上海理工大学庄松林院士团队——利用太赫兹时域光谱法和微腔器件检测样品：综述

1  引言

随着太赫兹（THz）技术应用的发展和繁荣，其在不同领域的巨大潜在应用已被一些学者发现并实现（Libon et al., 2000; Ferguson et al., 2002; Siegel, 2002; Wu et al., 2003; Biber et al., 2004; He et al., 2012; Zang et al., 2015），如生物成像、材料检测、下一代通信、医学光谱学和污染诊断（Federici et al., 2010；Wang et al., 2014，2015）. 最近，太赫兹时域光谱（THz-TDS）引起广泛关注. THz-TDS利用由飞秒激光激发的宽频太赫兹辐射短脉冲和有效时间采样技术获取太赫兹波段的频谱信息. 该生成方法是由Auston在20世纪80年代的一次尝试所建立的（Auston DN et al., 1984; Fattinger and Grischkowsky, 1988）. 在过去，利用光电导天线（PCA）（Auston DH et al.，1984; DeFonzo et al., 1987）或使用非相干探测器（如辐射热测量计）的远红外干涉技术（Jones, 1947; Johnson et al., 1980）可以探测自由传播的THz信号. 然而，THz领域的发展受限于有效宽频太赫兹源的需求（Hangyo et al., 2006）. 近年来，太赫兹科技在中国迅速发展. 上海理工大学（USST）太赫兹实验室作为专门为研究太赫兹而建立的实验室，开发了太赫兹光谱系统和技术. 该实验室已实现宽频太赫兹源、传统THz-TDS和光纤耦合THz-TDS系统，用于探测太赫兹范围内样品的独特光谱特征. 然而，传统THz-TDS在样品量很小如生物或危险样品等情况下遭遇严重检测挑战. 本综述首先详细介绍在USST设计和制造的宽频THz-TDS系统. 该系统使用GaAs m-i-n二极管作为太赫兹发射器（Zhu et al., 2008a），其光谱范围可达4 THz. 系统扫描速度可达10 scans/s. 本综述也详细介绍使用电光（EO）采样THz检测技术的典型设置（Fergusonand Zhang,2002）. 另外，我们成功研发了小巧玲珑且便于携带的光纤耦合THz-TDS系统. 该系统的主要特点如下：扫描速度0.1s/scan；信噪比<70 dB；谱宽>3.5 THz；体积<50 cm×40 cm×30 cm；重量~5kg. 基于这些太赫兹测量平台，太赫兹光谱技术的一个典型应用是鉴定抗糖尿病药物和2-羟基戊二酸二钠盐（2HG）（Du et al., 2012; Chen WQ et al., 2017）. 最后，为克服THz-TDS的缺点且增加检测灵敏度，我们研究三种典型的高Q值微腔器件，即亚波长金属孔阵列（Chen L et al., 2013a）、波导腔和基于伪局域表面等离激元（LSP）的回音壁（WG）模式（Chen L et al., 2017），并分析它们的性能和应用. 该综述结论表明，虽然太赫兹光谱可以识别某些光谱分子结构的独特足迹，但高Q微腔器件可以解决具有高信噪比（SNR）和灵敏度的微体积样品检测的问题.  

2  基于GaAs m-i-n二极管的太赫兹时域光谱

2.1  GaAs m-i-n二极管宽频太赫兹源

通常，由光导天线产生的太赫兹辐射正是利用缺陷中光生载体湮灭引起GaAs低温生长这一特性，而导致光电流的剧烈变化和太赫兹波的产生（Katzenellenbogen and Grischkowsky, 1991）. 当输出功率高于峰值功率的1％时，通过该方法产生的THz波通常仅约2.5 THz. THz的产生也可以由Cherenkov差频产生法在铌酸锂波导中实现（Staus et al., 2008; Bodrov et al., 2009）. 该波导具有高非线性/损伤阈值/透明和多光子少吸收特征. 使用Cherenkov辐射方法（Auston DN et al., 1984），在传播期间若激光路径处于一定角度，相位匹配便会自动满足. 此外，作为横向辐射，铌酸锂内部的THz波迹线较短，导致THz波被吸收较少. 由Cherenkov差频在铌酸锂波导中产生的THz波能够将频率范围扩展到6 THz（Consolino et al., 2012; Carbajo et al., 2015）.  

