划重点 ：提供100nm-600nm超均匀 LNOi晶圆，Variation<60A-100A

离子束精修工艺，周期极化器件必备工艺，极化易成功，良率高，

小编提供的100nm-600nm超均匀超薄晶圆特点，

采用室温离子抛光技术 gascluster ion beam trimming process ，同时可以对整面的膜厚进行选区域修整以获取更优秀的 Thickness uniformity，Variation<60A-100A ,

摘要
太赫兹通信和光谱系统的部署依赖于低噪声、高速的探测器，并具有即插即用的能力。然而，目前大多数技术仍为独立的离散组件，通常速度较慢或容易受到温度漂移的影响，并且需要紧密的光束聚焦以最大化探测器的信噪比。在此，我们展示了一种集成光子架构，采用薄膜铌酸锂，解决了这些挑战。该架构利用太赫兹信号在光通信频率上的电光调制效应。借助该平台提供的低光学损耗，我们在马赫-曾德干涉仪内集成了最多18个太赫兹天线的双阵列，显著扩展了设备的接收面积，并增强了太赫兹信号与光束之间的相互作用效率。我们展示了双阵列通过准相位匹配机制在周期性的太赫兹近场模式驱动下协同增强探测调制，避免了晶体学域的物理反转。这为完全定制设备的频率响应提供了手段，能够将其限制在所需的频带内并有效抑制带外信号。大面积的探测区域确保设备能够在不同的太赫兹光束设置下正常工作。此外，我们展示了这些天线作为像素，能够重建入射到探测器区域的太赫兹光束剖面。我们的薄膜铌酸锂芯片设计克服了双光子吸收和固定相位匹配条件的不利影响，这些问题一直困扰着先前研究的电光探测系统，特别是在通信频段内，为更先进的芯片集成太赫兹系统铺平了道路。

#2：a向 bto外延片

2寸 外延 a-向 bto（300nm或者500nm，或者定制）-sto 8nm(可定制)- 2um Sio2(可定制) -Si(可定制)

#3:C向 bto外延片

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室温低损伤@GCIB抛光代工@束斑小（4-5mm）更均匀

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比如SOI LNOI  LTOI SICOI 等 SMARTCUT得到的薄膜 

或者镀膜所得到的膜层 ，比如镀了一层氮化硅，但是由于是cvd镀膜所得到的，表面的膜厚精度很差，粗糙度很差，可以通过粗糙度初步降低粗糙度，然后通过GCIB团簇离子束抛光来修整整面的膜厚均匀性 到0.5%以下举例：

未经过Trimming 工艺的 6寸LN/LTOI晶圆 数据：

Range:100-200A

经过Trimming 工艺的 6寸LN/LTOI晶圆 数据：

Range:60A以内

划重点--销售晶圆和加工

SOI晶圆：--220nm薄膜/ 3um厚膜-3umSIO2-675um

ALOOI晶圆；--氧化铝薄膜晶圆，键合工艺和镀膜工艺

TAOOI晶圆--氧化钽薄膜晶圆，镀膜工艺

SINOI晶圆--超低损耗氮化硅薄膜晶圆，210nm-300nm-400nm-800nm

SICOI晶圆；新型量子光学平台500nm-700nm-1um

8寸LTOI晶圆批量供应；铌酸锂的有力的竞争对手，薄膜钽酸锂晶300600

6寸X切Z切掺镁薄膜铌酸锂晶圆 ，厚膜 3um 5um 和 薄膜 100-600nm

8寸LNOI晶圆;8寸LNOI助力更大规模薄膜铌酸锂产品量产

LN/LT-SOI/Si/SIN  W2W&D2W异质集成

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我们为客户提供晶圆（硅晶圆，玻璃晶圆，SOI晶圆，GaAs，蓝宝石，碳化硅（导电，非绝缘），Ga2O3,金刚石，GaN（外延片/衬底）），镀膜（PVD,cvd,Ald，PLD）和材料（Au Cu Ag Pt Al Cr Ti Ni Sio2 Tio2 Ti3O5，Ta2O5,ZrO2,TiN，ALN,ZnO,HfO2。。更多材料），键合（石英石英键合，蓝宝石蓝宝石键合）光刻，高精度掩模版，外延，掺杂,电子束光刻等产品及加工服务(请找小编领取我们晶圆标品库存列表，为您的科学实验加速。

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文章名Large-area photonic circuits for terahertz detection and beam profiling

