0 引言

    太赫茲(Terahertz，THz)波是介于毫米波與紅外光之間的電磁波，其頻率范圍為100 GHz~10 THz^[1]。太赫茲技術在生物分子識別^[2]、醫(yī)療領域的成像與識別^[3-9]、天文學探測傳感器^[10]和顯微鏡技術^[11-12]等領域中具有潛在的應用，引起了人們廣泛的關注。隨著太赫茲技術發(fā)展，設計和制作太赫茲波段的調控器件變得非常迫切。由于自然材料對太赫茲波段缺乏適當?shù)捻憫藗儼涯抗廪D移到了人工設計的超構材料的研發(fā)當中^[13]。超構材料又稱超材料，最先由WALSER A R M等人^[14]提出，指人工制造的亞波長周期結構材料，一般是由亞波長周期金屬結構組成的。與一般的天然材料相比，它能夠實現(xiàn)負的折射率^[15]、逆多普勒效應和逆切倫科夫輻射^[16]等特殊的電磁現(xiàn)象。在過去十多年中，太赫茲波段超材料引起了人們極大的興趣^[17-34]。2008 年，TAO H等人^[17]利用表面微加工技術在半絕緣GaAs基片上制備了“雙開口SRRs-介質層 金屬線”結構，其在共振頻率1.3 THz處對入射波的吸收率達到了70%。2009年，OLIVER P等人^[18]設計并制作了兩種基于超材料的太赫茲濾波器，分別為線板結構和十字槽結構，通過激發(fā)低損的“誘捕模”，使得傳輸通帶的透射率超過80%，阻帶的透射得到明顯抑制。同年，WEIS P等人^[19]利用制備在BCB板上的“斷續(xù)線對”銅制金屬周期結構，設計并制作出高透射率的λ/4和λ/2波片，透射波強度分別超過74%和58%。2013年，Li Jiusheng等人^[20]設計并制備了雙耳異向單頻帶太赫茲吸波材料，其在0.573 THz處吸收率達到了99.6%。以上提到的器件都屬于被動調控器件，一旦結構確定，其對太赫茲波的響應也就相應確定了。為了實現(xiàn)對太赫茲波段超材料的動態(tài)調控，人們引入了溫度場^[21-22]、電場^[23-24]、磁場^[25]、機械場^[26-27]、光場^[28-33]，提出了各種結構的可調控的超材料。

    與其他調控方式相比，光場的調控方式具有時間響應快、操作簡單的特點，是研究最多的調控方式。2005年，德國的Kurz研究組^[28]首次研究了基于太赫茲超材料的全光調制器，他們利用半導體隨泵浦光功率不同而趨膚深度不同的特性，通過改變泵浦光功率從0 mW～200 mW，實現(xiàn)了對太赫茲超材料諧振峰的調節(jié)。2006年，PADILLA W J等人^[29]在高阻砷化鎵襯底材料上加工了開口諧振環(huán)，通過實驗首次證實利用光激發(fā)半導體基底中的載流子，可以實現(xiàn)對太赫茲超材料的電響應的動態(tài)調控。2007年，F(xiàn)EKETE L等人^[30]提出了基于一維光子晶體的太赫茲調制器，通過激光作用GaAs層引起光子帶隙的移動來實現(xiàn)太赫茲波透射調制，其調制深度達到了50%。2008年，CHEN H T等人^[31]將金屬微帶結構刻在半導體硅基片上，利用光調控改變電導率的大小來改變電容器的有效尺寸，在共振頻率處對透射率的控制幅度達到了20%。2011年，SHEN N H等人^[32]在亞波長金屬諧振器中加入硅材料，通過光調控使共振頻率在0.76~0.96 THz范圍內變化，頻移幅度達到了26%。2012年，WEIS P等人^[33]利用功率為0~500 mW的激光調諧石墨烯/高阻硅復合結構，太赫茲調制深度達到了99%。

