引用本文
陈姗姗, 张波. 基于复合超材料的多种结构的太赫兹频率开关[J]. 光谱学与光谱分析, 2024,44(2): 331-335.
CHEN Shan-shan, ZHANG Bo. Photo-Excited Frequency Terahertz Switch Based on Various Composite Metamaterial Structures[J]. Spectroscopy and Spectral Analysis, 2024,44(2): 331-335.
Doi:10.3964/j.issn.1000-0593(2024)02-0331-05  
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基于复合超材料的多种结构的太赫兹频率开关
陈姗姗, 张波*
太赫兹光电子学教育部重点实验室, 首都师范大学物理系, 北京 100048
*通讯作者 e-mail: bzhang@cnu.edu.cn

作者简介: 陈姗姗,女, 2000年生,首都师范大学物理系本科生 e-mail: 18513132326@163.com

收稿日期: 2022-07-15 修回日期: 2022-11-07 接受日期: 2022-11-07
基金: 国家自然科学基金项目(62175168, 61505125)资助
摘要

超材料可以应用于调制器, 能够吸收特定频率的太赫兹波。 然而当超材料的结构参数一旦确定, 就只能在特定的共振频率产生完美吸收。 设计了三种复合超材料结构探究复合超材料的共振, 这三种结构的超材料均以石英为衬底, 在该基底上加工一层具有开口的金属谐振环。 三种结构分别是单开口的金属谐振圆环, 单开口的金属谐振方框和不对称双开口的金属谐振方框。 在三种结构的开口中填入光敏材料氧化铟, 改变氧化铟的电导率对这些复合超材料结构的太赫兹的调制特性进行了研究, 同时对三种结构太赫兹频率开关的不同共振频率的电场分布进行了数值模拟。 对于单开口不同形状的金属谐振环, 共振频率不同, 但都随着氧化铟电导率的增加, 共振峰的吸收强度逐渐减小, 从对应的电场分布图中可以看到, 随着氧化铟电导率的增加, 间隙边缘处的场强越来越弱, 谐振峰吸收强度也就越来越弱, 这个过程可以被认为是太赫兹波在共振频率的动态开关。 对于不对称双开口的金属谐振方框, 在偏离金属框中央处的开口填入氧化铟, 这个结构可以看到两个谐振峰, 随着电导率的增加, 一个谐振峰吸收强度逐渐减弱, 而另一个谐振峰吸收强度无明显变化, 由此可得吸收强度随电导率增加而减弱的谐振峰为法诺共振, 而另一个吸收强度一直无明显变化的谐振峰为偶极共振。 从对应场分布图可以看到, 法诺共振入射的太赫兹波的能量主要集中在金属谐振环的右侧金属臂上, 而且随着电导率的增大, 右侧金属臂的间隙处积累的电荷越来越多; 而偶极共振入射的太赫兹波的能量主要集中在金属谐振环的左侧金属臂上, 电导率增加, 偶极共振的电场分布无明显变化。

关键词: 太赫兹; 频率开关; 超材料
中图分类号:O433.4 文献标志码:A
Photo-Excited Frequency Terahertz Switch Based on Various Composite Metamaterial Structures
CHEN Shan-shan, ZHANG Bo*
Key Laboratory of Terahertz Optoelectronics, Ministry of Education, Department of Physics, Capital Normal University, Beijing 100048, China
*Corresponding author
Abstract