本文提出将纯本征GaAs作为器件的核心层. 因此，该器件能够承受超高电场（高达300 kV/ cm），使电子得以加速. 根据麦克斯韦方程，从器件辐射的THz强度正比于载流子加速度，且THz源辐射光谱宽度能被扩展到约4 THz，转换效率高于1.5％.

图1a展示了宽频GaAs m-i-n二极管的示意图. 本征GaAs层的厚度为1 μm. 在样品背面沉积/退火铝锗镍合金以实现欧姆接触（Zhao et al., 2002）. 在样品正面制造/沉积另一个半透明的镍铬肖特基膜接触. 因此，可以在本征GaAs层施加直流电场. THz源尺寸为1.5 mm×1 mm.

该THz源性能由自由空间电光采样技术测量. 该技术可以获得与样本发射的THz振幅相关的时域波形（Planken et al., 2001; Wu and Zhang, 1997a）. 电光检测器是一块厚度为1 μm（光谱带宽约4 THz）的ZnTe晶体（Wu and Zhang, 1997b; Leitenstorfer et al., 1999）.

图1 GaAs m-i-n二极管的横截面（a）和样品安装的图像（b）

m-i-n二极管具有m-i-n半导体几何结构，含有一个1 μm厚的本征GaAs层. 通过在样品背面沉积和退火AuGeNi合金，可制得欧姆接触. 在样品表面沉积半透明NiCr肖特基膜，可将直流电场施加到本征GaAs层

图2给出了从m-i-n二极管发射的THz振幅的时域波形. 根据麦克斯韦方程组，图2中太赫兹电场（E_THz）由下式（Zhu et al., 2008b）给出:

从图2可以看出，THz波形的前缘归因于飞秒脉冲的持续时间和ZnTe探测器的光谱带宽. 太赫兹电场给出由速度过增引起的初始正峰值和随后负下降的特征（Leitenstorfer et al., 2000）. 初始正峰值和随后负下降分别被认为是Γ谷中的电子加速和谷间转移引起的电子减速. 随着电场的增加，太赫兹电场急剧增加. THz发射光谱扩展至约4 THz（图3）. 正如所见，低温成长GaAs以光电导天线（快速扫描太赫兹光谱工具包）为基础，放射的THz曲线频谱带宽为2.5 THz（https://ekspla.com/）. 然而，图3中GaAs天线的THz功率带宽大于4 THz，峰值频率约为1.5 THz. 注意，可以在GaAs本征层上添加超高电压. 根据麦克斯韦理论，E_THzµμ(E∂n/∂t+ n∂E/∂t)，其中μ是载流子迁移率，E是施加的电场，n是样品中平均载流子密度，载流子由飞秒泵浦激光脉冲产生. 对于本征GaAs材料，激光照射后的载流子数目几乎保持不变，μE∂n/∂t的影响可以忽略不计. 大的迁移率和电子加速导致大的太赫兹功率.

2.2  太赫兹时域光谱（THz-TDS）系统及其应用

THz-TDS提供了一种强大工具，用于确定THz频率下的许多材料. 图4显示了采用电光采样测量的典型THz-TDS装置. 飞秒激光脉冲分为两部分：强泵浦光和弱探测光. 泵浦光照射GaAs m-i-n二极管并辐射THz光束. 然后，THz光束辐射在电光ZnTe晶体上. 为改变THz/探针脉冲之间的时域延迟，可以机械地移动延迟线. 通过扫描时间延迟，可以测量太赫兹电场. 该采样方法的原理是通过采样和使用飞秒探测脉冲获得THz信号. 为提高SNR，泵浦光需通过一个kHz量级调幅斩波器. THz信号则可通过锁定放大器提取.

图4 自由空间电光采样的实验装置

基于以上原理，USST太赫兹实验室研发了THz药物分析仪，如图5所示. 利用飞秒激光和计算机以及自制的软件，该光谱仪使超快光学实验室有能力延伸至具有高截止频率（3 THz）的THz光谱研究领域. THz药物分析仪可以在100 ps内获取THz时域波形. 经傅里叶变换后，系统的光谱分辨率为0.01 THz（10 GHz）. 例如，该系统已经测量了抗糖尿病药物.

