超构材料与红外探测芯片的结合

超构材料具有强大的电磁波参量调控与分辨功能，可以构成多功能的超薄平面光学元件。由于超构材料的制造工艺与集成电路芯片的制造工艺是一致的，而目前集成电路的工艺节点尺寸已达到了10nm以下的精度，因此大规模制备基于超构材料的多功能电磁参量调控元件也不存在根本性的障碍。用超构材料取代单一功能的传统红外光学元件，并与红外探测芯片结合，势必革新传统的红外成像探测系统架构，导致结构更为紧凑、功能更为多样的红外探测成像系统出现，而这也契合了红外探测芯片和成像系统的未来发展趋势：在系统紧凑化、轻量化的基础上实现更多的功能。以下，对近年来国内、外在将超构材料与红外探测芯片结合、压缩成像系统体积并实现新型探测功能方面的代表性工作进行了回顾与梳理。

3.1 超构材料调控探测芯片的光谱响应

日本三菱电子公司高等技术研究所的Shinpei Ogawa等人从2012年开始发表了一系列论文，报道了如何将超构材料吸收体集成在基于掺杂多晶硅的热电堆探测器像元上，实现波长选择型探测和偏振选择型探测。如图13(a)、图13(b)所示，论文采用了圆形金属槽阵列作为具有波长选择功能的超构材料吸收体。从图13(c)可以看出，超构材料吸收体只在某个峰值波长附近较窄的波长范围内具有高吸收率，而通过调节金属槽阵列的单元周期，可以调控峰值吸收波长。因此，超构材料吸收体起到了波长可调的吸收式窄带滤光片的作用。如果将超构材料吸收体与热电堆探测器的像元进行集成，如图13(d)、图13(e)所示，就可以实现波长可调的窄带热探测。需要指出的是，热探测材料对入射光的波长是没有分辨能力的，因此传统的热探测器的光谱响应是宽带的，而要实现窄带热探测，一般要依赖外加的分立式窄带滤光片。超构材料吸收体的引入，使热探测器在像元层次上具有独立分辨电磁波长的能力，可以在不依赖分立式窄带滤光片的前提下便实现窄带探测，这使得基于热探测像元阵列的非制冷红外焦平面有了更大的设计自由度。图13(f)展示了如何构建像元阵列，并独立调控每个像元上集成的吸收体的吸收波长，从而实现中红外波段的多波长探测功能。图13(g)给出了两个像元的响应率与入射光波长的关系曲线，即光谱响应率。这两个像元分别集成了具有不同吸收波长的吸收体，因此，它们的光谱响应率的峰值也分别位于不同的波长处。图13(h)则给出了8个像元的峰值响应波长。可以看出，通过调节金属槽阵列的单元周期，像元的峰值响应波长可以覆盖整个中红外波段。集成超构材料吸收体的热电堆像元的制造工艺流程如图13(i)所示，该流程采用了与CMOS兼容的工艺，因此可以利用集成电路芯片的生产线进行大规模生产。

图13 利用二维周期性金属圆槽阵列调控热电堆探测器的红外光谱响应

沿着利用超构材料调控热探测器像元光谱响应的思路，Shinpei Ogawa等人进一步开发了基于SOI二极管的双色成像热探测器。如图14(a)所示，该探测器采用 “金属天线阵列-介质层-金属背板”(即MIM结构)的超构材料吸收体实现对入射光波长的选择。上层的金属天线为圆盘型，以确保对入射光的偏振态不敏感吸收。同时，在MIM结构中还留出了若干释放孔，用于形成悬空的支撑结构，如图14(b)所示。由于MIM结构的超构材料吸收体对入射光的局域化功能很强，释放孔的存在对吸收体的吸收谱影响并不大。如图14(c)所示，通过调节上层圆盘型金属天线的尺寸，便可以灵活调控吸收体的吸收波长。集成超构材料吸收体的完整像元结构及其典型光谱响应曲线如图14(d)、图14(e)所示。基于这种像元结构，作者制作了相应的焦平面阵列，如图14(f)所示。焦平面阵列的像元间距(pixel-pitch)为50μm，像元阵列的大小为320×240，整个焦平面阵列的尺寸为20.0mm×19.0mm。为实现实时的双色成像探测，像元阵列被划分为左右两半，通过调控上层金属天线的结构和大小，将左半边像元阵列的探测波长设定为4.7μm，右半边像元阵列的探测波长设定为7.6μm。为了验证双色成像探测功能，作者将一个辐射体与一个中心波长为4.7μm的窄带滤光片的组合作为探测目标。对该探测目标的成像效果如图14(g)所示。可以看到，只有左半边像元阵列可以对目标进行成像，而右半边像元阵列对探测目标没有响应，这也就验证了双色成像探测的功能。

