秦 華，黃永丹，孫建東，張志鵬，余 耀，2，李 想，3，孫云飛

（1中國科學院蘇州納米技術與納米仿生研究所中國科學院納米器件與應用重點實驗室，江蘇蘇州215123；2中國科學院大學，北京100049；3中國科學技術大學納米技術與納米仿生學院，江蘇蘇州215123；4蘇州科技大學電子與信息工程學院，江蘇蘇州215009）

二維電子氣等離激元太赫茲波器件

秦 華1*，黃永丹1，孫建東1，張志鵬1，余 耀1，2，李 想1，3，孫云飛4

（1中國科學院蘇州納米技術與納米仿生研究所中國科學院納米器件與應用重點實驗室，江蘇蘇州215123；
2中國科學院大學，北京100049；
3中國科學技術大學納米技術與納米仿生學院，江蘇蘇州215123；4蘇州科技大學電子與信息工程學院，江蘇蘇州215009）

固態(tài)等離激元太赫茲波器件正成為微波毫米波電子器件技術和半導體激光器技術向太赫茲波段發(fā)展和融合的重要方向之一。本綜述介紹AlGaN／GaN異質結高濃度和高遷移率二維電子氣中的等離激元調控、激發(fā)及其在太赫茲波探測器、調制器和光源中應用的近期研究進展。通過光柵和太赫茲天線實現(xiàn)自由空間太赫茲波與二維電子氣等離激元的耦合，通過太赫茲法布里-珀羅諧振腔進一步調制太赫茲波模式，增強太赫茲波與等離激元的耦合強度。在光柵-諧振腔耦合的二維電子氣中驗證了場效應柵控的等離激元色散關系，實現(xiàn)了等離激元模式與太赫茲波腔模強耦合產生的等離極化激元模式，演示了太赫茲波的調制和發(fā)射。在太赫茲天線耦合二維電子氣中實現(xiàn)了等離激元共振與非共振的太赫茲波探測，建立了太赫茲場效應混頻探測的物理模型，指導了室溫高靈敏度自混頻探測器的設計與優(yōu)化。研究表明，基于非共振等離激元激發(fā)可發(fā)展形成室溫高速高靈敏度的太赫茲探測器及其焦平面陣列技術。然而，固態(tài)等離激元的高損耗特性仍是制約基于等離激元共振的高效太赫茲光源和調制器的主要瓶頸。未來的研究重點將圍繞高品質因子等離激元諧振腔的構筑，包括固態(tài)等離激元物理、等離激元諧振腔邊界的調控、新型室溫高遷移率二維電子材料的運用和高品質太赫茲諧振腔與等離激元器件的集成等。

二維電子氣；等離激元；太赫茲；氮化鎵

1 引 言

太赫茲波（Terahertz wave）是人類尚未大規(guī)模應用的一段電磁頻譜資源，其波長大致從30μm到1 mm、頻率范圍在0.1～10 THz之間，也稱為“亞毫米波”和“遠紅外波”。太赫茲波的光子能量與固體中的聲子、等離激元等元激發(fā)能量，與氣體分子和有機分子的轉動、振動能量，與大分子中的氫鍵能量相當，蘊含著豐富的物理、化學和結構信息，在材料、信息、生物醫(yī)學和天文領域具有重要的科學和應用價值。然而，無論是按電子學技術路線從微波、毫米波向太赫茲頻段不斷提升電子器件的工作頻率，還是按光子學技術路線從中紅外向太赫茲頻段不斷提升激光器的發(fā)射波長，太赫茲光源器件均面臨器件效率低、功率低或需要在低溫工作等嚴重問題。室溫工作、微型可集成的固態(tài)太赫茲器件是太赫茲技術發(fā)展的主要技術瓶頸。

經過近40年的發(fā)展，伴隨著材料技術和微納加工技術的進步，太赫茲波段的電子學和光子學技術正在快速發(fā)展。在電子學方面，先進研究項目局（DARPA）已支持推進了基于InP高電子遷移率晶體管（HEMT）的太赫茲功率放大器的研究［1-2］。另一方面，在光子學技術領域，具有里程碑意義的進步是基于半導體能帶工程的太赫茲量子級聯(lián)激光器［3-5］。與此同時，電子學和光子學技術在太赫茲科學技術領域正逐漸融合發(fā)展。超快激光和非線性光學技術更為太赫茲波譜分析和太赫茲波-物質相互作用研究提供了新的方法和技術手段，太赫茲物理和光電器件的發(fā)展日新月異。本文介紹半導體異質結二維電子氣中可調等離激元在高效太赫茲器件中的研究進展和發(fā)展?jié)摿Α?/p>

固體中的等離激元（Plasmon）激發(fā)，即電荷的集體振蕩模式，是凝聚態(tài)物理的重要內容，是決定固體光學特性和電學特性的重要因素。半導體異質結中二維電子氣（Two-dimensional electron gas，2DEG）支持本征的二維等離激元。通過場效應柵極電壓可連續(xù)調節(jié)二維電子氣的濃度及其等離激元模式，等離激元振蕩頻率的調節(jié)范圍可達到0.1～3 THz。遠離平衡態(tài)的等離激元能夠有效克服室溫下的熱脹落，一直被認為是一種有望實現(xiàn)高效太赫茲器件的工作媒介。1977年，Allen等人通過傅里葉變換光譜（FTIR）的透射吸收信號在硅MOS反型層中首次觀測并驗證了二維等離激元及其色散關系［6］。1980年，崔崎等人在高遷移率AlGaAs／GaAs二維電子氣中觀測到熱激發(fā)等離激元產生的太赫茲發(fā)射［7-9］。此后，美國、德國、俄羅斯、日本和法國的多個實驗室廣泛開展了基于等離激元的太赫茲光源和探測器的理論和實驗研究［10-16］。長期以來，固態(tài)等離激元太赫茲器件面臨的主要問題在于以下兩個方面。一是等離激元的損耗大；二是非平衡等離激元的電學激發(fā)效率低。

等離激元太赫茲光源器件主要有熱激發(fā)［8］和淺水波失穩(wěn)［12］兩種工作機制。1995年，崔琦等人在大面積光柵柵極耦合的高電子遷移率晶體管中觀察到熱激發(fā)二維等離激元輻射衰減產生的太赫茲波［9］。該器件工作時，由施加在源漏電極之間的脈寬為1 ms的電場脈沖激發(fā)出非平衡的熱二維等離激元。2010年，日本東北大學Taiichi Otsuji等人在AlGaAs／InGaAs彈道場效應晶體管中觀察到電流驅動的等離子體波失穩(wěn)和太赫茲波輻射［13］。然而熱激發(fā)等離子體波的效率很低（10-6～10-5），因此太赫茲波輻射功率弱。Dyakonov、Shur［12，17-22］、Kempa［10］和Mikhailov［11］的理論指出當電子速度超過特定的閾值時可產生等離子體波的失穩(wěn)，并具有極高的電-光轉換效率（10-3～10-1）。但是，理論預計的閾值電子速度一般大于固體中的電子飽和漂移速度或電子費米速度。因此，需要制備亞微米的高電子遷移率溝道，使電子輸運進入彈道輸運模式。即便如此，在固體中電子仍然不可避免受晶格和雜質的散射而達到要求的閾值漂移速度。因此，目前所獲得的基于等離子體波失穩(wěn)的太赫茲波發(fā)射效率也較低（＜10-3）。

