基于人工微结构的光谱选择性红外热敏探测器

谈冲; 孙艳; 戴宁; 郝加明; TAN Chong; SUN Yan; DAI Ning; HAO Jia-Ming

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基于人工微结构的光谱选择性红外热敏探测器 PDF

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谈冲 ^1,3
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孙艳 ¹
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戴宁 ¹
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郝加明 ^1,2
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1. 中国科学院上海技术物理研究所红外物理国家重点实验室，上海 200083； 2. 复旦大学光电研究院，上海市智能光电与感知前沿科学研究基地，上海 200433； 3. 中国科学院大学，北京 100049

中图分类号： O436； TN215

最近更新：2023-10-30

DOI：10.11972/j.issn.1001-9014.2023.05.005

摘要

红外热敏探测器不管是在军事还是在民用领域都有着非常重要的应用。传统的红外热敏探测器主要采用宽光谱吸收的方式，这虽然赋予了器件宽带响应的特点，但同时也会因为引入了不必要的辐射热导而增加本底噪声，从而限制了器件的探测性能极限。研究表明，具有窄带选择性吸收的热敏探测器在特定的条件下可以突破这一极限。经过精心设计的人工微纳结构不但可以实现波长选择性吸收来降低器件的辐射热导，而且由于其具有亚波长特性，还可以大大降低器件的热容，从而为实现高性能的红外热敏探测器提供了可能性。本文在简单介绍红外探测器基本概念的基础上，聚焦测辐射热计、温差电偶和热释电探测器件，回顾总结基于人工微结构体系的光谱选择性红外热敏探测器的相关研究进展。

关键词

热敏探测器; 光谱选择性; 人工微结构; 超构表面

引言

光本质上是一种电磁波，具有频率、振幅、相位和偏振等基本属性。将电磁波按频率或者波长划分可以得到电磁波谱（图1（a））^［

1］。电磁波谱中波长在0.76 ~1000 μm范围内的电磁波为红外电磁波。黑体辐射定律表明物体由于温度产生的辐射往往在这个人眼不可见的红外波段。要获得红外波段的信息，需要借助于相应的探测器件，如图1（b， c）所示，红外成像能够显著增强在某些特殊场景（如无光照）中人们对目标的识别和认知能力^{［参考文献 2

百度学术}2］。红外探测技术无论是在红外导引、红外预警和夜视侦察等军事安全领域，还是在工业检测、医学诊断和疫情防控等民生经济领域都发挥着重要作用。因此，发展先进的红外探测技术具有十分重要的意义。

图1 电磁波与红外探测（a）电磁波谱 ^［

1］；（b）开灯时所拍摄的作者的可见光照片（上图）与红外照片（下图）；（c）关灯时作者的可见光照片（上图）和红外照片（下图）

Fig. 1 Electromagnetic wave and infrared photodetection （a） electromagnetic wave spectrum^［

1］；（b） visible （top） and infrared images （bottom） of the author captured under illumination；（c） visible （top） and infrared images （bottom） of the author captured in darkness

红外探测器大体可以分为两大类，一种为光子型探测器，其工作原理通常是半导体材料在吸收红外光子后产生了光生电子空穴对，光生电子空穴对分离并在电路中产生电信号输出，从而实现对红外电磁波的探测；另一种为热敏探测器，基本工作原理是利用辐射的热效应，即热敏材料吸收红外光后温度产生变化，并导致热敏材料的某一物理性质发生变化，检测该性质的变化即可实现对红外辐射信号的探测。光子型探测器一般具有信噪比高、响应速度快等优点，不过其材料生长工艺较为复杂，并且往往需要冷却到低温才能工作，因此光子型探测器的成本相对比较高，系统也相对来说比较复杂。与光子型探测器相比，热敏探测器具有制备工艺相对简单、成本低廉、可在室温条件下工作等优点，相关产品也已在如红外光谱仪和激光功率计等测量设备中得到了广泛的应用^［

2］。

传统的热敏探测器的吸收层多采用宽谱吸收的材料，不具有光谱选择性。目前，传统的热敏探测器使用了各类微桥结构大幅降低了与周围环境之间直接接触产生的热导。不过，宽谱吸收层通常较厚，质量较大。体系不但具有大的热容量，还要求微桥结构具有足够的支撑强度。因此，很难再通过进一步缩小微桥结构来降低接触的热导，探测器性能的提升有限。另外，吸收层的宽谱高吸收特性还增大了辐射热导，也限制了宽谱响应热敏探测器的性能。近年来，利用人工微结构实现光谱选择性热敏探测器成为了研究的热点。通过设计的人工微结构，一方面，能够通过局域吸收光来缩小结构尺寸，降低器件的质量，从而降低器件的热容，同时还可以进一步缩小支撑结构，降低器件的热容和热导；另一方面，光谱选择性能够抑制所关注波段之外的辐射，从而降低辐射热导。因此，集成合适的人工微结构是一种提升器件性能的有效途径。近年来，红外热敏探测器研究领域蓬勃发展，基于各种新概念新技术的红外热敏探测器件不断涌现。本文在简单介绍红外热敏探测器基本概念的基础上，着重回顾基于人工微结构体系光谱选择性红外热敏探测器的相关研究进展。

1 红外热敏探测器

1.1　红外热敏探测器的分类和基本结构

传统的红外热敏探测器主要包括热敏材料和与其直接接触的吸收器两个部分，通过吸收光产热来进行探测，其基本结构如图2所示。按照工作原理划分，热敏探测器主要可分为如下三种^［

3-5］：温差电偶、测辐射热计和热释电探测器。这三种热敏探测器使用的热敏材料能够将温度变化转化为电信号，不直接依赖于入射的光子。因此，热敏探测器响应的光谱波段范围在很大程度上取决于吸收器的设计。传统的吸收器设计，包括无序金、铝、硅和碳膜等，主要是聚焦在实现从可见到长波红外的超宽带吸收，从而实现了热敏探测器的超宽带响应。

图2 热敏探测器的基本结构^［

2］

Fig. 2 Schematic view of the basic structure of a thermal detector ^［

2］

1.2　理想热敏探测器的响应率、噪声与探测率

热敏探测器件吸收光时，其会产生温度变化，这种温度变化可以通过求解热平衡方程得到^［

2，6］：

C_{t h} \frac{d}{d t} Δ T + G_{t h} Δ T = η Φ

，

(1)

其中， $C_{t h}$ 是热容， $G_{t h}$ 是热导， $η$ 是热敏探测器的吸收率， $Φ = Φ_{0} e^{i ω t}$ 是经过调制后的入射辐射功率。由上式（1）可以得到热敏探测器的温度变化：

Δ T = Δ T_{o} e^{- (G_{t h} / C_{t h}) t} + \frac{η Φ_{o} e^{i ω t}}{G_{t h} + i ω C_{t h}}

(2)

