太赫兹通信和光谱系统的部署依赖于具有即插即用功能的低噪声和快速探测器。然而，目前大多数可用的技术都是独立的分立元件，要么速度慢，要么易受温度漂移的影响。此外，相敏方案主要基于块体晶体，需要紧密的光束聚焦。在这里，我们展示了一种薄膜铌酸锂中的集成光子结构，它通过利用太赫兹信号在电信频率的光束上引起的电光调制来解决这些挑战。
利用该平台提供的低光损耗，我们在 Mach-Zehnder 干涉仪内集成了一个多达 18 个太赫兹天线的双阵列，大大扩展了设备收集面积，并提高了太赫兹信号和光束之间的相互作用效率。我们表明，双阵列通过准相位匹配机制相干地建立探测调制，由周期性太赫兹近场模式驱动，而无需对晶体域进行物理反转。阵列周期性控制检测带宽及其中心频率，而较大的检测区域确保在各种太赫兹光束设置下都能正确运行。此外，我们表明天线充当像素，允许重建撞击检测器区域的太赫兹光束轮廓。我们在薄膜铌酸锂中的片上设计克服了双光子吸收和固定相位匹配条件的有害影响，这些影响一直困扰着先前探索的电光检测系统，特别是在电信频段，为更先进的片上太赫兹系统铺平了道路。
划重点
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SINOI；--超低损耗氮化硅薄膜晶圆，
SICOI；用于碳化硅光子集成线路的高纯半绝缘碳化硅薄膜衬底
LTOI；铌酸锂的最有力的竞争对手，薄膜钽酸锂晶圆
LNOI;8寸LNOI助力更大规模薄膜铌酸锂产品量产
划片和端面抛光，等离子刻蚀和划片，激光器芯片/探测器芯片/PIC芯片封装耦合服务"
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引言
人工智能、增强现实、物联网、无线通信和云计算等应用的需求不断增长，需要不断增加带宽和频率可用性，推动下一代通信系统（即 6G [1]）利用前所未有的高载波频率，大部分超过 100 GHz [2–4]。太赫兹 (THz) 频谱范围的频率通常在 0.1 到 10 THz 之间 [5]，连接微波和光域，成为实现这些高速和高保真通信信道的宝贵资源 [6, 7]。与光束相比，THz 辐射的波长更长，因此受米氏散射 [8] 和大气闪烁（即大气折射率的随机波动 [9]）的影响要小得多。这使得通信信道能够更好地抵御环境干扰 [10–12]。另一方面，与微波相比，自由传播的 THz 光束具有更强的方向性，这对于点对点通信可能很有用。然而，THz 波的产生和检测通常通过非常高增益的天线来实现，以补偿低空大气中发生的严重自由路程损耗 [13]。较窄的光束可以更准确地照射所需目标，这意味着更有效地利用 THz 功率并降低窃听攻击的风险 [14]。THz 波的方向性更高，这要求开发一套新的硬件，能够使接收器始终面向 THz 通信链路，尤其是在非固定接入点的情况下 [15–17]。因此，THz 技术的可靠和广泛采用，关键在于是否有多功能 THz 无线探测器，这些探测器能够对准直或聚焦信号提供高灵敏度[18]。当前的 THz 传感技术包括辐射热计 [19–21]、基于石墨烯的探测器（用于电子和光学读出）[22–25]、Golay 电池 [26] 和热释电探测器 [27, 28]。由于实际限制，例如需要低温工作温度、相对较高的暗电流和较长的恢复时间，这些类型的探测器不易与现有的通信和传感基础设施兼容。更重要的是，它们的不相干操作性质，即对 THz 强度而不是 THz 电场敏感，导致相位信息的丢失。
相比之下，相干探测器在通信和传感中尤为重要，可提供太赫兹电场的振幅和相位。其中，最常见的检测方案是基于 THz 信号到光域的相干上转换，要么使用光电导开关（即光混频器）[29, 30]，要么使用表现出 χ(2) 非线性的块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引起与振幅相关的偏振调制。这些检测方案在室温下运行，最重要的是提供非常低噪声的读数 [31, 32]。然而，由于碲化锌[33–36]、砷化镓和磷化镓[37]在光学和太赫兹域中固有的色散关系，常用的晶体表现出精确的相位匹配波长（图1a）。固定的工作波长严重限制了可采用的激光技术的选择（例如，用于碲化锌的钛蓝宝石）。另一个复杂因素是相位匹配波长通常与双光子吸收范围重叠，导致严重的非线性吸收，并限制最大探测功率。在这些自由空间电光检测方案中（图1b），通过将太赫兹光束强烈聚焦到衍射极限来实现最大调制。由于上转换机制，太赫兹检测依赖于使用市售光学探测器通过椭圆偏振法检测偏振调制。然而，由于 THz 点通常比探测点大得多，因此 THz 能量通常不能有效地转换到光学域。
一种控制相位匹配波长并同时解决块体系统缺点的有前途的方法是将这些技术转换为片上技术 [38–40]。例如，集成天线允许同时瞄准性能优化的特定太赫兹频率范围并实现超出衍射极限的强场增强[41]。
这与基于块体晶体的 THz 系统形成对比，其中敏感带宽由相位匹配条件决定。因此，THz 天线与基于有机电光分子的芯片等离子体波导集成 [42–44]。尽管有机分子具有很大的二阶非线性，但等离子体方法存在较大的传播损耗（0.25 dB/µm），这阻止了多个天线的顺序集成，从而阻碍了大型光子电路的实现。因此，由于 THz 点和天线收集区域之间的巨大不匹配，这些设备因 THz 功率收集效率低下而受到阻碍。鉴于这些限制，必须制定策略来改进 THz 波的收集和上变频，以保持高信噪比和对毫米级入射 THz 波的光谱选择性。此外，硅基集成电路受到大量双光子吸收的影响，从而限制了片上光学探针的功率，导致电光检测的信噪比较差 [45]。在现有的集成光子学平台中，薄膜铌酸锂 (TFLN) 特别适合，因为它可以在双光子吸收范围之外实现相位匹配，例如在光纤技术已经很发达的 1550 nm [46–48]。在这里，我们提出了一种低损耗的基于电光的太赫兹探测器，其标称频率为 0.5 THz（图 1c）。