在太赫茲波輻照下，太赫茲波經天線或光柵耦合到場效應柵控的二維電子氣中激發(fā)等離激元，利用等離激元在場效應柵下的自混頻作用產生直流電流信號，實現(xiàn)對太赫茲波的靈敏探測［19-20，23-25］。根據(jù)等離激元在場效應柵控二維電子氣溝道中的衰減程度，等離激元太赫茲波探測可分為共振探測和非共振探測［12，17-22］。共振探測［15］利用入射太赫茲波共振激發(fā)由場效應柵極限制的局域等離激元或由周期性光柵柵極限制的二維等離激元。因此，共振探測需有效克服等離激元的損耗問題。目前，共振探測可通過減小柵極長度和提高載流子遷移率得以實現(xiàn)，屬于窄帶探測，通常需在低溫下工作。非共振探測［16］允許等離子體波在溝道內衰減，在等離激元的有效激發(fā)區(qū)域內進行場效應柵控下的自混頻探測［19-20，23-25］。因此，非共振探測的響應頻率范圍主要由太赫茲耦合天線的帶寬決定，可獲得較寬的探測頻率范圍［20］，并可在室溫工作［14，26］。

2000年左右，國際上在GaAs基HEMT中分別觀測到了非共振探測［27-28］和共振探測形式［15，29-32］，之后GaN基［25，33-34］、CMOS［26，35-41］和Graphene［42-46］等各種場效應太赫茲探測器相繼被報道。隨著器件物理、材料與工藝技術的逐步完善，場效應探測器的噪聲等效功率（Noise-equivalent power，NEP）不斷降低，靈敏度不斷提升。目前基于場效應晶體管的太赫茲探測器的NEP已經可以達到pW／Hz1／2量級［33］，電壓響應度也可以達到幾十kV／W［14，40］。理論上，共振探測與非共振探測相比具有更高的靈敏度。然而，目前的研究表明由于等離激元的高損耗，反而是非共振探測具有較高的靈敏度，并且具有探測范圍寬和可在室溫下工作的優(yōu)點。

綜上所述，等離激元太赫茲器件面臨的核心問題是等離激元的高損耗。因此，設計制備具有室溫高電子遷移率的半導體材料是需要長期攻關的材料基礎問題。同時，在現(xiàn)有材料基礎上如何構筑高品質因子的等離激元諧振腔，如何有效檢測等離激元激發(fā)是需要深入研究的器件物理問題。室溫高電子遷移率材料物理和等離激元太赫茲器件物理問題的解決是發(fā)展高效太赫茲光源和高靈敏度太赫茲波探測器的關鍵。本綜述以Al-GaN／GaN二維電子氣等離激元為對象，介紹二維電子氣等離激元的色散關系及其實驗觀測、基于共振與非共振等離激元激發(fā)的太赫茲波探測、基于場效應柵控／電注入激發(fā)等離激元的太赫茲波調制／發(fā)射的實驗研究結果，對等離激元太赫茲器件的研究現(xiàn)狀與未來發(fā)展進行論述。

2 AlGaN／GaN二維電子氣等離激元

2.1 二維電子氣等離激元

作為第三代半導體重要一員的氮化鎵（GaN）正在光電子、微波毫米波器件和功率電子器件等領域發(fā)揮越來越重要的作用［47-48］。由于GaN材料的自發(fā)極化和壓電極化，無需在AlGaN／GaN異質結中進行人為的摻雜就可得到高濃度的二維電子氣，并且室溫電子遷移率可達到2 000 cm2／Vs左右［49］。AlGaN／GaN異質結是微波毫米波器件和功率電子器件的關鍵材料。

本文介紹的二維電子氣等離激元太赫茲器件基于GaN／AlN／AlGaN／GaN異質結結構：在c-面藍寶石上依次生長2μm GaN緩沖層及溝道層、1 nm AlN插入層、22 nm Al0.27Ga0.73N勢壘層和2 nm GaN帽層［50］。圖1為該材料結構的導帶結構以及最低三個量子阱能級的本征波函數(shù)［51］。3個能級分別為E1=-136 meV、E2=5 meV和E3=53 meV，費米能級設為EF=0 meV。在室溫下，最低的兩個能級參與電荷輸運和等離激元激發(fā)。在低溫下，主要由最低的量子阱能級參與電學輸運。

圖1 AlGaN／GaN異質結的導帶能級結構、最低的3個量子阱能級及其電子密度分布的計算結果Fig.1 Calculated conduction-band diagram of AlGaN／GaN heterostructure，the lowest three quantum states and the electron density distributions

AlGaN／GaN異質結二維電子氣中的量子能級及其電荷密度可通過制備在其表面的肖特基柵極的電壓進行連續(xù)的調節(jié)。通過柵極電壓調控柵下二維電子氣的濃度進而調節(jié)等離激元的共振頻率。由于柵控區(qū)和非柵控區(qū)二維電子氣及其等離激元的電磁環(huán)境不同，故其色散關系有所不同。設二維電子氣所在GaN層的介電常數(shù)為εGaN，Al-GaN勢壘層的介電常數(shù)和厚度分別為εAlGaN和d，則等離激元的色散關系可表示為［52］：

式中，ωp和qm分別為等離激元的角頻率和波矢；e為電子電荷；n為電子面密度，對于緩變溝道近似，柵控溝道電子濃度n=CG（VG-VT）／e，CG= ε0εAlGaN／d為單位柵極電容，VG和VT分別為柵壓和場效應閾值電壓；m*為電子的有效質量；ε0和 ε分別為真空介電常數(shù)和有效介電常數(shù)。柵極下二維電子氣（完全屏蔽）的有效介電常數(shù)為［53］：

無柵極調控的二維電子氣的有效介電常數(shù)為［54］：

在實際器件中，等離激元的波矢取決于等離子體波諧振腔的幾何尺寸（如柵控區(qū)，設其長度為W，則模式波矢取為qm=mπ／W，其中m=1，2，3，…）。本文使用的AlGaN／GaN材料，m*= 0.2m0（m0為自由電子質量），d=25 nm為總的勢壘層厚度，εGaN=9.7和εAlGaN=9.5分別為GaN和AlGaN層的介電常數(shù)。電子濃度可在1011～1013cm-2范圍調節(jié)，當柵極長度在微米量級及以下時，等離激元頻率處于太赫茲波段。

等離子體波的衰減可由壽命τp或品質因子Qp=ωpτp表征。等離子體波的壽命主要由聲子散射、雜質散射和輻射損耗決定為由聲子散射和雜質散射決定的載流子動量弛豫時間，與載流子遷移率μ直接相關；為等離子體波的輻射損耗；為等離子體波在其傳輸邊界上的損耗。本文使用的AlGaN／GaN二維電子氣在室溫下的電子遷移率約為2 000 cm2／Vs，頻率為1 THz的等離子體波的品質因子Qp＜1，因此不易觀察到等離激元的共振特性。當AlGaN／GaN二維電子氣降溫到液氮溫度以下遷移率提升一個數(shù)量級時，等離子體波的品質因子可達到10左右。

二維電子氣等離激元波矢（104cm-1量級）與自由空間太赫茲光波矢（10 cm-1量級）嚴重失配，需通過合適的耦合結構實現(xiàn)等離激元與自由空間太赫茲波的相互耦合。常用的耦合結構有光柵［55］、偶極天線［56］和對數(shù)周期性天線［57］等。本文將介紹分別應用于太赫茲光源、調制器和探測器的光柵和偶極天線兩種耦合結構。