温度变化的第一项为瞬态项，会随时间指数衰减。在考虑热敏探测器的温度变化时可以忽略，因此热敏探测器温度变化的大小为：

∆ T = |\frac{η Φ_{o} e^{i ω t}}{G_{t h} + i ω C_{t h}}| = \frac{η Φ_{o}}{{(G_{t h}^{2} + ω^{2} C_{t h}^{2})}^{1 / 2}}

(3)

此温度变化是从热平衡方程出发得到的，因此对不同类型的热敏探测器均适用。可以引入系数 $K = Δ V / ∆ T$ 来衡量热敏材料在温度变化时输出电压信号的能力。因此，热敏探测器的电压响应率即为：

R_{v} = \frac{K η}{G_{t h} {(1 + ω^{2} τ_{t h}^{2})}^{1 / 2}}

，

(4)

其中，热时间常数 $τ_{t h} = C_{t h} / G_{t h}$ 。

除了响应率外，热敏探测器的性能还依赖于噪声。理想热敏探测器的噪声主要来源是探测器与周围环境发生随机热交换时的温度扰动产生的热扰动噪声（thermal fluctuation noise）^［

7］。当探测器与环境达到热平衡时，以热导率

G_{t h}

传输到器件上的功率扰动（

W / \sqrt[]{H z}

）可以表述为^{［参考文献 8-9}8-9］：

<P_{t h}> = \sqrt[]{4 k_{b} T^{2} G_{t h}}

，

(5)

其中 $k_{b}$ 为玻尔兹曼常数， $T$ 为温度， $G_{t h}$ 为探测器与环境之间的热导，此即理想热敏探测器的最小可探测功率。热导是热敏探测器的关键参数，描述了探测器与环境热交换的难易程度。从式（5）可知，相同温度下热敏探测器的热导越低，其最小可探测功率越低，即噪声越低。热探测器与周围环境热交换的热导包含三个部分，与空气热交换有关的热导、与支撑结构热交换有关的热导和器件的辐射热导^［

6］。假设器件工作在真空环境中，且支撑结构具有完美的热绝缘性质，即与空气和支撑结构有关的热导均为0，则仅需考虑辐射热导。对于理想的宽带响应热敏探测器来说，在热平衡条件下，辐射热导可由斯忒藩–玻耳兹曼（Stefan-Boltzmann）定律给出：

G_{r a d} = \frac{d}{d T} (A σ T^{4} η) = 4 A σ T^{3} η

，

(6)

其中， $G_{r a d}$ 是辐射热导， $A$ 是探测器的面积， $σ$ 是Stefan-Boltzmann常数， $η$ 是探测器的发射率或吸收率。传统的理想热敏探测器理论上通常假设吸收器具有宽光谱吸收特性，且 $η$ 基本不随波长的变化而变化。进一步可得噪声等效功率为：

N E P = \frac{<P_{t h}>}{η} = \sqrt[]{\frac{16 k_{b} T^{5} A σ}{η}}

(7)

噪声等效功率是理想热敏探测器在辐射热导产生的噪声背景中能够探测到的最小可探测功率，其为入射在探测器上的辐射产生的电信号恰好等于噪声信号时所对应的辐射功率。

同时可以定义理想热敏探测器的比探测率 $D^{*}$ ：

D^{*} = \frac{\sqrt[]{A Δ f}}{N E P} = \sqrt[]{\frac{η Δ f}{16 k_{b} T^{5} σ}}

，

(8)

其中， $Δ f$ 为噪声等效带宽，是探测器的有效噪声带宽。 $D^{*}$ 实际上是将NEP按探测器的面积和带宽归一化，使得具有不同面积以及电路的探测器能够进行性能对比，是描述探测器性能的一个重要指标。假设吸收率 $η = 1$ ，工作温度 $T = 300 K$ ， $Δ f = 1 H z$ ，通过公式（8）可简单计算得到 $D^{*} = 1.81 \times 10^{10} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W$ ，此即为宽谱吸收的热敏探测器在仅考虑辐射热导时性能的理论极限^［

6］。

图3展示了不同类型探测器的比探测率及其理论极限，结果显示理想热敏探测器的性能理论极限与光电探测器相比还有一定差距。不过，上述的理想热敏探测器性能理论极限是基于理想的宽谱吸收热敏探测器所得。由基尔霍夫辐射定律可知，物体的辐射率与吸收率有关，宽谱强吸收的特性意味着器件同时具有宽谱强辐射的特性，导致器件具有比较大的辐射热导，增大了器件的噪声，最终影响了探测器的性能上限。

图3 红外探测器比探测率随波长变化关系图^［

3］

Fig. 3 Specific detectivity of various infrared detectors as a function of wavelength^［

3］.

实际上，许多应用场景往往并不需要超宽带的吸收，只需要对特定波长的电磁波强吸收即可。研究表明，具有窄带选择性吸收的热敏探测器，其比探测率可突破宽谱吸收热敏探测器的理论极限，甚至特定情况下可优于光电型探测器^［

6］。与宽谱吸收的理想热敏探测器相同，选择性吸收的理想热敏探测器也只需要考虑其与背景的辐射热导产生的噪声，这种噪声来源于探测器发射或吸收的光子能量的涨落。单频光子数涨落的均方值可表示为^{［参考文献 10

百度学术}10］：

<∆ n^{2}> = <n> + {<n>}^{2}

，

(9)

其中， $<n>$ 是单频的平均光子数。能量涨落可以通过光子数涨落与光子能量的乘积获得：

<∆ E_{v}^{2}> = N {(h v)}^{2} <∆ n^{2}>

，

(10)

$N$ 是对应光子频率的单位体积内的光子态数量， $h$ 是普朗克常数， $v$ 是光子频率。玻色爱因斯坦分布给出了单频的平均光子数：

<n> = \frac{1}{e^{\frac{h v}{k_{B} T}} - 1}

(11)

单位体积内的光子态数量 $N$ ，可以在k空间内计算。k空间内厚度为dk球壳体积为 $4 π k^{2} d k, k = \frac{2 π v}{c}$ 。长度为L的立方体，其在一个维度上的共振条件需要满足 $v = m \cdot \frac{π}{L}$ ，即模式间隔为 $\frac{π}{L}$ ，单个模式在k空间中对应的体积为 ${(\frac{π}{L})}^{3}$ 。进一步考虑到光具有两个偏振以及k空间内仅有1/8球壳是独立的，因此需要乘以2再除以8。从而得到单位体积内的光子态数量为：

N = \frac{8 π v^{2} d v}{c^{3}}

(12)

我们进一步可以计算得到：

<∆ E_{v}^{2}> = \frac{8 π v^{2} d v}{c^{3}} {(h v)}^{2} \frac{e^{\frac{h v}{k_{B} T}}}{{(e^{\frac{h v}{k_{B} T}} - 1)}^{2}} = \frac{8 π h^{2} v^{4}}{c^{3}} \frac{e^{\frac{h v}{k_{B} T}}}{{(e^{\frac{h v}{k_{B} T}} - 1)}^{2}} d v