    現(xiàn)在報道的光控超材料大多都是通過改變控制光的能量，使半導體材料中載流子的濃度改變，引起超材料諧振頻率變化，從而實現(xiàn)對亞波長金屬結構太赫茲波的動態(tài)調控。半導體材料載流子的復合壽命一般為納秒量級^[34]，這限制了基于半導體的超材料光調控的響應速度，且調控效果對半導體形狀大小的依賴非常明顯。CS₂是一種簡單的液體材料，具有較大的光學非線性，經常被用作參考樣品來校準其他材料的三階非線性光學性質。相比較半導體材料而言，它的響應時間只有1.68 ps^[35]，且調控效果不依賴其大小形狀，加工方便。

由此，本文提出一種基于CS2的對太赫茲波段超材料光調控的辦法。

1 結構與仿真

    亞波長金屬塊陣列是典型的超材料結構，國內外的研究小組對此結構進行了廣泛研究^[36-39]。2018年，JING W等人^[36]在亞波長金屬塊陣列結構中引入了液晶材料，制備了具有大調制深度和低插入損耗的電可調太赫茲調制器。本文以他們提出的亞波長金屬塊陣列結構為基礎，研究利用CS₂實現(xiàn)對其太赫茲波透射的光調控。

    JING W等人^[36]研究過的金屬塊陣列結構如圖1所示。金屬塊單元長為L=90 μm，寬為W=40 μm，金屬塊長為X=55 μm，寬為Y=8 μm，厚度為d=0.1 μm。本文采用SiO₂材料為基底。在太赫茲波段,金屬介電常數(shù)的虛部非常大，因此金屬可看作理想的電導體材料。

    如圖2所示，為了實現(xiàn)材料的太赫茲透射特性的光調控，選用CS₂作為調控介質，將亞波長周期金屬塊陣列結構浸沒在CS₂中。頻率為1~3.5 THz的太赫茲信號光經透鏡聚焦后入射到金屬塊陣列上，陣列位于太赫茲波焦點處。同時采用波長為800 nm的飛秒激光^[40]經透鏡反射到陣列結構上作為控制光，且控制光光斑覆蓋太赫茲光斑。在0~2 MW/μm²范圍內改變控制光的強度，從而調節(jié)CS₂的折射率，實現(xiàn)對其太赫茲波透射的光調控。

2 仿真結果與討論

    CS₂是一種典型的具有較大非線性折射率的材料，其折射率可以表示為^[41]：

其中，n₀為線性折射率，取n₀=1.627 6；γ為非線性折射率系數(shù)，取γ=2.1×10^-7 μm²/W^[42-43]；I為光的強度。圖3為CS₂折射率與光強的關系。

    由圖3可以看出，隨著光強度的增大，CS₂的折射率線性增加。本文中選取控制光強度分別為0、0.476、0.952、1.428、1.904(MW/μm²)，CS₂的折射率相應增加為1.73、1.83、1.93、2.03。利用FDTD solution軟件進行仿真計算了不同控制光強度下太赫茲信號的透射光譜。

    依照文獻[36]，設置金屬塊陣列結構基底折射率為n₁=1，覆蓋金屬塊的介質的折射率設置為n₂=1.5。仿真得到的透射譜如圖4中的曲線1所示。由圖4看出，透射譜有兩個波谷一個波峰。其中，波谷1在2.3 THz處，波谷2在3.2 THz處，波峰在3.1 THz處，此結果與文獻[36]的結果完全一致。