引言
随着人工智能、增强现实、物联网、无线通信和云计算等应用需求的不断增长，对带宽和频率的需求也在不断增加，这推动了下一代通信系统（即6G）使用前所未有的高载频，远远超过100 GHz。太赫兹（THz）频谱范围，通常在0.1至10 THz之间，连接了微波和光学领域，成为实现这些高速、高保真通信通道的宝贵资源。与光束相比，太赫兹辐射具有更长的波长，因此受到米氏散射和大气闪烁（即大气折射率的随机波动）的影响较小。这使得通信通道更能抵御环境干扰。另一方面，与微波相比，自由传播的太赫兹光束具有显著更强的方向性，并且对于点对点通信非常有用。然而，太赫兹波的生成和探测通常通过高增益天线来实现，以补偿低大气层中严重的自由路径损失。较窄的光束可以更精确地照射到目标，意味着更有效地利用太赫兹功率并降低窃听攻击的风险。太赫兹波更高的方向性要求开发一套新的硬件，能够保持接收器对准太赫兹通信链路，特别是在非固定接入点的情况下。因此，太赫兹技术的可靠和广泛应用需要多功能的太赫兹无线探测器，以保持对准聚焦或准直信号的高灵敏度。

当前的太赫兹传感技术包括辐射热计、基于石墨烯的探测器（用于电子和光学读出）、高尔雷电池和热电探测器等。这些类型的探测器由于实际限制，如低温操作、高暗电流和较长的恢复时间，通常与现有的通信和传感基础设施不兼容。更重要的是，它们的非相干特性，即仅对太赫兹强度敏感，而非太赫兹电场，导致相位信息的丧失。

相干探测器在通信和传感中尤为重要，它们可以获取太赫兹电场的幅度和相位。常见的相位敏感探测方案是基于太赫兹信号的相干上转换到光学领域，使用光导开关（即光混频器）或在具有二阶非线性的体晶体中的电光效应。在后一种情况下，太赫兹场通过频率上转换在探测脉冲上诱导幅度依赖的极化调制。这些探测方案在室温下工作，最重要的是提供非常低噪声的读数。

然而，常用的晶体如硒化锌、砷化镓和磷化镓等，因其在光学和太赫兹领域的固有色散关系而在精确的相位匹配波长下工作。由于相位匹配可能的谱范围相对较窄，探测光束的波长需要根据晶体在太赫兹频率下的特性精确选择。因此，现有激光技术（如钛宝石激光和钕：钇铝石榴石激光）的发射波长需要与这些晶体兼容。通过使用薄晶体，这一限制可能会得到缓解，但这会减少太赫兹光束与光学光束之间的总交互长度。因此，在扩展的光学频率范围内实现相位匹配将为太赫兹系统的设计提供更大的灵活性。另一个复杂的问题是，相位匹配波长通常与双光子吸收的范围重叠，导致严重的非线性吸收，从而限制了最大适用的光学功率。最后，它们的光谱响应通常是宽带的，这在通信链路中是不受欢迎的，因为这些链路旨在抑制带外干扰。

在这些自由空间电光探测方案中，通过强聚焦太赫兹光束，理想情况下将其聚焦到衍射极限，可以实现最大的调制。由于上转换机制，太赫兹探测依赖于使用市售光学探测器通过椭圆偏振测量来探测极化调制。然而，由于太赫兹光斑通常比探测光斑大得多，太赫兹能量通常不能有效地转换到光学领域。为了解决这一问题，控制频率响应、相位匹配波长，并同时解决体系统的缺点，可以将这些技术转移到芯片上。例如，集成天线可以同时瞄准优化性能的特定太赫兹频率范围，并在超越衍射极限的范围内实现强场增强。这与基于体晶体的太赫兹系统相反，后者的敏感带宽由相位匹配条件决定。在之前的演示中，太赫兹天线与基于有机电光分子的芯片集成等离子波导进行了集成。尽管有机分子的二阶非线性较大，但等离子体方法仍然存在较大的传播损耗（0.25 dB μm^-1），这阻碍了多个天线的集成以形成长序列，从而限制了大光子电路的实现。因此，这些设备由于太赫兹光斑与天线接收区域之间的巨大失配，导致了太赫兹功率的低效收集。此外，基于硅的集成电路还受到双光子吸收的影响，从而限制了芯片上的光学探测功率，并导致电光探测的信噪比较差。