Terahertz(THz) electromagnetic radiation lies between the microwave and far-infrared regions and has attracted much attention due to its wide application. However, due to the lack of terahertz functional devices, it can not fully meet the need of practical applications, so the modular and other terahertz functional devices needs to make a breakthrough. This paper mainly studies the terahertz wave modulator using the transmission terahertz spectral system. Metamaterial can be applied to the absorber. However, when the structural parameters of the metamaterial are once determined, the perfect absorption can only be generated at a specific resonance frequency. We designed three composite metamaterials structures to explore the resonance of composite metamaterials; three structures are a single gap of a metal resonance ring, a single gap of a metal resonance box and asymmetric double gaps of a metal resonance box; in the gap of three structures with photosensitive material indium oxide. We change the conductivity of indium oxide, explore terahertz modulation properties of these composite metamaterial structures and do numerical simulations of the electric field distribution of different resonance frequencies for three structured THz frequency switches. For a single gap of different shapes of the metal resonant rings, the resonance frequency is different, but with the increasing of indium oxide's conductivity, resonance peak absorption intensity gradually decreases. From the corresponding electric-field distribution diagram, with the increasing of indium oxide's conductivity, the gap edge electric field strength is increasingly weak, so the resonance peak absorption strength is more and more weak. This process can be considered a terahertz wave in the resonance frequency dynamic switch. For asymmetric double gaps metal resonance box, we deviate from the gap in the middle to fill the indium oxide; the structure's frequency spectrogram shows two resonance peaks. With the increase of conductivity, a resonance peak absorption strength gradually weakens and the other resonance peak absorption strength doesn't change significantly. Thus, the resonance peak whose absorption strength weakens with the increase conductivity is Fano resonance, and the other resonance peak whose absorption strength does not change significantly is dipole resonance. As can be seen from the corresponding electric-field distribution diagram, the energy of the incoming THz wave of the Fano resonance is mainly concentrated on the right metal arm of the metal resonance box, and as the conductivity increases, the quantity of charges accumulated at the gap of the right metal arm is increasing. In contrast, the energy of the dipole resonance incoming THz wave is mainly concentrated on the left metal arm of the metal resonance box and as the conductivity increasing, the electric-field distribution of the dipole resonance does not change significantly.

Keyword: Terahertz; Frequency switch; Metamaterial
引言

太赫兹(Terahertz, THz)电磁辐射位于[1]微波和远红外区域之间, 一般是指频率在0.1~10 THz(1 THz=1012 Hz)范围内的电磁辐射。 由于其在通信、 成像、 生物学、 医学和安全应用[2, 3]方面的应用潜力而受到越来越多的关注。 但是, 由于太赫兹功能器件的缺失, 导致其尚不能完全满足实际应用的需求。 因此, 包括调制器、 滤波器、 吸收器、 光学开关、 光学存储器等在内的太赫兹功能器件亟需取得突破。

太赫兹光谱技术作为一种无损探测技术, 能够反映出被测物体的物理和化学信息, 可以探究超材料的频谱特性, 太赫兹时域光谱系统通常分为两种: 反射式系统和透射式系统, 本实验采用的是透射式太赫兹光谱系统。 该系统频谱范围为[4]0~2 THz。

超材料是一种人工的亚波长周期结构, 它可以实现某些自然界中没有的奇异电磁特性, 包括负折射率、 基于电磁的隐形特性和完美的吸收特性。 近年来, 人们对多种超材料结构进行了设计和研究, 研究结果表明, 它们具有广泛的应用前景, 包括吸收器、 调制器和滤波器[5, 6, 7, 8, 9, 10]。 因此, 超材料被广泛应用于各种功能器件, 如生物化学传感器、 谐振器[11]、 波导调制器和吸收器等。 其中, 超材料吸收器在微波波段、 红外波段、 可见光波段以及太赫兹波段内对入射的电磁波都有完美吸收[12]的现象。 与传统的电磁波吸收器相比较, 超材料吸收器具有宽带吸收、 偏振不敏感和入射角度范围大等特性。 太赫兹波超材料吸收器由金属谐振腔、 电介质层和金属底层平面3部分组成。 然而, 当超材料的结构参数一旦确定, 就只能在特定的共振频率产生完美吸收。 因此, 如何调制超材料吸收器的吸收频率以及吸收强度引起了人们的广泛关注[13]。