我们利用铌酸锂 (LN) 的低传播损耗 1.3 dB/m [49] 和吸收极限损耗 0.2 dB/m [50]，以及高普克尔斯系数 (r33 ≈ 30.9 pm/V [51])，实现了毫米长的马赫-曾德尔干涉仪 (MZI)。太赫兹将相位调制传递到光学探头上，并从由 18 个金蝴蝶结天线阵列定义的增大区域收集，每个天线将太赫兹场增强 60 倍。适当选择各个天线之间的距离可实现准相位匹配，从而扩展太赫兹和光学探测光束之间的非线性相互作用，从而在整个阵列上实现探测调制的相干构建。与常规使用的块状晶体相比，我们的 TFLN 平台具有以下综合优势：THz 场增强约 25 倍、收集面积大 100 倍、χ(2) 大 3-5 倍（用于 THz 光学非线性相互作用）、电信线性损耗低 30 倍、能隙大两倍（总结在图 1d 中）。此外，纳米级设计使我们能够部分缓解铌酸锂与碲化锌相比大约高两倍的损耗。总之，这些特性使得峰间时域调制效率超过 η = 0.8 × 10−3，这是在场强约为 4.5 V/cm 的测试 THz 脉冲照射下获得的。其次，相控阵在工作频率附近提供光谱灵敏度，最小线宽为 46 GHz。第三，我们证明，即使受到偏心和失焦的 THz 光束，我们的探测器也能保持相似的性能。最后，探测器的大面积使得能够通过单次一维 (1D) 扫描高效地映射 THz 光束轮廓。这种能力为雷达系统和移动物体的目标锁定机制中的应用开辟了道路。
结果
大面积太赫兹探测器的几何形状和特性
图 1. 块体晶体中的电光采样与薄膜铌酸锂中的片上电光采样。
（a）使用 EO 采样技术进行 THz 瞬态检测的可用材料平台。由于其固有的色散特性，块体晶体（例如 ZnTe、GaAs 和 GaP）的相位匹配波长是固定的。底部轴显示了用于 EO 采样的最广泛的激光技术，这些技术并不总是提供精确相位匹配波长的发射（参见 GaAs）。薄膜铌酸锂 (TFLN) 提供了在 THz 和光频率下设计群速度和相速度的方法，从而能够在相当连续的光学范围内实现相位匹配。此外，由于其较大的带隙，TFLN 允许在远离受双光子吸收 (TPA) 影响的波长范围的情况下进行 THz 检测。这在电信频段尤其有利，因为那里有光纤基础设施，而 GaAs 等晶体由于 TPA 而不切实际。(b) 在块体晶体中实现电光采样的传统方法。光学和太赫兹光束都紧密聚焦在电光晶体上。太赫兹光束在探测光束上产生场相关的偏振调制。后者通过椭圆偏振法测量（图中未显示）。在这种方法中，太赫兹信号光学探测相互作用的一个很大的限制是太赫兹和光斑尺寸之间的巨大不匹配。(c) 在基于波导的 TFLN 平台中实现电光采样。这种方法依赖于探测脉冲与沉积在片上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穿过每个臂的探测光束上产生相位调制，从而导致干涉仪输出端探测光束产生太赫兹引起的幅度调制。天线阵列有效地将探测器的敏感区域增加到几毫米的物理覆盖范围，从而扩展了这种类型设备的使用范围，使其能够同时处理大面积和偏心的 THz 光束。(d) 雷达图报告了 TFLN（蓝色）、ZnTe（橙色）和 GaAs（黄色）情况下主要 THz 检测平台属性的比较。圆圈表示的值是从 [37] 和 [72] 中获取的 ZnTe 数据，从 [73] 和 [74] 中获取的 GaAs 数据，以及从 [49] 和 [75] 中获取的 TFLN 数据。图表上的数字标记了每个属性范围的下限和上限。TFLN 在 THz 场增强、TPA、光学损耗、敏感区域和非线性方面超越了其他平台。对于块体 LN 来说，太赫兹损耗更大，但与太赫兹波长相比，TFLN 技术由于波导 13 的深亚波长尺寸而减轻了这种影响。(e) 在 TFLN 中实现的马赫曾德干涉仪的光学显微照片，其长度为 LMZM = 2.6 毫米，宽度为 WMZM = 670 微米。
图 1c 和图 1e 分别描绘了我们基于 Mach-Zehnder 干涉仪的探测器的示意图和其顶视图的光学显微镜图像。通过在 x 切割 TFLN 晶片上制造的波导两侧图案化金属触点，实现了一系列 THz 天线。这种天线允许将自由空间 THz 辐射耦合到芯片上（我们的设备的制造细节在方法中提供，而确切的几何尺寸列在补充说明 1 中）。在 TFLN 波导内传播的光学探测光束在干涉仪的输入 y 分离器处分裂成两束。我们的设计将光学模式偏振与 TFLN 波导的晶体 z 轴对齐，从而利用 r33 普克尔斯系数 [52] - 波导几何中最大的系数（参见补充说明 1 中的光学模式模拟）。太赫兹光束从高电阻率硅基板的背面正交入射，同时照射所有蝴蝶结天线，导致它们同步谐振。入射的太赫兹辐射沿 z 轴极化，从而最大限度地提高蝴蝶结天线的收集效率（图 1c）。穿过干涉仪的臂后，两个探测器在输出 y 分离器处重新组合，然后发送到红外光电探测器进行采集。
太赫兹天线阵列的准相位匹配
在我们的探测器中，单个天线和阵列配置都经过精心设计，以最大化入射 THz 信号引起的探测光束的累积调制。