鉴于这些限制，开发能够改善毫米级太赫兹波的收集和上转换以及可定制的光谱响应的策略显得尤为重要。在现有的集成光子平台中，薄膜铌酸锂（TFLN）尤其适用，因为它可以实现在双光子吸收范围之外的相位匹配，例如在1550 nm处，光纤技术已经得到充分发展。在此，我们展示了这一特性对于实现大面积光子电路至关重要，该电路通过天线阵列实现准相位匹配机制，从而实现高效的相位敏感型太赫兹探测器，具有完全可定制的频率响应。我们利用铌酸锂（LN）的低传播损耗（1.3 dB m^-1）和吸收限制损耗（0.2 dB m^-1），以及其高泊克尔系数（r33 ≈ 30.9 pm V^-1），实现了一款工作在0.5 THz标称频率下的太赫兹探测器（如图1c所示），该探测器实现于一款毫米长的马赫-曾德干涉仪（MZI）中。太赫兹波通过电光（泊克尔）效应在光学探针上引入相位调制，同时从由18个金色蝴蝶形天线组成的增大区域收集信号，每个天线提供数十倍的太赫兹场增强。通过适当选择天线之间的距离，允许根据类似于准相位匹配的机制操作，从而延长太赫兹光束与光学探测光束之间的非线性交互，最终在整个阵列上实现探针调制的相干增强。

图1 电光采样在体晶体与薄膜铌酸锂芯片中的对比

a. 使用电光采样技术进行太赫兹瞬态探测的可用材料平台。由于体电光（EO）晶体（如ZnTe、GaAs和GaP）的固有色散特性，相位匹配波长对于这些晶体是固定的。底部坐标轴显示了最广泛使用的激光技术，用于电光采样，但这些激光技术并不总是提供精确的相位匹配波长（例如GaAs）。薄膜铌酸锂（TFLN）提供了在太赫兹和光学频率下工程化群速度和相速度的手段，使得相位匹配在一个相对连续的光学范围内成为可能。此外，由于其较大的带隙，TFLN允许在远离受双光子吸收（TPA）影响的波长范围内进行太赫兹探测。这对于通信带尤其有利，在此范围内光纤基础设施已可用，而像GaAs这样的晶体由于TPA的影响变得不实用。

b. 传统的体电光采样实现方式。在该方法中，光学束和太赫兹束都被紧密聚焦到电光晶体上。太赫兹光束在探测光束上诱导电场依赖的极化调制。后者通过椭圆偏振仪测量（图中未显示）。这种方法的一个重要局限性是太赫兹光束和光学探测光束光斑尺寸之间的巨大不匹配，限制了太赫兹信号与光学探测光束的相互作用。

c. 基于波导的TFLN平台实现电光采样。该方法依赖于探测脉冲与集成在干涉仪每个臂上的太赫兹天线阵列的相互作用。入射的太赫兹光束在探测光束上生成相位调制，探测光束通过每个臂传播，导致探测光束在干涉仪输出处的太赫兹诱导幅度调制。天线阵列有效地增加了探测器的敏感区域，物理占地面积为几毫米，扩展了这种类型设备的应用范围，使其能够在大面积和偏离中心的太赫兹光束下操作。

d. 雷达图，报告了TFLN（蓝色）、ZnTe（紫色）和GaAs（橙色）三种太赫兹探测平台主要属性的比较。圆圈表示的数据来自于参考文献37和75（ZnTe），参考文献76和77（GaAs），以及参考文献49和78（TFLN）。每个轴（即六边形对角线）是线性尺度。内层黑色六边形表示每个晶体参数的零值，而外层六边形上的黑色数字表示用于参考的上限值。TFLN在太赫兹场增强、双光子吸收、光学损耗、敏感面积和非线性方面超越了其他平台。体铌酸锂（LN）的太赫兹损耗较大，但由于波导的亚波长尺寸相对于太赫兹波长，TFLN技术能够缓解这一影响。

e. TFLN中实现的马赫-曾德干涉仪的光学显微图，长度为LMZM = 2.6 mm，宽度为WMZM = 670 μm。

我们的TFLN平台结合了以下优势：高达30倍的太赫兹场增强、100倍更大的收集面积、3至5倍更大的χ(2)（用于太赫兹-光学非线性相互作用）、比常规使用的体晶体低30倍的线性损耗、以及比常规体晶体更大的两倍能量间隙（如图1d所示）。此外，纳米尺度的设计使我们能够部分缓解铌酸锂相较于硒化锌约两倍更高的损耗。综合来看，这些特性使得在测试太赫兹脉冲的照射下，峰对峰时间域调制效率超过η = 0.8 × 10^-3，测试光场强度约为4.5 V cm^-1。更重要的是，相控阵列提供了显著的光谱灵敏度，工作频率附近的最小线宽为46 GHz，且能够达到40 dB的带外抑制，即使在受到偏离中心和聚焦不准的太赫兹光束照射时，仍能保持可比性能。最后，探测器的大面积使得通过单次一维扫描有效地绘制太赫兹光束剖面成为可能。这一能力为雷达系统和运动物体的目标锁定机制的应用开辟了新途径。