图14 基于超构材料的双色红外成像探测芯片

超构材料不但可以分辨入射光的频率，还可以分辨入射光的偏振态，上述目标只需要在亚波长单元的结构中引入不对称性即可实现。例如，Shinpei Ogawa等人于2014年报道了采用椭圆形金属槽阵列作为具有偏振态选择功能的超构材料吸收体，如图15(a)、图15(b)所示。由于椭圆形金属槽具有结构不对称性，只有在入射光的电场分量平行于椭圆的短轴时才会激发谐振，因此其具有分辨偏振态的能力，如图15(c)所示。而如果将这种超构材料吸收体与热电堆探测器像元进行集成，如图15(d)、图15(e)所示，就可以调控像元响应与入射光偏振态的关系，即偏振光谱响应。从图15(f)可以看出，集成超构材料吸收体的热电堆探测器像元对两种偏振态的响应是不同的，即其具有了独立的偏振态分辨能力。对于焦平面探测器而言，这意味着可以灵活设置像元阵列中每个像元所响应的偏振态。如果将像元阵列中四个相邻的像元规定为一个超像元，并将其中每个像元所响应的偏振态按图15(g)所示的方式进行设置，就可以根据它们的读出信号，按照斯托克斯公式计算出入射光的偏振度和偏振角，这也是分焦平面式偏振成像探测的原理。

图15 利用二维椭圆金属槽阵列调控热电堆探测器的红外偏振/光谱响应

基于相同的思路，Shinpei Ogawa等人于2015年报道了采用基于条形金属槽阵列的偏振敏感型超构材料吸收体，如图16(a)、图16(b)所示。由于条型金属槽同样具有结构的不对称性，因此其也具有对入射光偏振态的分辨能力。图16(c)、图16(d)给出了集成条状金属槽阵列的热电堆探测器像元，而这种像元对两种入射光偏振态的光谱响应如图16(e)、图16(f)所示。

