晶體管中觀察到熱激發(fā)二維等離激元輻射衰減產(chǎn)生的太赫茲波［9］。該器件工作時(shí)，由施加在源漏電極之間的脈寬為1 ms的電場(chǎng)脈沖激發(fā)出非平衡的熱二維等離激元。2010年，日本東北大學(xué)Taiichi Otsuji等人在AlGaAs／InGaAs彈道場(chǎng)效應(yīng)晶體管中觀察到電流驅(qū)動(dòng)的等離子體波失穩(wěn)和太赫茲波輻射［13］。然而熱激發(fā)等離子體波的效率很低（10-6～10-5），因此太赫茲波輻射功率弱。Dyakonov、Shur［12，17-22］、Kempa［10］和Mikhailov［11］的理論指出當(dāng)電子速度超過(guò)特定的閾值時(shí)可產(chǎn)生等離子體波的失穩(wěn)，并具有極高的電-光轉(zhuǎn)換效率（10-3～10-1）。但是，理論預(yù)計(jì)的閾值電子速度一般大于固體中的電子飽和漂移速度或電子費(fèi)米速度。因此，需要制備亞微米的高電子遷移率溝道，使電子輸運(yùn)進(jìn)入彈道輸運(yùn)模式。即便如此，在固體中電子仍然不可避免受晶格和雜質(zhì)的散射而達(dá)到要求的閾值漂移速度。因此，目前所獲得的基于等離子體波失穩(wěn)的太赫茲波發(fā)射效率也較低（＜10-3）。

在太赫茲波輻照下，太赫茲波經(jīng)天線(xiàn)或光柵耦合到場(chǎng)效應(yīng)柵控的二維電子氣中激發(fā)等離激元，利用等離激元在場(chǎng)效應(yīng)柵下的自混頻作用產(chǎn)生直流電流信號(hào)，實(shí)現(xiàn)對(duì)太赫茲波的靈敏探測(cè)［19-20，23-25］。根據(jù)等離激元在場(chǎng)效應(yīng)柵控二維電子氣溝道中的衰減程度，等離激元太赫茲波探測(cè)可分為共振探測(cè)和非共振探測(cè)［12，17-22］。共振探測(cè)［15］利用入射太赫茲波共振激發(fā)由場(chǎng)效應(yīng)柵極限制的局域等離激元或由周期性光柵柵極限制的二維等離激元。因此，共振探測(cè)需有效克服等離激元的損耗問(wèn)題。目前，共振探測(cè)可通過(guò)減小柵極長(zhǎng)度和提高載流子遷移率得以實(shí)現(xiàn)，屬于窄帶探測(cè)，通常需在低溫下工作。非共振探測(cè)［16］允許等離子體波在溝道內(nèi)衰減，在等離激元的有效激發(fā)區(qū)域內(nèi)進(jìn)行場(chǎng)效應(yīng)柵控下的自混頻探測(cè)［19-20，23-25］。因此，非共振探測(cè)的響應(yīng)頻率范圍主要由太赫茲耦合天線(xiàn)的帶寬決定，可獲得較寬的探測(cè)頻率范圍［20］，并可在室溫工作［14，26］。

2000年左右，國(guó)際上在GaAs基HEMT中分別觀測(cè)到了非共振探測(cè)［27-28］和共振探測(cè)形式［15，29-32］，之后GaN基［25，33-34］、CMOS［26，35-41］和Graphene［42-46］等各種場(chǎng)效應(yīng)太赫茲探測(cè)器相繼被報(bào)道。隨著器件物理、材料與工藝技術(shù)的逐步完善，場(chǎng)效應(yīng)探測(cè)器的噪聲等效功率（Noise-equivalent power，NEP）不斷降低，靈敏度不斷提升。目前基于場(chǎng)效應(yīng)晶體管的太赫茲探測(cè)器的NEP已經(jīng)可以達(dá)到pW／Hz1／2量級(jí)［33］，電壓響應(yīng)度也可以達(dá)到幾十kV／W［14，40］。理論上，共振探測(cè)與非共振探測(cè)相比具有更高的靈敏度。然而，目前的研究表明由于等離激元的高損耗，反而是非共振探測(cè)具有較高的靈敏度，并且具有探測(cè)范圍寬和可在室溫下工作的優(yōu)點(diǎn)。

綜上所述，等離激元太赫茲器件面臨的核心問(wèn)題是等離激元的高損耗。因此，設(shè)計(jì)制備具有室溫高電子遷移率的半導(dǎo)體材料是需要長(zhǎng)期攻關(guān)的材料基礎(chǔ)問(wèn)題。同時(shí)，在現(xiàn)有材料基礎(chǔ)上如何構(gòu)筑高品質(zhì)因子的等離激元諧振腔，如何有效檢測(cè)等離激元激發(fā)是需要深入研究的器件物理問(wèn)題。室溫高電子遷移率材料物理和等離激元太赫茲器件物理問(wèn)題的解決是發(fā)展高效太赫茲光源和高靈敏度太赫茲波探測(cè)器的關(guān)鍵。本綜述以Al-GaN／GaN二維電子氣等離激元為對(duì)象，介紹二維電子氣等離激元的色散關(guān)系及其實(shí)驗(yàn)觀測(cè)、基于共振與非共振等離激元激發(fā)的太赫茲波探測(cè)、基于場(chǎng)效應(yīng)柵控／電注入激發(fā)等離激元的太赫茲波調(diào)制／發(fā)射的實(shí)驗(yàn)研究結(jié)果，對(duì)等離激元太赫茲器件的研究現(xiàn)狀與未來(lái)發(fā)展進(jìn)行論述。

2 AlGaN／GaN二維電子氣等離激元

2.1 二維電子氣等離激元

作為第三代半導(dǎo)體重要一員的氮化鎵（GaN）正在光電子、微波毫米波器件和功率電子器件等領(lǐng)域發(fā)揮越來(lái)越重要的作用［47-48］。由于GaN材料的自發(fā)極化和壓電極化，無(wú)需在AlGaN／GaN異質(zhì)結(jié)中進(jìn)行人為的摻雜就可得到高濃度的二維電子氣，并且室溫電子遷移率可達(dá)到2 000 cm2／Vs左右［49］。AlGaN／GaN異質(zhì)結(jié)是微波毫米波器件和功率電子器件的關(guān)鍵材料。