图6a和6b分别显示了THz时域波形和格列喹酮、格列吡嗪、格列齐特、格列美脲的傅里叶变换. 它们在0.3至2.0 THz范围的吸收谱如图7所示. 已发现格列喹酮、格列吡嗪、格列齐特和格列美脲在约1.37 THz处有强吸收峰. 该吸收峰与磺酰脲基团的振动峰一致，表明所有磺酰脲中的吸收峰（1.37 THz）归因于磺酰脲基团的振动.

图5 USST开发的太赫兹时域光谱仪

图6 太赫兹时域（a）和太赫兹频域（b）中的自由空间（参考）和抗糖尿病药物光谱（转载自Du et al.（2012））

图7 格列喹酮、格列吡嗪、格列齐特和格列美脲药物的太赫兹实验吸收光谱（转载自Du et al.（2012））

图8 操作中的光纤耦合时域光谱仪的主要组件

为使系统灵活便携，单独研发光纤耦合THz-TDS系统. 它包含三个主要部分：主机（体积40 cm×40 cm×20 cm，一路连接220 V电源）、手持式探头（通过1 m光缆连接主机）和计算机（通过USB电缆连接到220 V主电源和主机，用作主机控制）. THz光谱仪约占工作区域1 m²，探头可在半径为1 m的圆形区域内移动，外壳需要接地. 系统组件如图8所示.

探头包含一个THz发射器和接收器. THz发射器发射的THz波由样本传输或反射. THz波携带样本的特定信息，由THz接收器测量，转换为模拟时域信号并发送到主机. m-i-n二极管THz源的使用具有USST自主知识产权. 该THz源具有光谱范围广、辐射信号稳定性好的特点. 该系统的主要特征如下：扫描速度为0.1s/scan; 信噪比<70 dB; 谱宽>3.5THz; 体积<50 cm×40 cm×30 cm; 重量约5 kg.

接下来，我们以2HG为例. L-2HG和D-2HG的THz吸收光谱如图9所示. 它们的THz吸收光谱展现出略微不同的特征. 这种特征差异有助于识别L-2HG和D-2HG.

图9 L-2HG（a）和D-2HG（b）的吸收光谱

3  THz微腔器件及其在传感中的应用

THz-TDS生物传感技术可被用于识别指纹谱或从光谱中提取复数折射率和吸收系数. 它所面临的挑战是被探测的样品需要有足够的体积（Pupeza et al., 2007）. 这样它们才能与辐射充分相互作用. 而体积极小的样品在常规光谱配置中与辐射具有弱相互作用. 被传输的波在通过常规光谱配置时改变较少. 这样小的变化并不能将样品与参考样品区分. 这里，不能将两者区分的标准是（Withaya-chumnankul et al., 2014； O'Hara et al., 2008）

其中l是样品厚度，S(ω)是参考光谱的标准相位偏差，N是样品测量的数量，Δn是样品和参考样品之间的折射率差异. 此外，THz-TDS技术还面临着一些其他挑战（例如急剧增加的THz功率，或由超快激光固有不稳定性诱发产生的且能被探测到的THz波的随机波动）. 这些挑战阻碍了信噪比的改善和噪声层的减弱（Theuer et al., 2010a, 2010b）. THz-TDS技术所面临的这些挑战正是描述新传感方法的主要动机. 在下文中，将介绍几种微腔谐振器方法，以提高信噪比和灵敏度（Luet al., 2011）.

3.1  金属光子晶体

1998年初，人们发现亚波长金属孔阵列结构在一定波长下表现出反常光学透射特征（Ebbesen et al., 1998）. 这种独特的现象很快由表面等离激元理论所解释，即通过孔的光束由激发的表面等离激元传输（Ghaemi et al., 1998）. Miyamaru和Hangyo（2004）将这一概念引入到THz频段. 这里，这种反常的光学透射是通过厚度在亚波长尺度的金属光子晶体实现的（Miyamaru et al., 2006）. 表面等离激元与金属光子晶体中的面内入射波之间的动量匹配条件对表面电介质的变化敏感，因而可用于THz传感（Qu et al., 2004）. 本节将讨论这种反常的光学透射性能及其在传感中的应用. 铝光子晶体板的照片和几何结构如图10所示. 带有圆形气孔的三角形阵列被排列在厚度为250 μm的光子晶体板上. 样品面积为50 mm×50 mm. 单孔尺寸如下：直径0.7 mm，六角形晶格间距s=1.13 mm. 孔数超过5000，以避免有限尺寸效应（Xu JM et al., 2013a）. 在THz频段内，金属界面处的表面等离激元呈弱局域化，并且表面等离激元极化模式的大部分能量来自于局限在空气一侧的电磁波. 用作二维光栅的设计结构可增加平面内外两个方向上入射光的动量.  