2.2 光柵耦合的局域等離激元的激發(fā)和探測

用于太赫茲波與二維電子氣等離激元耦合的光柵平面與二維電子氣平面平行，兩者間距離（d）和光柵柵極的周期（L）遠小于自由空間的太赫茲波長［58］：d，L≤λTHz／100。入射太赫茲平面電磁波經光柵的調制在二維電子氣中產生周期性調制的強局域太赫茲電場。二維電子氣在局域太赫茲波電場的激勵下產生特定模式的等離激元，光柵周期或柵長決定等離激元的波矢。由前述等離激元的色散關系可知，光柵柵極下方和光柵柵極間隙下方的等離激元的色散關系不同，并且柵下二維電子氣濃度可由金屬光柵柵極上的柵極電壓連續(xù)可調。因此，光柵柵極下方可形成周期性排列的等離激元諧振腔，其波矢由柵極尺寸決定。在特定頻率的入射太赫茲波激發(fā)下，通過柵極電壓的調節(jié)可實現(xiàn)柵控等離激元的共振激發(fā)。

如圖2所示的是光柵柵極耦合的AlGaN／GaN HEMT結構示意圖［59］。GaN異質結的藍寶石襯底經減薄形成厚度為D=233μm的Fabry-Pérot（F-P）諧振腔。光柵周期為L=4μm，柵長為W=2.7μm，光柵總面積為4×4 mm2。室溫霍爾測試得到的電子遷移率為2 000 cm2／Vs，零柵壓下的電子濃度為9×1012cm-2，柵控二維電子氣的閾值電壓為VT≈-4.4 V。

利用太赫茲時域光譜儀對溫度降為8 K的光柵柵極耦合的二維電子氣器件進行透射光譜測試。垂直于器件表面入射太赫茲波脈沖的偏振方向平行于光柵矢量。器件源漏極接地，測得不同柵壓下的透射光譜（以無器件時的太赫茲光譜為參考），如圖3所示。圖中水平虛線為F-P諧振腔的腔模，曲線為不同的等離激元模式（m=1～5）。在計算等離激元模式時，光柵柵極對二維電子氣等離激元的屏蔽效應介于完全屏蔽和非屏蔽之間：有效介電常數(shù)為上述兩種極限情況的平均值，即

等離激元模式的理論計算結果與實驗結果吻合良好。水平虛線對應的F-P諧振腔模式在器件的上下表面處有最強的太赫茲電場，即腔模在上下表面處為波腹（太赫茲電場與柵下二維電子氣等離激元有效耦合），為二分之一波長整數(shù)倍的電磁模式。腔模頻率由諧振腔介質的折射率n和厚度D決定：

圖2 光柵柵極耦合的AlGaN／GaN二維電子氣器件結構Fig.2 Schematic of grating-coupled two-dimensional electorn gas device

圖3 不同柵壓下的光柵耦合二維電子氣的太赫茲透射光譜。虛線為法布里-珀羅腔模頻率，實線為等離激元模式Fig.3 Terahertz transmission spectra of the gratingcoupled two-dimensional electron gas.Calculated Fabry-Pérot cavity modes and plasmon modes are displayed as the dashed and solid curves，respectively

式中，k=1，2，3，…，n≈3.1為藍寶石在太赫茲波段的折射率。電磁仿真得到的F-P諧振腔模式如圖4所示。

圖4 仿真得出的法布里-珀羅諧振腔的透射譜Fig.4 Simulated terahertz transmission spectrum of the Fabry-Pérot cavity

等離激元與F-P腔模經光柵的近場增強耦合作用可形成等離極化激元（Plasmon polariton）。根據(jù)耦合諧振子模型，等離極化激元的本征頻率可表示為：

式中，γc和γp分別為太赫茲諧振腔腔模和等離激元模式的諧振寬度，V為兩者之間的耦合強度。

從圖3中可觀察到強耦合區(qū)的反交叉特征，是等離激元與諧振腔模式強耦合的直接證據(jù)。將圖3數(shù)據(jù)轉換為相對于VG=-4.5 V即柵下二維電子氣被耗盡時的透射光譜，如圖5所示，等離激元與諧振腔模式強耦合的特征更加清晰。利用式（5）以及脫耦的諧振腔模式和等離激元模式可計算得到等離極化激元模式，并與實驗結果對比擬合。選取3個諧振腔模式v3=0.67 THz，v4= 0.85 THz及v5=1.06 THz，2個等離激元模式m= 2，3。計算得到的等離極化激元模式如圖5所示的實線，與實驗結果吻合良好。擬合所采用的參數(shù)如下：諧振腔腔模線寬為γc=2π×50 GHz，等離激元模式的線寬為γp=2π×80 GHz，等離激元模式與諧振腔模式間的耦合強度為V=2π× 50 GHz，相應的拉比振蕩頻率（Rabi-oscillation frequency）為：95.4 GHz。

圖5 光柵耦合二維電子氣的太赫茲透射光譜的實驗結果。虛線和實線分別為等離激元模式和等離極化激元模式的計算結果Fig.5 Experimental terahertz transmission spectra of a grating-coupled two-dimensional electron gas. The dashed and solid curves are calculated plasmon modes and plasmon-polariton modes，respectively

2.3天線耦合的局域等離激元的激發(fā)和探測

通過太赫茲天線將頻率為ωTHz的太赫茲波耦合到場效應柵控的二維電子氣溝道內，橫向的太赫茲電場調制二維電子氣中電子的漂移速度δvxcos（ωTHzt），而垂直于二維電子氣平面的太赫茲電場調制局域的二維電子氣濃度δn cos（ωTHzt+ φ）。因此，受調制的二維電子氣可產生太赫茲波的混頻電流：iTHz∝cos（ωTHzt）×cos（ωTHzt+φ），即入射的單一頻率的太赫茲波可在柵控二維電子氣溝道內產生自混頻，形成直流的短路電流或開路電壓。而兩束頻率差為δω的太赫茲波在場效應溝道內可產生頻率為δω的外差混頻電流信號（短路輸出）或電壓信號（開路輸出）。

圖6 （a）天線耦合的場效應自混頻探測器的結構示意圖；（b）柵極電壓和源漏電壓調控的太赫茲光電流響應的實驗結果；（c）光電流響應的理論計算結果Fig.6 （a）Schematic of an antenna-coup led field-effect terahertz detector，（b）Measured terahertz photocurrent as a function of the gate voltage and the source-drain bias，（c）Simulated terahertz photocurrent

基于如圖6（a）所示的器件結構和上述基本的場效應混頻機制，考慮了場效應溝道內的電荷空間分布、太赫茲天線近場的空間分布及其對稱性，建立了基于緩變溝道近似的場效應自混頻器件模型［60］。模型可給出在源漏偏壓和柵極電壓調控下的太赫茲混頻電壓信號：

當源漏電壓為零時，電荷在溝道內呈均勻分布，式（6）可簡化為：

式中，Ξ=n-1d n／d VG是表征場效應柵控能力（以下稱場效應因子），x是表征太赫茲天線耦合下完整的場效應溝道內的混頻效率（以下稱混頻因子）為入射太赫茲波的波印廷能流密度（量綱為W／cm2），ZV= 377Ω為真空波阻抗為場強增強因子（無量綱），φ為橫向太赫茲電場與縱向太赫茲電場之間的相位差為柵極與二維電子氣之間的有效距離。探測器的電壓響應度可寫為：