本文介紹的二維電子氣等離激元太赫茲器件基于GaN／AlN／AlGaN／GaN異質(zhì)結(jié)結(jié)構(gòu)：在c-面藍(lán)寶石上依次生長(zhǎng)2μm GaN緩沖層及溝道層、1 nm AlN插入層、22 nm Al0.27Ga0.73N勢(shì)壘層和2 nm GaN帽層［50］。圖1為該材料結(jié)構(gòu)的導(dǎo)帶結(jié)構(gòu)以及最低三個(gè)量子阱能級(jí)的本征波函數(shù)［51］。3個(gè)能級(jí)分別為E1=-136 meV、E2=5 meV和E3=53 meV，費(fèi)米能級(jí)設(shè)為EF=0 meV。在室溫下，最低的兩個(gè)能級(jí)參與電荷輸運(yùn)和等離激元激發(fā)。在低溫下，主要由最低的量子阱能級(jí)參與電學(xué)輸運(yùn)。

圖1 AlGaN／GaN異質(zhì)結(jié)的導(dǎo)帶能級(jí)結(jié)構(gòu)、最低的3個(gè)量子阱能級(jí)及其電子密度分布的計(jì)算結(jié)果Fig.1 Calculated conduction-band diagram of AlGaN／GaN heterostructure，the lowest three quantum states and the electron density distributions

AlGaN／GaN異質(zhì)結(jié)二維電子氣中的量子能級(jí)及其電荷密度可通過(guò)制備在其表面的肖特基柵極的電壓進(jìn)行連續(xù)的調(diào)節(jié)。通過(guò)柵極電壓調(diào)控柵下二維電子氣的濃度進(jìn)而調(diào)節(jié)等離激元的共振頻率。由于柵控區(qū)和非柵控區(qū)二維電子氣及其等離激元的電磁環(huán)境不同，故其色散關(guān)系有所不同。設(shè)二維電子氣所在GaN層的介電常數(shù)為εGaN，Al-GaN勢(shì)壘層的介電常數(shù)和厚度分別為εAlGaN和d，則等離激元的色散關(guān)系可表示為［52］：

式中，ωp和qm分別為等離激元的角頻率和波矢；e為電子電荷；n為電子面密度，對(duì)于緩變溝道近似，柵控溝道電子濃度n=CG（VG-VT）／e，CG= ε0εAlGaN／d為單位柵極電容，VG和VT分別為柵壓和場(chǎng)效應(yīng)閾值電壓；m*為電子的有效質(zhì)量；ε0和 ε分別為真空介電常數(shù)和有效介電常數(shù)。柵極下二維電子氣（完全屏蔽）的有效介電常數(shù)為［53］：

無(wú)柵極調(diào)控的二維電子氣的有效介電常數(shù)為［54］：

在實(shí)際器件中，等離激元的波矢取決于等離子體波諧振腔的幾何尺寸（如柵控區(qū)，設(shè)其長(zhǎng)度為W，則模式波矢取為qm=mπ／W，其中m=1，2，3，…）。本文使用的AlGaN／GaN材料，m*= 0.2m0（m0為自由電子質(zhì)量），d=25 nm為總的勢(shì)壘層厚度，εGaN=9.7和εAlGaN=9.5分別為GaN和AlGaN層的介電常數(shù)。電子濃度可在1011～1013cm-2范圍調(diào)節(jié)，當(dāng)柵極長(zhǎng)度在微米量級(jí)及以下時(shí)，等離激元頻率處于太赫茲波段。

等離子體波的衰減可由壽命τp或品質(zhì)因子Qp=ωpτp表征。等離子體波的壽命主要由聲子散射、雜質(zhì)散射和輻射損耗決定為由聲子散射和雜質(zhì)散射決定的載流子動(dòng)量弛豫時(shí)間，與載流子遷移率μ直接相關(guān)；為等離子體波的輻射損耗；為等離子體波在其傳輸邊界上的損耗。本文使用的AlGaN／GaN二維電子氣在室溫下的電子遷移率約為2 000 cm2／Vs，頻率為1 THz的等離子體波的品質(zhì)因子Qp＜1，因此不易觀察到等離激元的共振特性。當(dāng)AlGaN／GaN二維電子氣降溫到液氮溫度以下遷移率提升一個(gè)數(shù)量級(jí)時(shí)，等離子體波的品質(zhì)因子可達(dá)到10左右。

二維電子氣等離激元波矢（104cm-1量級(jí)）與自由空間太赫茲光波矢（10 cm-1量級(jí)）嚴(yán)重失配，需通過(guò)合適的耦合結(jié)構(gòu)實(shí)現(xiàn)等離激元與自由空間太赫茲波的相互耦合。常用的耦合結(jié)構(gòu)有光柵［55］、偶極天線(xiàn)［56］和對(duì)數(shù)周期性天線(xiàn)［57］等。本文將介紹分別應(yīng)用于太赫茲光源、調(diào)制器和探測(cè)器的光柵和偶極天線(xiàn)兩種耦合結(jié)構(gòu)。

2.2 光柵耦合的局域等離激元的激發(fā)和探測(cè)

用于太赫茲波與二維電子氣等離激元耦合的光柵平面與二維電子氣平面平行，兩者間距離（d）和光柵柵極的周期（L）遠(yuǎn)小于自由空間的太赫茲波長(zhǎng)［58］：d，L≤λTHz／100。入射太赫茲平面電磁波經(jīng)光柵的調(diào)制在二維電子氣中產(chǎn)生周期性調(diào)制的強(qiáng)局域太赫茲電場(chǎng)。二維電子氣在局域太赫茲波電場(chǎng)的激勵(lì)下產(chǎn)生特定模式的等離激元，光柵周期或柵長(zhǎng)決定等離激元的波矢。由前述等離激元的色散關(guān)系可知，光柵柵極下方和光柵柵極間隙下方的等離激元的色散關(guān)系不同，并且柵下二維電子氣濃度可由金屬光柵柵極上的柵極電壓連續(xù)可調(diào)。因此，光柵柵極下方可形成周期性排列的等離激元諧振腔，其波矢由柵極尺寸決定。在特定頻率的入射太赫茲波激發(fā)下，通過(guò)柵極電壓的調(diào)節(jié)可實(shí)現(xiàn)柵控等離激元的共振激發(fā)。