使用上述THz-TDS系统可以测量反常光透射. 无样品的信号用作测量的参考.

图11显示了垂直入射结果. 时域信号经历明显的衰减振荡，表明THz波与所设计的表面上弱表面等离激元极化子之间存在强相互作用. 它们的傅立叶变换（频率域光谱）如图11b所示，其中共振峰（0.265 THz）由金属光子晶体的基本模式产生. 这里周期结构是在金属表面构建的，因此色散曲线可满足入射电磁波与表面模式的耦合.

图11 在时域中垂直入射的MHAs的入射和透射THz波形（a）以及在频域中的相应光谱（b）（转载自Chen et al.（2013a））

接下来，我们讨论使用金属光子晶体检测一元醇溶剂. 众所周知，醇作为化学和制药工业中的溶剂具有广泛应用，并且被当作模型用于氢键网络研究. 甲醇、乙醇、1-丙醇和1-丁醇的化学结构如图12所示. 这些结构由不同数量的羟基（-OH）和烷基的碳原子组成. 一元醇依赖于频率的吸收系数（α）和折射率（n）从甲醇逐渐下降到1-丁醇（Yomogida et al., 2010； Markelz et al., 2008）. 一元醇的THz吸收光谱呈单调上升特征，吸收强度随烷基长度的增加而减小. THz吸收强度总是取决于液体的极性. 极性越大，THz频段吸收越强（Su，2014）. 另外，已有大量研究针对醇系列等液体，特别是针对醇类的复介电常数（Bertero et al., 2011）. 这里，我们引入金属光子晶体作为一种新型传感器. 具有微孔阵列的金属薄板可以识别不同的一元醇溶剂，从而改变频域中的共振峰. 这比通过TDS系统更容易识别.

在该实验中，甲醇（>99.5％）、乙醇（>99.7％）、1-丙醇（>99％）、1-丁醇（>99.5％）从上海国药化学试剂有限公司获得. 将金属PC放置在由两个平行的0.4 mm间隔窗口组成的石英盒中间. 再将阵列浸入液体样品中，通过THz-TDS方法获得透射光谱. 以不带阵列的一元醇为参照物进行测定. 这里，透射可以被定义为|t(ω)| = |E_out(ω)/E_in(ω)|，其中ω是角频率，E_out(ω)和E_in(ω)分别是在样品和参考样品中传输的THz脉冲振幅，该振幅依赖于频率（Dorney et al., 2001）.

图13 通过浸入到一元醇中的金属孔阵列所测量的透射（a）和一元醇的透射和共振频率（b）

一元醇彼此间具有不同共振频率，如图13所示. 随着烷基长度的增加，共振频率显示出蓝移，这是由折射率降低引起的. 此外，随着烷基长度增加，透射率因为吸收系数降低而增加.

与传统THz-TDS方法相比，具有微孔阵列的金属薄板可以将吸收的微小差异转变为频域中共振峰的改变. 这可以更容易且更明显地被THz系统识别. 这是区分化学物质种类的一种潜在方法. 进一步实验和理论结果表明，表面波激发的共振峰在非正常发射到阵列时会分裂为两个（Chen L et al., 2013b）.

3.2  平行板波导腔体

传感金属光子晶体受限于其半开放几何››形状. 该形状并不适用于流量监测. 为解决这个问题，我们对带有谐振器的THz平行板波导（PPWG）进行了描述. 平行板波导类似于可见光区域中的金属—电介质—金属结构（Chen et al., 2007）. Mendis et al.（2009）通过在板上添加短截线（凹槽）研究了金属板中的谐振腔. 该装置将折射率改变为引导模式感应从而检测样品的存在. 横向电（TE1）模式被用来激发腔模式.

平行板波导中的单腔具有透射光谱中高Q谐振特征. 我们报告了对于两腔平行板波导中类电磁诱导透明（EIT）的观察结果，并分析了腔的偏离位置与透射特征之间的关系，其中这两个腔具有相同的几何形状（图14）. 我们发现该类EIT效应是由顶底腔耦合强度变化引起共振混合导致的（Chen Let al., 2013c）. 我们还发现两凹槽间的相移是获得EIT的另一个关键因素. 低频下共振谷表现出高Q特征. 事实上，在两个板上采用不同（不同深度）的腔同时保持L为零，可获得电磁感应透明度的等离激元类似物（Huang et al., 2011）.