式中，SA為探測器的有效受光面積，與太赫茲天線有關。當僅考慮探測器自身的熱噪聲電壓vn=時，探測器的噪聲等效功率可表示為：

式中，r為探測器的內阻，T為探測器工作溫度。

上述模型準確描述了溝道內電子濃度分布的對稱性和太赫茲天線決定的混頻因子的對稱性對混頻信號的幅度和方向的影響：對稱的電荷濃度分布與對稱的混頻電場分布不產生混頻電壓信號。通過太赫茲天線的電磁仿真，獲得柵控場效應溝道內局域的太赫茲混頻因子利用緩變溝道近似得到局域的場效應因子d n／d VG，由式（6）或式（7）可計算得到源漏電壓和柵極電壓聯(lián)合調控的太赫茲響應電壓。

太赫茲天線的對稱性設計是實現(xiàn)高響應度和高靈敏度的關鍵［56］。我們分別設計了非對稱和對稱的太赫茲天線，進行探測機理研究和探測器物理模型的驗證。如圖6（b）和6（c）所示的分別是非對稱太赫茲天線耦合的場效應混頻探測器的光電流信號的實驗結果與計算結果，兩者吻合良好，驗證了自混頻理論模型的正確性。同時，該模型解決了國際上原有模型中不能描述飽和區(qū)場效應晶體管的光電流響應的問題。該模型可準確指導高靈敏度太赫茲混頻探測器的設計與優(yōu)化。

我們通過對稱的太赫茲天線設計，如圖7（a），主動抑制自混頻探測信號，使共振探測信號在低溫下得以顯現(xiàn)［61］。圖7（b）所示的是實測的不同頻率下對稱場效應探測器的太赫茲光電流響應與柵極電壓的關系［50］。左側與太赫茲波頻率無關的響應來源于非共振的自混頻，而右側較弱的、與太赫茲波頻率相關的響應來自等離激元的共振激發(fā)。等離激元共振產生的太赫茲光電流具有洛侖茲峰形，可表示為：

其中，實驗測得的等離激元頻率與Dyakonov-Shur的淺水波理論［12］預測的色散關系吻合良好［63］：

式中，Leff為等離激元諧振腔尺寸。

圖7 （a）對稱天線耦合的場效應自混頻探測器。（b）不同頻率太赫茲光照射下太赫茲光電流響應的實驗結果和理論計算結果Fig.7 （a）Field-effect self-mixing terahertz detector with a symmetric antenna，（b）Measured and calculated photocurrent as a function of the gate voltage

實驗研究［62-63］表明基于現(xiàn)有的二維電子氣材料體系很難在室溫下實現(xiàn)顯著可檢測的共振探測信號。相反，非共振的自混頻信號可以在室溫下得以實現(xiàn)，并具有高響應度。因此，即使是在低溫下共振探測信號也往往被淹沒在非共振的自混頻信號中。

無論是非共振探測還是共振探測，非對稱的邊界條件是實現(xiàn)高響應度的關鍵。在上述對稱探測器中由于工藝偏差等原因實際仍存在一定的非對稱性。因此，實際上自混頻信號始終存在。通過提升等離激元諧振腔的品質因子可大幅度提升共振探測的響應度，甚至超越非共振探測成為主要的太赫茲響應信號。但是，由于現(xiàn)有材料的載流子遷移率有限，并且尚無有效的方法調控等離激元諧振腔的邊界條件，所以目前等離激元諧振腔的品質因子較低，共振探測信號與非共振探測相比明顯較弱。

3 二維電子氣等離激元太赫茲器件

3.1室溫太赫茲直接探測器

利用場效應自混頻原理，可制成室溫工作的高靈敏度太赫茲直接探測器。2009年，我們在AlGaN／GaN二維電子氣材料上制備與太赫茲天線相集成的場效應柵極，研制成我國首個室溫工作的太赫茲場效應自混頻探測器［56，64］，工作頻率0.9 THz，噪聲等效功率達到100 nW／Hz1／2?；谖覀儼l(fā)展的場效應自混頻探測器的物理模型，對探測器天線和場效應溝道進行優(yōu)化設計，分別增強混頻因子Λ和場效應因子Ξ以提高靈敏度。

針對太赫茲天線的對稱性、響應帶寬和近場增強因子，設計了由3個分別對應于源、漏、柵的平面偶極天線組成的太赫茲天線，獲得了綜合優(yōu)化的效果。其中，源、漏天線與源漏極之間僅存在電容耦合，柵極天線與場效應柵極直接連接，柵極天線與柵極的引線盤之間可插入共面的低通濾波器［64］，降低引線盤對天線的影響。通過天線的優(yōu)化，我們使AlGaN／GaN場效應自混頻探測器的噪聲等效功率從

通過縮小場效應柵極長度能夠有效提升場效應因子Ξ。通過將2μm柵長的場效應混頻探測器降溫至77 K，使電子遷移率從2 000 cm2／Vs提高至約15 000 cm2／Vs，探測器的噪聲等效功率可降低至量級。與柵長為2μm的具有相同耦合天線的探測器相比，柵長為100 nm器件（如圖7所示）在室溫下的噪聲等效功率降低至該靈敏度與GaAs基肖特基二極管直接探測器的靈敏度相當［65］。柵極長度的減小一方面可有效提升場效應因子，同時由于柵極與源漏天線間距縮小，也能夠提高混頻因子。因此，通過進一步縮小場效應柵極及其與耦合天線間距，場效應混頻探測器的噪聲等效功率有望降低至量級。該靈敏度將明顯優(yōu)于目前主流的GaAs基肖特基二極管直接探測器。

目前，我們針對太赫茲波段的大氣窗口分別設計實現(xiàn)了0.22 THz、0.34 THz、0.65 THz和0.9 THz的AlGaN／GaN場效應自混頻探測器。在探測器設計中，采用了對管差分探測的設計思想。通過太赫茲天線的對稱性設計，兩個相同的場效應溝道輸出極性相反、幅度相同的太赫茲響應電壓，使差分輸出的響應度倍增，同時減小了共模電學噪聲。

利用硅透鏡進行自由空間太赫茲波與太赫茲探測器芯片的耦合，可有效消除探測器芯片襯底的干涉效應［40-41，66-67］。通過仿真優(yōu)化了硅透鏡與襯底的最佳匹配厚度，增強了耦合效率。在上述設計中，我們尚未考慮場效應溝道對天線阻抗的影響。通過理解并優(yōu)化太赫茲天線阻抗，有望使天線耦合的場效應自混頻探測器的響應度得到進一步的提升。

圖8 硅透鏡、探測器芯片和低噪聲放大器集成的太赫茲探測器模組的（a）側視圖，（b）背視圖和（c）前視圖Fig.8 Terahertz detector module including a silicon lens，a detector chip and a low-noise amplifier.（a）Full side view，（b）Back view，（c）Front view

通過將探測器芯片、硅透鏡、低噪聲電壓放大器進行集成，組裝成單元探測器模組，如圖8所示。高靈敏度的探測器模組可作為場分析探測器和掃描波束探測器廣泛應用于太赫茲科學技術研究，也可應用于主、被動太赫茲成像應用系統(tǒng)。圖9（a）所示為0.9 THz光照下不同材料和結構物體的透視成像圖，圖9（b）所示為具有不同反射率的金屬和塑料的成像效果。0.9 THz透射和反射式成像的空間分辨率可達到亞毫米量級。

圖9 基于0.9 THz太赫茲光源和單像元探測器模塊的（a）透射式掃描成像和（b）反射式掃描成像Fig.9 （a）Transm ission-type and（b）reflection-type terahertz imaging at 0.9 THz