如圖2所示的是光柵柵極耦合的AlGaN／GaN HEMT結(jié)構(gòu)示意圖［59］。GaN異質(zhì)結(jié)的藍(lán)寶石襯底經(jīng)減薄形成厚度為D=233μm的Fabry-Pérot（F-P）諧振腔。光柵周期為L(zhǎng)=4μm，柵長(zhǎng)為W=2.7μm，光柵總面積為4×4 mm2。室溫霍爾測(cè)試得到的電子遷移率為2 000 cm2／Vs，零柵壓下的電子濃度為9×1012cm-2，柵控二維電子氣的閾值電壓為VT≈-4.4 V。

利用太赫茲時(shí)域光譜儀對(duì)溫度降為8 K的光柵柵極耦合的二維電子氣器件進(jìn)行透射光譜測(cè)試。垂直于器件表面入射太赫茲波脈沖的偏振方向平行于光柵矢量。器件源漏極接地，測(cè)得不同柵壓下的透射光譜（以無(wú)器件時(shí)的太赫茲光譜為參考），如圖3所示。圖中水平虛線(xiàn)為F-P諧振腔的腔模，曲線(xiàn)為不同的等離激元模式（m=1～5）。在計(jì)算等離激元模式時(shí)，光柵柵極對(duì)二維電子氣等離激元的屏蔽效應(yīng)介于完全屏蔽和非屏蔽之間：有效介電常數(shù)為上述兩種極限情況的平均值，即

等離激元模式的理論計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合良好。水平虛線(xiàn)對(duì)應(yīng)的F-P諧振腔模式在器件的上下表面處有最強(qiáng)的太赫茲電場(chǎng)，即腔模在上下表面處為波腹（太赫茲電場(chǎng)與柵下二維電子氣等離激元有效耦合），為二分之一波長(zhǎng)整數(shù)倍的電磁模式。腔模頻率由諧振腔介質(zhì)的折射率n和厚度D決定：

圖2 光柵柵極耦合的AlGaN／GaN二維電子氣器件結(jié)構(gòu)Fig.2 Schematic of grating-coupled two-dimensional electorn gas device

圖3 不同柵壓下的光柵耦合二維電子氣的太赫茲透射光譜。虛線(xiàn)為法布里-珀羅腔模頻率，實(shí)線(xiàn)為等離激元模式Fig.3 Terahertz transmission spectra of the gratingcoupled two-dimensional electron gas.Calculated Fabry-Pérot cavity modes and plasmon modes are displayed as the dashed and solid curves，respectively

式中，k=1，2，3，…，n≈3.1為藍(lán)寶石在太赫茲波段的折射率。電磁仿真得到的F-P諧振腔模式如圖4所示。

圖4 仿真得出的法布里-珀羅諧振腔的透射譜Fig.4 Simulated terahertz transmission spectrum of the Fabry-Pérot cavity

等離激元與F-P腔模經(jīng)光柵的近場(chǎng)增強(qiáng)耦合作用可形成等離極化激元（Plasmon polariton）。根據(jù)耦合諧振子模型，等離極化激元的本征頻率可表示為：

式中，γc和γp分別為太赫茲諧振腔腔模和等離激元模式的諧振寬度，V為兩者之間的耦合強(qiáng)度。

從圖3中可觀察到強(qiáng)耦合區(qū)的反交叉特征，是等離激元與諧振腔模式強(qiáng)耦合的直接證據(jù)。將圖3數(shù)據(jù)轉(zhuǎn)換為相對(duì)于VG=-4.5 V即柵下二維電子氣被耗盡時(shí)的透射光譜，如圖5所示，等離激元與諧振腔模式強(qiáng)耦合的特征更加清晰。利用式（5）以及脫耦的諧振腔模式和等離激元模式可計(jì)算得到等離極化激元模式，并與實(shí)驗(yàn)結(jié)果對(duì)比擬合。選取3個(gè)諧振腔模式v3=0.67 THz，v4= 0.85 THz及v5=1.06 THz，2個(gè)等離激元模式m= 2，3。計(jì)算得到的等離極化激元模式如圖5所示的實(shí)線(xiàn)，與實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合良好。擬合所采用的參數(shù)如下：諧振腔腔模線(xiàn)寬為γc=2π×50 GHz，等離激元模式的線(xiàn)寬為γp=2π×80 GHz，等離激元模式與諧振腔模式間的耦合強(qiáng)度為V=2π× 50 GHz，相應(yīng)的拉比振蕩頻率（Rabi-oscillation frequency）為：95.4 GHz。

圖5 光柵耦合二維電子氣的太赫茲透射光譜的實(shí)驗(yàn)結(jié)果。虛線(xiàn)和實(shí)線(xiàn)分別為等離激元模式和等離極化激元模式的計(jì)算結(jié)果Fig.5 Experimental terahertz transmission spectra of a grating-coupled two-dimensional electron gas. The dashed and solid curves are calculated plasmon modes and plasmon-polariton modes，respectively

2.3天線(xiàn)耦合的局域等離激元的激發(fā)和探測(cè)

通過(guò)太赫茲天線(xiàn)將頻率為ωTHz的太赫茲波耦合到場(chǎng)效應(yīng)柵控的二維電子氣溝道內(nèi)，橫向的太赫茲電場(chǎng)調(diào)制二維電子氣中電子的漂移速度δvxcos（ωTHzt），而垂直于二維電子氣平面的太赫茲電場(chǎng)調(diào)制局域的二維電子氣濃度δn cos（ωTHzt+ φ）。因此，受調(diào)制的二維電子氣可產(chǎn)生太赫茲波的混頻電流：iTHz∝cos（ωTHzt）×cos（ωTHzt+φ），即入射的單一頻率的太赫茲波可在柵控二維電子氣溝道內(nèi)產(chǎn)生自混頻，形成直流的短路電流或開(kāi)路電壓。而兩束頻率差為δω的太赫茲波在場(chǎng)效應(yīng)溝道內(nèi)可產(chǎn)生頻率為δω的外差混頻電流信號(hào)（短路輸出）或電壓信號(hào)（開(kāi)路輸出）。