(13)

此即器件的辐射热导带来的能量涨落。在 $λ_{1}$ 到 $λ_{2}$ 的波段范围内，能量涨落可以通过积分计算：

<∆ E^{2}> = \int_{λ_{1}}^{λ_{2}} \frac{8 π h^{2} c^{2}}{λ^{6}} \frac{e^{\frac{h c}{λ k_{B} T}}}{{(e^{\frac{h c}{λ k_{B} T}} - 1)}^{2}} η (λ) d λ

(14)

当器件为宽谱全吸收时， $η (λ) = 1$ ，上式为：

<∆ E^{2}> = \int_{0}^{+ \infty} \frac{8 π h^{2} c^{2}}{λ^{6}} \frac{e^{\frac{h c}{λ k_{B} T}}}{{(e^{\frac{h c}{λ k_{B} T}} - 1)}^{2}} d λ = \frac{16 k_{B} T^{5} σ}{c}

(15)

此即为宽谱全吸收的热敏探测器的能量涨落均方值。由此可以定义性能的增强系数β，其为具有光谱选择性吸收的热敏探测器与宽谱全吸收的热敏探测器在面积和噪声带宽相同时比探测率的比值：

β = \frac{D_{n}^{*}}{D_{b}^{*}} = \frac{N E P_{b}}{N E P_{n}} = \sqrt[]{\frac{{<∆ E^{2}>}_{b}}{{<∆ E^{2}>}_{n}}} = {(\int_{λ_{1}}^{λ_{2}} \frac{π h^{2} c^{3}}{2 k_{B} T^{5} σ λ^{6}} \frac{e^{\frac{h c}{λ k_{B} T}}}{{(e^{\frac{h c}{λ k_{B} T}} - 1)}^{2}} η (λ) d λ)}^{- \frac{1}{2}}

，

(16)

其中 $D_{n}^{*}$ ， $D_{b}^{*}$ ， $N E P_{n}, N E P_{b}$ ， ${<∆ E^{2}>}_{n}$ ， ${<∆ E^{2}>}_{b}$ 分别为选择性吸收和宽谱全吸收的热敏探测器的比探测率，噪声等效功率和能量涨落的均方值。从（16）式可以计算热敏探测器在300K下几种选择性吸收情况相比于宽谱全吸收的增强：若选择性全吸收3~5 μm，其余波段完全不吸收，则比探测率增强4.19倍；若选择性全吸收8~14 μm，其余波段完全不吸收，则比探测率增强1.41倍；若选择性吸收的中心波长为10 μm，带宽为100 nm，其余波段完全不吸收，则比探测率增强10.21倍。因此，光谱选择性吸收的热敏探测器件性能指标不但远好于宽光谱响应热敏探测器，甚至能够超越长波红外光电探测器的理论极限^［

6］。

2 光谱选择性热敏探测器

2.1　光谱选择性热敏探测器的结构类型

以超构表面、纳米微腔为代表的人工微结构光子学器件近年来吸引了人们的广泛关注。人工微结构可在比工作波长更短的尺度上操纵和控制光子，实现对光的选择性强吸收，相关的工作实现了覆盖微波^［

11-12］、太赫兹^{［参考文献 13-14}13-14］、红外^{［参考文献 15-20}15-20］到可见光^{［参考文献 21

百度学术}21］等各个波段，被证明具有强大的电磁调控能力^{［参考文献 22-27}22-27］。人工微结构理念的出现，为红外探测器的研究发展提供了新的契机。研究结果表明，将人工微结构引入到光子型红外探测器，能够有效提高探测器的性能^{［参考文献 28-33}28-33］，包括光导探测器^{［参考文献 34

百度学术}34］、光伏探测器^{［参考文献 35-36}35-36］、量子阱探测器^{［参考文献 37-38}37-38］、超晶格探测器^{［参考文献 25

百度学术}25，39］、量子点探测器^{［参考文献 40-42}40-42］以及肖特基型热电子探测器^{［参考文献 43-45}43-45］等。另外，在热敏探测器方面，研究结果显示，通过精细的光学微结构设计，将人工微结构集成在测辐射热计^{［参考文献 46-54}46-54］、温差电偶^{［参考文献 55-59}55-59］和热释电探测器^{［参考文献 60-63}60-63］中，不但可以实现波长选择性吸收，降低器件的辐射热导，而且由于微结构具有亚波长特性，同时具有局域光的能力，可以通过减薄器件厚度来大大降低器件的热容，从而可实现器件综合性能的提升^{［参考文献 6

百度学术}6］。

基于人工微结构光谱选择性增强吸收的红外热敏探测器主要包括两种类型，一种为法布里珀罗腔结构^［

10，64-67］，另一种为人工设计的等离激元超构表面结构^{［参考文献 48

百度学术}48，68-70］。这两种结构能将光吸收并局域在特定的区域。对于如图4所示的法布里珀罗腔型结构，热敏材料设计在悬浮的反射衬底上，热敏材料与反射衬底之间的间隔决定了共振波长。这种结构能够实现窄带而且可调谐的光谱响应特性。不过，该结构也具有以下局限性^{［参考文献 6

百度学术}6］：（1）这种结构依旧要求在探测器上有吸收介质来吸收光并产生温度变化。（2）法布里珀罗腔结构的吸收具有很强的角度相关性，需要使用低数值孔径的成像系统。（3）悬浮结构的热敏探测器下方需要形成法布里珀罗光学腔，无法加入支撑结构，增大了像元的尺寸，降低了焦平面阵列的填充系数。（4）像元的光谱响应由悬浮的法布里珀罗腔的长度决定，邻近像元之间难以精确独立地控制腔长，因此不易实现多光谱响应的探测。（5）由于热敏探测器悬浮在反射衬底上，热探测产生的机械振动会改变法布里珀罗腔的共振波长，也就改变了器件的工作波长，引入了额外的噪声来源。

图4 法布里珀罗腔结构的光谱选择性探测器（a）基本结构示意图^［

10］；（b）热敏材料VO_x置于腔内的结构^{［参考文献 65

百度学术}65］；（c）热敏材料置于顶层的结构^{［参考文献 66

百度学术}66］；（d）基于法布里珀罗腔选择性探测的微型光谱仪^{［参考文献 67

百度学术}67］

Fig. 4 Spectrally selective infrared thermal detectors achieved using Fabry–Pérot cavity （a）schematic diagram of the fundamental structure ^［

10］；（b） VO_xinserted into the Fabry–Pérot cavity as a thermal sensitive material ^{［参考文献 65