具体而言，每个天线都有一对细长的金属电极（长度为 Lgap），与更传统的设计 [53–55] 相比，这显著延长了 THz-探测相互作用，从而提高了非线性相互作用的效率。图 2a 是在天线的 z-y 平面上建立的 THz 电场，它显示了沿间隙长度的均匀场分布，在金电极附近和间隙中心的场分别增强了 60 倍和 30 倍。在这种几何结构中，探测光束在时间间隔 τgap = Lgapng/c 内穿过间隙，其中 ng 是光学群指数，c 是真空中的光速。通过选择比 THz 波长短得多的间隙长度（例如，Lgap ≈ λT /10），探测光束将花费完整 THz 周期的一小部分时间穿过整个间隙长度，即 τgap ∼ 1/(10fT )，其中 fT = c/λT 是天线的谐振频率。这确保了每个天线赋予的相位调制沿其整个间隙建设性地建立[42, 43]，考虑到贡献 ∆ϕ(t) ∝ r33ETHzant (t)，与瞬时 THz 电近场 ETHzant (t) 线性相关。在一系列天线同步谐振的几何结构中，探测光束在时刻 tn 遇到第 n 个天线，从而经历相位延迟 ∆ϕn ∝ r33ETHz(tn)。因此，在系列末尾累积的总相位调制仅仅是所有 Nant 贡献的总和，即 ∆ϕtot =PNantn=1 ∆ϕn。如果时间点 tn 都不同，∆ϕtot 可能比单个天线的低得多。因此，为了有效地从阵列配置中受益，至关重要的是设计其周期性以允许 ∆ϕtot 的相干累加超过单个天线元件的值。为此，我们实施了一种类似于准相位匹配的机制 [56–58]，但不需要对非线性晶体进行周期性极化（图 2b）。沿着干涉仪的每个臂，我们设计了两个连续天线 (D1) 之间的距离，使得它们间隙内的 THz 电场的振荡周期与探测光束到达每个天线的时间相匹配。这种类型的同步使探测波束在穿过阵列上的每个天线时获得相同的相位调制贡献∆ϕ+。最终，这会导致上臂的累积相位调制等于∆ϕU = Nant∆ϕ+。
相位调制贡献的相干累积有效地将非线性相互作用的相干长度扩展到单个天线元件的尺寸之外，从而提高了检测灵敏度。值 D1 定义了阵列的特定工作频率，我们将其称为阵列的相位匹配频率 fPM = ∆1t1，∆t1 =ngcD1是两个天线之间光学探测器的群延迟。为了从推挽效应中受益，其中下臂和上臂对总相位调制的贡献相等，下臂中的阵列相对于上臂偏移距离 D2 = D1/2（图 2a）。这样的位移导致下探头落后于上探头，时间延迟 ∆t2 =∆2t1 = 2f1PM。因此，探测光束在 THz 近场振荡的负半周期内穿过下部阵列的天线，导致相位延迟贡献 ∆ϕ− 与上臂相比具有相反的符号。因此，下部探头将建立一个具有相反符号的总相位调制 ∆ϕD = Nant∆ϕ− = −Nant∆ϕ+。干涉仪的两个臂设计有略微不同的光路长度，因此电信探头的内置相位差 ϕB 等于 π/2。在这种情况下，干涉仪在所谓的正交点运行，提供未调制的输出强度 IoutQ，它是最大传输 Iout0 时的一半，如图 2c 所示。在此点上，曲线斜率 dIout/dϕ = Iout0 /2 达到最大值，从而对相位变化具有最高的灵敏度，因此对入射的 THz 也具有最高的灵敏度电场。太赫兹引起的普克尔斯效应造成的任何额外相位不平衡∆ϕU（或∆ϕD）都会使输出强度改变∆Iout+（或∆Iout−）。对于∆ϕ≪π2的小值，强度调制与相位调制成正比，即∆Iout∝（∆ϕU−∆ϕD）∝ET Hz，其中ET Hz是入射THz振幅（见补充说明4）。为了证明干涉仪的频率选择性和准相位匹配机制，我们推导出一个描述探测器∆I（f）频率响应的解析表达式（详细推导见补充信息）：
其中 f 为 THz 频率，∆I(f) 为干涉仪输出端探测光束的 THz 诱导强度调制，Eant(f) 为天线间隙内建立的 THz 电近场，假设整个设备具有均匀的 THz 照明。公式 1 提供了实现具有选定带宽、对所需频率敏感的探测器的指导原则。在 ∆t2 = ∆t1/2 = ∆t/2 的特定情况下，公式 1 变为：
其中我们引入了 TMZI (f)，定义为设备的复杂光谱响应。在补充信息注释 4 中，我们证明天线数量越多，探测器带宽就会成反比减少。同时，随着更多天线添加到干涉仪臂，峰值响应会二次增加。该结果符合准相位匹配理论。
图 2. 天线阵列的准相位匹配。（a）在谐振时，天线 z-y 平面上增强的 THz 电场的 CST 模拟。该场沿整个间隙均匀分布，确保探测相位调制的相干构建。（b）草图描绘了 THz 波赋予探测光束的相位调制的相干构建，并导致由马赫曾德尔干涉仪 (MZI) 操作的幅度调制。MZI 通过臂长差实现，从而导致内置相位不平衡 (ϕB)，允许在其正交点处进行操作。具有最初为零的 THz 诱导相位延迟 (∆ϕ = 0) 的探测光束进入 MZI 并分成两个相同的光束。每个探测器穿过一组 Nant 天线（为简单起见，以 3 为单位显示），其中它经历的相位延迟与天线间隙中建立的 THz 电场成比例。阵列的空间周期 (D1) 将探测光束到达每个天线的时间设置为时间间隔 ∆t1 的倍数。这导致沿整个阵列传递的所有相位调制贡献相干积累。如果下部阵列位移距离 D2（对应于时间间隔 ∆t2），当 THz 场振荡表现出与上臂相反的极性时，下臂中的探测光束将穿过每个天线。后者将产生具有相反符号的总相位调制，干扰上臂的相位调制，并导致 MZI 输出处探测光束的强度调制。(c) 由双极 THz 波激发的干涉仪在正交点工作的传输曲线，其中相位调制 ∆ϕU /∆ϕD 使输出探测强度改变 ∆Iout+ /∆Iout−。扫描 THz 和探测光束之间的相互延迟可以记录在自由空间激发入射 THz 脉冲后瞬时进入阵列的 THz 场的时间演变。(d) 演示相位匹配机制的实验配置。THz 光束的直径为 W = 4 cm，在自由空间中传播 CL = 57 cm 后发送到设备。为了测试单臂照明的情况，干涉仪的一半被金属叶片覆盖。(e) 单臂照明 (红色实线) 和 (f) 双臂照明 (蓝色实线) 情况下重建的 THz 电场波形。两个面板中的黑色虚线/点线表示通过方程 1 计算的分析模型的结果，使用正文中描述的模拟复杂场 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，适用于实验和模拟情况。检索到的双臂照明全宽半最大线宽 ∆fFW HMExp 与分析计算的结果高度一致，并显示在面板 (g) 中。(h) 缩小 (g) 中的绘图，显示更高的谐波。