结果

大面积太赫兹探测器的几何和性能

图1c和图1e分别展示了基于马赫-曾德干涉仪的探测器示意图和其顶部视图的光学显微镜图像。太赫兹天线通过在x切割的TFLN晶片上对波导两侧的金属接触进行图案化实现。这样的天线允许将自由空间的太赫兹辐射耦合到芯片上（我们的设备的制造细节见方法部分，具体几何尺寸列在附加说明1中）。光学探测光束在TFLN波导内传播，经过输入的y分束器后分成两束。我们的设计将光学模式的极化方向对准TFLN波导的晶体学z轴，从而利用r33泊克尔系数——这是波导几何中可用的最大值（见附加说明1中的光学模式仿真）。太赫兹光束从高电阻硅基板的背面正交入射，同时照射到所有蝴蝶形天线上，导致它们的同步共振。入射的太赫兹辐射沿铌酸锂（z轴）的晶体学轴极化，这与蝴蝶形天线的方向相一致，从而同时最大化了它们的收集效率（图1c）和非线性相互作用。经过干涉仪的臂后，两束探针在输出的y分束器处重新合并，然后送入红外光探测器进行采集。

其中，f 是太赫兹频率，Eant(f) 是在天线间隙内建立的太赫兹电场近场，假设整个设备上有均匀的太赫兹照射。方程（1）为实现一个在特定频率和选择的带宽下灵敏的探测器提供了指导。在 Δt2 = Δt1/2 = Δt/2 的特定情况下，方程（1）变为：

在这里，我们引入了TMZI(f)，定义为设备的复数光谱响应。在附加说明4中，我们展示了增加天线数量会反向减小探测器的带宽。同时，随着更多天线添加到干涉仪臂中，幅度响应呈二次增加。这一结果与准相位匹配理论一致。为了实验演示所提出的准相位匹配机制，我们通过用准直的宽带太赫兹光束照射探测器，获取了我们的探测器的脉冲响应H(f) ≡ ∣TMZI(f)∣（见图2d）。

图2 使用天线阵列的准相位匹配

a. 使用CST Microwave Studio计算的天线z-y平面上增强的太赫兹电场的模拟图。该电场沿整个天线间隙均匀分布，确保探测相位调制的相干累积。为了清晰起见，天线的几何参数叠加在电场图上。

b. 描述太赫兹波对探测光束施加的相位调制的相干累积，并通过马赫-曾德干涉仪（MZI）产生幅度调制的示意图。该操作通过一个臂长差导致的内建相位不平衡（ϕB）来实现，从而使设备工作在其象限点。一个初始没有太赫兹引起的相位延迟（Δϕ = 0）的探测光束进入MZI并被分成两束相同的光束。每个探测光束穿过一个Nant天线阵列（为了简化，示例中为3个天线），在每个天线上都会经历与太赫兹电场成正比的相位延迟，该电场是在天线间隙内建立的。阵列的空间周期（D1）设定了探测光束到达每个天线的时间间隔为Δt1的倍数。这导致了沿整个阵列的所有相位调制贡献的相干累积。如果下方阵列被偏移了一个距离D2（对应一个时间间隔Δt2），那么下臂中的探测光束将穿过每个天线，此时太赫兹场的振荡与上臂相比呈现相反的极性。上臂的相位调制将产生一个反向符号的总相位调制，与下臂的相位调制干涉，导致在MZI输出处探测光束的强度调制。

c. 在象限点工作时，干涉仪的传输曲线。由双极太赫兹波激发时，随着相位调制ΔϕU/ΔϕD的变化，输出探测光束的强度变化ΔI+_out/ΔI_out。图中并未按比例绘制，偏离象限点的变化被夸大，以便更好地可视化工作原理。在我们的实验中，相对幅度变化小于0.1%，确保了设备对驱动太赫兹场的线性响应（见正文）。

d. 用于演示相位匹配机制的实验配置。用于研究设备脉冲响应H(f)的宽带太赫兹光束被准直，直径为W = 4 cm，并在自由空间传播了CL = 57 cm后到达芯片。为了测试单臂照射的情况，干涉仪的一半被金属刀片遮挡。

e. 对于单臂照射（红色实线）和双臂照射（蓝色实线）情况下重建的太赫兹电场波形。在两个面板中，黑色虚线/点划线表示通过方程（1）计算得到的分析模型结果，使用了正文中描述的模拟复电场Eant(f)。

g. 通过对（e）和（f）中的波形进行傅里叶变换，获得的功率谱图，包含实验和模拟两种情况。对于双臂照射，实验中获得的全宽半最大（FWHM）线宽Δf_Exp_FWHM与通过分析计算的结果非常吻合。为了比较，我们还展示了通过仅在一个臂上托载单个天线的MZI设备实验获得的光谱（粉色点划线）。