百度学术}65］；（c） thermal sensitive material located at the top of cavity ^{［参考文献 66

百度学术}66］；（d） miniaturized spectrometer based on Fabry–Pérot cavity ^{［参考文献 67

百度学术}67］

与法布里珀罗腔结构相比，能够同时具有光谱选择特性和增强吸收特性的人工微结构超构表面在某些方面具有一定的优势。超构表面是指由亚波长人工原子按某种特定排列方式构建的微结构阵列，因其结构单元及排列方式均可自由设计，展现出对电磁波强大的调控能力，近十多年来一直是光学领域研究的前沿^［

23，71-77］。超构表面的电磁响应特性与其结构的几何形状有关，因此可以通过人工设计微结构单元实现所需的电磁响应^{［参考文献 72

百度学术}72］。通常，超构表面的特殊电磁响应特性与腔结构类似，是通过共振来实现对特定波长的耦合。与微腔结构中常见的法布里珀罗共振不同，超构表面更多的是基于表面等离激元共振模式，实现对特定波长的光强吸收，并转化为热，进而通过热敏材料实现热电转化。等离激元共振包括两种类型^{［参考文献 78

百度学术}78］，一种是表面等离极化激元（surface plasmon polariton， SPP），是被限制在介质与金属界面上与金属的电子等离子体发生耦合的传输型表面波，其波矢比介质中光子的波矢更大，无法直接激发，且电场在垂直于界面方向上呈指数衰减。另一种是局域表面等离激元（localized surface plasmon， LSP），是金属纳米颗粒表面上的电子振荡受到几何形状所产生的边界条件限制，被局域在金属纳米颗粒表面的共振模式。上述的两种共振类型可以通过具有微结构的超构表面激发，从而对共振波长位置的光产生强吸收。因此，集成了超构表面的热敏探测器能够通过上述两种共振模式来实现光谱选择性吸收。超构表面吸收器具有不需要额外的微腔结构就能实现增强吸收与光谱选择的特性。因此，超构表面热敏探测器不需要附加的光学结构，从而可以方便地设计和制备支撑结构以实现更好的热绝缘和更大的填充系数。此外，材料的吸收、光谱以及角度特性在很大程度上由所设计微结构单元所决定，从而单片上就能集成不同光谱选择特性的探测器^{［参考文献 79-80}79-80］。超构表面还能将光压缩在亚波长的区域范围内，使得吸收器的体积和质量很小，降低器件整体的热容，提高器件的性能。因此，集成人工超构表面微结构的热敏探测器具有更大的优势，接下来，我们简要介绍基于人工微结构材料体系的光谱选择性热敏探测器的相关实例。

2.2　测辐射热计

测辐射热计利用材料的电阻随温度变化而变化的特性来测量吸收到的辐射。实际应用中，在恒定的电流或电压工作模式下，吸收热辐射后温度升高产生的电阻变化可通过测量对应的电压或电流的变化来获得。对于测辐射热计，衡量其材料性能的一个重要参数是电阻温度系数 $α$ （temperature coefficient of resistance， TCR），其定义为：

α = \frac{1}{R} \frac{d R}{d T}

，

(17)

其中， $R$ 为电阻。电阻温度系数是温度变化时材料电阻变化的百分比，描述了材料的电阻对温度变化的敏感程度。绝大多数材料由于存在热激发载流子和热相关的散射过程，其TCR的值都不会为0。常用的具有电阻高温度变化特性的材料包括非晶硅和氧化钒，其TCR值超过了2%。

当测辐射热计在恒流模式（偏置电流为I）下工作时，探测器的响应电压 $Δ V$ 与温度变化 $Δ T$ 之间的关系可表示为：

Δ V = I Δ R = I R α Δ T

(18)

则 $K = Δ V / Δ T = I R α$ ，从而得到了恒流下测辐射热计的电压响应率：

R_{v} = \frac{I R α η}{G_{t h} {(1 + ω^{2} τ_{t h}^{2})}^{1 / 2}}

(19)

金属-介质-金属的三层结构在超构表面吸收器方面已经有了成熟的研究工作，因此可以直接将其利用到测辐射热计上，作为光学吸收结构使用。图5（a）是Thomas Maier等早期提出的金属-介质-金属三层结构作为吸收器的测辐射热计^［

81］。Si作为热敏材料位于下层Si₃N_x微桥与上层Si₃N_x绝缘层之间，在上层Si₃N_x绝缘层之上集成了Au-Si₃N_x-Au/Ti的结构作为吸收器，通过调节结构的尺寸，吸收峰的位置能够从4.8 μm调节到7.0 μm，为光谱选择性测辐射热计的设计提供了新的方法。他们在进一步的研究中发现，引入连续的下金属层结构增大了器件的热导，使得其响应时间从4.6 μs降低到2.5 μs^{［参考文献 84

百度学术}84］。图5（b）为Shun Jiang等人所报道的利用相变材料VO_x作为热敏材料，表面集成了Au-SiN-Au光栅型微结构的测辐射热计^{［参考文献 68

百度学术}68］。该器件的特点是，其结构不仅具有波长选择性，还具有偏振选择性，仅对TM模式实现高吸收，其制备的两个器件分别实现了在5.2~6.4 μm和5.9~7.5 μm波段0.83和0.77的平均吸收率，其比探测率分别为

6.94 \times 10^{5} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

和

9.95 \times 10^{5} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

。图5（c）所展示的是Thang Duy Dao等人设计的集成了金属-介质-金属（Au-Al₂O₃-Au）型超构表面吸收器的测辐射热计^{［参考文献 82

百度学术}82］，器件选取了a-Si作为热敏材料，并在超构表面吸收结构与热敏材料间生长了一层绝缘介质Al₂O₃以防漏电。结果显示，超构表面具有窄带吸收特性，在3.75 μm附近吸收率接近于1，高效地将光转化为热后传导到a-Si上，输出电信号。器件的总厚度不超过500 nm，体积小从而有效降低了器件的热容，提升了器件的性能。图5（d）为Amjed Abdullah等人所提出的超构表面集成测辐射热计^{［参考文献 83

百度学术}83］，器件利用Si_xGe_yO_1-x-y作为热敏材料，采用单层Al方块超构表面阵列作为吸收器，并设计了支撑结构以实现良好的热绝缘。实验结果显示，其响应率和比探测率分别达到了

5.1 \times 10^{4} V / W

和

5.4 \times 10^{8} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

，表明了超构表面提供了8~14 μm波段光谱选择性吸收，同时金属材料的引入降低了器件的电阻，从而降低了器件的约翰逊奈奎斯特噪声，并有效提高了器件的性能。图5（e）是Chunxu Chen等设计的Au-SiNx-Au结构的超构表面测辐射热计^{［参考文献 70

百度学术}70］，顶层的Au结构同时作为光学结构和热敏材料，且底部进行了悬空处理以降低热导。该结构实现了良好的光谱选择性，其吸收峰值位于8.67 μm，半高宽仅有300 nm。在8 ~ 12 μm的长波波段，实验测量与计算得到的总响应率为198 V/W，在9 μm处的峰值响应率为23 V/W。通过理论计算热噪声，最终得到了器件的比探测率为