基于單元探測器的掃描成像速度受機械掃描速度的限制，不易實現(xiàn)實時快速成像。探測器陣列化可實現(xiàn)太赫茲焦平面凝視和視頻成像［68-69］。為此，我們探索了線陣列探測器和面陣列探測器原型器件及其相應的讀出電路。如圖10（a）和圖11所示的是1×16單元線陣列探測器和120× 120單元面陣列探測器。圖10（b）所示的是基于1×16單元線陣列探測器對0.9 THz聚焦太赫茲光斑的線掃描成像。

3.2太赫茲調制器

利用等離激元共振產生的太赫茲波吸收，如圖2示意的大面積光柵耦合的二維電子氣可用于太赫茲波調制器。由圖3可提取典型的光柵耦合二維電子氣的柵控透射光譜，圖12所示的是入射太赫茲波頻率為1.06 THz的透射光譜。隨著柵壓從0 V下降到-4.5 V，依次出現(xiàn)3個等離激元共振吸收峰，分別位于0 V、-2.6 V和-3.4 V。將直流柵壓設為-2.35 V，疊加幅值為0.25 V的方波調制信號，可實現(xiàn)透射太赫茲波強度的調制，調制深度達到66%，并具有良好的線性度。

圖10 （a）規(guī)模為1×16單元線陣列探測器和分立式讀出電路組成的線陣列探測器組件。（b）線陣列探測器組件對0.9 THz聚焦太赫茲光斑的一維掃描成像Fig.10 （a）A linear detector array（1×16）read out by 16 parallel amplifiers.（b）Intensity profile of a focused 0.9 THz beam imaged by the linear array

圖11 基于AlGaN／GaN場效應自混頻探測器的120 ×120陣列探測器芯片F(xiàn)ig.11 Terahertz focal-plane array based on 120×120 AlGaN／GaN self-mixing field-effect transistors

由于光柵具有寬譜特性，而二維電子氣等離激元頻率可由柵極電壓連續(xù)可調，因此光柵耦合的二維電子氣調制器可提供極寬的工作頻率范圍。當二維電子氣襯底構成F-P諧振腔時，調制器的工作頻率由諧振腔的模式決定。如圖13所示，可獲得f=0.67、0.85、1.27 THz三個工作頻點，利用各工作頻點的第一個吸收谷可分別得到調制深度η0.67THz=80%，η0.85THz=84.5%和η1.27THz=62%。

圖12 頻率為1.06 THz的載波透射系數(shù)隨柵壓的變化以及器件動態(tài)工作時所加調制柵壓和受調制太赫茲信號示意圖Fig.12 Terahertz transmission characteristic at a carrier frequency of 1.06 THz as function of gate voltage and the schematic of the dynamic operation

圖13 頻率為0.67 THz、0.85 THz和1.27 THz的腔模透射系數(shù)隨柵壓的變化。圖中標出了器件直流工作點和調制深度Fig.13 Transmission characteristics at different gate voltages in cavitymode 0.67 THz，0.85 THz and 1.27 THz

上述對調制器的表征基于太赫茲時域光譜技術，給出了調制器的準靜態(tài)調制特性。由于等離激元是電子的集體振蕩，對柵壓的響應極快，調制速度受限于柵極電容、溝道電阻和其它電路寄生參數(shù)。為獲得動態(tài)調制特性，我們采用頻率可調（0.35～0.50 THz）的單頻太赫茲光源（肖特基二極管倍頻器）和前述天線耦合的AlGaN／GaN場效應自混頻探測器構成調制與接收系統(tǒng)，進行調制器動態(tài)特性的測試表征。調制器仍然工作在低溫（8.7 K），調制器的源漏接地，在0 V和-4.2 V之間掃描柵極電壓。圖14所示的是0.35～0.50 THz頻段柵極電壓調控的太赫茲透射譜，所有透射光譜用VG=-4.2 V時光譜歸一化：T（VG）／T（VG=-4.2 V）。調制器在0.425～0.500 THz范圍內具有良好的調制特性。如圖15所示，頻率為f=0.436 THz時的透射光譜在方波柵壓信號（低電平-2.14 V，高電平-0.12 V）調制下，調制深度（MD）達到91%。調制頻率最高可達到400 kHz。

圖14 調制器在不同柵壓下的透射譜Fig.14 Transmission spectrum of themodulator at different gate voltages

3.3太赫茲光源

光柵耦合二維電子氣提供了可調的等離激元系統(tǒng)。在高品質等離激元諧振腔中，二維電子氣中電子的局部加速或由外部向二維電子氣注入電子可激發(fā)出非平衡的等離激元，并產生太赫茲波發(fā)射。由于等離激元受晶格振動、雜質散射，品質因子較低，因此等離激元與太赫茲波的耦合需要得到加強，使等離激元在損耗之前能夠有效地耦合輻射出太赫茲波。構筑等離激元模式和太赫茲諧振腔模式強耦合的等離極化激元模式是提高兩者之間轉換效率的有效途徑。本文2.2節(jié)中介紹的在太赫茲光柵和太赫茲F-P諧振腔耦合的二維電子氣中即觀察到了等離極化激元。通過諧振腔模式的正反饋機制增強等離激元振蕩，等離極化激元是特定等離激元模式與太赫茲波模式的混合態(tài)，等離激元和太赫茲諧振腔模式以拉比頻率交換能量。因此，光柵和太赫茲諧振腔耦合的二維電子氣是提高等離激元太赫茲光源發(fā)射效率的重要途徑。

圖15 在頻率為0.436 THz的載波下測試調制器的靜態(tài)特性，圖中標出了調制深度Fig.15 Static characteristics of the modulator at 0.436 THz，and the modulation depth is demonstrated

圖16 所示的是一種光柵-諧振腔耦合的Al-GaN／GaN二維電子氣太赫茲光源示意圖［59］。太赫茲諧振腔由AlGaN／GaN二維電子氣的藍寶石襯底、真空和高阻硅構成，其中高阻硅的下底面鍍有具有太赫茲高反特性的金反射膜。太赫茲諧振腔的模式在金反射膜處具有波節(jié)，在二維電子氣和光柵處具有波腹。光柵耦合二維電子氣的基本電學特性和光柵尺寸與2.2節(jié)所述器件相同，Al-GaN／GaN／Sapphire的厚度為190μm，空氣間隙為285μm，高阻硅厚度為250μm。通過源漏電流激發(fā)等離激元，當調節(jié)柵極電壓使等離激元與諧振腔模式共振并強耦合時，該器件可從上表面輻射出太赫茲波。

同樣，由于等離激元品質因子較低，該光源器件需在低溫下（＜200 K）工作。發(fā)射光譜由傅里葉變換光譜儀進行測試，其中太赫茲探測器為液氦制冷的硅輻射熱探測器。光譜儀的動鏡移動范圍為-6 000～6 000μm，光譜分辨率約為0.83 cm-1。圖17（a）和（b）分別為柵極電壓為-1.0 V時測得的干涉圖和發(fā)射光譜圖。發(fā)射頻率在0.5～2.5 THz間，所呈現(xiàn)出的周期性發(fā)射峰與太赫茲諧振腔的腔模吻合。如圖18所示的是不同柵極電壓調控的不同等離激元模式的發(fā)射光譜，清晰地顯示出等離激元特征（實線）和太赫茲諧振腔腔模特征。

圖16 集成了F-P諧振腔的等離激元太赫茲源的結構示意圖Fig.16 Schematic cross section of plasmon terahertz emitter embedded in a F-P cavity