h. 图（g）的放大图，展示了更高次的谐波，即第二次谐波（2fPM）和第三次谐波（3fPM）。

使用这样的测试太赫兹脉冲，其足够短以作为δ函数，使我们能够重建其时域和频域响应，从而突出与平带探测方案（如自由空间电光采样技术）的关键区别（详细比较见附加说明6）。具体而言，为了记录时间响应，我们使用飞秒激光脉冲作为光学探针，进行了芯片上的电光采样（完整的测量细节见方法和附加说明2）。我们通过光导天线产生了相锁定的太赫兹脉冲，该光导天线由飞秒近红外激光激发。然后，我们通过扫描太赫兹脉冲与探针脉冲在芯片中到达时间之间的相对延迟，获取了外耦合探针光束的强度。这使得我们能够获取时变波形，重现探测器的时间响应。测试用的准直太赫兹光束直径为W = 4 cm，在自由空间传播了57 cm的距离后到达我们的芯片，从而符合方程（1）中的假设。我们进一步验证了当仅照射到上臂的天线阵列（图2e）或上下臂的天线阵列时（图2f），设备的性能（通过用金属刀片覆盖干涉仪的一半，图2d）表现如何。我们报告了以光电二极管获取的电信号的绝对幅度调制ΔV/V的测量值，以追踪调制效率。我们观察到，当完全照射到双阵列时（图2f）的信号幅度是单独照射阵列时（图2e）的两倍，这证实了我们分析模型的结果。为了重现设备的实验时域响应，我们模拟了在天线间隙中建立的宽带太赫兹电场Eant(f)，并将其包含在方程（2）的解析表达式中。更多细节见附加说明4。通过这种方式，我们实验性地确认，在完全照射的双阵列情况下，基频fPM显著增强，具有487 GHz的相位匹配频率和仅46 GHz的线宽，与模拟结果预测的487 GHz和48 GHz非常吻合（见图2e的比较）。最后，我们在图2g的插图中观察到，对于单阵列的情况，2fPM频率分量明显更强，而对于第三次谐波3fPM则相反，表明在双阵列情况下偶次分量得到了明显的抑制。这些实验结果表明，我们的设计能够增强太赫兹探测器在所需频带内的响应性，并在20至40 dB之间抑制其带外响应，具体取决于频率（见附加说明6）。这一能力有助于确保大数据带宽并减少通信系统中的串扰。

偏离中心照射和束流分析

在许多应用中，探测器的另一个期望特性是能够在不同的照射条件下工作，并可能执行自动修正设备照射以保持最佳性能。具体而言，太赫兹探测器应该能够在入射的太赫兹波偏离中心时提供足够的响应。为了验证这一能力，我们研究了当设备远离焦点时的性能。这与前一部分讨论的准直照射不同。我们沿着干涉仪的长度方向（y轴）垂直移动设备，如图3a所示。太赫兹光斑覆盖的面积约为660 × 700 μm²，使用时域刀口测量法确定（见附加说明3），因此小于整个干涉仪的占地面积。

事实上，使用传统的射频马赫-曾德调制器关系，我们估算了太赫兹电场大于10 kV cm−1时，才能驱动干涉仪在其传输曲线的非线性部分工作。值得注意的是，动态范围计算为波形峰值与噪声基准标准差的比率，所有这些动态范围约为DR = 600，积分时间为300 ms，应用于波形的每个点（见图3a）。

图 3 用于焦平面波形探测和光束轮廓分析的大面积薄膜铌酸锂（TFLN）电路。 a 测量 TFLN 芯片对宽带太赫兹（THz）脉冲测试的脉冲响应实验配置，测量过程中太赫兹光斑沿天线阵列（y 轴）处于不同位置。

 b 在不同垂直偏移值下记录的太赫兹波形（实线）及拟合包络（虚线）。各波形具有相似的峰峰值，且在每点 300 ms 积分时间下，动态范围（DR）均约为 600；动态范围计算为波形峰值与相应噪声底噪（在太赫兹信号出现前的时间点记录，插图中放大 400 倍）的比值。包络峰值的位置与空间上同太赫兹光束对齐的天线对相吻合。在所有测量中，最大太赫兹调制量保持相对恒定。为清晰起见，所有曲线在垂直方向上依次隔开。

 c 计算出的 (b) 中波形的功率谱，结果显示当太赫兹光斑与天线阵列中心对齐时，在 \(f_{PM}\) 处具有更大的光谱幅度。 

d 太赫兹调制峰值（星号）和峰值频率（空心圆）显示出对受光照的特定天线对几乎没有依赖性。插图给出了水平偏移时峰值频率行为的放大图，显示工作频率的变化仅为平均值的百分之几。 

e 测量 TFLN 芯片脉冲响应随水平偏移（z 轴）变化的实验配置，用于重建芯片处的波束轮廓。 

f 在不同水平偏移值下记录的太赫兹波形（实线）及拟合包络（虚线）。包络峰值的位置和最大太赫兹调制量保持相对恒定，与 (b) 类似。为清晰起见，曲线在垂直方向上依次隔开。 

g 计算出的 (f) 中波形的功率谱。 

h 结合 (f) 中所示波形重建的聚焦太赫兹光斑二维图像（z-y 平面）。图中叠加了 \(z=0\)（红色圆圈）和 \(y=0\)（蓝色菱形）处的切割线，以及通过刀口法测量获得的曲线轮廓（黑色虚线/点划线）。