图16 利用一维周期性金属槽阵列调控热电堆探测器的红外偏振/光谱响应

本文作者与同事从2012年开始发表了一系列论文，报道了将超构材料吸收体集成在基于双材料悬臂梁的热形变探测器像元上，实现波长选择型探测和偏振选择型探测的工作。如图17(a)、图17(b)所示，热形变探测器的像元由“25nm金薄膜+100nm氮化硅薄膜”的双材料悬臂梁结构组成，臂长为500μm，宽为100μm，且两端固定。在入射红外光的照射下，悬臂梁吸收光能并将其转化为热能，导致温度升高。在温升的作用下，金薄膜与氮化硅薄膜之间的受热膨胀程度差异将导致悬臂梁发生弯曲形变，而这种弯曲形变的程度与入射光的光强成正比。因此，通过测量双材料悬臂梁结构的形变量，就可以读出入射红外光的光强。与其他类型的热探测器一样，热形变探测器对入射光的波长和偏振态也不具备分辨能力。因此，在双材料悬臂梁上集成了基于纳米槽天线阵列的超构材料吸收体，如图17(c)所示。由于纳米槽天线在结构上具有不对称性，因此只有当入射光的偏振态垂直于纳米槽时，才能激发起电磁谐振，即对入射光的偏振态具有分辨能力。当入射光的偏振态垂直于纳米槽时，电磁谐振的峰值波长与纳米槽的长度线性相关，如图17(d)所示，即对入射光的波长具有分辨能力。为了测量悬臂梁的形变量，采用了基于光纤的法布里-帕罗干涉仪结构，如图17(e)所示。在该结构中，悬臂梁是一个反射面，光纤端面是另一个反射面，两个反射面之间的间距(即干涉仪的腔长)，受到悬臂梁弯曲形变的调控。通过光纤向干涉仪注入1550nm的测试光，并根据干涉仪反射回的光的强度，便可以推算出干涉仪的腔长变化量，即悬臂梁的弯曲形变量。我们用输出光波长为6μm的中红外量子级联激光器作为光源，对该热形变探测器进行了测试，集成在悬臂梁上的纳米槽天线的峰值吸收波长也设定为6μm。图17(f)给出了纳米槽天线的吸收系数和探测器的电压响应率与入射光波长的关系。图17(g)给出了入射光在受到斩波器的调制时，探测器的响应率随调制频率的变化曲线。

图17 利用基于纳米槽天线的超构材料吸收体调控热形变探测器的红外偏振/光谱响应

美国杜克大学的Willie Padilla等人于2017年报道了将超构材料吸收体与基于铌酸锂薄膜的热释电探测器像元进行集成、实现波长选择型探测的工作。如图18(a)所示，该探测器采用厚度为575nm的单晶铌酸锂薄膜作为热释电材料，同时热释电薄膜也构成了 “金属天线-介质层-金属背板”三层结构中的介质层。热释电薄膜的上方是分裂十字金天线阵列，如图18(b)所示，薄膜下方是金背板。天线阵列的大小为150μm×150μm，如图18(c)所示，这同时也定义了热探测器像元的大小。图18(d)给出了三层结构对入射光的典型吸收谱线。可以看出，三层结构可以选择性地吸收特定波长范围内的入射光。而通过调整上层天线阵列的结构与尺寸参数，可以灵活调控对入射光的峰值吸收波长，如图18(e)所示。当入射光波长等于峰值吸收波长时，三层结构内部的光功率损耗密度分布、温度分布及相应的热释电电场场强的分布情况由图18(f)给出。可以看出，在峰值波长处，入射光被局限在三层结构内。由于金属材料和薄膜铌酸锂材料对光均有吸收作用，吸收的光能通过欧姆损耗转化为热能并导致温度上升，而温度的上升又导致热释电薄膜上下两极之间产生电荷堆积和相应的电信号输出。图18(g)对比了该探测器的光谱响应曲线与超构材料吸收体的光谱吸收曲线。可以看出，在集成了窄带超构材料吸收体之后，探测器的光谱响应也变为了窄带的，即实现了波长选择型的探测。

图18 利用基于分裂十字天线的超构材料吸收体调控热释电探测器的红外光谱响应

3.2 超构材料作为探测芯片的波前调控元件

在Capasso等人提出广义折反射定律并展示出基于天线阵列的平面聚焦透镜后，学术界对利用超构材料(表面)实现多功能的平面光学元件产生了浓厚的兴趣，而成像透镜作为各种光学系统的关键部件，也成为了超构材料的一个标志性的应用。从2016年开始，学术界报道了一系列基于超构材料的平面成像透镜(超透镜，metalens)的工作，这里选取两个工作在中红外波段的典型成像超透镜案例加以说明。