如图14所示，该系统包括两块铝板，每块铝板都有一个宽度为470 μm深度为420 μm微型矩形槽. 将底腔移动长度L在0到300 μm之间改变可以获得对称和不对称配置. 将两板之间波导间隙S固定在650 μm，使用频谱分辨率为4.58 GHz的THz-TDS系统，并以无腔平行板波导作为参考.

图15显示了具有多个偏移L的功率透射. 对于对称情况（L=0 μm），对称共振谷发生在0.417 THz处. 对于L=100 μm，新共振谷发生在0.354 THz. 当偏移增加到200 μm时，较低共振频率呈现蓝移而较高共振频率则呈现红移. 在约0.36 THz的透明窗口是类EIT轮廓. 当偏移量进一步增加（L=300 μm）时，两个共振频率变得更近，且透射窗口变窄变低. 实验数据与图15中数值计算结果非常吻合.  

图15 波导腔体系统的功率透射

我们对间隙S的影响也进行了研究（Chen L et al., 2013c）. 此处，将S分别设置为610、670、740和780 μm，用以研究EIT特征. 图16显示了不同S下的功率透射. 当S在610到670 μm之间变化时，光谱呈现明显的EIT现象. 当S增加到740和780 μm时，对称共振谷退化，如图16c和16d所示. 测量结果与仿真结果吻合良好（Chen L et al., 2014b）.

图17展示了随频率和波导间隙（1/S）变化的透射图. 1/S为1.64、1.49、1.35和1.28 mm⁻¹分别代表实验中610、670、740和780 μm的S. 在固定移动长度L（200 μm）的情况下，因为对称共振波长小于S，电磁波沿“Z字形线”传播，可作为导波. 而空腔对透射几乎没有影响. 在这里，S的增加将Fabry-Perot共振转换为导波. 由于两个共振间EIT透明峰来自对称和非对称共振的相消干涉，当对称Fabry-Perot共振发生转变时，该干涉被破坏，与此同时，在这个过程中可以获得从产生到消失的EIT峰调制.  

 图17 不同S下（L =200 μm）的透射图（转载自Chen et al.（2013c））

最后，我们固定参数L（50 μm）和S（650 μm），考虑不同样品，展示一些数值仿真结果. 作为微流体传感器，该结构原理是基于共振频率（非对称模式）对底部凹槽中填充样品的响应.

利用多物理场耦合分析的有限元方法可以对透射光谱进行数值计算. 图18描绘了多个样品的共振频率偏移（折射率n从1变化到1.3）. 正如我们所见，随着折射率增加，透射谷存在明显红移. 灵敏度可达到141.43 GHz/RIU. 有趣的是，在图18中，由两个凹槽中折射率差异引起的非对称性（参见图19中的电场模式）会增加共振谷的半高宽（FWHM），导致低Q特征.

图18 具有不同折射率的透射谱

将样品填充到嵌入底板的腔中

接下来，我们将估计平行板波导的灵敏度（FOM）. 该值可以通过FOM=S/FWHM来计算，其中S是敏感度，定义为共振频率变化δf与样品折射率变化δn的比率. FWHM可以通过计算共振峰/谷半高宽来确定. 与共振频率相关的灵敏度（对应于不同的材料）如图20所示. 不同频率下灵敏度的变化最初来源于不同共振谷的半高宽. 非对称性越高（由两凹槽内不同样品引起的），半高宽越宽，灵敏度越高.