6 \times 10^{8} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

。

图5 金属-介质-金属结构超构表面选择性吸收测辐射热计（a）集成了Au-Si₃N_x-Au-Ti结构的超构表面Si测辐射热计（左图）及结构宽度为1.25 μm（点画线）， 1.5 μm（点线）， 1.75 μm（虚线）和2.0 μm（实线）时的吸收光谱（右图）^［

81］；（b）集成有偏振特性超构表面的VO_x测辐射热计（上图），与其TE和TM偏振的吸收光谱和电压响应谱（下图）^{［参考文献 68

百度学术}68］。（c）集成了Au-Al₂O₃-Au超构表面的a-Si测辐射热计（左图）及其相关的吸收光谱（右图）^{［参考文献 82

百度学术}82］。（d）集成了Al阵列超构表面的Si_xGe_yO_1-x-y测辐射热计（左图），及其比探测率与调制频率的关系（右图）^{［参考文献 83

百度学术}83］。（e）集成有偏振不敏感的Au-SiNx-Au超构表面结构的测辐射热计，顶层Au结构同时作为热敏材料（左图），与器件对高温电烙铁扫描成像（右图）^{［参考文献 70

百度学术}70］

Fig. 5 Spectrally selective bolometers based on metal-insulator-metal metasurfaces. （a） Si bolometer integrated with Au-Si₃N_x-Au-Ti metasurface （left） and the absorption spectra （right） for widths of 1.25 μm （dash dot line）， 1.5 μm （dot line）， 1.75 μm （dash line） and 2.0 μm （line）， respectively^［

81］. （b） VO_x bolometer integrated with polarization sensitive metasurface （top）， and the corresponding absorption spectra and voltage spectral responsivity （bottom） under TE and TM polarizations^{［参考文献 68

百度学术}68］. （c） a-Si bolometer integrated with Au-Al₂O₃-Au metasurface （left） and the corresponding absorption spectrum （right） ^{［参考文献 82

百度学术}82］. （d） Si_xGe_yO_1-x-ybolometer integrated with Al array metasurface， and the specific detectivity vs. modulation frequency （right） ^{［参考文献 83

百度学术}83］. （e） Au-SiNx-Au bolometer integrated with polarization insensitive metasurface， with top Au layer serving as thermal sensitive material （left）， and the scanning image of soldering iron by the fabricated single pixel bolometer （right） ^{［参考文献 70

百度学术}70］.

除了上述的金属-介质-金属的三层结构之外，单层超构表面结构通过合理的结构设计也能实现探测器性能的增强。图6（a）左图是M Mahjouri-Samani等设计的菱形Ag超构表面结构^［

85］。他们针对10.6 μm波长设计了这种结构，仿真结果表明对于10.6 μm波长的入射光，菱形块之间的缝隙具有超过1000倍的场增强效应。通过使用激光辅助化学气相沉积技术将碳纳米管选择性生长在相邻Ag菱形块之间的缝隙里，一方面实现了菱形块之间的串联导通，另一方面菱形块缝隙将电场高度局域，大大增强了碳纳米管的吸收，并有一个数量级的响应率增强（图6（a）右图），比探测率达到

10^{7} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

量级。同时，由于超构表面结构产生了表面自由电荷的快速振荡，高效地通过电子—声子散射过程转化为热，并通过局域加热的方式提高碳纳米管的温度，其响应时间仅有25 ms，明显快于非超构表面结构器件的100 ms。图6（b）是Tatsuya Tsubota等人设计的用于近红外波段的Si基测辐射热计^{［参考文献 86

百度学术}86］。器件的吸收结构是不同周期和大小的金属光栅结构，并在上层镀硅。通过改变金属光栅的周期使得吸收结构的共振波长在近红外波段内可调，实现了近红外波段可调的选择性吸收。实验结果表明，器件在近红外波段内具有良好的选择性探测能力，并能够通过电阻变化检测低至1%的吸收变化，可用于非制冷且无需分光的近红外波长选择性探测。图6（c）是F. B. P. Niesler等人设计的近红外波段金属测辐射热计^{［参考文献 69

百度学术}69］。他们使用了带钩的金属条结构，通过结构的共振实现对近红外光的选择性强吸收，并具有偏振选择性。器件在1550 nm附近的峰值响应率超过3 V/W，热时间常数仅有134 μs。类似的，这种条状结构在改变尺寸后，其共振波长可以调至中波甚至长波，因而具有进一步拓展到中波和长波探测的能力。Chen Chen等设计了如图6（d）所示的以Ti和Si作为热敏材料的测辐射热计^{［参考文献 87

百度学术}87］。他们所使用的悬空薄膜结构厚度仅为220 nm，且单像元尺寸仅为6.2 μm，从而大大降低了器件的热容。在小尺寸像元下，为了保证足够的吸收，他们设计了具有偏振不敏感特性的金属十字结构，使得器件在12.2 μm附近具有超过50%的选择性吸收。器件的热时间常数与典型的商用器件相比降低了500倍，仅为16 μs，峰值响应率为73.5 mA/W。

图6 超构表面选择性吸收测辐射热计（a）集成了Ag菱形块超构表面阵列的碳纳米管测辐射热计（左图），及其响应率与非超构表面结构对比（右图）^［

85］；（b）金属光栅结构超构表面的测辐射热计（左图），与改变结构尺寸在近红外波段调控的光谱（右图）^{［参考文献 86

百度学术}86］；（c）金属钩超构表面测辐射热计（左图），与其吸收光谱（右上图）和光电流能谱（右下图）^{［参考文献 69

百度学术}69］；（d）金属十字结构的超构表面测辐射热计结构（左上图），与其TCR（右上图），及光电测试得到的响应率（左下图）及其与频率的关系（右下图）^{［参考文献 87

百度学术}87］

Fig. 6 Spectrally selective bolometer utilizing metasurfaces （a） carbon nanotube bolometer integrated with rhombic Ag metasurface （left）， and the comparison of responsivity between plasmonic and non-plasmonic device （right） ^［

85］；（b） bolometer integrated with metallic grating metasurface， and the near infrared spectra of different structure sizes^{［参考文献 86

百度学术}86］；（c） bolometer integrated with hook-like Au metasurface （left）， and the corresponding extinction spectra （top right） and voltage spectral responsivity （bottom right） ^{［参考文献 69

百度学术}69］；（d） bolometer integrated with metallic cross metasurface （top left）， and the measured TCR （top right）， photocurrent-voltage characteristic （bottom left）， and the measured photocurrent vs. modulation frequency （bottom right） ^{［参考文献 87