为了通过实验证明所提出的准相位匹配机制，我们在准直宽带相干 THz 脉冲光束照射下测量了探测器的时域响应（图 2d）。这允许重建其时域和频域响应。
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片上电光采样（方法和补充信息注释 2 中的完整测量细节）。在这里，我们通过由飞秒近红外激光激发的光电导天线生成锁相太赫兹脉冲。然后，我们使用机械延迟线扫描芯片中 THz 和探测脉冲到达时间之间的相互延迟，从而获取外耦合探测光束的强度。这样就可以获取随时间变化的波形，再现探测器的时间响应。我们在直径 W = 4 cm 的准直 THz 光束下测试了我们的设备，该光束在自由空间中传播距离 CL = 57 cm 后才到达我们的芯片，同时遵循公式 1 的基本假设。我们进一步验证了当仅照射上臂中的天线阵列（图 2e）或上臂和下臂中的阵列（图 2f）时设备的性能，方法是用金属叶片覆盖干涉仪的一半（图 2d）。我们以绝对幅度调制为单位来呈现测量的 THz 瞬变从光电二极管获取的电信号的 ∆V/V 来回溯调制效率。
我们观察到，全照明双阵列 (f) 检索到的信号幅度是单照明阵列 (e) 的两倍，证实了我们的分析模型的结果。简而言之，为了重现该设备的实验时间响应，我们模拟了在天线间隙 Eant(f) 中建立的宽带 THz 电近场，并将其纳入方程 2 的解析表达式中。更多详细信息请参阅补充说明。这样，我们通过实验证实，对于全照明双阵列的情况，基频 fPM 得到了高度增强，相位匹配频率为 487 GHz，线宽仅为 46 GHz，与预测 487 GHz 和 48 GHz 的模拟结果非常吻合（参见图 2e 进行比较）。最后，我们在图 2g 的插图中观察到，对于单阵列的情况，2fPM 处的频率分量要强得多，而对于 3fPM 处的第三谐波则相反，这表明在双阵列的情况下，偶数分量被明显抑制。
这些实验结果表明，我们的设计能够增强 THz 探测器在数十 GHz 所需频段的响应度，同时抑制其带外响应。此功能有利于确保大数据带宽并减少通信系统中的串扰。
图 3. 用于波形检测和焦平面光束分析的大面积 TFLN 电路。(a) 用于测量 TFLN 芯片在天线阵列上 THz 点的不同位置（y 轴）的响应的实验配置。(b) 针对各种垂直偏移值（实线）和拟合包络（虚线）记录的太赫兹波形。包络峰值的位置与与 THz 光束空间对齐的天线对重合。最大 THz 调制在所有测量中保持相对恒定。为清晰起见，所有曲线都垂直分开。(c) 计算的 (b) 中波形的功率谱，显示当 THz 点与天线阵列中心对齐时，fPM 处的光谱幅度较大。(d) 太赫兹调制峰值（星号）和峰值频率（空心圆）在照明下几乎不依赖于任何特定的天线对。(d) 插图中给出了水平偏移时峰值频率行为的放大图，显示工作频率仅变化平均值的百分之几。(e) 用于测量 TFLN 芯片响应随水平偏移（z 轴）变化的实验配置，并重建芯片上的光束轮廓。(f) 记录各种水平偏移值（实线）和拟合包络（虚线）的太赫兹波形。包络峰值的位置和最大 THz 调制保持相对恒定，类似于 (b)。为清晰起见，曲线垂直分开。(g) 计算 (f) 中波形的功率谱。(h) 结合 (f) 中显示的波形重建的聚焦太赫兹点的二维图像（z-y 平面）。z = 0（红色圆圈）和 y = 0（蓝色菱形）处的切割线与通过刀口测量检索到的曲线轮廓（黑色虚线）重叠。
在偏心照明和光束分析下的操作在许多应用中，探测器的另一个理想特性是能够在不同的照明条件下工作，并可能对设备照明进行自动校正以保持最佳性能 [59]。具体而言，THz 探测器应提供足够的响应，即使入射的 THz 波偏离中心。为了验证这种能力，我们研究了设备远离焦点时的性能。这与上一节讨论的准直照明形成对比。我们将芯片放入聚焦的 THz 点中，并沿干涉仪的长度（y 轴）垂直移动设备，如图 3a 所示。THz 点覆盖约 660 × 700 µm2 的面积，使用时域刀口测量确定（参见补充信息注释 3），因此小于整个干涉仪的占地面积。在图 3b 中，我们展示了沿 y 轴移动干涉仪以使 THz 点与各个天线对齐时获取的 THz 波形。在所有情况下，我们观察到一个多周期 THz 波形，其振荡周期约为 2 ps，并且包络最大值与 THz 点的确切位置无关，从而提供相似的动态范围，因此具有抗错位的鲁棒性。此外，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移向较晚的时间延迟。此外，包络内的周期数取决于 THz 点的位置，这表明，对于离中心太远的位置，照明不完整。当 THz 光束集中在最外围的天线对（分别为第 1 和第 9 个）上时，大约只有一半的光束照亮阵列，从而导致不对称包络。然而，随着 THz 点沿阵列向更中心的位置移动，更多的天线被有效激发。因此，记录的波形变得更加对称，其包络持续时间更长。随着 THz 横截面占据更多中心位置，fPM ≈ 0.5 THz 分量处的光谱幅度值会增加，从图 3c 中的功率谱可以看出，该功率谱是通过图 3b 中曲线的傅里叶变换计算得出的。最后，我们在图 3d 中观察到，无论照亮哪个天线和多少个天线，我们的设备都允许我们保持相似的调制峰值频率（在 6 GHz 以内）。