图20 L=50 μm和d=650 μm的平行板波导腔的灵敏度

3.3  由伪局域表面等离激元诱发的回音壁模式微腔

平行板波导是一个难以整合的大型平台. 在这里，我们介绍由伪局域表面等离激元（LSP）诱发的芯片上波导模式微腔. 该微腔易于集成. LSP通常在可见/近红外区域中围绕纳米粒子而被激发. 当频率处于较低范围时，在该频率下的金属展现出高导电性. 这种高导电性会引起弱相互作用. 相反，为维持低频率下伪局域表面等离激元，周期性纹理金属磁盘结构应运而生（Por et al., 2012； Shen and Cui，2014）. 这种伪局域表面等离激元具有通过激发混合材料多极共振而有利于生物传感的波导模式特征，表现出高Q值. 我们研究了混合伪局域表面等离激元结构的透射特性，该结构包含了一个闭合波纹金属盘（CMD）和一个C形共振器（CSR）结构（Chen L et al., 2017）. 图21（插图）描绘了闭合波纹金属盘和C形谐振器混合结构的示意图. C形共振器θ为60 °C型共振器，内半径为R_c=160 μm，宽度为w=10 μm. 这意味着磁盘和盖子的间隙为10 μm. 如图21所示，明显的多极共振（记为C1–C5）可以在理论上被观察到，其中大部分（C1–C4）也可以在实验中被观察到. 共振（标记为M）是由C型共振器激发的明亮局域表面等离激元引起的. 与谷C1–C5所对应的电场如图21（c）所示. C型共振器作为LSP模式M共振，磁盘呈现多极模式. 这与磁盘的伪LSP模式一致. 来自闭合波纹金属盘的暗多极模式由C型共振器产生的LSP激发.

 图21 帽耦合波纹纹理封闭盘的理论（a）和实验（b）透射光谱；显示为偶极子（C1）、四极子（C2）、六极子（C3）、八极子（C4）、十极子（C5）模式的多极共振电场（c）

伪LSP最高阶共振近似于相应的LSP渐近频率. 理论上，多极共振可以被激发，因为其共振频率低于色散曲线中的渐近频率. 然而，C型共振器共振频率在激发多极共振中起着重要作用. 如果C型共振器共振频率远离结构的渐近频率，高阶共振则很难被有效激发. 在C型共振器共振频率与结构渐近频率重叠的同时，伪LSP模式与C型共振器模式发生相互作用. 根据图21，最高阶偶极子是十极. 因为当伪LSP共振频率接近渐近频率时，最高阶伪LSP的强度变弱，所以这种最高阶共振由于聚酰亚胺损耗和制造误差的附加损失而几乎不能被观察到.

此外，我们对带缺陷波纹金属盘的几何形状作了相关说明，其中包括外半径R=150 μm，内半径r=60 μm，自由基金属槽数N=36，周期d=2πR/N，空气填充率α=a/d=0.4，聚酯薄膜基材的厚度为22 μm，铝薄膜的厚度t=200 nm，单元晶胞的周期为360 μm，以及缺陷角度θ=14°（图22）. 在垂直于缺陷的极化电场下，THz波发生入射. 我们使用常规光刻技术来制造带缺陷波纹金属盘. 金属原子阵列芯片的尺寸为10 mm×10 mm. 此外，我们将一个空白聚酯薄膜用作参考，该薄膜与用来制造带缺陷波纹金属盘的基底相同（Chen L et al., 2017）.

图22 带缺陷波纹金属盘的理论（a）和实验（b）透射光谱; 模式D1、D2、D3和D4的电场图（c）. 其中缺陷角度皆为θ=14°

样品由一个共焦光导基的8f THz TDS系统（Grischkowsky et. al.，1990）所测量. 图22显示了偶极子（D1）、四极子（D2）、六极子（D3）和十极子（D4）共振模式下的透射光谱结果和电场图. 暗多极共振的激发是由明亮的偶极子模式引起的，其中该偶极子模式存在于被入射波激发的楔形缺陷中. 有趣的是，我们可以看到缺陷暗角θ的变化是如何影响暗Fano共振. 图23显示了随缺陷角度（14°、34°和54°）增加的透射率. 可以看到，首先，随着缺陷角度增大，共振D3（D4）变弱. 这是因为缺陷片边缘附近D3（D4）共振极性变小，并且六（八）极子极性Fano模式的电场畸变普遍退化. 相比之下，四极Fano共振和偶极模式更易被清晰观察到.

图22b中四极子峰具有高Q特征. 该特征可被用于制造高灵敏度传感器（Cong et al., 2015）. 我们选择尖锐的四极子峰和共振曲线上较高的谷作为两个极值点，注意这里的半高宽（FWHM=Δf=f₂−f₁）带宽，然后取峰值时的共振频率与半高宽的比值，即f₀/Δf，便可得到Q值. 表1列出了计算单缺陷结构Q值的关键参数.