百度学术}87］

2.3　温差电偶

温差电偶探测器的结构与测辐射热计类似，但其热电转化的原理是塞贝克效应。塞贝克效应是指两种导体存在温差时，其两端会产生温差电势^［

88］。利用塞贝克效应所制成的器件被称为温差电偶探测器。与测辐射热计不同的是，其工作时不需要额外的恒定电压或电流，且可以通过串联多个结组成温差电堆来增大响应的电压。对于这类型的器件，衡量材料性能的重要参数是塞贝克系数，即温差产生的电势与温差的比值：

S = \frac{∆ V}{∆ T}

(20)

温差电偶通常是利用两种不同塞贝克系数的材料接触形成结来实现的。常用的高塞贝克系数的金属材料包括铋和锑，其单种材料的塞贝克系数约为几十μV/K；半导体材料包括n型与p型硅，碲化铋，碲化锑等，单种材料的塞贝克系数为一百到两三百μV/K。一般而言，半导体材料具有相对更好的性能。

温差电堆的电压响应率可表示为：

R_{V} = \frac{N η S}{\sqrt[]{{G_{t h}}^{2} + ω^{2} {C_{t h}}^{2}}}

，

(21)

其中，N为串联的温差电偶数量。为了得到尽可能高的响应率，需要增强探测器的吸收，并尽可能降低热容和热导。因此，亚波长人工微结构的集成也能够提升温差电偶的性能。

Shinpei Ogawa等人设计了一种集成了金属孔阵列的温差电探测器（图7 （a））^［

89］。这种金属孔阵列能够通过调节几何结构尺寸实现在4~7 μm波段内可调的强吸收，从而实现光谱选择性探测。该器件使用p型和n型多晶硅形成结来实现温差探测。吸收器在吸收热辐射后升温，使得与吸收器直接相连的热端温度升高，与冷端产生温差，从而输出电信号。器件在特定波长的吸收率接近1，峰值电压响应率达到160 mV/W。图7（b）为Anand S. Gawarikar等人所报道的温差电堆探测器^{［参考文献 64

百度学术}64］，器件采用了由 Ge-NaF-Cr反射层和Ge-Ni吸收层组成的法布里珀罗腔结构，对10 μm附近的红外光实现了类法布里珀罗共振，吸收峰的半高宽约为2.5 μm。通过悬空实现了良好的热绝缘，并选取了高塞贝克系数的SbTe-BiTe作为热电偶材料，实现了

3 \times 10^{9} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

的峰值比探测率。图7（c）是Alexander Lochbaum等设计的用于针对二氧化碳气体传感的器件^{［参考文献 90

百度学术}90］。器件由一个热辐射光源和一个温差电偶探测器组成。热辐射光源与温差电偶探测器均集成了金属十字阵列的结构，以实现对特定气体的窄带探测。集成了吸收器结构的温差电偶实现了对4.23 μm的窄带探测，Q值达到18。器件的响应率和比探测率分别达到了140 V/W和

4 \times 10^{7} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

，对二氧化碳气体进行探测的灵敏度为

22.4 p p m / \sqrt[]{H z}

。图7（d）是Aapo Varpula等人设计的具有网格结构的长波温差电偶探测器^{［参考文献 91

百度学术}91］。该器件采用P型与N型多晶硅作为热电偶材料，并分别集成了TiW和TiN的网格结构作为吸收器，吸收结构实现了8~14 μm波段的选择性吸收。对于像元尺寸为25 μm的器件，集成TiW和TiN吸收结构后，响应率分别为179 V/W和494 V/W，比探测率分别为

1.5 \times 10^{7} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

和

8.7 \times 10^{7} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

，热时间常数仅为66 μs和190 μs。

图7 基于塞贝克效应的光谱选择性热敏探测器（a）集成金属孔阵列吸收器的光谱选择性探测器（左图），与不同几何参数的吸收器对应的响应率与波长的关系（右图）^［

89］；（b）法布里珀罗腔结构的光谱选择性温差电偶探测器（左图），及其比探测率与波长的关系（右图）^{［参考文献 64

百度学术}64］；（c）用于气体探测的具有表面金属十字超构表面阵列的温差电偶探测器（左图），与其归一化电压响应率谱（右图）^{［参考文献 90

百度学术}90］；（d）集成有网格结构的多晶硅温差电偶探测器（左图），与其几种不同尺寸吸收结构的吸收光谱（右图）^{［参考文献 91

百度学术}91］

Fig. 7 Spectrally selective thermal detector utilizing Seebeck effect （a） spectrally selective thermal detector integrated with metallic holes array metasurface （left）， and the responsivity of varying geometrical parameters vs. wavelength （right）^［

89］；（b） spectrally selective thermal couple detector with Fabry–Pérot cavity （left）， and specific detectivity vs. wavelength （right） ^{［参考文献 64

百度学术}64］；（c） thermal couple detector integrated metallic cross metasurface for gas sensing （left）， and the normalized voltage spectral responsivity （right） ^{［参考文献 90

百度学术}90］；（d） poly-Si thermal couple detector integrated with mesh grid metasurface （left）， and the absorption spectra for the nanostructures with different geometric sizes （right） ^{［参考文献 91

百度学术}91］

近年来，利用新材料和新方法还进一步制备得到了一些新型温差电偶探测器。Mingyu Zhang等人制备和测试了如图8（a）所示的碳纳米管温差电偶探测器^［

92］。在将空心环的结构引入到顶层铝电极后，器件的仿真结果表明其在4~12 μm宽波段均具有较高的吸收，覆盖了两个大气窗口，而抑制了其余波段的吸收。光电测试的结果则进一步表明，在集成了超构表面结构后，器件的比探测率提高了6倍。图8（b）是Alireza Safaei设计的基于塞贝克效应的长波热探测器^{［参考文献 93

百度学术}93］。与传统的温差电偶探测器不同，这种热电子机制的探测器依赖于非平衡态下电子的温度梯度而非晶格，因此具有非常快的响应速度。由于石墨烯中的电子-声子相互作用很弱，热电子不会迅速将能量传递给晶格，因此能够通过热电子机制形成塞贝克电压。他们将石墨烯的一半引入六角密排的孔结构，通过等离激元效应增强吸收，实现对8 μm附近的选择性强吸收，半高宽约为2 μm。无结构区域吸收弱，从而在整层石墨烯中形成载流子的温度梯度，实现探测。他们制备的器件响应率达到2900 V/W，比探测率达到

1.1 \times 10^{9} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

，且响应时间仅为100 ns。图8（c）为Mahdiyeh Abbasi等人所提出的新型温差电偶探测器^{［参考文献 94

百度学术}94］。与传统温差电偶探测器通常使用的两种塞贝克系数不同的材料成结的方法不同，该器件基于单一材料，并采用了非对称结构设计。在纳米尺寸下，材料的塞贝克系数依赖于几何形状。因此，仅使用一种材料，通过设计几何尺寸，能得到不同的塞贝克系数。然而，在纳米尺寸下为了实现光的强吸收，需要进一步结合超构表面的光学吸收设计。通过改变纳米线的宽度可以实现对不同波长的强共振选择性吸收。对于特定波长的入射光，纳米线的上下两端的宽度不同，仅有一端实现强吸收成为热端，另一端则没有共振则成为冷端，实现了温差。因此，此器件结合了这两种因素设计了合理的非对称结构，实现单一材料两种塞贝克系数以及对光的非对称吸收。当器件被光照射时，非对称性结构可产生光电压的净输出。