圖6 （a）天線(xiàn)耦合的場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器的結(jié)構(gòu)示意圖；（b）柵極電壓和源漏電壓調(diào)控的太赫茲光電流響應(yīng)的實(shí)驗(yàn)結(jié)果；（c）光電流響應(yīng)的理論計(jì)算結(jié)果Fig.6 （a）Schematic of an antenna-coup led field-effect terahertz detector，（b）Measured terahertz photocurrent as a function of the gate voltage and the source-drain bias，（c）Simulated terahertz photocurrent

基于如圖6（a）所示的器件結(jié)構(gòu)和上述基本的場(chǎng)效應(yīng)混頻機(jī)制，考慮了場(chǎng)效應(yīng)溝道內(nèi)的電荷空間分布、太赫茲天線(xiàn)近場(chǎng)的空間分布及其對(duì)稱(chēng)性，建立了基于緩變溝道近似的場(chǎng)效應(yīng)自混頻器件模型［60］。模型可給出在源漏偏壓和柵極電壓調(diào)控下的太赫茲混頻電壓信號(hào)：

當(dāng)源漏電壓為零時(shí)，電荷在溝道內(nèi)呈均勻分布，式（6）可簡(jiǎn)化為：

式中，Ξ=n-1d n／d VG是表征場(chǎng)效應(yīng)柵控能力（以下稱(chēng)場(chǎng)效應(yīng)因子），x是表征太赫茲天線(xiàn)耦合下完整的場(chǎng)效應(yīng)溝道內(nèi)的混頻效率（以下稱(chēng)混頻因子）為入射太赫茲波的波印廷能流密度（量綱為W／cm2），ZV= 377Ω為真空波阻抗為場(chǎng)強(qiáng)增強(qiáng)因子（無(wú)量綱），φ為橫向太赫茲電場(chǎng)與縱向太赫茲電場(chǎng)之間的相位差為柵極與二維電子氣之間的有效距離。探測(cè)器的電壓響應(yīng)度可寫(xiě)為：

式中，SA為探測(cè)器的有效受光面積，與太赫茲天線(xiàn)有關(guān)。當(dāng)僅考慮探測(cè)器自身的熱噪聲電壓vn=時(shí)，探測(cè)器的噪聲等效功率可表示為：

式中，r為探測(cè)器的內(nèi)阻，T為探測(cè)器工作溫度。

上述模型準(zhǔn)確描述了溝道內(nèi)電子濃度分布的對(duì)稱(chēng)性和太赫茲天線(xiàn)決定的混頻因子的對(duì)稱(chēng)性對(duì)混頻信號(hào)的幅度和方向的影響：對(duì)稱(chēng)的電荷濃度分布與對(duì)稱(chēng)的混頻電場(chǎng)分布不產(chǎn)生混頻電壓信號(hào)。通過(guò)太赫茲天線(xiàn)的電磁仿真，獲得柵控場(chǎng)效應(yīng)溝道內(nèi)局域的太赫茲混頻因子利用緩變溝道近似得到局域的場(chǎng)效應(yīng)因子d n／d VG，由式（6）或式（7）可計(jì)算得到源漏電壓和柵極電壓聯(lián)合調(diào)控的太赫茲響應(yīng)電壓。

太赫茲天線(xiàn)的對(duì)稱(chēng)性設(shè)計(jì)是實(shí)現(xiàn)高響應(yīng)度和高靈敏度的關(guān)鍵［56］。我們分別設(shè)計(jì)了非對(duì)稱(chēng)和對(duì)稱(chēng)的太赫茲天線(xiàn)，進(jìn)行探測(cè)機(jī)理研究和探測(cè)器物理模型的驗(yàn)證。如圖6（b）和6（c）所示的分別是非對(duì)稱(chēng)太赫茲天線(xiàn)耦合的場(chǎng)效應(yīng)混頻探測(cè)器的光電流信號(hào)的實(shí)驗(yàn)結(jié)果與計(jì)算結(jié)果，兩者吻合良好，驗(yàn)證了自混頻理論模型的正確性。同時(shí)，該模型解決了國(guó)際上原有模型中不能描述飽和區(qū)場(chǎng)效應(yīng)晶體管的光電流響應(yīng)的問(wèn)題。該模型可準(zhǔn)確指導(dǎo)高靈敏度太赫茲混頻探測(cè)器的設(shè)計(jì)與優(yōu)化。

我們通過(guò)對(duì)稱(chēng)的太赫茲天線(xiàn)設(shè)計(jì)，如圖7（a），主動(dòng)抑制自混頻探測(cè)信號(hào)，使共振探測(cè)信號(hào)在低溫下得以顯現(xiàn)［61］。圖7（b）所示的是實(shí)測(cè)的不同頻率下對(duì)稱(chēng)場(chǎng)效應(yīng)探測(cè)器的太赫茲光電流響應(yīng)與柵極電壓的關(guān)系［50］。左側(cè)與太赫茲波頻率無(wú)關(guān)的響應(yīng)來(lái)源于非共振的自混頻，而右側(cè)較弱的、與太赫茲波頻率相關(guān)的響應(yīng)來(lái)自等離激元的共振激發(fā)。等離激元共振產(chǎn)生的太赫茲光電流具有洛侖茲峰形，可表示為：

其中，實(shí)驗(yàn)測(cè)得的等離激元頻率與Dyakonov-Shur的淺水波理論［12］預(yù)測(cè)的色散關(guān)系吻合良好［63］：

式中，Leff為等離激元諧振腔尺寸。

圖7 （a）對(duì)稱(chēng)天線(xiàn)耦合的場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器。（b）不同頻率太赫茲光照射下太赫茲光電流響應(yīng)的實(shí)驗(yàn)結(jié)果和理論計(jì)算結(jié)果Fig.7 （a）Field-effect self-mixing terahertz detector with a symmetric antenna，（b）Measured and calculated photocurrent as a function of the gate voltage

