引　言

太赫兹波是指频率在0.1～10 THz（0.03～3 mm）之间的电磁波，该频段处于电子学与光子学过渡区^[1-3]。基于光子能量低、穿透性强等物理优势，太赫兹技术在无损检测、通信、成像和国防安全等领域具有广阔的应用前景^[4-8]，其中太赫兹波探测是太赫兹技术的一个重要研究方向，实现室温、零偏的太赫兹探测器能有效促进众多太赫兹潜在应用^[9-11]。随着技术的发展，光电子器件的集成度越来越高。然而，传统的半导体光电探测器存在响应速度慢、灵敏度低、需要制冷等问题。2004年，Konstantin Novoselov和Andere Geim通过机械剥离获得单层石墨烯的发现^[12]，为新型二维材料探测器的发展带来了新的契机。相比于传统的体材料，二维材料的厚度只有单个或者几个原子层，展现了传统半导体材料所不具备的电学和光学特性，其中石墨烯具有宽光谱吸收、热电系数大和热电子效应强的特点^[13-15]，是实现太赫兹光热电型探测器的最佳二维材料之一。

太赫兹光热电型探测器的主要原理是光热电效应，又称塞贝克效应，即由光照射在材料一端时引起材料区域性温度变化，进而在整个器件上形成温度差，导致器件两端产生光电压。根据光热电响应公式

$ V_{\mathrm{PTE}}=-\int_{ }^{ }S\times\nabla T\left(x\right)\mathrm{d}x $

(1)

式中：$ {V}_{\mathrm{P}\mathrm{T}\mathrm{E}} $为光热电响应开路电压；$ T $为温度；$ S $为塞贝克系数，对于塞贝克系数均匀分布的器件，要求有非对称的温度梯度分布^[16]。虽然机械剥离的多层石墨烯表现出强烈的光与物质相互作用，但对于远小于波长的光敏面，石墨烯在THz波段范围内的光吸收率仅有2%～3%，进一步提高光吸收来增强探测器性能非常必要。2018年，Guo等利用紫外光刻技术制备了方形金属螺旋天线。对于耦合太赫兹波，使用光耦合结构可以增加吸收面积。石墨烯通过化学气相沉积生长与方形螺旋金属天线形成非对称结构，沿石墨烯通道形成温度梯度从而产生光热电响应，探测器的电压响应率为28 V/W，等效噪声功率达到0.35 nW·Hz^−1/2。所以利用天线可以将更多自由空间中的电磁能量局域在偶极狭缝内，致使狭缝处的温度升高，为石墨烯提供局部加热，使得载流子在温度梯度分布驱动下从热端向冷端扩散，产生与入射光能量成正比的光电压，从而形成光热电响应。

本文系统研究了基于偶极天线^[17-18]的石墨烯太赫兹光热电探测器，通过设计偶极天线的结构来增强偶极共振频点处的光热电效应。采用时域有限差分法（finite difference time domain, FDTD）进行数值仿真来研究偶极天线的共振机理，计算出狭缝处平均电场随频率的分布，通过优化参数，在目标探测频率处的局域电场强度提升了1~2个数量级。在室温、零偏条件下，成功实现了天线共振频率处的高灵敏探测，噪声等效功率达到了22 pW·Hz^−1/2。本文的研究结果为进一步提高太赫兹探测效率提供了可行的解决方案。

1 结构设计与仿真

天线的设计和结构参数优化对于获得优异的太赫兹探测器性能是至关重要的。为了提高太赫兹探测器的灵敏度，需要设计对太赫兹辐射具有高电场局域和增强的天线。为此，利用电磁仿真软件FDTD（Lumerical Solution）^[19]进行数值仿真。偶极天线的石墨烯太赫兹探测器的设计和结构如图1所示，具体结构参数如下：偶极天线的长和宽分别是550 μm和5 μm，沟道间隙为5 μm，金属厚度为50 nm。金属结构的复介电常数由Drude模型给出，表达式为

$ \varepsilon_m=1-\dfrac{\omega_p^2}{\omega^2+\mathrm{i}\gamma_p\omega} $

(2)