图8 超构表面选择性吸收新型温差电偶探测器（a） Al空心环结构的超构表面阵列的碳纳米管温差电偶探测器（上图），及其反射光谱（左下图），和比探测率与非超构表面结构对比（右下图）^［

92］；（b）热电子机制的密排圆孔非对称结构石墨烯温差电探测器（上图），及其吸收光谱与场分布（下图）^{［参考文献 93

百度学术}93］；（c）单种金属材料非对称结构的温差电探测器（上图），及光电流随光斑位置的空间分布（下图）^{［参考文献 94

百度学术}94］

Fig. 8 New types of spectrally selective thermal couple detector utilizing metasurfaces （a） Carbon nanotube integrated with Al hollow ring metasurface （top）， and the corresponding reflection spectrum （bottom left）， and comparison of detectivity between patterned and unpatterned devices （bottom right） ^［

92］；（b） graphene hot-carrier Seebeck detector integrated with asymmetric hexagonal holes array metasurface （top）， and absorption spectra and electric field distributions （bottom） ^{［参考文献 93

百度学术}93］；（c） asymmetric single metal thermal couple detector （top） and the spatial distribution of photocurrent with spot position （bottom） ^{［参考文献 94

百度学术}94］

2.4　热释电探测器

热敏探测器的另一种类型是热释电探测器。热释电探测器利用了热释电效应，即温度变化时，晶体内的极化发生变化，从而在表面产生电荷。与其他两种热探测器不同，热释电探测器是一种交流器件，探测的是温度的变化^［

2］。大部分热释电材料也是铁电材料，其电位移矢量D是自发极化（P_s）和场致极化（

ε_{o} ε_{r} E

）的贡献之和^{［参考文献 2

百度学术}2］：

D = P_{s} (T) + ε_{o} \int_{0}^{E} ε_{r} (E^{'}, T) d E^{'}

(22)

衡量热释电材料在温度变化下的极化变化的物理量为热释电系数。热释电系数p定义为电位移D随温度T的变化，且在大多数情况下电场较弱，场致极化项可以忽略：

p = \frac{d D}{d T} = \frac{d P_{s}}{d T} + ε_{o} \int_{0}^{E} \frac{d ε_{r}}{d T} d E^{'} \approx \frac{d P_{s}}{d T}

(23)

热释电探测器在工作时，温度变化引起极化变化，从而在表面产生电荷，并在外电路形成电流，其信号的大小取决于材料温度的变化大小以及热释电系数的大小。铁电材料的热释电系数相对较高，约为一两百μC/m²K，如钛酸钡，铌酸锂等；而非铁电材料的热释电系数普遍较低，在十μC/m²K以下，其中硫酸锂的系数相对高，总热释电系数为86.3 μC/m²K。将热力学给出的温度变化即式（3）代入，可得温度变化产生的光电流为：

I_{p h} = \frac{d Q}{d t} = A \frac{d P_{s}}{d t} = A p \frac{d T}{d t} = A p \frac{ω η Φ_{o}}{{(G_{t h}^{2} + ω^{2} C_{t h}^{2})}^{1 / 2}}

，

(24)

其中， $Q$ 为热释电电荷，A为探测器的面积，p为热释电系数垂直于电极方向的分量，dT/dt为温度随时间的变化率。则可得热释电探测器的响应率：

R_{i} = \frac{I_{p h}}{Φ_{0}} = p A \frac{ω η}{G_{t h} \sqrt[]{1 + ω^{2} τ_{t h}^{2}}}

(25)

从上式（25）可知，在低频区域（ $ω ≪ 1 / τ_{t h}$ ）的响应率与频率成正比。在高频区域的响应率为常数。因此，热释电探测器的响应率在高频下的衰减比测辐射热计和温差电偶更慢，因而具有更高的截止频率和更快的响应速度。然而，受限于光吸收后的热扩散过程，实际传统宽谱吸收结构的热释电探测器的响应时间约为ns 到 μs量级^［

6］。人工微结构由于具有深亚波长的特性，能够缩小吸收结构的尺度，降低热从吸收结构扩散到热释电材料的时间，从而加快器件的响应。

对于短波与中波波段的热释电探测器，近期的研究工作通过引入随机分布的结构以及周期性的金属-介质-金属阵列结构已经实现了良好的超构表面集成。Jon W. Stewart等使用随机分布的Ag纳米方块结构制备了超构表面集成的热释电探测器（图9（a））^［

95］，热释电材料为AlN。制备的器件可以在可见到近红外波段实现选择性的高吸收，并通过改变Ag纳米方块的几何尺寸能够调节吸收的峰值波长。由于结构深亚波长的特性大大降低了从吸收到导热过程所需的时间，其响应速度非常快，响应时间半高宽低于1.7 ns，上升沿仅有700 ps。仿真计算结果表明其响应时间半高宽经过优化能达到25 ps，上升沿仅有6 ps。器件的响应率为0.18 V/W，比探测率为

3.9 \times 10^{5} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

。Kaisheng Zhang等设计了如图9（b）所示的超构表面钽酸锂热释电探测器^{［参考文献 96

百度学术}96］。他们使用金属-介质-金属三层结构作为吸收结构，其中顶层金属为十字阵列结构，实现了在3.16 μm处95%的窄带高吸收，其半高宽为0.7 μm。器件的光电测试结果表明，器件的响应率达到了2200 V/W，在26.3 Hz调制频率下的比探测率为

3.2 \times 10^{7} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

。Anh Tung Doan等设计并制备了如图9（c）所示的Al-Al₂O₃-Al圆柱的吸收结构^{［参考文献 79

百度学术}79］，同时底层Al作为器件的上电极，其下则为ZnO热释电材料。通过改变顶层Al圆柱的几何尺寸，可以在整个中波波段范围内进行调节，实现对不同波长的高吸收。此器件实现了中波波段100~140 mV/W的响应率，其半高宽为900 ~ 1200 nm。

图9 超构表面集成的短波及中波热释电探测器（a）随机分布的Ag方块集成的热释电探测器示意图与仿真得到的温度分布（上图）^［

95］，及其不同尺寸方块的反射光谱与光电流能谱（下图）；（b）金属-介质-金属十字阵列结构的超构表面热释电探测器（上图），及其吸收光谱与光电压响应率谱（下图）^{［参考文献 96

百度学术}96］；（c）多波长探测的Al-Al₂O₃-Al圆柱结构器件的示意图（左图），与吸收光谱及光电压响应率谱（右图）^{［参考文献 79

百度学术}79］

Fig. 9 Near-infrared and mid-infrared pyroelectric detectors integrated with metasurfaces （a） pyroelectric detectors integrated with random Ag cube and the simulated thermal impulse response （top）， and the reflection spectra and photovoltage spectra of several different detectors （bottom） ^［