这个性能指标使我们能够估算，在这些测量设置下，设备上最小可检测的太赫兹信号幅度约为7.5 mV cm−1。通过增加积分时间，可以获得更高的灵敏度。此外，在设备的每个位置上获得的相似动态范围证明了其对错位的鲁棒性。

我们注意到，随着芯片向上移动，包络的峰值从较早的时间延迟向较晚的时间延迟移动。此外，包络中的周期数依赖于太赫兹光斑的位置，表明距离中心太远的位置存在不完全的照射。当太赫兹光束集中照射到最外层的天线对（分别为第1和第9天线）时，大约只有一半的光束照射到阵列上，导致了不对称的包络。然而，随着太赫兹光斑朝着阵列中间位置移动，更多的天线被有效激发。因此，记录的波形变得更对称，包络的持续时间也更长。当太赫兹光斑占据更多的中央位置时，fPM = 0.487 THz频率分量的光谱幅度增大，如从图3c的功率谱中可见，功率谱是通过对图3b曲线的傅里叶变换计算得出的。最后，我们在图3d中观察到，无论照射的是哪些天线以及照射多少天线，我们的设备始终能够保持相似的调制峰值频率（偏差小于6 GHz）。

这些观察结果提供了我们大面积探测器的时域响应和能力的见解。一个与位置无关的调制峰值表明，每个天线的时间响应仅持续几个周期，表现出相对较快的衰减。因此，当探针光束在与太赫兹近场的峰值时刻交叉每个天线时，由之前天线遇到的相位调制可以忽略不计。因此，我们得出结论，重构的太赫兹波形的瞬时值总是来自单个天线的贡献。这个效应通过选择具有低品质因子且其共振与相位匹配频率（fPM = 487 GHz，fant = 360 GHz，见图2g）值相差显著的天线来实现。特别是在比较从中心和外围照射获取的太赫兹瞬态信号时，这一效应尤为明显。相反，如果天线具有相对较高的品质因子（即具有持久的振荡），则随着被太赫兹波照射的天线数量的增加，产生的波形幅度会不断增加。

我们利用天线的快速响应，通过将天线对作为像素，重建了照射芯片的太赫兹光束剖面。这是可能的，因为我们选择的天线间距使它们的接收区域没有完全重叠。因此，天线间隙内建立的近场主要依赖于每个天线局部捕获的太赫兹电场，因此可以直接与天线平面上方的光束部分相联系。后者在波形中组成的各个周期的幅度中编码，每个周期都唯一地与阵列中对应的天线对相关联。我们现在使用这些波形的包络来重构太赫兹光斑在TFLN芯片上的二维光束剖面。如图3h所示，通过使用探针光束的群速度（vg = c/ng）将图3f面板的时间轴映射到空间位置，我们实现了这一点。通过我们的芯片重建的太赫兹光斑图像揭示了一个非居中的椭圆形状。图3h中两个插图中的y = 0和z = 0的切线被通过时域刀口测量法获得的光束剖面测量准确地重现（见附加说明3）。这展示了TFLN电路用于太赫兹光束剖面绘制的能力，即使在显著低的太赫兹场强度下也能提供足够的动态范围。

偏焦太赫兹光束下的操作

在光谱学和通信的各种太赫兹应用中，通常需要明确的中心频率和带宽。此外，保持这些特性在广泛的照射条件下同样重要。在这里，我们研究了所提出的准相位匹配机制在偏焦照射下的表现。具体而言，我们表征了一系列在相同相位匹配频率fPM = 487 GHz下工作的探测器，但每个阵列的天线数量不同，即3个、6个和9个。这种选择使得我们可以通过简单的光刻技术直接控制探测带宽，从而确保高重复性和鲁棒性。探测器阵列被放置在三个位置，即距离焦平面0、5和15毫米处，以便被发散的太赫兹光束照射，如图4a所示。

图 4 针对天线阵列长度递增情况下的偏心照明探测。

a 探测发散太赫兹（THz）光束测试的实验配置。器件最初置于太赫兹焦平面上，此时太赫兹光斑主要照射初始的几对天线。随后，器件沿 z 轴移出焦平面。在距离焦平面 x = 0、5 和 15 mm 的位置分别进行了时域采集。使用了三种不同类型的探测器，其每个阵列分别具有 b 3 个、f 6 个和 m 9 个天线。