在本工作中, 设计了三种复合超材料结构, 三种结构分别是单开口的金属谐振圆环, 单开口的金属谐振方框和不对称双开口的金属谐振方框, 在三种结构的开口中填入光敏材料氧化铟。 由于复合超材料结构加工工艺复杂, 使用Computer Simulation Technology(CST)模拟软件对这些复合超材料结构的太赫兹的调制特性进行了研究, 同时通过CST软件对圆环和方形结构太赫兹频率开关的不同共振频率的电场分布进行了数值模拟。

1 实验部分

图1为所提出的复合超材料结构的晶胞。 该结构是以石英为衬底, 在该基底上加工一层具有一个开口的金属谐振圆环, 并在开口处填充光敏半导体材料氧化铟。 复合超材料结构的具体尺寸为: px=py=100 μm, R=20 μm, w=5 μm, g=5 μm。 金属谐振圆环由金制成, 电导率为4.561× 107 S· m-1。 基底石英的电导率σ =0 S· m-1。 金属层的厚度t1为0.2 μm, 而石英基底的厚度t2为20 μm, 介电常数ε spacer=3.75。 填充金属间隙处的光敏半导体氧化铟的介电常数为 εIn2O3=2.0。 当复合超材料结构没有受到外激励光激发时, 光敏半导体的电导率相对与金属谐振圆环很小, 相当于金属谐振框上有一个开口。 因此当太赫兹波正入射时[14], 太赫兹波在金属框间隙处发生共振, 特定频段的太赫兹波会被吸收。 当用一束光子能量高于半导体禁带宽度的激光激发复合超材料时, 填充在间隙处的光敏半导体内产生光生载流子, 半导体的电导率增大。 当半导体的电导率增大到接近金属电导率后, 金属谐振圆环间隙处被半导体短路, 使复合超材料的等效结构改变, 从而可以实现对太赫兹波频谱的调制。 由于复合超材料的加工工艺较为复杂困难, 所以在本论文的研究中, 使用了数值模拟软件Computer Simulation Technology(CST)模拟计算了该复合超材料结构在受到外激励光激发时对透射的太赫兹波调制特性。

图1 金属谐振圆环结构单元示意图
(a): 俯视图; (b): 侧视图Fig.1 Schematic diagram of the metal resonant ring structure unit
(a): Vertical view; (b): Side view

把复合超材料中的金属结构由圆环改成了方框, 分别设计了具有一个开口和两个开口的金属谐振框, 如图2(a)和(b)所示, 在一个开口处填入氧化铟。 图2(b)的金属谐振框的两个开口是非对称的, 一个开口在金属谐振框的中央, 另一个开口距金属框边缘位置18 μm, 在该开口填入氧化铟, 可以探究法诺共振。 图2(a)和(b)超材料结构的具体尺寸为: px=py=100 μm, l=80 μm, w=10 μm, g=5 μm。 金属谐振框的材料与上述金属谐振圆环的材料、 基底材料、 金属厚度都与圆环金属复合超材料结构相同, 但是单开口的金属谐振框的基底厚度t2为96.011 3 μm, 双开口的金属谐振框的基底厚度与金属谐振圆环的基底厚度相同。

图2 金属谐振方框结构单元示意图
(a): 只有一个开口; (b): 有两个不对称的开口Fig.2 Schematic diagram of the metal resonant square box structure unit
(a): Only one gap; (b): Has two asymmetric gaps