圖17 （a）光源器件在VG=-1 V時的干涉圖；（b）發(fā)射光譜Fig.17 （a）Interferogram of the device under gate voltage of-1 V，（b）Emission spectrum obtained through FFT

根據(jù)前述光柵耦合二維電子氣等離激元的物理模型，通過光柵周期、柵長和諧振腔尺寸厚度的設計可實現(xiàn)不同頻率的太赫茲發(fā)射源。其中，太赫茲諧振腔品質因子的提高和諧振腔模式體積的減小可進一步增強等離激元模式與太赫茲諧振腔模式的耦合強度從而提高發(fā)射效率并降低發(fā)射譜線寬度。目前，該器件的發(fā)射總功率小于100 nW，并且等離激元的電學激發(fā)機制尚不明了，等離極化激元太赫茲發(fā)射源的研究還有待進一步的深入開展。

圖18 光源器件在不同柵壓下的發(fā)射譜，虛線為計算得到的在不同柵壓下的等離激元模式Fig.18 Terahertz emission spectra at different gate voltages.The dashed curves are calculated plasmonmodes controlled by the gate voltage

5 結束語

本文介紹了基于二維電子氣等離激元的太赫茲器件，包括太赫茲探測器、光源和調制器。以AlGaN／GaN異質結中的二維電子氣等離激元為研究對象，通過太赫茲波透射光譜、吸收光譜和光電響應研究了光柵耦合二維電子氣和天線耦合二維電子氣結構中的等離激元激發(fā)及其柵極調控規(guī)律，驗證了柵控等離激元的色散關系，建立了柵控等離激元在場效應溝道內的混頻物理模型?；跂趴氐入x激元的非共振特性，研制成室溫高靈敏度太赫茲探測器?；诖竺娣e光柵-諧振腔耦合二維電子氣等離激元的共振吸收特性，實現(xiàn)了等離激元模式與太赫茲諧振腔模式強耦合的等離極化激元模式，演示了具有高調制深度的太赫茲調制器?；诖竺娣e光柵-諧振腔耦合的二維電子氣，觀測到了電學激發(fā)的等離激元太赫茲發(fā)射。

天線耦合場效應自混頻探測器中等離激元共振和非共振探測的研究結果表明固態(tài)等離激元的損耗高、品質因子低是限制高效高功率等離激元太赫茲光源和高效太赫茲波調制器的主要瓶頸。盡管如此，基于非共振等離激元的場效應混頻探測器有望發(fā)展成為室溫高速高靈敏度的太赫茲探測器，并形成焦平面陳列探測器應用于快速太赫茲凝視和視頻成像。對于依賴等離激元共振激發(fā)的太赫茲光源和調制器尚需解決等離激元高損耗的問題，從室溫高電子遷移率材料的生長、等離激元諧振腔邊界條件的控制、高品質小模式體積太赫茲諧振腔的制備與集成等方面提高等離激元諧振腔的品質因子，并進一步研究向二維電子氣高效地注入電子并激發(fā)等離激元的具體方法。

二維電子氣等離激元太赫茲波器件的研究還處于起步階段。通過借鑒微波毫米波器件和半導體激光器的思想，隨著固態(tài)等離激元物理研究的深入和高質量二維電子材料技術及微納加工技術的進步，等離激元有望在太赫茲波段實現(xiàn)器件應用。

［1］ RADISIC V，LEONG K M K H，MEIX，et al..Power amp lification at 0.65 THz Using InP HEMTs［J］.IEEE Transactionson Microwave Theory and Techniques，2012，60（3）：724-729.

［2］ LEONG K M K H，MEIX，YOSHIDAW，et al..A 0.85 THz low noise amplifier using InPHEMT transistors［J］.IEEE Microwave and Wireless Components Letters，2015，25（6）：397-399.

［3］ KOHLER R，TREDICUCCIA，BELTRAM F，et al..Terahertz semiconductor-heterostructure laser［J］.Nature，2002，417（6885）：156-159.

［4］ WILLIAMSB S，KUMAR S，HU Q，et al..High-power terahertz quantum-cascade lasers［J］.Electronics Letters，2006，42（2）：89-91.

［5］ LIL H，CHEN L，ZHU JX，etal..Terahertz quantum cascade laserswith＞1W output powers［J］.Electronics Letters，2014，50（4）：309-310.

［6］ ALLEN SJ，TSUID C，LOGAN R A.Observation of the two-dimensional plasmon in silicon inversion layers［J］.Physical Review Letters，1977，38（17）：980-983.

［7］ GORNIK E，TSUID C.Voltage-tunable far-infrared emission from Si inversion layers［J］.Physical Review Letters，1976，37（21）：1425-1428.

［8］ H?PFEL R A，VASSE，GORNIK E.Thermal excitation of two-dimensional plasma oscillations［J］.Physical Review Letters，1982，49（22）：1667-1671.

［9］ HIRAKAWA K，YAMANAKA K，GRAYSON M，et al..Far-infrared emission-spectroscopy of hot 2-dimensional plasmons in A l0.3Ga0.7As／GaAs heterojunctions［J］.Applied Physics Letters，1995，67（16）：2326-2328.

［10］ KEMPA K，BAKSHI P，XIE H，et al..Current-driven plasma instabilities in solid-state layered systems with a grating［J］.Physical Review B，1993，47（8）：4532-4536.

［11］ MIKHAILOV SA.Plasma instability and amplification of electromagnetic waves in low-dimensional electron systems［J］. Physical Review B，1998，58（3）：1517-1532.

［12］ DYAKONOV M，SHUR M.Shallow-water analogy for a ballistic field-effect transistor：new mechanism of plasma-wave generation by Dc current［J］.Physical Review Letters，1993，71（15）：2465-2468.

［13］ BOUBANGA-TOMBET S，TEPPE F，TORRES J，et al..Room temperature coherent and voltage tunable terahertz emission from nanometer-sized field effect transistors［J］.Applied Physics Letters，2010，97（26）：262108.

［14］ LISAUSKAS A，PFEIFFER U，OJEFORS E，et al..Rational design of high-responsivity detectors of terahertz radiation based on distributed self-mixing in silicon field-effect transistors［J］.J．Applied Physics，2009，105（11）：114511.

［15］ KNAPW，DENG Y，RUMYANTSEV S，etal..Resonant detection of subterahertz radiation by plasmawaves in a submicron field-effect transistor［J］.Applied Physics Letters，2002，80（18）：3433-3435.

［16］ KNAPW，KACHOROVSKIIV，DENG Y，etal.Nonresonant detection of terahertz radiation in field effect transistors［J］. J．Applied Physics，2002，91（11）：9346-9353.

［17］ DYAKONOV M I，SHUR M S.Plasma wave electronics：novel terahertz devices using two dimensional electron fluid［J］. IEEE Transactions on Electron Devices，1996，43（10）：1640-1645.

［18］ ELKHATIB T A，KACHOROVSKIIV Y，STILLMANW J，et al.Terahertz response of field-effect transistors in saturation regime［J］.Applied Physics Letters，2011，98（24）：243505.

［19］ GUTIN A，KACHOROVSKIIV，MURAVIEV A，et al..Plasmonic terahertz detector response at high intensities［J］.J．Applied Physics，2012，112（1）：014508.

［20］ KNAPW，DYAKONOV M，COQUILLAT D，et al..Field effect transistors for terahertz detection：physics and first imaging applications［J］.J．Infrared Millimeter and TerahertzWaves，2009，30（12）：1319-1337.