这些观察结果为我们的大面积探测器的时间响应和能力提供了见解。调制峰值与位置不变，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，当探测光束在对应于 THz 近场峰值的时刻穿过每个天线时，由于先前天线相遇而产生的相位调制可以忽略不计。因此，我们得出结论，重建的 THz 波形的瞬时值始终是由单个天线的贡献引起的。通过选择质量因数低且谐振值与相位匹配频率 (fPM = 487 GHz 和 fant = 360 GHz) 明显不同的天线来实现此效果。在比较从中央和外围照明获得的 THz 瞬态时，这种效果尤其明显。相反，如果天线具有相对较高的质量因数（即具有长时间振荡），则所得波形的幅度将随着 THz 波照射的天线数量而不断增长。
我们利用天线的快速响应来重建照射芯片的 THz 光束的轮廓，使用天线对作为像素。这是可能的，因为天线之间选择的间距允许它们具有不完全重叠的收集区域。因此，在间隙内建立的近场主要取决于每个天线局部捕获的 THz 电场，因此可以直接链接到天线平面正上方的光束部分。后者被编码在组成完整波形的各个周期的幅度中，每个周期都与阵列上的特定天线对唯一关联。我们现在使用这些波形的包络来重建 TFLN 芯片上 THz 点的二维光束轮廓。如图 3h 所示，这是通过使用探测光束的群速度（vg = c/ng）将面板图 3f 的时间轴映射到空间位置来实现的。通过我们的芯片重建的 THz 点图像呈现出非中心椭圆形状。图 3h 的两个插图中报告的 y = 0 和z = 0 处的切割线通过标准刀口测量获得的光束轮廓测量准确确认。这展示了 TFLN 电路的能力可用于 THz 光束分析，即使在 THz 场强显著较低的情况下也能提供足够的动态范围。
在失焦太赫兹光束下操作
光谱和通信中的各种太赫兹应用通常需要明确定义的中心频率和带宽。此外，在各种照明条件下保持这些特性也同样重要。在这里，我们研究了所提出的准相位匹配机制在多大程度上表现出对失焦照明的弹性。具体来说，我们描述了一系列在相同相位匹配频率 fPM = 487 GHz 下工作的探测器，但每个阵列具有不同数量的天线，即 3、6 和 9。这种选择允许使用简单的光刻技术直接控制检测带宽，确保高重现性和稳健性。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 THz 光束照射，如图 4a 所示。通过应用 THz 波的瑞利衍射定律，我们计算出 THz 光斑（约 0.7 毫米）在传播 5 毫米和 15 毫米后分别扩大到 4.2 毫米和 10 毫米的直径。这足以覆盖任何设备上的整个阵列长度。由于 3 天线探测器的尺寸减小（图 4b），我们将其中心与 THz 光斑对齐，然后在其他两种情况下保持相同的照明条件，如图 4f 和图 4m 所示。
图 4. 在偏心照明下对越来越长的天线阵列进行检测。(a) 用于检测发散 THz 光束的实验配置。该设备最初放置在 THz 焦平面上，其中 THz 点主要照亮初始天线对。然后将设备移出 z 轴上的焦平面。在距离焦平面 0、5 和 15 毫米的位置处进行了时域采集。使用了三种不同类型的检测器，每个阵列具有 (b) 3、(f) 6 和 (m) 9 个天线。图 (c)-(g)-(n) 中报告了上述设备的时间轨迹，而 (d)-(h)-(p) 显示了相应的傅里叶变换计算光谱。所有情况的总体趋势是，随着探测器距离焦平面越来越远，太赫兹瞬变会获得更多周期，这是由于太赫兹照明的扩展，覆盖了越来越多的天线。此外，所有光谱都表明，在 5 毫米的中间 z 位置，尽管衍射太赫兹光束的电场强度与焦平面相比有所降低，但由于更多天线的贡献增加，峰值频率表现出更高的振幅。这些考虑总结在图 (e)-(l)-(q) 中，这些图显示了频率峰值及其线宽随纵向偏移的变化趋势。在图 (c)-(g)-(n) 中，为了清晰起见，曲线垂直移动。
图 4c、g、n 分别显示了随着天线数量的增加，每种探测器类型记录的 THz 瞬变。由于 3 天线设备上的阵列短于 1 毫米，因此 THz 光束已覆盖焦平面上探测器的很大一部分区域。因此，相应的波形在周期数方面没有显著差异，而 THz 路径上纵向偏移越大，瞬变幅度越小。这是由于 THz 光束衍射导致 THz 电场强度较弱。我们注意到，在频域中（图 4d），随着 THz 光束发散（图 4(d)-(h)-(p)），fPM 处的光谱幅度首先增加，然后减小。在这里，与 fPM 相关的光谱峰值和线宽都绘制为纵向偏移（x 轴）的函数。虽然 THz 调制对于中等 THz 光束尺寸最高，但随着覆盖阵列的 THz 光束尺寸的增加，线宽单调减小。这些结果表明，在光谱响应方面，存在设备运行的最佳 THz 照明条件，这是两个同时发生的效应的结果：单个天线内的场增强和来自大量天线的附加贡献。最后，我们注意到 6 天线和 9 天线设备的行为非常相似，如图 4g、h 和图 4n、p 所示，但存在一些明显的差异。对于较大的纵向偏移，瞬态持续时间会发生显着变化，尤其是对于 9 天线的情况，因为初始 THz 照明仅部分激发所有天线。这也导致对于 9 天线设备，相关线宽缩小至 ∼40 GHz，距离焦平面 15 毫米（图 4q）。
讨论