實(shí)驗(yàn)研究［62-63］表明基于現(xiàn)有的二維電子氣材料體系很難在室溫下實(shí)現(xiàn)顯著可檢測(cè)的共振探測(cè)信號(hào)。相反，非共振的自混頻信號(hào)可以在室溫下得以實(shí)現(xiàn)，并具有高響應(yīng)度。因此，即使是在低溫下共振探測(cè)信號(hào)也往往被淹沒(méi)在非共振的自混頻信號(hào)中。

無(wú)論是非共振探測(cè)還是共振探測(cè)，非對(duì)稱(chēng)的邊界條件是實(shí)現(xiàn)高響應(yīng)度的關(guān)鍵。在上述對(duì)稱(chēng)探測(cè)器中由于工藝偏差等原因?qū)嶋H仍存在一定的非對(duì)稱(chēng)性。因此，實(shí)際上自混頻信號(hào)始終存在。通過(guò)提升等離激元諧振腔的品質(zhì)因子可大幅度提升共振探測(cè)的響應(yīng)度，甚至超越非共振探測(cè)成為主要的太赫茲響應(yīng)信號(hào)。但是，由于現(xiàn)有材料的載流子遷移率有限，并且尚無(wú)有效的方法調(diào)控等離激元諧振腔的邊界條件，所以目前等離激元諧振腔的品質(zhì)因子較低，共振探測(cè)信號(hào)與非共振探測(cè)相比明顯較弱。

3 二維電子氣等離激元太赫茲器件

3.1室溫太赫茲直接探測(cè)器

利用場(chǎng)效應(yīng)自混頻原理，可制成室溫工作的高靈敏度太赫茲直接探測(cè)器。2009年，我們?cè)贏lGaN／GaN二維電子氣材料上制備與太赫茲天線(xiàn)相集成的場(chǎng)效應(yīng)柵極，研制成我國(guó)首個(gè)室溫工作的太赫茲場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器［56，64］，工作頻率0.9 THz，噪聲等效功率達(dá)到100 nW／Hz1／2?；谖覀儼l(fā)展的場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器的物理模型，對(duì)探測(cè)器天線(xiàn)和場(chǎng)效應(yīng)溝道進(jìn)行優(yōu)化設(shè)計(jì)，分別增強(qiáng)混頻因子Λ和場(chǎng)效應(yīng)因子Ξ以提高靈敏度。

針對(duì)太赫茲天線(xiàn)的對(duì)稱(chēng)性、響應(yīng)帶寬和近場(chǎng)增強(qiáng)因子，設(shè)計(jì)了由3個(gè)分別對(duì)應(yīng)于源、漏、柵的平面偶極天線(xiàn)組成的太赫茲天線(xiàn)，獲得了綜合優(yōu)化的效果。其中，源、漏天線(xiàn)與源漏極之間僅存在電容耦合，柵極天線(xiàn)與場(chǎng)效應(yīng)柵極直接連接，柵極天線(xiàn)與柵極的引線(xiàn)盤(pán)之間可插入共面的低通濾波器［64］，降低引線(xiàn)盤(pán)對(duì)天線(xiàn)的影響。通過(guò)天線(xiàn)的優(yōu)化，我們使AlGaN／GaN場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器的噪聲等效功率從

通過(guò)縮小場(chǎng)效應(yīng)柵極長(zhǎng)度能夠有效提升場(chǎng)效應(yīng)因子Ξ。通過(guò)將2μm柵長(zhǎng)的場(chǎng)效應(yīng)混頻探測(cè)器降溫至77 K，使電子遷移率從2 000 cm2／Vs提高至約15 000 cm2／Vs，探測(cè)器的噪聲等效功率可降低至量級(jí)。與柵長(zhǎng)為2μm的具有相同耦合天線(xiàn)的探測(cè)器相比，柵長(zhǎng)為100 nm器件（如圖7所示）在室溫下的噪聲等效功率降低至該靈敏度與GaAs基肖特基二極管直接探測(cè)器的靈敏度相當(dāng)［65］。柵極長(zhǎng)度的減小一方面可有效提升場(chǎng)效應(yīng)因子，同時(shí)由于柵極與源漏天線(xiàn)間距縮小，也能夠提高混頻因子。因此，通過(guò)進(jìn)一步縮小場(chǎng)效應(yīng)柵極及其與耦合天線(xiàn)間距，場(chǎng)效應(yīng)混頻探測(cè)器的噪聲等效功率有望降低至量級(jí)。該靈敏度將明顯優(yōu)于目前主流的GaAs基肖特基二極管直接探測(cè)器。

目前，我們針對(duì)太赫茲波段的大氣窗口分別設(shè)計(jì)實(shí)現(xiàn)了0.22 THz、0.34 THz、0.65 THz和0.9 THz的AlGaN／GaN場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器。在探測(cè)器設(shè)計(jì)中，采用了對(duì)管差分探測(cè)的設(shè)計(jì)思想。通過(guò)太赫茲天線(xiàn)的對(duì)稱(chēng)性設(shè)計(jì)，兩個(gè)相同的場(chǎng)效應(yīng)溝道輸出極性相反、幅度相同的太赫茲響應(yīng)電壓，使差分輸出的響應(yīng)度倍增，同時(shí)減小了共模電學(xué)噪聲。

利用硅透鏡進(jìn)行自由空間太赫茲波與太赫茲探測(cè)器芯片的耦合，可有效消除探測(cè)器芯片襯底的干涉效應(yīng)［40-41，66-67］。通過(guò)仿真優(yōu)化了硅透鏡與襯底的最佳匹配厚度，增強(qiáng)了耦合效率。在上述設(shè)計(jì)中，我們尚未考慮場(chǎng)效應(yīng)溝道對(duì)天線(xiàn)阻抗的影響。通過(guò)理解并優(yōu)化太赫茲天線(xiàn)阻抗，有望使天線(xiàn)耦合的場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器的響應(yīng)度得到進(jìn)一步的提升。

圖8 硅透鏡、探測(cè)器芯片和低噪聲放大器集成的太赫茲探測(cè)器模組的（a）側(cè)視圖，（b）背視圖和（c）前視圖Fig.8 Terahertz detector module including a silicon lens，a detector chip and a low-noise amplifier.（a）Full side view，（b）Back view，（c）Front view