    在本文提出的方案中，基底為SiO₂，控制介質為CS₂，改變控制光功率分別為0、0.476、0.952、1.428、1.904 (MW/μm²)。不同控制光功率下信號光的透射頻譜如圖4所示。當控制光的功率為0時，得到的透射譜如圖4中的曲線2所示，波谷1移動至1.88 THz處，波谷2移動至2.90 THz處，波峰移動至2.85 THz處。相比于文獻[36]給出的透射譜，波谷和波峰都發(fā)生了紅移現(xiàn)象，這種改變是由于基底與覆蓋金屬塊介質折射率變化引起的，本文對這種變化不予考慮。當控制光功率密度增大為0.476 MW/μm²時，得到的透射譜如圖4中的曲線3所示，波谷1出現(xiàn)在1.82 THz處，波谷2出現(xiàn)在2.85 THz處，波峰出現(xiàn)在2.80 THz處。當控制光的功率增加至0.952 MW/μm²時，得到的透射譜如圖4中的曲線4所示，波谷1出現(xiàn)在1.76 THz處，波谷2出現(xiàn)在2.80 THz處，波峰出現(xiàn)在2.74 THz處。當控制光的功率增加至1.428 MW/μm²時，得到的透射譜如圖4中的曲線5所示，波谷1出現(xiàn)在1.70 THz處，波谷2出現(xiàn)在2.76 THz處，波峰出現(xiàn)在2.69 THz處。當控制光的功率增加至1.904 MW/μm²時，得到的透射譜如圖4中的曲線6所示，波谷1出現(xiàn)在1.65 THz處，波谷2出現(xiàn)在2.72 THz處，波峰出現(xiàn)在2.64 THz處。可以看出，加上控制光后，波谷1、波谷2和波峰都發(fā)生了紅移，并且隨著控制光功率的增加，紅移增加，具體的改變情況如圖5所示。

    由圖5可以發(fā)現(xiàn)，波谷1、波谷2和波峰的頻率隨控制光功率增大發(fā)生紅移,兩者呈線性關系。定義單位光強改變ΔE引起的波谷或者波峰的頻率改變Δf為調控靈敏度K，即：

    調控靈敏度K越大說明調控光對波谷或者波峰的調控越顯著。其中波谷1的調控靈敏度為0.10 THz/(MW/μm²)，波谷2的調控靈敏度為0.12 THz/(MW/μm²)，波峰的調控靈敏度為0.12 THz/(MW/μm²)。該仿真結果表明，波谷波峰的頻率受到基于CS₂的光調控。

    在文獻[36]的透射譜中，2.3 THz波谷1處出現(xiàn)的共振是對稱的天線共振^[44]，電場強烈局域化分布，品質因數(shù)Q=2.7，簡稱為低Q共振。3.2 THz波谷2處出現(xiàn)的共振是不對稱的Fano共振，對應于表面波模式，由電偶極子相互作用產生，品質因數(shù)Q=53，簡稱為高Q共振。低Q共振和高Q共振的共振波長都與金屬塊結構的周期大小L、基底的折射率n₁、覆蓋金屬塊的介質的折射率n₂有關，可以用式(3)對這兩處共振發(fā)生的位置進行描述。

其中，n_eff為結構有效折射率，它取決于n₁和n₂的大小；L為結構的周期，和原文獻相同，采用L=90 μm；λ為材料的共振波長。由式(3)可以得知在周期長度確定的情況下，超材料的共振波長將主要由周圍介質的有效折射率來確定。

    對于低Q共振而言，這里的n_eff更接近于覆蓋金屬塊的介質的折射率n₂。隨著光功率逐漸增大，CS₂的折射率隨之增大，引起有效折射率n_eff增大，因此天線共振的位置紅移。對于高Q共振而言，由于基底的更換以及覆蓋介質n₂的改變，這里的有效折射率n_eff將不滿足于原文獻中所描述的更加靠近基底折射率n₁的關系。但可以確定的是，隨著光功率增大使得CS₂的折射率增大的同時，n_eff也相應增大，從而引起Fano共振的位置紅移。

3 結論

    本文研究了利用CS2的光克爾效應實現(xiàn)對亞波長周期金屬塊陣列結構太赫茲透射特性的調控?？紤]到覆蓋的CS2層厚度極薄，引起出射光的插入損耗、相位的變化很小，可以忽略不計，因此在本文中只探究CS2對透射譜諧振點位置的調控。研究結果表明，波谷1的調控靈敏度達到0.10 THz/(MW/μm²)，波谷2的調控靈敏度達到0.12 THz/(MW/μm²)，波峰的調控靈敏度達到0.12 THz/(MW/μm²)。

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作者信息:

施依琳1，楊素英2，高亞臣1

(1.黑龍江大學 電子工程學院，黑龍江 哈爾濱150080；2.朝陽市衛(wèi)生學校 物理組，遼寧 朝陽122000)