利用静电MEMS驱动技术在长波长红外范围内实现可调的特异光传输

《Advanced Materials Technologies》：Tunable Extraordinary Optical Transmission in the Long-Wavelength Infrared Range Using Electrostatic MEMS Actuation

　　**摘要**

我们提出了一种连续可调的长波红外（LWIR）光谱滤波器，能够在传统上由大型光学元件主导的光谱范围内实现芯片级别的按需光谱选择。该装置利用了双膜堆叠中的非凡光学传输（EOT）效应：两层悬浮的、带有图案的金膜和硅膜之间由一个可动态调节的空气间隙隔开。由于EOT共振对膜间距非常敏感，因此微米级的间隙调制可以实现宽带、连续的光谱调节。数值模拟预测，当间隙从600纳米减小到50纳米时，传输峰的红移从8微米变化到11微米，同时在整个范围内保持超过74%的峰值透射率。通过将其集成到微电机械系统（MEMS）执行器中，实现了机械可调性，该执行器在低于10伏特的电压下提供平滑的、无拉入力的亚微米级位移，从而实现了实用的低功耗操作。我们开发了双膜器件的制造策略，以确保膜的平整度、高制造产量和宽光谱调节范围。实验验证了连续LWIR调节，测量得到的光谱与模拟结果非常吻合。该平台紧凑、可扩展，并且与便携式LWIR传感硬件的集成高度兼容，为气体检测、化学分析和热成像等领域开拓了一条明确的道路。

### 1 引言

长波红外（LWIR，8–12微米）范围的热辐射特别适合用于完全被动的热成像，因为它与物体在室温或接近室温时的峰值发射相对应，并且具有允许远程观测的大气传输窗口[1, 2]。这使得LWIR波段在多种应用中非常有效，包括用于监视和防御的热成像、环境监测、医学诊断和工业过程控制[3-10]。除了传统的热相机外，多光谱和高光谱LWIR成像的最新进展开辟了新的可能性。通过捕捉LWIR光谱中的多个窄波长带，这些技术提供了比宽带热成像更丰富的数据，从而能够对场景和材料进行更详细的分析。这种能力在气体检测、生物医学诊断、地质测绘、安全筛查等领域尤为有前景[10-21]。尽管它们非常有用，但传统的红外光谱仪和多光谱成像仪体积庞大、价格昂贵，并且功耗高，这限制了它们在移动或嵌入式系统中的使用。不断推动的小型化和集成趋势导致了对芯片级可调光学滤波器的兴趣日益增加，特别是那些基于微电机械系统（MEMS）功能和先进纳米光子学概念的滤波器。其中最成熟的光谱滤波技术是使用MEMS实现的法布里-珀罗干涉仪（FPIs），它们通过改变腔长来移动共振波长[22-26]。作为另一种选择，研究人员专注于超材料，这些材料由设计用于在特定波长下操纵光的亚波长结构组成。它们的平面类似物——超表面，由于具有强大的共振行为、超薄的外形和几何依赖性的光学特性，提供了独特的光谱控制机会。当与MEMS执行器集成时，这些系统变得可以动态重构，通过小的机械位移实现按需可调响应，用于偏振、波前和光谱控制[27-39]。一种特别有前途的光谱滤波方法涉及利用非凡光学传输（EOT）现象的等离子体超表面[40]。当光通过金属薄膜中的周期性亚波长孔隙耦合时，会出现EOT现象，从而产生远比仅从几何孔隙考虑预期的更强的共振传输峰[40, 41]。这些共振对孔隙几何形状的变化、结构周期性和周围介电环境的变化非常敏感，使得基于EOT的结构成为可调光谱滤波的有希望的选择[42-44]。表1总结了文献中报道的代表性机械可调光谱滤波器的比较，包括基于法布里-珀罗的装置以及结合了近（NIR）、短（SWIR）、中（MWIR）和长波红外波段的超材料元件的架构，这些滤波器可以在透射（T）、反射（R）或吸收（A）模式下工作。该表总结了滤波原理、工作波段、调节机制、可实现的光谱范围、带宽、峰值性能指标和所需的驱动条件。如图所示，尽管一些工作使用等离子体或超材料结构，但在大多数情况下，主要的调节机制是基于具有机械可调空气间隙的法布里-珀罗腔[23, 24, 45-49]。在这样的架构中，腔长以及所需的机械行程大致与目标波长成比例。因此，LWIR波段的操作通常需要微米级的位移。这一要求导致需要更高的驱动电压或需要更专业的MEMS设计，例如大行程悬浮装置、电磁驱动或热弯曲。这些解决方案增加了制造复杂性、功耗，并可能引入可靠性权衡。Liu等人在参考文献[36]中利用由金接地平面和具有可调空气间隙的等离子体网格组成的腔来实现在特定波长之间的高反射率和低反射率切换。相比之下，当前的工作旨在实现传输的连续光谱调节，而不是在固定波长下的离散反射率切换。