式中：金的等离子频率$ {\omega }_{p} $=1.37×10¹⁶ rad/s；散射率$ {\gamma }_{p} $= 4.08×10¹³ rad/s；$ \omega $是入射波的角频率；i是虚数单位^[20]。氧化层SiO₂的厚度为0.1 µm，衬底本征硅的厚度为500 µm。

仿真过程中，太赫兹光源采用入射功率归一化的平面波，正入射到样品表面，电场的方向平行于偶极天线臂的方向（y方向）。在x方向和y方向采用了周期循环边界条件，在z方向采用了理想匹配层（perfectly matched layer，PML）吸收上下边界处的虚假反射。网格的参数分为两种，靠近金属和介质−金属分界面附近，设置网格为0.1 µm的立方体，远离结构的部分设置网格为0.5 µm的立方体。仿真发现偶极天线在0.11 THz处发生了偶极共振，如图2（a）所示，此时天线的透射率达到了极小值，为20%。相对应的沟道处的平均电场达到最大，如图2（b）所示，约为入射波电场的62倍。当偶极天线处于共振状态时，由于受到电场方向的影响，激发了金属里的自由电子，在金属臂上感应出线性振荡电流，如图3（a）所示，且上下两臂的电流为同一方向，导致在金属臂的末端积累了大量电荷，如图3（b）所示，此时沟道两边的电荷为异号，电场达到峰值，电流为0，所以该点处的共振为开路共振。开路偶极共振频率与偶极天线长度L的关系为

$ L=\dfrac{\lambda }{{n}_{{\mathrm{eff}}}}=\dfrac{c}{{n}_{{\mathrm{eff}}}f} $

(3)

式中：c为真空中光速；$ n_{\mathrm{e}\mathrm{f}\mathrm{f}} = \dfrac{n_{\mathrm{s}\mathrm{i}}+1}{2} $，$ {n}_{\mathrm{s}\mathrm{i}} $为本征硅衬底折射率，取值为3.5，此时$ {n}_{\mathrm{e}\mathrm{f}\mathrm{f}} = 2.25 $^[21]。

2 器件制备

对于高性能的太赫兹探测器，不仅要求器件的结构设计合理，制备器件的整个微纳工艺技术也具有决定性作用。基于仿真确定了器件的结构参数，采用标准半导体工艺流程进行器件的制备。本实验中采用的石墨烯是通过机械剥离法获得的，由于石墨烯层与层之间是较弱的范德华力，所以用蓝胶带反复对着粘贴多次石墨片，并用PDMS薄膜从蓝胶带上取下，即可获得多层石墨烯，并用于后续定点转移。首先，在高电阻率（ρ＞2$ \times $10⁴ Ω·cm）硅衬底表面旋涂300 nm厚电子束光刻胶，光刻胶为PMMA 950K（EM，浓度A5）。接着，采用电子束曝光（electron beam lithography，EBL）技术对偶极天线进行图像化，使用的EBL系统由纳米图案生成系统（NPGS）和扫描电子显微镜（ZEISS Sigma 300）组成。然后，利用显影液去除电子束曝光区域中的PMMA，并用异丙醇进行定影。之后再通过热蒸发沉积金属薄膜（铬/金: 15/50 nm）和剥离工艺，获得完整的偶极天线。利用二维材料定点转移技术将机械剥离的多层石墨烯转移至天线狭缝处形成欧姆电接触。最后利用引线键合机将石墨烯器件封装到定制的PCB板上，便于后续的电学和光学测量。图4为非对称偶极天线耦合石墨烯太赫兹探测器的光学显微镜图。