总之，我们展示了一种相干太赫兹探测器（即测量入射场的相位和振幅），它依赖于 TFLN 光子电路中的普克尔斯效应，工作频率为 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 Mach-Zehnder 干涉仪能够实现多达 9 个 THz 天线阵列（每条臂上），从而有效地从自由空间收集 THz 信号。这是通过利用阵列提供的比单个天线大得多的收集面积来实现的。光学探测光束不会受到光学损耗的影响，可以沿着来自 TFLN 波导的大电路传播，并与在多个天线间隙处产生的增强 THz 近场相互作用。我们的 THz 天线驱动准相位匹配机制可确保所有收集到的场在选定的 THz 频率下产生建设性贡献，从而有效抑制带外灵敏度。这种设计非常稳健，因为大而分散的检测区域在不同类型的 THz 光束照射下提供了灵活性和高灵敏度。与其他相位匹配机制相比，我们的工作通过场增强 THz 天线的光刻图案化，准相位匹配两个极远光谱范围（即 THz 和光学域）的电磁波，从而避免了复杂的周期性极化技术 [60, 61]。与准相位匹配类似，阵列的周期性（类似于极化周期）和天线数量（类似于极化区域的长度）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，我们证明了相对带宽窄至 BW =FW HMfPM= 8.2%，这对于对带外信道干扰攻击敏感的应用高度相关 [14]
此外，我们展示了探测器可以作为太赫兹光束轮廓仪运行，将平面内太赫兹场编码到时间坐标中。这是通过各个天线的近乎单周期响应实现的，与设备的相位匹配频率不共振。该方案已经可以与反馈回路配对，为优化探测器的照明开辟了可能性，类似于象限探测器，这是太赫兹频率范围内缺失的组件。虽然与最先进的辐射计 [62–64] 或场效应 [65–67] 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功能，但我们的设计对低太赫兹场强的灵敏度、其线性度和高动态范围以及我们提出的读出方法预计将激发未来构建更复杂架构的工作，例如基于光子学的太赫兹相机，通过结合多个设备并行同步读出。
这里展示的所有功能都代表着朝着即插即用和可部署的 THz 现场分辨探测器迈出了重要一步，这些探测器可以在实际场景中采用。通过进一步设计光波导和 THz 天线，可以控制设备的光谱响应，从而能够在多个 THz 波段上同时工作。或者，可以用一组适当间隔的频率啁啾天线代替单周期阵列，以实现宽带检测。此外，整个阵列可以设计为对平行于其轴而不是垂直传播的 THz 辐射敏感（即端射阵列类型 [68, 69]），为在同一芯片上检测本地产生的 THz 波铺平了道路，以实现光谱应用 [46]。我们的探测器需要相对较低的光能，约为 10 pJ，因此可以很容易地与现代芯片级飞秒源集成 [70, 71]。通过在同一设备上集成成熟的电信光电二极管，可以实现芯片级THz 探测器，为实现完全集成的 THz 光谱系统、飞行时间测量和 THz 通信铺平了道路，所有这些都在一个便携式微型设备中实现
方法
MZM 器件的设计和制造
图 11c 显示了该器件的图形表示。光学电路的制造从 600 nm 厚的 X 切割铌酸锂 (LN) 薄膜开始，粘合在 500 µm 厚的高电阻率硅基板上，该基板上堆叠有 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，实现具有 1.5 µm 宽芯的肋形波导，侧壁角为 θ = 63° [51]。然后，波导通过 50/50 定向耦合器分成两个臂，从而形成马赫曾德尔干涉仪配置 (MZI)。一系列金蝴蝶结天线沉积在 MZI 的两个臂上。两个天线阵列沿其臂部偏移，偏移长度取决于每个器件的工作相位匹配频率（见正文）。所有器件中 MZI 臂部之间的横向距离为 670 µm。波导与 15/285 nm Ti/Au 电极触点之间的距离为 0.9 µm，每侧均如此，从而形成 G = 3.3 µm 的总天线间隙。确定该值是为了减轻由于波导芯外光学模式泄漏而导致的等离子体损耗 [46]。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 SiO2 层，该层用作 LN 波导的包层材料（见补充图 2）。最后，光学电路具有一对光栅耦合器，它们位于 MZI 的两端，用于将光学探测光束从自由空间耦合进/耦合出自由空间。
THz 时域光谱装置
实验装置由飞秒激光振荡器 (C-Fiber 780, Menlo Systems) 供电，自由空间耦合并提供两条光束线，一条为 1560 nm（一次谐波），另一条为 780 nm（二次谐波）波长。780 nm 线激发 LT-GaAs PCA 天线，发射 THz 脉冲，同时由 12 V 方波电压偏置，振荡频率为 5 kHz。一系列四个 90° 离轴抛物面镜在接近衍射极限的条件下收集、准直并将 THz 光束重新聚焦到最终的探测器上。我们通过实验在 0.5 THz 下检索到 0.7 mm 的光斑尺寸半径（参见补充信息第 3 节）。1560 nm 线充当探测光束。由于使用集成设备进行操作，为了公平比较检测方法，探测光束与标准的 2 米长单模光纤（SMF28）光纤耦合。当操作 FS-EOS 获取参考 THz 脉冲时，探测光束再次在自由空间中耦合并发送到 <110> 3 毫米厚的 GaAs 晶体，与例如 ZnTe 晶体相比，它在 1560 nm 波长下提供了更优越的共线相位匹配条件（见图 1）。与 THz 波相互作用后，探测光束由放大的平衡光电二极管对 (Nirvana，Newfocus)，连接到锁定放大器 (UHFI，苏黎世仪器)。后者与 PCA 偏置调制频率同步。当操作 OC-EOS 技术时，GaAs 晶体被 MZI 设备取代，而携带探测光束的 2 米长光纤终止于蚀刻光纤尖端，照亮光栅耦合器。第二个蚀刻光纤尖端收集从放置在光路另一侧的第二个光栅耦合出来的探测光束，并将其发送到平衡光电探测器的单个通道，该通道现在以单端配置运行。与 FS-EOS 情况一样，锁定采集以偏置调制频率进行。集成设备被馈送估计为 4 mW 的探测功率，通过光栅耦合并直接沿波导传播。通过获取光电二极管产生的读出信号，同时扫描探针和 THz 脉冲之间的时间延迟，记录 THz 波形。