2 结果与讨论
2.1 实验结果分析

使用CST数值模拟软件对本章研究中所提出的复合超材料结构的太赫兹透射特性进行了研究计算, 结果如图3所示。 图3(a)为圆环形单开口复合超材料结构中氧化铟在不同电导率下的太赫兹频谱特性。 当没有外激励光激发复合超材料结构时, 氧化铟的电导率相对于金属来说很低, 因此将氧化铟的电导率设置为0 S· m-1, 此时通过数值模拟计算, 在太赫兹透射频谱中0.664 THz处出现一个很强的共振吸收峰。 当外激励光强度逐渐增大, 氧化铟的电导率逐渐增大, 将氧化铟的电导率逐渐设大。 随着电导率的逐渐增大, 在0.664 THz处的共振峰的吸收强度逐渐减小, 当氧化铟的电导率增大到4 500 S· m-1时, 太赫兹频谱中在0.664 THz处的共振吸收峰不再出现。 因此, 由图3(a)可知, 当填入的氧化铟电导率逐渐增大, 共振峰的吸收强度逐渐减小, 当氧化铟电导率达到4 500 S· m-1时, 接近金属超材料的电导率, 金属谐振圆环间隙处被半导体短路, 使复合超材料的等效结构改变, 共振峰不再出现。 这个过程可以被认为是太赫兹波在0.664 THz频率的动态开关。 图3(b)为方框形单开口复合超材料结构中氧化铟在不同电导率下的太赫兹频谱特性。 同样把初始电导率设置为0 S· m-1, 通过数值模拟计算, 在太赫兹透射频谱中0.348 THz处有一个很强的共振吸收峰。 随着电导率的逐渐增大, 在0.348 THz处的共振峰的吸收强度逐渐减小。 图3(c)为不对称双开口复合超材料结构中氧化铟在不同电导率下的太赫兹频谱特性。 把初始电导率设置为0 S· m-1, 通过数值模拟计算, 在太赫兹透射频谱中0.564 THz处有一个很强的共振吸收峰, 0.968 THz处也有个共振吸收峰。 随着电导率的逐渐增大, 在0.564 THz处的共振峰的吸收强度逐渐减小, 而0.968 THz处的共振峰的吸收峰强度没有明显变化。 当氧化铟的电导率增大到8 000 S· m-1时, 太赫兹频谱中在0.564 THz处的共振吸收峰[15]不再出现, 而0.968 THz处的共振峰依然存在。 这个过程可以被认为是太赫兹波在0.564 THz频率的动态开关, 但对0.968 THz的频率不起作用。 这说明0.564 THz处的共振峰是偏离金属谐振框中央的间隙产生的, 而0.968 THz处的共振峰是金属谐振框中央的间隙产生的。

图3 模拟复合超材料结构的太赫兹波透射光谱的结果
(a): 圆环形单开口复合超材料结构中氧化铟在不同电导率下的太赫兹频谱特性; (b): 方框形单开口复合超材料结构中氧化铟在不同电导率下的太赫兹频谱特性; (c): 方框形不对称双开口复合超材料结构中氧化铟在不同电导率下的太赫兹频谱特性Fig.3 The result of transmission spectra of the composite metamaterial structure
(a): THz spectral properties of indium oxide at various conductivities in circular single gapped composite metamaterials; (b) THz spectral properties of indium oxide at various conductivities in square box single gapped composite metamaterials; (c) THz spectral properties of indium oxide at various conductivities in square box asymmetric double-nicked composite metamaterials

2.2 物理机理分析

为了进一步阐述了该复合超材料结构对太赫兹波吸收的[16]物理机制, 通过CST软件对太赫兹频率开关在不同共振频率下的电场分布进行了数值模拟。 由图4可以看到, 当电导率为0时, 间隙相当于不导通, 间隙处不产生电流, 由于电荷积累, 导致间隙边缘处具有很强的电场, 也就导致了谐振峰的吸收强度非常强。 随着电导率的增加, 间隙处产生电流且产生的电流越来越强, 使间隙边缘处的电荷积累越来越少, 间隙边缘处的场强越来越弱, 谐振峰吸收强度也就越来越弱, 当电导率增大到4 500 S· m-1时, 金属谐振圆环间隙处相当于被半导体短路, 谐振峰不再出现。 方框形单开口复合超材料结构与圆环形单开口复合超材料结构物理机理类似。 对共振频率0.348 THz的场分布进行监测, 由图4可以看到, 当电导率为0时, 间隙边缘处场强较大, 随着电导率的增加, 间隙边缘处的场强越来越弱, 这就说明了谐振峰的吸收强度越来越弱。 方框形单开口超材料结构与圆环单开口超材料结构物理机理类似, 如图5, 对1.138 THz的场分布进行研究, 电导率增加间隙边缘处场强越来越弱。