［21］ KACHOROVSKIIV Y，RUMYANTSEV SL，KNAPW，et al..Performance limits for field effect transistors as terahertz detectors［J］.Applied Physics Letters，2013，102（22）：223505.

［22］ SHUR M.Terahertz electronics for sensing applications［C］.Sensors，IEEE，Limerick，Ireland，2011：40-43.

［23］ PREU S，LU H，SHERWINM S，et al..Detection of nanosecond-scale，high power THz pulses with a field effect transistor［J］.Review of Scientific Instruments，2012，83（5）：053101.

［24］ BUTD B，DREXLER C，SAKHNO M V，et al..Nonlinear photoresponse of field effect transistors terahertz detectors at high irradiation intensities［J］.J．Applied Physics，2014，115（16）：164514.

［25］ DYAKONOVA N，BUTD B，COQUILLATD，et al..AlGaN／GaN HEMT′s photoresponse to high intensity THz radiation［J］.Opto-Electronics Review，2015，23（3）：195-199.

［26］ STILLMANW J，SHUR M S.Closing the gap：plasma wave electronic terahertz detectors［J］.J．Nanoelectronicsand Optoelectronics，2007，2（3）：209-221.

［27］ LU JQ，SHUR M S，HESLER JL，et al..Terahertz detector utilizing two-dimensional electronic fluid［J］.IEEE ElectronDevice Letters，1998，19（10）：373-375.

［28］ WEIKLE R，LU JQ，SHUR M S，et al..Detection ofmicrowave radiation by electronic fluid in high electron mobility transistors［J］.Electronics Letters，1996，32（23）：2148-2149.

［29］ KNAPW，DENG Y，RUMYANTSEVS，etal..Resonant detection of subterahertz and terahertz radiation by plasmawaves in submicron field-effect transistors［J］.Applied Physics Letters，2002，81（24）：4637-4639.

［30］ KANG S，BURKEP J，PFEIFFER L N，etal..Resonant frequency response of plasmawave detectors［J］.Applied Physics Letters，2006，89（21）：213512.

［31］ EL FATIMY A，TEPPE F，DYAKONOVA N，et al..Resonant and voltage-tunable terahertz detection in InGaAs／InP nanometer transistors［J］.Applied Physics Letters，2006，89（13）：131926.

［32］ PERALTA X G，ALLEN S J，WANKE M C，et al..Terahertz photoconductivity and p lasmon modes in double-quantumwell field-effect transistors［J］.Applied Physics Letters，2002，81（9）：1627-1629.

［33］ EL FATIMY A，TOMBET SB，TEPPE F，et al..Terahertz detection by GaN／AlGaN transistors［J］.Electronics Letters，2006，42（23）：1342-1344.

［34］ GOLENKOV A.Sub-THz nonresonant detection in AlGaN／GaN heterojunction FETs［J］.Semiconductor Physics，Quantum Electronics＆Optoelectronics，2015，18（1）：40-45.

［35］ LISAUSKASA，BOPPEL S，SELIUTA D，et al..Terahertz detection and coherent imaging from 0.2 to 4.3 THzwith silicon CMOS field-effect transistors［C］.Microwave Symposium Digest（MTT），IEEEMTT-S International，Montreal，Canada，2012：1-3.

［36］ BOPPEL S，LISAUSKASA，MAX A，etal..CMOS detector arrays in a virtual 10-kilopixel camera for coherent terahertz real-time imaging［J］.Optics Letters，2012，37（4）：536-538.

［37］ BOPPEL S，LISAUSKASA，MUNDTM，etal..CMOS integrated antenna-coupled field-effect transistors for the detection of radiation from 0.2 to 4.3 THz［J］.IEEE Transactions on Microwave Theory and Techniques，2012，60（12）：3834-3843.

［38］ PERENZONID，PERENZONIM，GONZO L，et al..Analysis and design of a CMOS-based terahertz sensor and readout［C］.Proceedings of SPIE，Optical Sensing and Detection，Brussels，Belgium，2010，7726：772618.

［39］ BAUER M，VENCKEVICIUSR，KASALYNAS I，et al..Antenna-coupled field-effect transistors formulti-spectral terahertz imaging up to 4.25 THz［J］.Optics Express，2014，22（16）：19250-19256.

［40］ ALHADIR，SHERRY H，GRZYB J，etal..A 1 k-Pixel Video Camera for 0.7-1.1 Terahertz Imaging App lications in 65-nm CMOS［J］.IEEE Journal of Solid-State Circuits，2012，47（12）：2999-3012.

［41］ SHERRY H，AL HADIR，GRZYB J，et al..Lens-integrated THz imaging arrays in 65nm CMOS technologies［C］.Radio Frequency Integrated Circuits Symposium（RFIC），IEEE，Baltimore，MD，USA，2011：1-4.

［42］ TOMADIN A，TREDICUCCI A，PELLEGRINIV，et al..Photocurrent-based detection of terahertz radiation in graphene［J］.Applied Physics Letters，2013，103（21）：211120.

［43］ OTSUJIT，TOMBETSA B，SATOU A，etal..Graphene-based devices in terahertz science and technology［J］.J．Physics D：Applied Physics，2012，45（30）：303001.

［44］ VICARELLI L，VITIELLO M S，COQUILLAT D，et al..Graphene field-effect transistors as room-temperature terahertz detectors［J］.Nature Materials，2012，11（10）：865-871.

［45］ YANG X X，SUN JD，QIN H，et al..Room-temperature terahertz detection based on CVD graphene transistor［J］.Chinese Physics B，2015，24（4）：047206.

［46］ ZAK A，ANDERSSONM A，BAUERM，etal..Antenna-integrated 0.6 THz FET direct detectors based on CVD graphene［J］.Nano Letters，2014，14（10）：5834-5838.

［47］ NAKAMURA S，MUKAIT，SENOH M.High-brightness InGaN／AlGaN double-heterostructure blue-green-light-emitting diodes［J］.J．Applied Physics，1994，76（12）：8189-8191.

［48］ NAKAMURA S，SENOH N，IWASA N，et al..High-brightness InGaN blue，green and yellow light-emitting diodes withquantum well structures［J］.Japanese J．Applied Physics，1995，34（7A）：L797-L799.

［49］ AMBACHER O.Growth and applications of Group III-nitrides［J］.J．Physics D：Applied Physics，1998，31（20）：2653-2710.

［50］ QIN H，YU Y，LIX，et al..Excitation of terahertz plasmon in two-dimensional electron gas［J］.Terahertz Science and Technology，2016，9（2）：71-81.

［51］ TAN R B.Theoretical study on two-dimensionalelectron gasbased terahertz device［D］.Beijing：University of Chinese A-cademy of Sciences 2013.（in Chinese）

［52］ STERN F.Polarizability of a two-dimensional electron gas［J］.Physical Review Letters，1967，18（14）：546-548.

［53］ CHAPLIK A V.Possible crystallization of charge carriers in low-density inversion layers［J］.Soviet J．Experimental and Theoretical Physics，1972，35（2）：395-398.

［54］ SHUR M.Plasma wave terahertz electronics［J］.Electronics Letters，2010，46（26）：S18-S21.

［55］ SHANER EA，GRINEA D，WANKEM C，etal..Far-infrared spectrum analysis using plasmonmodes in a quantum-well transistor［J］.IEEE Photonics Technology Letters，2006，18（17-20）：1925-1927.