### 表1 文献中报道的代表性集成机械可调红外光谱滤波器的比较

| 过滤原理 | 波段 | MEMS调节机制 | 模式 | 调节范围 | FWHM | 峰值指标 | 最大驱动信号 | 机械调节范围 |
| --- | --- | --- | --- | --- | --- | --- | --- |
| S. Wang等人 [45] | 基于PM的FPI | NIR | ES PP | T | ～0.98–1.49 μm（模型） | ～150 nm（模型） | 80%（模型） | — | — |
| Mao等人 [46] | 基于硅MM镜的FPI | SWIR | ES PP | T | 2.3–2.51 μm | 6–8 nm | ～70% | 15 V | 1.07–0.65 μm |
| Stark等人 [47] | 基于PM的FPI | MWIR | ES悬臂 | R | ～2.5–2.8 μm（差分测量模式） | — | — | 25V | 5.56–3.3 μm（最大：21.6–1.7 μm） |
| Li等人 [50] | 平面MIM“超吸收器” | MWIR | Bimorph ET | A | 3.5–4.5 μm | ～300 nm | ～80% | 0.518 mA | 0–80° |
| X. Wang等人 [48] | 基于PM的FPI | MWIR和LWIR | ES PP | A | 8.4–12.2 μm | 403–680 nm | ～90% | 14.4 V | 11–4 μm |
| Zhou等人 [49] | 基于布拉格镜的FPI | LWIR | EM | T | 8.39–12.95 μm | 254–350 nm | 45%–70% | ±100 mA | ～9.7–11.6 μm |
| Mao等人 [24] | 基于布拉格镜的FPI | LWIR | ES PP | T | 8.5–11.5 μm | 500 nm | 40%–85% | 85-160 V | ～5.9–3.9 μm |
| Béland等人 [23] | Ebermann等人 [26] | 基于布拉格镜的FPI | LWIR | ES PP | T | 8–11 μm | 130–220 nm | 60%–80% | 78 V | ～7.1–5.1 μm |
| Liu等人 [36] | 基于PM的腔 | LWIR | ES PP | R | 7.4–6 μm | ～1–1.5 μm | — | 16 V | ～1.2–0 μm |

### 2 超材料设计与数值模拟

图1a展示了超材料单元格阵列的2 × 2部分，由两个平行的悬浮膜组成，一个为金膜，另一个为硅膜，每个膜都带有周期性穿孔。这些膜由一个可调节的空气间隙d分隔，称为分离间隙。图1b以橙色和棕色分别显示金膜和硅膜，展示了从金膜侧面看的单个单元格的平面视图。伴随的硅层中的孔隙轮廓由虚线表示，说明了两个层上孔隙的对齐情况，并明确了结构的侧向几何形状。图1b中以微米为单位的平面尺寸，的金膜层厚度为400纳米，硅膜层厚度为250纳米。

(a) 提出的可调光谱双层超材料的2 × 2单元格段的示意图：一个带孔的硅膜与一个带孔的薄金层平行放置，层间的间隙d影响传输共振的光谱位置。(b) 从金膜侧面看的超材料单元格的平面视图，硅显示为棕色，金显示为黄色，尺寸以微米为单位。虚线表示金层中的矩形开口。(c) 不同分离间隙d值的模拟LWIR光学传输光谱。带有矩形孔阵列的金膜充当偏振选择性带通滤波器。这种非凡光学传输（EOT）共振是由金属-介电界面的表面等离子体极化子（SPPs）的激发和它们通过亚波长孔隙的耦合产生的[40, 51]。这种现象的解析描述已在[52-57]中推导和报告。这里选择了一些表达式来说明EOT共振对周围介电环境的敏感性。在平面近似中，SPP波数由以下公式给出[54]：

(1)其中εm是金属的介电常数，εd是周围介电介质的介电常数。对于正常入射的周期性孔阵列，当SPP波数与正方孔阵列的倒易晶格矢量大小匹配时，会发生EOT共振[54]，

(2)其中i和j分别表示x和y方向的衍射阶数，决定了周期性晶格贡献的平面动量分量。例如，(i, j) = (1, 0)对应于x方向的一阶衍射。通过将SPP波数与倒易晶格矢量大小(kSPP = kL(i,j)等同起来，可以推导出近似共振波长[54]：

(3)