补充说明 1：器件参数
我们的样品的制造过程在方法部分进行了说明。样品的尺寸列于补充表 1 中。对于某些天线参数，我们给出了一定的范围，因为这些值会根据不同的调查而改变。
补充表 1：天线和波导设计参数列表。
2 补充说明 2：用于实验特性的太赫兹时域光谱装置
补充图 4 显示了双色时域光谱装置的简化草图。MenloC-780 光纤激光器提供一串 60 fs 长的光脉冲（具有从 1420 nm 到 1600 nm 的极宽光谱范围）和 100 MHz 重复率下的 550 mW 峰值平均功率。该激光器还在标称基波波长（1560 nm）的二次谐波（780 nm）处提供第二个输出。由于它们都来自主光束，因此可以轻松检索两种不同颜色的两个脉冲的时序。
补充图 1：CST Microwave Studio 中用于执行模拟的波导几何示意图 (a) 和 THz 天线布局的顶视图 (b)。所有数字均列在表 1 中。
补充图 2：(a) TFLN 波导支持的基模的模拟电场分布。
该模式沿 z 轴极化。(b) 基模的有效折射率（蓝色实线）和群折射率（红色实线）作为电信范围内波长的函数。
因此，我们使用 780 nm 光束线来泵浦 LT-GaAs 光电导 (PCA) 天线，该天线充当 THz 源。使用的平均泵浦功率为 100 mW，松散聚焦以覆盖 PCA 的有源区域。天线采用双极方波偏置，其峰峰值幅度为 12 V，开关调制频率为 5 kHz。发射的 THz 脉冲光束通过直径为 2 英寸的离轴抛物面镜 (OAM1) 收集，焦距为 2 英寸。后者形成平均直径约为 1.2 厘米的 THz 光束。随后，这种 THz 光束由一系列抛物面镜 (OAM2-3-4) 处理，这些抛物面镜将光束直径扩大两倍，然后将其紧密聚焦到最终的探测器上。在检测侧，探测光束耦合到单模光纤 (SMF28)，然后在空气中再次耦合出来，以在 1 毫米长的 <110> 中进行自由空间电光采样 (FS-EOS)GaAs 晶体（图 4 中表示为 EOX）。探测光束使用 30 厘米透镜聚焦，然后在与 THz 脉冲相互作用后通过 5 厘米透镜重新准直，从而确保平衡光电二极管对（BPD、Nirvana、Newfocus）的敏感区域完全照明。通过锁定检测（与偏置调制频率同步，5 kHz）BPD 产生的差分信号，同时扫描 THz 和探测脉冲之间的延迟，可以获取参考 THz 波形。后者由放置在光泵路径上的延迟级机械引入，并通过软件应用程序控制。为了进行片上电光采样，探测光束路径进行了修改，如补充图 4 所示。具体来说，我们绕过了第二个光纤耦合器，并将 SMF 光纤直接连接到独立的“光纤探头”。后者由一个短裸光纤贴片组成，该贴片以切割面终止。这样，从光纤探头发出的光束就会照射到芯片上实现的光栅耦合器的顶部。为此，我们使用了一个压电模块，该模块可以实现步长为纳米级的极精细移动。CCD 相机对芯片进行成像，使操作员能够精确定位光栅耦合器的位置，并跟踪 MZM 设备与抛物面镜焦点之间的相对位置（这反过来又指示了 THz 光束点的位置）
补充图 3：双色 THz 时域光谱装置。波长为 780 nm 的光束驱动光电导天线 (PCA) 发射一连串 THz 脉冲。THz 光束由一系列 4 个抛物面镜 (OAM) 处理，最终聚焦到块状电光晶体 (EOX) 上。1550 nm 探测光束在时间和空间上与 THz 光束重叠进入 EOX 晶体，进行自由空间电光采样。通过使用四分之一波片 (QWP) 和沃拉斯顿棱镜 (WP) 揭示探测光束的 THz 诱导偏振调制，它们将两个偏振分量分离并发送到平衡光电二极管对 (BPD)。函数生成为 PCA 提供方波偏置电压，同时为从 BPD 获取读出信号的锁相放大器提供参考信号。通过使用第二个光纤探头来收集外耦合探测光束，该探头由第二个压电级控制，并相对于前一个探头进行往复操作。然后将光发送到单个光电二极管。注意，由于干涉仪的输出是单端的，因此无法在此配置中实现差分技术。太赫兹波形的采集方式与自由空间情况相同。
3 补充说明 3：用于太赫兹光束分析的时空刀刃技术
在本节中，我们将解释如何根据与每个频率分量相关的径向尺寸来表征太赫兹光束。为此，我们对众所周知的传统光束刀刃技术进行了修改 [1]。我们回想一下，传统的刀刃技术 [2] 假设发射的光束表现出具有可分离时间和空间分布的电场分布。这通常适用于由大面积光源（即大于波长平方）发射的光束或具有非常长的瑞利范围的准直光束。在这种情况下，强度分布可以分解为仅依赖于一个横向坐标的两个函数的乘积。在公式中，如果光束沿 z 方向传播，其强度分布 I(x, y) 分布在 xy 平面上，则可分离性条件允许写为：I(x, y) = Ix(x)Iy(y)。当刀片插入 xy 平面并切割光束时，例如，沿 x 轴切割到坐标 x0，刀片未阻挡并到达光学探测器的功率 P(x0) 可以写为：
通过在整个光束尺寸上平移叶片来改变 x0，可以重建函数 P(x0)（x0 现在是一个连续变量）。然后可以通过对方程 1 进行微分来检索强度分布。
补充图 4：改进的双色 THz 时域光谱装置，用于片上电光采样。生成路径不变。在检测侧，探测光束通过放置在光栅耦合器顶部的光纤探针耦合进出芯片。芯片放置在 THz 焦点上，并通过 CCD 相机成像，以便对准光纤探针。耦合出的探测光束被发送到单端光电二极管进行采集。