通過(guò)將探測(cè)器芯片、硅透鏡、低噪聲電壓放大器進(jìn)行集成，組裝成單元探測(cè)器模組，如圖8所示。高靈敏度的探測(cè)器模組可作為場(chǎng)分析探測(cè)器和掃描波束探測(cè)器廣泛應(yīng)用于太赫茲科學(xué)技術(shù)研究，也可應(yīng)用于主、被動(dòng)太赫茲成像應(yīng)用系統(tǒng)。圖9（a）所示為0.9 THz光照下不同材料和結(jié)構(gòu)物體的透視成像圖，圖9（b）所示為具有不同反射率的金屬和塑料的成像效果。0.9 THz透射和反射式成像的空間分辨率可達(dá)到亞毫米量級(jí)。

圖9 基于0.9 THz太赫茲光源和單像元探測(cè)器模塊的（a）透射式掃描成像和（b）反射式掃描成像Fig.9 （a）Transm ission-type and（b）reflection-type terahertz imaging at 0.9 THz

基于單元探測(cè)器的掃描成像速度受機(jī)械掃描速度的限制，不易實(shí)現(xiàn)實(shí)時(shí)快速成像。探測(cè)器陣列化可實(shí)現(xiàn)太赫茲焦平面凝視和視頻成像［68-69］。為此，我們探索了線(xiàn)陣列探測(cè)器和面陣列探測(cè)器原型器件及其相應(yīng)的讀出電路。如圖10（a）和圖11所示的是1×16單元線(xiàn)陣列探測(cè)器和120× 120單元面陣列探測(cè)器。圖10（b）所示的是基于1×16單元線(xiàn)陣列探測(cè)器對(duì)0.9 THz聚焦太赫茲光斑的線(xiàn)掃描成像。

3.2太赫茲調(diào)制器

利用等離激元共振產(chǎn)生的太赫茲波吸收，如圖2示意的大面積光柵耦合的二維電子氣可用于太赫茲波調(diào)制器。由圖3可提取典型的光柵耦合二維電子氣的柵控透射光譜，圖12所示的是入射太赫茲波頻率為1.06 THz的透射光譜。隨著柵壓從0 V下降到-4.5 V，依次出現(xiàn)3個(gè)等離激元共振吸收峰，分別位于0 V、-2.6 V和-3.4 V。將直流柵壓設(shè)為-2.35 V，疊加幅值為0.25 V的方波調(diào)制信號(hào)，可實(shí)現(xiàn)透射太赫茲波強(qiáng)度的調(diào)制，調(diào)制深度達(dá)到66%，并具有良好的線(xiàn)性度。

圖10 （a）規(guī)模為1×16單元線(xiàn)陣列探測(cè)器和分立式讀出電路組成的線(xiàn)陣列探測(cè)器組件。（b）線(xiàn)陣列探測(cè)器組件對(duì)0.9 THz聚焦太赫茲光斑的一維掃描成像Fig.10 （a）A linear detector array（1×16）read out by 16 parallel amplifiers.（b）Intensity profile of a focused 0.9 THz beam imaged by the linear array

圖11 基于AlGaN／GaN場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器的120 ×120陣列探測(cè)器芯片F(xiàn)ig.11 Terahertz focal-plane array based on 120×120 AlGaN／GaN self-mixing field-effect transistors

由于光柵具有寬譜特性，而二維電子氣等離激元頻率可由柵極電壓連續(xù)可調(diào)，因此光柵耦合的二維電子氣調(diào)制器可提供極寬的工作頻率范圍。當(dāng)二維電子氣襯底構(gòu)成F-P諧振腔時(shí)，調(diào)制器的工作頻率由諧振腔的模式?jīng)Q定。如圖13所示，可獲得f=0.67、0.85、1.27 THz三個(gè)工作頻點(diǎn)，利用各工作頻點(diǎn)的第一個(gè)吸收谷可分別得到調(diào)制深度η0.67THz=80%，η0.85THz=84.5%和η1.27THz=62%。

圖12 頻率為1.06 THz的載波透射系數(shù)隨柵壓的變化以及器件動(dòng)態(tài)工作時(shí)所加調(diào)制柵壓和受調(diào)制太赫茲信號(hào)示意圖Fig.12 Terahertz transmission characteristic at a carrier frequency of 1.06 THz as function of gate voltage and the schematic of the dynamic operation

圖13 頻率為0.67 THz、0.85 THz和1.27 THz的腔模透射系數(shù)隨柵壓的變化。圖中標(biāo)出了器件直流工作點(diǎn)和調(diào)制深度Fig.13 Transmission characteristics at different gate voltages in cavitymode 0.67 THz，0.85 THz and 1.27 THz

上述對(duì)調(diào)制器的表征基于太赫茲時(shí)域光譜技術(shù)，給出了調(diào)制器的準(zhǔn)靜態(tài)調(diào)制特性。由于等離激元是電子的集體振蕩，對(duì)柵壓的響應(yīng)極快，調(diào)制速度受限于柵極電容、溝道電阻和其它電路寄生參數(shù)。為獲得動(dòng)態(tài)調(diào)制特性，我們采用頻率可調(diào)（0.35～0.50 THz）的單頻太赫茲光源（肖特基二極管倍頻器）和前述天線(xiàn)耦合的AlGaN／GaN場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器構(gòu)成調(diào)制與接收系統(tǒng)，進(jìn)行調(diào)制器動(dòng)態(tài)特性的測(cè)試表征。調(diào)制器仍然工作在低溫（8.7 K），調(diào)制器的源漏接地，在0 V和-4.2 V之間掃描柵極電壓。圖14所示的是0.35～0.50 THz頻段柵極電壓調(diào)控的太赫茲透射譜，所有透射光譜用VG=-4.2 V時(shí)光譜歸一化：T（VG）／T（VG=-4.2 V）。調(diào)制器在0.425～0.500 THz范圍內(nèi)具有良好的調(diào)制特性。如圖15所示，頻率為f=0.436 THz時(shí)的透射光譜在方波柵壓信號(hào)（低電平-2.14 V，高電平-0.12 V）調(diào)制下，調(diào)制深度（MD）達(dá)到91%。調(diào)制頻率最高可達(dá)到400 kHz。