面板 (c, g, n) 报告了上述器件的时间轨迹，而 (d, h, p) 显示了相应的傅里叶变换计算光谱。所有情况的共同趋势是，随着探测器远离焦平面，由于太赫兹照明范围扩大并覆盖了越来越多的天线，太赫兹瞬态信号获得了更多的周期。

此外，所有光谱均显示，在 z = 5 mm 的中间位置，峰值频率表现出更高的幅度。这是由于尽管衍射太赫兹光束的电场强度较焦平面有所下降，但更多天线的贡献增强了信号。这些考量总结在图 (e, l, q) 中，展示了频率峰值及其线宽随纵向偏移的变化趋势。在面板 (c, g, n) 中，曲线在垂直方向上进行了平移以示清晰。

通过应用雷利衍射定律，我们计算了太赫兹光斑的长轴（约0.7 mm）在5毫米和15毫米传播距离后分别扩展到4.2 mm和10 mm。这足以覆盖任何设备上整个阵列的长度。由于3天线探测器（图4b）的尺寸较小，我们将其中心对准太赫兹光斑，并保持相同的照射条件用于另外两个阵列，如图4f、m所示。

我们记录了每种探测器类型的太赫兹瞬态信号，分别显示在图4c、g和n中，天线数量逐渐增加。由于3天线设备上的阵列宽度小于1毫米，太赫兹光束已经覆盖了探测器的较大区域，因此对应的波形在周期数上没有显著差异，而瞬态幅度随着沿太赫兹路径的纵向偏移而减小。这是由于太赫兹光束衍射导致的较弱的太赫兹电场强度。我们注意到，在频域（图4d）中，随着太赫兹光束的发散，fPM处的光谱幅度先增加然后减小（见图4d, h, p）。在这里，光谱峰值和与fPM相关的线宽都作为纵向偏移（x轴）的函数绘制。虽然对于中间大小的太赫兹光束，太赫兹调制是最强的，但当太赫兹光束的大小增加并覆盖阵列时，线宽单调减小。这些结果表明，存在一个最佳的太赫兹照射条件，用于设备在光谱响应方面的操作，原因在于两个并行的效应：单个天线内的场增强和来自更多天线的叠加贡献。最后，我们观察到，对于6天线和9天线设备（分别显示在图4g、h和n、p中），我们看到非常相似的行为，但也存在一些显著的差异。对于较大的纵向偏移，瞬态持续时间发生了显著变化，特别是在9天线情况下，因为初始太赫兹照射仅部分激发了所有天线。这也导致相关线宽的更快减小，在焦平面15毫米远的9天线设备下，线宽缩小到约40 GHz（见图4q）。

讨论

总之，我们展示了一个基于TFLN光子电路的相干太赫兹探测器（即，测量入射场的相位和幅度），其工作在标称频率500 GHz。与最先进的集成太赫兹探测器相比，我们平台的低光学损耗使得可以实现一个马赫-曾德干涉仪，其中包括多达9个天线的阵列（每个臂上），有效地收集来自自由空间的太赫兹信号。这是通过利用阵列相比单个天线提供的更大收集面积实现的。没有光学损耗的影响，光学探针光束可以沿着一个较大的TFLN波导电路传播，并与在多个天线间隙生成的增强太赫兹近场进行交互。

我们的太赫兹天线驱动准相位匹配机制确保了所有收集到的场在选择的太赫兹频率下构成性地贡献，从而有效地抑制了带外敏感性。该设计具有鲁棒性，因为大而分布广泛的探测区域在各种太赫兹光束照射条件下提供了灵活性和高灵敏度。与其他相位匹配机制相比，我们的工作避免了复杂的周期极化技术，通过光刻图案化增强场的太赫兹天线，实现了将两个具有极其远离的光谱范围的电磁波——即太赫兹和光学领域——的准相位匹配。与传统的准相位匹配相似，阵列的周期性（类似于极化周期）和天线的数量（类似于极化区域的数量）分别决定了探测器的中心频率和检测带宽。通过我们的方法，我们展示了一个相对带宽（BW ¼ FWHM/fPM）为8.2%的结果，这对于对带外通道干扰攻击敏感的应用非常相关。