沿 y 轴使用相同的程序，可以重建 P(y) 和相关的强度分布，从而提供光束尺寸的完整特性。这种技术在 THz 光束中的应用通常不是立即实施的。事实上，由于通常采用亚波长几何形状来生成 THz 光束，标准刀口技术无法再现精确的空间分布，因为时间和空间坐标沿着传播耦合。然而，在这项工作中，太赫兹光束是由一个大孔径 PCA 发射的，该 PCA 配有一个超半球形硅透镜，形成一个与透镜半径相当（约 0.5 厘米）的出射光束。此外，我们装置中的一系列抛物面镜形成一个直径为几厘米的太赫兹光束，从而使得使用刀口技术成为可能。此外，通过 TDS 测量访问电场波形（即其幅度和相位）可用于执行比光学情况更好的实现。更详细地说，在主稿图 4 中描述的场解析系统中，横向平面为 zy，当刀片切割时空太赫兹光束时，光束的未切割部分成为新的辐射源，其合成电场 ETHz res (z0, t) 与入射电场 ETHz in (z, t) 成比例，如下所示：
其中 z0 是叶片位置，而我们假设输入的 THz 光束类似于高斯空间分布(ETHzin (z) ∝ E0 exp[(−z/Rz)2])，其中 Rz 是我们要估计的准直光束的半径。在等式 2 中，“erfc”代表互补误差函数。同样的考虑也适用于 y 方向，从而估计 Ry。因此，通过根据叶片位置z0 执行多次采集，可以通过对等式 2 求 z 坐标的微分来检索准直 THz 光束的横向轮廓。在实践中，我们利用 FS-EOS 配置记录了一系列不同叶片位置的 THz 波形，这些波形插入 OAM2 正前方的 THz 光束路径中，焦距为 fOAM。这样，太赫兹光束的未切割部分将被抛物面镜直接捕获并聚焦到检测晶体中。补充图 5a 显示了作为刀片位置函数记录的波形，而图 5b
补充图 5：横向切割 THz 脉冲光束的时域光谱。(a) THz 波形
作为刀片在 THz 光束内的相对位置的函数检索。(b) (a) 中波形的 FFT 光谱。
曲线相对于其最大值进行了归一化。插图显示非归一化光谱。随着刀片切入光束的深度增加，重建光谱的峰值向较低频率移动。
表示对应于面板 (a) 中波形的 FFT 计算光谱。刀片位置的数字越大，则表示插入 THz 光束路径的深度越大。由于 THz 光束的带宽相当大，因此可以将其视为不同频率分量的几乎无限数量的光束的叠加。由于与较高频率相比，较低频率会在较大的辐射图案中衍射，因此可以合理地假设 THz 光束的外围比其中心部分更富含低频。相反，与低频分量相关的能量分布在更大的区域。因此，随着刀片更深入地进入太赫兹光束，不仅获取的太赫兹瞬变的幅度会减小（见补充图 5a），而且它们的波形以及因此它们的光谱也会经历显著的重塑。特别是，我们观察到计算出的峰值频率明显红移（补充图 5b），这必须归因于刀片在过滤高频分量以进行更深的切割时效率更高，因为与较低频率相比，空间延伸减小了。通过取每个时间幅度的峰值并将它们绘制为刀片沿 z 轴位置的函数，我们构建了补充图 6a 中显示的曲线。然后使用高斯函数的第一个积分拟合数据点，如公式 2 中所述。模型和数据点之间的良好拟合证明了形成的太赫兹光束质量良好。该拟合返回平均光束半径
Rz = 6.16 毫米。相同程序返回 Ry = 5.84 毫米。这里，术语“平均”用于强调它代表整个 THz 频谱的平均值。为了检索更具体的值，我们利用时间分辨刀口技术。事实上，与时间数据类似，我们可以构建一个类似于补充图 6a 中的图表，但在密集的频率分量范围内，如补充图 6b 中所述。我们重复相同的过程，沿 y 轴切割光束并获得补充图 6c-d 中的图。通过使用不同的“erfc”函数拟合补充图 6b-d 中的光谱曲线，我们可以重建光束半径随 THz 频率分量变化的趋势，这些分量分别在补充图 7a 和 b 中报告，分别针对 z 轴和 y 轴。结果表明，太赫兹光束具有频率相关的光束半径（Rzf），随着频率的增加而缓慢减小，在 0.2 至 1.5 THz 的光谱窗口内，范围大约在 Rzf = 4.5 mm - 8 mm 之间。最后，利用夫琅禾费衍射定律，我们可以通过对抛物面镜焦点处太赫兹电场进行空间傅里叶变换来重建太赫兹电场的轮廓准直光束轮廓（即方程 2 的空间导数）：ETHzmeas(z′, t) = Z+∞−∞ETHzin (z, t)e−ikzzdz ∝Z+∞−∞E0e(−z/Rz)2e−ikzzdz ∝ exp " −πRzzfOAMλ2#(3)其中 kz = kz′/fOAM，k = 2π/λ 为 THz 波矢，z′为抛物面镜焦平面（倒易平面）中 z 的共轭空间坐标。从方程 3 中，我们得出最终焦平面处的平均腰部尺寸 wTHzz 可计算为：wTHzz =λfOAMπRz= 660µm。同样，与该方程类似的方程公式 3 中的公式可用于每个频率分量，从而可以重建腰部尺寸随频率变化的趋势。
后者在补充图 7a 中报告，显示沿 z 轴在 0.2 -1.5
THz 范围内的 THz 腰部范围在 3.2 - 0.375 毫米之间。补充图 7b 显示了针对 y 轴计算的频率相关腰部尺寸，由于准直光束半径呈相反关系（即 Ry < Rz），因此显示的值略大于 z 轴的情况。沿 y 方向的平均腰部尺寸为 wTHzy =λfOAMπRy= 700µm。这两个值在主稿的图 3h 中报告。
补充图 6：太赫兹光束的刀口特性。记录的太赫兹波形的振幅峰值与刀片位置（蓝点）的关系，该振幅峰值与描述理想高斯光束（蓝色实线）的理论误差函数（'erfc'）相吻合，适用于沿 z 轴水平切割（a）和沿 y 轴垂直切割（c）的情况。（b）选定频率分量的光谱振幅峰值趋势与刀片位置的关系，适用于（b）水平切割和（d）垂直切割。