图23 缺陷角度为14°，34°和54°的透射光谱

这种波导微腔在高效共面波导（CPW）和薄的波纹盘共振器（CDR）的协助下也可以在平面芯片中被激发（Wang et al., 2017）（图24）. 图24中也标出凹槽距离g，宽度a=0.5d，周期p=2πR/N（N=20），以及波导高度h. 上述尺寸分别为R=1200 μm，r=600 μm，h₁=500 μm，h₂=450 μm，p=380 μm. 为了仿真自由空间中的波传播，金色层作为有损金属的模型，在THz范围内表现得几乎像一个完美导体，并且石英基底用作损耗材料，其介电损耗正切tanδ=0.0004. 表面金属层是0.5 μm厚的金，由传统光刻技术制造. 为减少这部分损耗，我们可以选择一种性能优良的介质如GaAs、蓝宝石或石英作为基底材料. 在当前工作中，我们使用200 μm厚的石英作为基底.

图25a展示了仿真的透射系数（以dB为单位）. 红色和黑色曲线分别代表了含有和不含波纹盘共振器的等离激元波导. 在波纹盘上，等离激元波导和波纹板耦合产生了六个主要共振谷. 每个共振谷对应于不同的模式，如图25a（红色曲线）所示. 图25b–25g显示了所施加的电场（Ez）（金属膜上方0.1 mm）. 图25a中谷1–6对应于25b–25g中的共振模式. 仿真波段的共振谷3–5比较明显，且具有高Q值，分别为44.6、268.3和215.8. 这些可以作为生物传感器的良好特性. 在实验中，我们主要关注这3个高Q值共振谷（3–5）.

接下来，我们分析这些谷（1–6）的共振频率. 波纹盘周围的相位变化计算如下：

这里β是传播常数. 如果我们将k=β/(2π/p)定义为归一化波数（p=2πR/N是波纹盘共振器的周期常数），则方程（3）可以重写为

当圆盘处于闭合状态时，k和m之间存在一定关系， 如表2所示. 取参数S₂₁时，从谷3到谷5的闭合态频率与波纹盘色散曲线频率一致.

图26 显微镜下的照片（结构参数与图24相同）

波纹盘共振器对周围材料的变化敏感. 如果改变波纹盘槽内的电导率ε，那么所有共振谷都将发生偏移. 对于填充有不同折射率材料的波纹盘槽，这种共振的偏移会极其明显. 在仿真中，我们在六极子和八极子的共振中获得了0.22 GHz的偏移量（电导率从ε=1.02到ε=1.1）. 在图28中，当增加ε时，共振谷红移发生在更低频率. 注意，在该平面内测量中，样本通过消逝场被检测.  

波纹盘是生物传感器系统的重要组成部分. 我们可以在波纹盘的凹槽中填充不同的样品. 固体和液体都可以被测量. 在实验中，我们选择不同的液体，用蘸有液体的棉签，将凹槽用液体覆盖. 当更换液体时，我们将传感器样品置于丙酮中，再置于去离子水中，然后用低功率超声波清洗机清洁样品. 在实验中填充波纹盘槽所使用的填料是乙醇、去离子水和橄榄油. 从图29中可知，未知透明液体可通过测量共振偏移来识别，这是因为共振偏移由折射率变化所引起，而折射率会随着填料的不同发生改变. 我们发现除了红移之外，这些谷的透射系数（以dB为单位）也不同. 这可能是受填充了不同浓度液体的波纹盘周围电场的影响. 当样品仅适用于整个区域和波纹盘共振器区域时，可以用Δf/(RIU/vol)来估计Fano共振结构的灵敏度. 当折射率为1.17（橄榄油）时，六极子谷的偏移量在两种条件下分别为3.1和1.12 GHz. 我们注意到，在第2种情况下，分析物的体积要小得多. 为消除体积的影响，我们计算了单位体积的灵敏度. 如果样品厚度为5 μm，则当整个芯片被油覆盖时产生的灵敏度为0.0162 GHz/RIU/(mm²×μm)，而在只有波纹盘共振器被油覆盖的情况下则为0.292 GHz/RIU/ (mm²×μm). 灵敏度提高了18倍. 请注意，我们的传感器尺寸很小，以避免液体溢出到网络分析仪探头，因此覆盖于凹槽的只有一层薄薄的液体. 它可能会影响传感器实际共振谷的补偿.