3 结果和讨论

本实验中石墨烯器件的所有光电性能测试都是在室温、大气环境中进行的。为了验证石墨烯器件的光电性能，进行了相应的电学和光电响应测量。探测器的主要性能指标是电压响应率R_v和噪声等效功率（noise equivalent power，NEP）。R_v是光电探测器的输出信号与入射光功率的比值，即 $ R_v=\dfrac{V_{\mathrm{ph}}}{S_a\times\rho} $，其中V_ph是探测器的光伏信号，ρ是源的功率密度（1.0 mW/cm²），S_a是探测器的有效光敏面积（S_a≈3λ²/8π^[22]）；NEP又称最小可测功率，为 $ NEP=\dfrac{\sqrt{4k_{\mathrm{B}}TR}}{R_v} $，其中k_B是玻尔兹曼常数，T是工作温度（300 K），R是探测器的电阻。器件形成良好的欧姆接触对于器件获得优异的光电性能是至关重要的。在器件进行光学响应测试前，首先进行电学特性测量，使用半导体参数分析仪（Keithley 4200A-SCS）提取了石墨烯器件的输出特性，由于石墨烯的零带隙特性，以及良好的导电性，金属−石墨烯无明显整流特性，测量显示石墨烯器件电流−电压（I−V）曲线为线性，电阻值为5085 Ω，如图5（a）所示，显示出良好的石墨烯−金属欧姆接触。

光学响应反映了探测器的光电转化能力。为了验证石墨烯器件探测性能，基于锁相测量技术提取了石墨烯探测器的频谱光响应。在室温、零偏下，采用SMB100A微波源（基频为110 kHz～20 GHz） 驱动VDI固态6倍倍频器，产生功率密度为1 mW/cm²的高频辐射（75 ～ 110 GHz）。倍频器的输出端口通过标准增益喇叭天线进行波导耦合，向自由空间发射线极化高频辐射。基频微波被电调制（1 kHz），然后电调制的太赫兹辐射经VDI倍频器的喇叭天线输出并通过自由空间照射到器件上。器件的光响应通过标准的锁相放大技术采集并记录。首先光电流信号经过低噪声前置电流放大器（SR570）转化成电压信号，然后电压信号输入到锁相放大器（SR830）进行光信号的锁定和读取，同时光信号的时域波形由示波器（泰克MSO2024B）进行记录。

如图5（b）所示，为提取的石墨烯器件在室温、零偏模式下光波场沿着y方向极化时的频谱光电流响应。在太赫兹波照射下，偶极天线产生的局域增强电场导致石墨烯通道一端产生强烈的自由载流子太赫兹带内吸收，随后载流子沿着器件通道形成不对称的温度梯度，驱动热载流子从热端向冷端扩散，形成光电流。探测器的光电流在95 GHz显示出一个响应峰，这是由于偶极共振导致的响应增强。同时可以看到实际石墨烯探测器的光响应峰与仿真的偶极天线的共振频点并不一致，这受石墨烯在劈裂环狭缝处的部分填充诱导的电容变化以及外围金属条和引线电极的影响，因此实际器件的谐振频率的频谱漂移是合理的。对石墨烯探测器的各项性能指标进行了评估，响应率是表征光电探测器灵敏度的重要参数，本文采用电压响应率（R_v），如图5（c）所示，为石墨烯探测器在外界辐射沿着谐振方向极化时探测器的零偏频谱响应率，其峰值响应度可达400 V/W。在实际应用中，NEP用于评价光电探测器检测微弱信号的性能。如图5（d）所示为石墨烯器件的频谱NEP，可以看到在在峰值响应处，其NEP可以达到22 pW/Hz^1/2，表现出优异的室温探测灵敏度。

最后，将本文基于偶极天线的太赫兹探测器的性能与文献中其他太赫兹探测器的性能进行了比较，如表1所示。可以看出本文获得的优异响应率和灵敏度归功于天线共振时更强的局域电场增强。

4 结　论

综上所述，提出并实现了一种基于偶极天线非对称耦合的石墨烯太赫兹探测器，通过偶极天线的偶极共振模式诱导局域电场增强，提高了器件对太赫兹波吸收率，进而增加了石墨烯中的温度梯度分布，提高了器件光热电转化效率，有效增强了石墨烯太赫兹探测器的热电性能，最终实现了可在室温、零偏模式下的高灵敏度探测器（NEP～22 pW/Hz^1/2）。结果表明利用光学共振耦合结构的强电场增强是提升石墨烯等二维材料光热电太赫兹探测性能的重要途径，为突破现有太赫兹探测器性能瓶颈提供了思路。