［56］ SUN JD，SUN Y F，WU D M，et al.High-responsivity，low-noise，room-temperature，self-mixing terahertz detector realized using floating antennas on a GaN-based field-effect transistor［J］.Applied Physics Letters，2012，100（1）：013506.

［57］ DYER G C，VINH N Q，ALLEN S J，et al..A terahertz plasmon cavity detector［J］.Applied Physics Letters，2010，97（19）：193507.

［58］ AIZIN G R，DYER G C.Transmission line theory of collective plasma excitations in periodic two-dimensional electron systems：Finite plasmonic crystals and Tamm states［J］.Physical Review B，2012，86（23）：235316.

［59］ HUANG Y D.Manipulation of the interaction between two-dimensional plasma waves and terahertz electromagnetic waves［D］.Beijing：University of Chinese Academy of Sciences，2013.（in Chinese）

［60］ SUN JD，QIN H，LEW ISR A，et al.Probing and modelling the localized self-mixing in a GaN／AlGaN field-effect terahertz detector［J］.Applied Physics Letters，2012，100（17）：173513.

［61］ SUN JD，QIN H，LEWISR A，etal..The effectof symmetry on resonantand nonresonant photoresponses in a field-effect terahertz detector［J］.Applied Physics Letters，2015，106（3）：031119.

［62］ TEPPE F，KNAPW，VEKSLER D，et al..Room-temperature plasma waves resonant detection of sub-terahertz radiation by nanometer field-effect transistor［J］.Applied Physics Letters，2005，87（5）：052107.

［63］ TEPPE F，VEKSLER D，KACHOROVSKIV Y，etal.Plasmawave resonant detection of femtosecond pulsed terahertz radiation by a nanometer field-effect transistor［J］.Applied Physics Letters，2005，87（2）：022102.

［64］ SUN Y F，SUN JD，ZHOU Y，et al..Room temperature GaN／A lGaN self-mixing terahertz detector enhanced by resonant antennas［J］.Applied Physics Letters，2011，98（25）：252103.

［65］ LIU L，HESLER JL，XU H Y，et al..A broadband quasi-optical terahertz detector utilizing a zero bias schottky diode［J］.IEEE Microwave and Wireless Components Letters，2010，20（9）：504-506.

［66］ SEMENOV A D，RICHTER H，HUBERSH W，et al.Terahertz performance of integrated lens antennas with a hot-electron bolometer［J］.IEEE Transactions on Microwave Theory and Techniques，2007，55（2）：239-247.

［67］ DYER G C，PREU S，AIZINGR，etal..Enhanced performance of resonant sub-terahertz detection in a plasmonic cavity［J］.Applied Physics Letters，2012，100（8）：083506.

［68］ 李琦，胡佳琦，楊永發(fā).太赫茲Gabor同軸數(shù)字全息二維再現(xiàn)像復原［J］.光學精密工程，2014，22（8）：2188-2195. LIQ，HU JQ，YANG Y F.2D reconstructed-image restoration of terahertz Gabor in-line digital holography［J］.Opt．Precision Eng．，2014，22（8）：2188-2195.（in Chinese）

［69］ 田莉，金偉其，蔡毅，等.THz焦平面連續(xù)波透射成像系統(tǒng)的成像面積及對比度［J］.光學精密工程，2015，23（8）：2164-2170. TIAN L，JINW Q，CAIY，etal..Imagingareaand contrastof THz focalplan array CW transmission imaging system［J］. Opt．Precision Eng.，2015，23（8）：2164-2170.（in Chinese）

作者簡介：

秦 華（1972—），男，江蘇常州人，博士，研究員，1994年于南京大學獲得學士學位，2001年于慕尼黑大學獲得博士學位，主要從事固態(tài)太赫茲器件及其應用方面的研究。E-mail：hqin2007＠sinano.ac.cn

Terahertz-wave devices based on p lasmons in two-dimensional electron gas

QIN Hua1，HUANG Yong-dan1，SUN Jian-dong1，ZHANG Zhi-peng1，YU Yao1，2，LIXiang1，3，SUN Yun-fei4
（1Key Laboratory of Nanodevices and Applications，Suzhou Institute of Nano-Tech and Nano-Bionics，Chinese Academy of Sciences（CAS），Suzhou 215123，China；2University of Chinese Academy of Sciences，Beijing 100049，China；3School of Nano Technology and Nano Bionics，University of Science and Technology of China，Suzhou 215123，China；4College of Electronic and Information Engineering，Suzhou University of Sciences and Technology，Suzhou 215009，China）*Corresponding author，E-mail：hqin2007＠sinano．ac．cn

Solid-state terahertz plasma devices are becoming one of the important research areas in which both solid-state microwave／millimeter-wave electronics and semiconductor laser technologies are being developed and merged towards the terahertz frequency regime.In this review，we introduce themanipulation，excitation and probing of two-dimensional-electron-gas（2DEG）plasmons in AlGaN／GaN heterostructure，and report the recent progresses in the implementation of plasmon physics in terahertz detectors，modulators and emitters. The coupling between the plasmon modes and the terahertz electromagnetic waves in free space are realized by using grating coupler，antenna and terahertz Fabry-Pérot cavity which furthermodulates the terahertz electromagnetic modes and enhances the coupling.The dispersion relationship of gate-controlled plasmon modes are verified in grating-coupled 2DEG.Strong coupling between the plasmon modes and the terahertz cavitymodes and hence the formation of plasmon-polariton modes are realized in a grouping-coupled 2DEG embedded in a Fabry-Pérot cavity.Based on the same grating-coupled 2DEG，terahertz modulation with high modulation depth and terahertz plasmon emission are observed.In antenna-coupled 2DEG field-effect channel，both resonant and non-resonant excitation of localized plasmon modes are observed by probing the terahertz photocurrent／voltage.A terahertz self-mixingmodel is developed for antenna-coupled field-effect terahertz detector and provides a guideline for the design and optimization of high-sensitivity terahertz detectors.Our studies indicate that room-temperature，high-speed and high-sensitivity terahertz detectors and the focal-plane arrays can be developed by using the non-resonant plasmon excitation in antenna-coupled field-effect channel.However，the high damping rate of solid-state plasma wave is yet themain hurdle to overcome for plasmon terahertz emitters andmodulators both of which rely on the resonant plasmon excitation.The formation of high-quality-factor plasmon cavity including the solid-state plasma physics，manipulation of the boundary conditions of plasmon cavity，utilization of new high-electron-mobility two-dimensional electronic materials and high-quality，smallmode-volume terahertz resonant cavity，etc.would be the focus of future research.

two-dimensional electron gas；plasmon；terahertz；gallium nitride

TP394.1；TH691.9

：A

10.3788／CO.20171001.0051

2095-1531（2017）01-0051-17

2016-09-12；

2016-10-11

國家自然科學基金面上項目（No.61271157）；國家自然科學基金青年科學基金項目（No.61505242，No.

61401456，No.61401297）；江蘇省自然科學基金青年基金項目（No.BK20140283）；國家重點基礎研究發(fā)展計劃（973計劃）資助項目（No.G2009CB929303）；中科院知識創(chuàng)新工程重要方向項目（No.KJCX2-EW-705）

Supported by National Natural Science Foundation of China（No.61271157，No.61505242，No.61401456，No. 61401297）；Natural Science Foundation of Jiangsu Province（No.BK20140283）；National Program on Key Basic Research Projects of China（No.G2009CB929303）；Knowledge Innovation Program of the Chinese Academy of Sciences（No.KJCX2-EW-705）