图4 圆环形单开口复合超材料结构不同电导率下的电场分布
(a): σ =0 S· m-1; (b): σ =1 000 S· m-1; (c): σ =2 000 S· m-1; (d): σ =2 500 S· m-1; (e): σ =3 000 S· m-1; (f): σ =4 000 S· m-1Fig.4 Electric field distribution under different conductivities of square box single-nicked composite metamaterial structures
(a): σ =0 S· m-1; (b): σ =1 000 S· m-1; (c): σ =2 000 S· m-1; (d): σ =2 500 S· m-1; (e): σ =3 000 S· m-1; (f): σ =4 000 S· m-1

图5 方框形单开口复合超材料结构不同电导率下的电场分布
(a): σ =0 S· m-1; (b): σ =1 000 S· m-1; (c): σ =5 000 S· m-1; (d): σ =6 000 S· m-1; (e): σ =7 000 S· m-1; (f): σ =10 000 S· m-1Fig.5 Electric field distribution under different conductivities of square box single-nicked composite metamaterial structures
(a): σ =0 S· m-1; (b): σ =1 000 S· m-1; (c): σ =5 000 S· m-1; (d): σ =6 000 S· m-1; (e): σ =7 000 S· m-1; (f): σ =10 000 S· m-1

图6表示的是方框形不对称双开口超材料结构在不同共振频率不同电导率下的电场分布。 图6(a)、 (b)、 (c)表示共振频率为0.564 THz下电导率分别为0、 4 000和8 000 S· m-1的电场分布图。 由图6(a)、 (b)、 (c)可得, 共振频率为0.564 THz时, 入射的太赫兹波的能量主要集中在金属谐振环的右侧金属臂上, 此时结构左侧存在一段不连续的电流, 而且随着电导率的增大, 右侧金属臂的间隙处积累的电荷越来越多。 因此, 在0.564 THz的共振吸收峰是由法诺共振产生。 图6(d)、 (e)、 (f)表示共振频率为0.968 THz下电导率分别为0、 4 000和8 000 S· m-1的电场分布图。 由图6(d)、 (e)、 (f)可得, 共振频率为0.968 THz时, 入射的太赫兹波的能量主要集中在金属谐振环的左侧金属臂上, 此时结构右侧存在一段不连续的电流, 不同电导率对应的场分布大致相同。 因此, 在0.968 THz的共振吸收峰是由偶极共振产生。

图6 方框形不对称双开口复合超材料结构中不同共振频率不同电导率下的电场分布Fig.6 Distribution of electric field at different resonance frequencies and different conductivity in square-shaped asymmetric double-gapped composite metamaterial structures

3 结论

设计了三种基于复合超材料结构的光激励可调谐的太赫兹频率开关。 在金属谐振环的开口处填充氧化铟。 由于氧化铟是光敏材料, 因此改变太赫兹波激发源的强度可以改变氧化铟的电导率, 进而实现共振吸收峰强度的控制。 由于复合超材料结构加工工艺复杂, 所以使用CST模拟软件对该复合超材料结构的太赫兹的调制特性进行了研究, 同时通过CST软件对圆环和方形结构太赫兹频率开关的不同共振频率的电场分布进行了数值模拟, 进一步阐述了该复合超材料结构对太赫兹吸收的物理机制: 通过模拟不对称的双开口方框形金属结构, 得到了在不同共振频率下, 太赫兹波能量聚集的地方不同, 进而导致共振模式不同, 产生了不同的共振频率。 综上所述, 实现了三种复合超材料结构的太赫兹光激励可调谐的太赫兹频率开关。

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