此外，我们展示了探测器可以作为太赫兹光束分析仪，通过将平面内的太赫兹电场编码到时间坐标中来工作。这是通过单个天线的近乎单周期响应实现的，而这些天线与设备的相位匹配频率不共振。这一方案已经可以与反馈回路配合使用，类似于象限探测器，为优化探测器照射提供了可能，这是太赫兹频段中缺失的一个组件。尽管与最先进的辐射热计或场效应相机相比，我们的提案尚未提供完整的二维和实时太赫兹成像能力，但我们设计的低太赫兹场强度灵敏度、线性度和高动态范围，以及我们提出的读出方法，预计将在构建更复杂的体系结构中发挥作用，例如通过将多个设备并行并同步读出，构建基于光子学的太赫兹相机。

我们展示的所有功能标志着向即插即用和可部署的太赫兹场分辨探测器迈出了重要一步，这些探测器可以应用于实际场景。通过进一步设计光波导和太赫兹天线，可以实现对设备光谱响应的控制，从而使其能够在多个太赫兹频段上同时工作。或者，单周期阵列可以被适当间距的频率调制天线阵列替代，以实现宽带探测。此外，整个阵列可以设计为对平行于其轴线传播的太赫兹辐射敏感，而不是垂直（即端火阵列类型），为检测在同一芯片上局部生成的太赫兹波朝向光谱学应用铺平道路。我们的探测器需要相对较低的光学能量，约为10 pJ，因此可以与现代芯片级飞秒光源轻松集成。通过在同一设备上集成已建立的通信光电二极管，可以实现芯片级太赫兹探测器，为实现完全集成的太赫兹光谱系统、飞行时间测量和太赫兹通信铺平道路，所有这些都可以在单个便携式微型设备中实现。

方法

MZM设备的设计和制造

图1c展示了设备的图示。光学电路的制造从600 nm厚的X切割铌酸锂（LN）薄膜开始，该薄膜粘接在500 μm厚的高电阻硅基板上，基板上堆叠有2 μm厚的热生长二氧化硅（SiO2）缓冲层。通过蚀刻300 nm的LN薄膜，制作了一个1.5 μm宽的肋形波导，侧壁角度为θ = 63°。然后，波导通过50/50方向耦合器分成两臂，形成马赫-曾德干涉仪（MZI）配置。在MZI的两个臂上分别沉积了一系列金色蝴蝶形天线。两个天线阵列沿各自的臂方向错位，错位长度取决于每个设备的工作相位匹配频率（见正文）。MZI的两个臂之间的横向距离为670 μm，所有设备相同。波导与15/285 nm的Ti/Au电极接触之间的距离为0.9 μm，形成总天线间隙G = 3.3 μm。此值已通过减轻由于光模式泄漏导致的等离子损耗而得到优化。天线间隙填充有800 nm厚的电感耦合等离子体化学气相沉积的SiO2层，该层作为LN波导的包层材料（见附加图2）。最后，光学电路在MZI的两端设有一对光栅耦合器，用于将光学探针光束从/到自由空间耦合进出。

太赫兹时域光谱实验设置

实验设置由一台飞秒激光振荡器（C-Fiber 780，Menlo Systems）供电，经过自由空间耦合并提供两条光束，一条为1560 nm（基波），另一条为780 nm（第二次谐波）波长。780 nm光束激发一个LT-GaAs PCA天线，发射太赫兹脉冲，同时施加一个12 V的方波电压，振荡频率为5 kHz。通过一系列四个90°的、离轴抛物面镜，收集、准直并将太赫兹光束重新聚焦到最终探测器上，几乎满足衍射极限条件。1560 nm光束作为探测光束。由于集成设备的操作，为了公平比较不同的探测方法，探测光束通过光纤耦合到一根标准的2米长单模光纤（SMF28）。在使用自由空间电光采样（EOS）获取参考太赫兹脉冲时，探测光束再次通过自由空间耦合并发送到一个<110> 3毫米厚的GaAs晶体，这个晶体在1560 nm波长下提供优越的共线相位匹配条件，相比例如ZnTe晶体（见图1）。与太赫兹波相互作用后，探测光束通过一个放大的平衡光电二极管对（Nirvana，Newfocus）获取，并连接到一个锁相放大器（UHFLI，Zurich Instrument）。锁相放大器与PCA偏置调制频率同步。在芯片上的EOS配置中，GaAs晶体被MZI设备替代，而承载探测光束的2米长光纤被终止在一个蚀刻光纤尖端，该尖端照射到光栅耦合器上。第二个蚀刻光纤尖端收集从位于光路对面第二个光栅耦合器耦合出的探测光束，并将其发送到平衡光电探测器的单通道中，后者现在以单端配置工作。与自由空间EOS情况一样，锁相采集在偏置调制频率下进行。集成设备的探测光束功率估计为4 mW，通过光栅耦合并直接沿着波导传播。太赫兹波形通过扫描探测脉冲与太赫兹脉冲之间的时间延迟，获取由光电二极管生成的读出信号，记录下来了太赫兹波形。