图27 用波纹盘共振器测量的投射系数S₂₁（转载自Wang et al.（2017））

图28 共振谷的红移

图29 对波纹盘槽中不同液体的探测

4  结论

在本综述中，我们简要介绍了THz范围内的样品检测方法. 利用THz-TDS系统，THz光谱法可以确定许多材料的独特吸收指纹图谱和复折射率. 然而，由于源功率输出较弱，对微小体积样本的研究面临着挑战. 这会影响材料的信噪比并进一步影响材料的鉴别. 为克服这些不利因素，我们需要其他方法. 特别地，对于体积很小的样品，目前已考虑使用高Q微腔元件/芯片（Xu et al., 2013b）. 我们列出了3种常见微腔元件，包括金属光子晶体、平行板波导和等离激元波导腔. 它们分别代表超材料、导波和共振结构. 详细讨论了它们的性能.

THz范围内的材料表征是一个很有前景的领域. 近年来，一种集成微流体平台已被研发，用于探测实时液体传感. 它为监测许多化学和生物反应的快速响应提供了可能性（Liu et al., 2013年）. 此外，THz散射近场光学显微镜还被用于研究二维材料特征，为确定半导体和生物医学材料的特性提供了独特的工具（Degl'Innocenti et al., 2017）. 这些进展可能有助于扩展亚波长THz科学领域样品检测的现有知识.

朱亦鸣，男，上海理工大学教授，博士生导师，国家万人计划“中青年科技创新领军人才”，国家百千万人才，青年长江学者，国家基金委优秀青年科学基金、国务院特殊津贴获得者。长期从事太赫兹技术及其应用的理论和实验研究工作，所研发的全光纤时域太赫兹波谱系统和主动式太赫兹人体安检系统等成果，作为上海高校典型案例，成为上海乃至全国在“科创22条”落地后的成果转化首单。目前相关产品已经在多个领域中得到应用，用户包括上海海关、上海分析测试协会、军事医学科学研究院等单位。作为负责人承担国家及地方课题项目20余项，其中包括主持1项国家863计划，主持3项国家自然科学基金，作为子项目负责人承担国家重大基础研究项目973计划1项、国家重大科学仪器设备开发专项2项等。以第一作者或通讯作者在SCI杂志发表论文100余篇(其中光电领域前5%的共40余篇)。先后获得“上海市教学成果奖一等奖”，中国产学研合作促进会“中国产学研合作创新奖”，“中国兵工学会科技奖获奖三等奖”等。现为国际红外与太赫兹学会（IRMMW-THz）评奖委员会委员、中国仪器仪表学会理事、中国光学工程学会理事、中国电子学会青年科学家俱乐部理事、中国青年科技工作者协会委员。

庄松林，1940年8月14日生，江苏溧阳人。1995年当选中国工程院院士。现任上海理工大学光学与电子信息工程学院院长、博士生导师，上海光学仪器研究所所长，上海交通大学、复旦大学、浙江大学兼职教授，国际光学工程学会和美国光学学会会士、中国仪器仪表学会名誉理事长、中国光学工程学会副理事长、探月计划专家组成员、教育部仪器科学和技术教指委副主任。庄松林院士长期从事应用光学、光学工程和光电子学的研究。设计了百余种光学系统及仪器，是国内率先开展光学系统CAD的研究者。主持完成了国内最大的光学仪器设计软件系统，在统计试验总极值最优化方法及公差的非线性模型等方面取得独创性成果。他对非相干光学信息处理及彩虹全息技术作了全面系统的研究，被誉为“现代白光信息处理的主要贡献者之一”。在复物体的位相恢复研究中提出多种光学方法，开创了该领域研究的新方向。在超分辨光学成像、光栅衍射矢量模态理论，高速光学多通道模/数变换、变换光学和人工媒质材料等研究中取得突出的研究成果。近年来，领导研发了主动式太赫兹人体安检系统，用于有机物检测的一体化时域太赫兹波谱系统等多套实用化太赫兹系统，所领导的太赫兹实验室获批“国家太赫兹技术前沿基础科学中心”，国家“太赫兹波谱与影像技术协同创新中心”，“国家111太赫兹精准生物医学技术创新引智基地”等。指导的博士论文获选2009年和2013年分别获得全国百篇优秀博士论文和百篇优秀博士论文提名。2018年获得上海市教学成果奖一等奖。2018年获评上海市教育功臣。