澳大利亚国立大学的Barry Luther-davies等人于2017年报道了基于纳米硅柱阵列的平面成像透镜。如图19(a)所示，该透镜的阵列基本单元为纳米硅柱，衬底为MgF2。纳米硅柱阵列在工作波长λ=4μm附近的振幅响应(Transmission)和相位响应(Phase)随硅柱的底面半径(Radius)及阵列单元的尺寸(Lattice Constant)的变化规律，由图19(b)、图19(c)给出。作者利用该纳米硅柱阵列进行了基本的光线偏折的验证性工作，仿真验证结果如图19(d)、图19(e)所示。为检验纳米硅柱阵列对光束聚焦的能力，作者根据式(3)所描述的相位分布函数对纳米硅柱阵列的排布进行了设计(图19(f))，并实验制备了6个直径D为300μm的纳米硅柱阵列。每个阵列的焦距f依次为50μm、100μm、150μm、200μm、250μm、300μm，对应的数值孔径依次为0.95、0.83、0.71、0.6、0.51、0.45。

图19 基于硅纳米柱阵列的中红外超透镜

图19(i)给出了光束聚焦实验的测量结果。可以看出，该纳米硅柱阵列的聚焦能力已接近衍射极限。为检验纳米硅柱阵列的成像效果，作者制备了直径为2mm、焦距f也为2mm的纳米硅柱阵列。作者首先用该纳米硅柱阵列对自制的样品进行了成像实验，效果如图19(j)所示。随后，作者又用1951年美国空军制定的标准测试图案(图19(l))作为成像对象检验了该纳米硅柱阵列的成像效果，如图19(k)所示。结果显示，当该纳米硅柱阵列的放大倍数为120倍时，可以分辨的最小线宽为4.38μm。作为对比，作者又采用传统的非球面硫系玻璃透镜（C036TME-E, Thorlabs, NA=0.56）进行了成像实验，结果如图19(m)所示，该硫系玻璃透镜可以分辨的最小尺度为3.48μm。由于硫系玻璃透镜的数值孔径比纳米硅柱阵列的数值孔径大出约10%，作者得出的结论是，纳米硅柱阵列的分辨能力与硫系玻璃透镜的成像分辨能力相当。

美国麻省理工学院的Juejun Hu等人于2018年报道了基于碲化铅(PbTe)纳米结构阵列的平面成像透镜,衬底为氟化钙CaF2，工作波长λ0=5.2μm。为同时得到0~2π的相位响应范围和较高的透射率，纳米结构阵列中的基本单元(meta-atom)选取了长方形和H型两种结构，基本单元的周期P为2.5μm、厚度为650nm。图20(a)~图20(c)给出了长方形基本单元的结构示意图、振幅响应和相位响应。从图20(d)可以看出，虽然长方形基本单元的相位响应能够覆盖0~2π，但是在其中120°的相位响应范围内，基本单元的透射率较低 (low efficiency gap)。因此，作者引入了H型的基本单元结构，如图20(e)所示。从图20(f)可以看出，H型结构能够有效填补长方形结构透射率较低的相位响应范围。将两种结构结合起来,就可得出相位响应范围覆盖0~2π、同时透射率又较高的一组基本单元,如图20(g)所示。作者基于设计好的基本单元进行了平面透镜的制备。图20(h)、图20(i)给出了碲化铅薄膜的折射率和消光系数的实际测量值，以及实验制备的长方形和H型基本单元的扫描电镜图。图20(j)~图20(l)给出了用作平面成像透镜的纳米结构阵列的扫描电镜图。该平面透镜的直径为1mm，焦距f=0.5mm。作者用1951年美国空军制定的测试图案对平面透镜进行了成像实验,如图20(m)所示。实验测得的成像分辨率为3.9μm，与在衍射极限条件下采用瑞利判据的理论计算值3.4μm接近。

事实上，采用H型等一些不同于圆柱、长方体的结构，以此来填补在相位响应覆盖上的不足这种方法，在目前的超透镜研究领域具有非常普遍的应用。在对单元的设计中，半径这一自由度可以用来调控相位响应，以此实现聚焦成像功能。而当要给予超透镜其他附加的功能(比如消除色差时)，就需要另外的一个自由度。将纳米阵列的形状由圆柱、长方体改为其他形状，正是引入新的自由度的方法。

图20 基于PbTe纳米结构单元阵列的中红外超透镜