圖14 調(diào)制器在不同柵壓下的透射譜Fig.14 Transmission spectrum of themodulator at different gate voltages

3.3太赫茲光源

光柵耦合二維電子氣提供了可調(diào)的等離激元系統(tǒng)。在高品質(zhì)等離激元諧振腔中，二維電子氣中電子的局部加速或由外部向二維電子氣注入電子可激發(fā)出非平衡的等離激元，并產(chǎn)生太赫茲波發(fā)射。由于等離激元受晶格振動(dòng)、雜質(zhì)散射，品質(zhì)因子較低，因此等離激元與太赫茲波的耦合需要得到加強(qiáng)，使等離激元在損耗之前能夠有效地耦合輻射出太赫茲波。構(gòu)筑等離激元模式和太赫茲諧振腔模式強(qiáng)耦合的等離極化激元模式是提高兩者之間轉(zhuǎn)換效率的有效途徑。本文2.2節(jié)中介紹的在太赫茲光柵和太赫茲F-P諧振腔耦合的二維電子氣中即觀察到了等離極化激元。通過(guò)諧振腔模式的正反饋機(jī)制增強(qiáng)等離激元振蕩，等離極化激元是特定等離激元模式與太赫茲波模式的混合態(tài)，等離激元和太赫茲諧振腔模式以拉比頻率交換能量。因此，光柵和太赫茲諧振腔耦合的二維電子氣是提高等離激元太赫茲光源發(fā)射效率的重要途徑。

圖15 在頻率為0.436 THz的載波下測(cè)試調(diào)制器的靜態(tài)特性，圖中標(biāo)出了調(diào)制深度Fig.15 Static characteristics of the modulator at 0.436 THz，and the modulation depth is demonstrated

圖16 所示的是一種光柵-諧振腔耦合的Al-GaN／GaN二維電子氣太赫茲光源示意圖［59］。太赫茲諧振腔由AlGaN／GaN二維電子氣的藍(lán)寶石襯底、真空和高阻硅構(gòu)成，其中高阻硅的下底面鍍有具有太赫茲高反特性的金反射膜。太赫茲諧振腔的模式在金反射膜處具有波節(jié)，在二維電子氣和光柵處具有波腹。光柵耦合二維電子氣的基本電學(xué)特性和光柵尺寸與2.2節(jié)所述器件相同，Al-GaN／GaN／Sapphire的厚度為190μm，空氣間隙為285μm，高阻硅厚度為250μm。通過(guò)源漏電流激發(fā)等離激元，當(dāng)調(diào)節(jié)柵極電壓使等離激元與諧振腔模式共振并強(qiáng)耦合時(shí)，該器件可從上表面輻射出太赫茲波。

同樣，由于等離激元品質(zhì)因子較低，該光源器件需在低溫下（＜200 K）工作。發(fā)射光譜由傅里葉變換光譜儀進(jìn)行測(cè)試，其中太赫茲探測(cè)器為液氦制冷的硅輻射熱探測(cè)器。光譜儀的動(dòng)鏡移動(dòng)范圍為-6 000～6 000μm，光譜分辨率約為0.83 cm-1。圖17（a）和（b）分別為柵極電壓為-1.0 V時(shí)測(cè)得的干涉圖和發(fā)射光譜圖。發(fā)射頻率在0.5～2.5 THz間，所呈現(xiàn)出的周期性發(fā)射峰與太赫茲諧振腔的腔模吻合。如圖18所示的是不同柵極電壓調(diào)控的不同等離激元模式的發(fā)射光譜，清晰地顯示出等離激元特征（實(shí)線(xiàn)）和太赫茲諧振腔腔模特征。

圖16 集成了F-P諧振腔的等離激元太赫茲源的結(jié)構(gòu)示意圖Fig.16 Schematic cross section of plasmon terahertz emitter embedded in a F-P cavity

圖17 （a）光源器件在VG=-1 V時(shí)的干涉圖；（b）發(fā)射光譜Fig.17 （a）Interferogram of the device under gate voltage of-1 V，（b）Emission spectrum obtained through FFT

根據(jù)前述光柵耦合二維電子氣等離激元的物理模型，通過(guò)光柵周期、柵長(zhǎng)和諧振腔尺寸厚度的設(shè)計(jì)可實(shí)現(xiàn)不同頻率的太赫茲發(fā)射源。其中，太赫茲諧振腔品質(zhì)因子的提高和諧振腔模式體積的減小可進(jìn)一步增強(qiáng)等離激元模式與太赫茲諧振腔模式的耦合強(qiáng)度從而提高發(fā)射效率并降低發(fā)射譜線(xiàn)寬度。目前，該器件的發(fā)射總功率小于100 nW，并且等離激元的電學(xué)激發(fā)機(jī)制尚不明了，等離極化激元太赫茲發(fā)射源的研究還有待進(jìn)一步的深入開(kāi)展。

圖18 光源器件在不同柵壓下的發(fā)射譜，虛線(xiàn)為計(jì)算得到的在不同柵壓下的等離激元模式Fig.18 Terahertz emission spectra at different gate voltages.The dashed curves are calculated plasmonmodes controlled by the gate voltage

5 結(jié)束語(yǔ)

本文介紹了基于二維電子氣等離激元的太赫茲器件，包括太赫茲探測(cè)器、光源和調(diào)制器。以AlGaN／GaN異質(zhì)結(jié)中的二維電子氣等離激元為研究對(duì)象，通過(guò)太赫茲波透射光譜、吸收光譜和光電響應(yīng)研究了光柵耦合二維電子氣和天線(xiàn)耦合二維電子氣結(jié)構(gòu)中的等離激元激發(fā)及其柵極調(diào)控規(guī)律，驗(yàn)證了柵控等離激元的色散關(guān)系，建立了柵控等離激元在場(chǎng)效應(yīng)溝道內(nèi)的混頻物理模型?；跂趴氐入x激元的非共振特性，研制成室溫高靈敏度太赫茲探測(cè)器?；诖竺娣e光柵-諧振腔耦合二維電子氣等離激元的共振吸收特性，實(shí)現(xiàn)了等離激元模式與太赫茲諧振腔模式強(qiáng)耦合的等離極化激元模式，演示了具有高調(diào)制深度的太赫茲調(diào)制器?；诖竺娣e光柵-諧振腔耦合的二維電子氣，觀測(cè)到了電學(xué)激發(fā)的等離激元太赫茲發(fā)射。