95］；（b） pyroelectric detectors integrated with metal-insulator-metal cross metasurface （top）， and the absorption and photovoltage spectra （bottom） ^{［参考文献 96

百度学术}96］；（c） pyroelectric detectors for multi-wavelength detection integrated with Al-Al₂O₃-Al cylinder metasurface （left）， and the absorption and photovoltage spectra （right） ^{［参考文献 79

百度学术}79］

在更长的波段上，超构表面结构集成的热释电探测器也能够实现针对气体吸收的5~ 8 μm波段，和长波大气窗口增强探测。Xiaochao Tan等设计了如图10（a）所示的一种用于多种气体检测的超构表面钽酸锂热释电探测器^［

80］。由于不同的气体在红外波段具有不同的特征吸收峰，因此要求探测器具有光谱选择性。具有超构表面吸收结构的热释电探测器可以灵活设计结构的几何尺寸，从而成功设计和制备了针对2 ~ 8 μm共8种气体的特征吸收峰的窄带超构表面吸收结构。不同的超构表面吸收结构能够集成在同一片材料上，同时进行多波段、多种气体检测。器件在5 Hz调制下的电压响应率为90 V/W，噪声等效功率

1.9 \times 10^{- 8} W / \sqrt[]{H z}

。图10（b）是Kansho Yamamoto等人设计的超构表面光谱选择性热释电探测器^{［参考文献 97

百度学术}97］。他们使用AlN作为热释电材料，并在上电极引入金属圆孔阵列的结构。通过调节上表面金属孔阵列的周期，可以调节共振波长，实现不同波段的高吸收，吸收峰半高宽约1 μm。光电测试的结果表明，使用Si窗片的情况下，上电极的结构能够将响应增大2.3倍。Jonathan Y. Suen等设计了如图10（c）的上电极结构^{［参考文献 98

百度学术}98］，这种结构同时还作为光吸收层，在长波波段实现共振强吸收。通过吸收器吸收的热传导到其下的仅有575 nm厚度的LiNbO₃热释电材料上，最终产生电信号。此器件实现了在长波10.73 μm处仅有560 nm 半高宽的窄带选择性高吸收，吸收率达到86%，室温下的时间常数为28.9 ms，比探测率在

10^{7} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W

量级。光电流能谱与吸收光谱符合，证明了光学设计对于光电转化的有效性。

图10 超构表面集成的气体探测与长波热释电探测器（a）可用于多种气体探测的光谱选择性圆盘阵列结构超构表面热释电探测器（上图），及其吸收光谱（下图）^［

80］；（b）金属圆孔阵列结构的超构表面热释电探测器（上图），与Si窗片下超表面与无超表面的性能对比（下图）^{［参考文献 97

百度学术}97］；（c）超构表面的电子显微镜照片和微结构单元示意图（上图），吸收光谱与光电压响应谱（下图）^{［参考文献 98

百度学术}98］

Fig. 10 pyroelectric detectors integrated with metasurfaces for gas sensing and long-wave infrared detection （a） spectrally selective pyroelectric detectors integrated with disk array metasurface （top）， and the absorption spectrum （bottom） ^［

80］；（b） pyroelectric detector integrated with holes array metasurface （top）， and the comparison of output voltage between patterned and unpatterned device （bottom） ^{［参考文献 97

百度学术}97］；（c） a scanning electron microscope image and unit cell of metasurface （top）， and absorption and photovoltage spectra （bottom） ^{［参考文献 98

百度学术}98］

3 总结与展望

传统的宽谱响应热敏探测器由于具有相对比较大的辐射热导，因此也就会具有相对比较大的本底噪声，最终限制了器件性能的上限。研究表明，窄带光谱选择性吸收的热敏探测器可以突破这一限制。人工微结构材料体系可在亚波长尺度范围内操控光子，实现光谱选择性吸收。集成人工微结构超构表面的光谱选择性热敏探测器可降低辐射热导，降低器件的本底噪声，提升了器件的性能。此外，超构表面的深亚波长特性和强局域效应还能够减小器件及其支撑结构的质量，从而降低器件热容，缩短器件的响应时间和增大响应率。对于仅需要在特定波段进行探测的应用，如大气窗口波段内的探测、气体红外传感等，集成具有光谱选择性的人工微结构是提高热敏探测器性能的有效途径。尽管理论分析表明光谱选择性热敏探测器的比探测率能够达到 $10^{11} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W$ 量级，但现有报导的实际器件性能与理论极限还有很大距离，还有很大的上升空间。目前的相关研究工作依然有限，未来仍需要更加深入地开展相关研究，包括建立与实际更加符合的理论模型以及进行更多与光谱选择性热敏探测器相关的实验，以期达到或接近理论预测的极限。现有的工作所达到的最高性能是基于法布里珀罗腔结构的光谱选择性热探测器（图7（b）），其比探测率达到了 $10^{9} c m \cdot \sqrt[]{H z} / W$ 。如前文所述，尽管超构表面结构相比于法布里珀罗腔结构具有众多优势，集成超构表面结构的相关实验工作尚未充分挖掘其潜力，其性能仍未超过法布里珀罗腔结构的热敏探测器。因此，未来的工作还应继续利用好超构表面结构的波长选择性和结构尺寸深亚波长的特性，借鉴超构表面调控电磁波的相关工作，设计具有更小尺寸和更强局域效应的超构表面结构，集成在热敏探测器上进一步减小器件的热容和热导，实现更高的比探测率。总之，人工微结构微纳光子学的发展为研发下一代更高性能的红外探测器提供了新的机遇。

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基于人工微结构的光谱选择性红外热敏探测器 PDF

摘要

关键词

引言

1 红外热敏探测器

1.1　红外热敏探测器的分类和基本结构

1.2　理想热敏探测器的响应率、噪声与探测率

2 光谱选择性热敏探测器

2.1　光谱选择性热敏探测器的结构类型

2.2　测辐射热计

2.3　温差电偶

2.4　热释电探测器

3 总结与展望

References

基于人工微结构的光谱选择性红外热敏探测器 PDF

摘要

关键词

引言

1 红外热敏探测器

1.1 红外热敏探测器的分类和基本结构

1.2 理想热敏探测器的响应率、噪声与探测率

2 光谱选择性热敏探测器

2.1 光谱选择性热敏探测器的结构类型

2.2 测辐射热计

2.3 温差电偶

2.4 热释电探测器

3 总结与展望

References

1.1　红外热敏探测器的分类和基本结构

1.2　理想热敏探测器的响应率、噪声与探测率

2.1　光谱选择性热敏探测器的结构类型

2.2　测辐射热计

2.3　温差电偶

2.4　热释电探测器