天線(xiàn)耦合場(chǎng)效應(yīng)自混頻探測(cè)器中等離激元共振和非共振探測(cè)的研究結(jié)果表明固態(tài)等離激元的損耗高、品質(zhì)因子低是限制高效高功率等離激元太赫茲光源和高效太赫茲波調(diào)制器的主要瓶頸。盡管如此，基于非共振等離激元的場(chǎng)效應(yīng)混頻探測(cè)器有望發(fā)展成為室溫高速高靈敏度的太赫茲探測(cè)器，并形成焦平面陳列探測(cè)器應(yīng)用于快速太赫茲凝視和視頻成像。對(duì)于依賴(lài)等離激元共振激發(fā)的太赫茲光源和調(diào)制器尚需解決等離激元高損耗的問(wèn)題，從室溫高電子遷移率材料的生長(zhǎng)、等離激元諧振腔邊界條件的控制、高品質(zhì)小模式體積太赫茲諧振腔的制備與集成等方面提高等離激元諧振腔的品質(zhì)因子，并進(jìn)一步研究向二維電子氣高效地注入電子并激發(fā)等離激元的具體方法。

二維電子氣等離激元太赫茲波器件的研究還處于起步階段。通過(guò)借鑒微波毫米波器件和半導(dǎo)體激光器的思想，隨著固態(tài)等離激元物理研究的深入和高質(zhì)量二維電子材料技術(shù)及微納加工技術(shù)的進(jìn)步，等離激元有望在太赫茲波段實(shí)現(xiàn)器件應(yīng)用。

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作者簡(jiǎn)介：

秦 華（1972—），男，江蘇常州人，博士，研究員，1994年于南京大學(xué)獲得學(xué)士學(xué)位，2001年于慕尼黑大學(xué)獲得博士學(xué)位，主要從事固態(tài)太赫茲器件及其應(yīng)用方面的研究。E-mail：hqin2007＠sinano.ac.cn

Terahertz-wave devices based on p lasmons in two-dimensional electron gas

QIN Hua1，HUANG Yong-dan1，SUN Jian-dong1，ZHANG Zhi-peng1，YU Yao1，2，LIXiang1，3，SUN Yun-fei4
（1Key Laboratory of Nanodevices and Applications，Suzhou Institute of Nano-Tech and Nano-Bionics，Chinese Academy of Sciences（CAS），Suzhou 215123，China；2University of Chinese Academy of Sciences，Beijing 100049，China；3School of Nano Technology and Nano Bionics，University of Science and Technology of China，Suzhou 215123，China；4College of Electronic and Information Engineering，Suzhou University of Sciences and Technology，Suzhou 215009，China）*Corresponding author，E-mail：hqin2007＠sinano．a(chǎn)c．cn

Solid-state terahertz plasma devices are becoming one of the important research areas in which both solid-state microwave／millimeter-wave electronics and semiconductor laser technologies are being developed and merged towards the terahertz frequency regime.In this review，we introduce themanipulation，excitation and probing of two-dimensional-electron-gas（2DEG）plasmons in AlGaN／GaN heterostructure，and report the recent progresses in the implementation of plasmon physics in terahertz detectors，modulators and emitters. The coupling between the plasmon modes and the terahertz electromagnetic waves in free space are realized by using grating coupler，antenna and terahertz Fabry-Pérot cavity which furthermodulates the terahertz electromagnetic modes and enhances the coupling.The dispersion relationship of gate-controlled plasmon modes are verified in grating-coupled 2DEG.Strong coupling between the plasmon modes and the terahertz cavitymodes and hence the formation of plasmon-polariton modes are realized in a grouping-coupled 2DEG embedded in a Fabry-Pérot cavity.Based on the same grating-coupled 2DEG，terahertz modulation with high modulation depth and terahertz plasmon emission are observed.In antenna-coupled 2DEG field-effect channel，both resonant and non-resonant excitation of localized plasmon modes are observed by probing the terahertz photocurrent／voltage.A terahertz self-mixingmodel is developed for antenna-coupled field-effect terahertz detector and provides a guideline for the design and optimization of high-sensitivity terahertz detectors.Our studies indicate that room-temperature，high-speed and high-sensitivity terahertz detectors and the focal-plane arrays can be developed by using the non-resonant plasmon excitation in antenna-coupled field-effect channel.However，the high damping rate of solid-state plasma wave is yet themain hurdle to overcome for plasmon terahertz emitters andmodulators both of which rely on the resonant plasmon excitation.The formation of high-quality-factor plasmon cavity including the solid-state plasma physics，manipulation of the boundary conditions of plasmon cavity，utilization of new high-electron-mobility two-dimensional electronic materials and high-quality，smallmode-volume terahertz resonant cavity，etc.would be the focus of future research.

two-dimensional electron gas；plasmon；terahertz；gallium nitride

TP394.1；TH691.9

：A

10.3788／CO.20171001.0051

2095-1531（2017）01-0051-17

2016-09-12；

2016-10-11

國(guó)家自然科學(xué)基金面上項(xiàng)目（No.61271157）；國(guó)家自然科學(xué)基金青年科學(xué)基金項(xiàng)目（No.61505242，No.

61401456，No.61401297）；江蘇省自然科學(xué)基金青年基金項(xiàng)目（No.BK20140283）；國(guó)家重點(diǎn)基礎(chǔ)研究發(fā)展計(jì)劃（973計(jì)劃）資助項(xiàng)目（No.G2009CB929303）；中科院知識(shí)創(chuàng)新工程重要方向項(xiàng)目（No.KJCX2-EW-705）

Supported by National Natural Science Foundation of China（No.61271157，No.61505242，No.61401456，No. 61401297）；Natural Science Foundation of Jiangsu Province（No.BK20140283）；National Program on Key Basic Research Projects of China（No.G2009CB929303）；Knowledge Innovation Program of the Chinese Academy of Sciences（No.KJCX2-EW-705）