考虑到在LWIR范围内金属介电常数满足|εm| ? |εd|，方程(3)简化为：

(4)其中nd是周围介电介质的折射率。这种关系表明EOT共振波长与nd线性相关，因此可以通过修改局部介电环境来实现光谱调节。为此，在图1b中显示的带有棕色孔隙的硅膜与金层平行放置，通过改变分离间隙d来调节EOT共振。通过调整这个间隙，可以改变孔隙附近区域的有效介电环境，从而导致共振波长的移动。与通过层间法布里-珀罗干涉实现调节的架构相比，当前结构主要通过近场等离子体耦合来工作。因此，两个膜中互补的穿孔图案并不形成独立的干涉腔，而是改变了金网格支持的等离子体模式所经历的局部电磁边界条件。上述基于SPP的解析关系仅考虑了金属-介电界面处的等离子体贡献，提供了EOT共振的简化描述。这些表达式有助于捕捉共振对局部介电环境的基本依赖性，并提供关于调节机制的物理直觉。然而，它们没有考虑更高阶效应，如孔隙几何形状、有限厚度、层间耦合和多次散射。相比之下，对完整双层几何形状的全波电磁模拟本质上包括散射、干涉和图案膜之间的近场耦合效应，因此需要这些模拟来准确预测和验证设备的光谱响应。本研究采用了COMSOL Multiphysics 5.2中实现的有限元模拟。图1c显示了从600纳米到50纳米的分离间隙的模拟传输光谱，随着间隙的减小，传输峰的红移从8微米变化到11微米，这与上述基于SPP的理论考虑一致。模拟结果还包括了理想化0纳米间隙的情况，突出了在小于100纳米的间隙下传输峰波长位置的增加敏感性，这归因于表面等离子体极化子波从金属表面的衰减。然而，由于表面粗糙度和膜不均匀性等因素，实现真正的0纳米分离在实践中是不可行的。在整个大膜区域均匀保持小于100纳米的间隙也带来了与粘附、颗粒污染以及悬浮层中应力分布不均匀相关的挑战。图1c中模拟的EOT共振显示平均半高宽（FWHM）为1.8微米，在调谐范围内从1.6微米到2.1微米变化，峰值透射率不低于74%。EOT峰值波长与非分离间隙（d）的非线性依赖性使得可以通过微小的d变化实现显著的光谱调谐。因此，在0.6微米到接近0微米的紧凑机械调谐范围内可以实现有效的光谱调制，这比传统的LWIR微法布里-珀罗干涉仪（micro-FPI）系统所需的调谐范围（通常在6到4微米之间 [22-25] 要小得多。由于孔径的各向异性，该设备表现出偏振依赖性。模拟表明，与正交偏振相关的EOT共振明显向蓝移，并且在该目标LWIR带内衰减，估计衰减了大约20分贝。需要注意的是，偏振性能的优化并非本工作的主要焦点，通过优化孔径纵横比和y轴间距可以进一步提高偏振选择性。对亚微米位移的高敏感性使该设备结构非常适合集成到紧凑、低电压的LWIR光谱传感系统中，适用于气体分析、化学检测和便携式热成像等应用。如下一节所述，将超材料结构与静电MEMS Actuator集成可以实现分离间隙（d）的连续变化。

3 MEMS设计与制造
图2a展示了与前面描述的超材料结构集成的微加工MEMS Actuator的示意性横截面图。图的上部和下部分别表示释放膜之前的和之后的设备配置。图2b展示了在静电驱动下MEMS Actuator的工作原理，其中在硅基板和悬浮的金膜之间施加电压。红色虚线表示设备的光学区域边界，仅有超材料层存在，而紫色虚线表示悬浮的金膜的上部范围。重要的是要注意，构成超材料的金膜和硅膜之间的垂直分离距离远小于金膜与作为驱动电极的硅基板之间的分离距离。图2b（底部）显示了在静电驱动下顶部膜偏转的中平面横截面轮廓。模拟预测，在金膜和硅基板之间施加10 VDC偏压会产生一个静电吸引力，使金膜向下偏转超过600纳米，同时保持光学区域的高平度和平行度。

(a) 分层MEMS堆栈结构的示意图，显示了释放膜之前的（顶部）和之后的（底部）横截面。(b) 顶部：在10 VDC驱动下，设备的光学腔隙间隙显著小于静电驱动间隙。尽管当可移动电极的位移达到驱动间隙的大约三分之一时理论上会发生静电吸引不稳定性[58, 59]，但接近这个极限的操作仍然可能受到制造公差、残余应力和膜不均匀变形的影响。为了确保在稳定范围内操作稳健且可重复，选择了一个保守的光学与驱动间隙比约为1:5。这个设计选择提供了足够的防止吸引的安全裕度，同时实现了所需的调谐范围。制造过程使用了沿着{100}晶体学平面定向的外部抛光硅基板，两侧热氧化到1微米深度。虽然背面硅氧化物用光刻胶保护，但正面氧化物使用缓冲氢氟酸（BHF）浴液薄化到200纳米。接下来，正面涂覆了2.5微米厚的SiON层，使用Sentech SI500感应耦合等离子体化学气相沉积（ICPCVD）系统，以SiH4、NH3、N2O、N2和Ar为前驱气体沉积。在SiON层上又沉积了250纳米厚的ICPCVD硅层，使用Oxford Plasmalab80Plus ICPCVD系统，以SiH4、N2和Ar为前驱气体。通过Oxford Plasmalab100感应耦合等离子体反应离子刻蚀（ICP-RIE）系统使用CF4基等离子体刻蚀，在硅层上制作了一个1×1毫米2的正方形穿孔孔阵列。在图案化的硅层上，再沉积了1微米厚的SiON层，作为硅层和金层之间的牺牲层，同时也定义了未驱动的超材料分离间隙的范围。为了确保其顶面平整度，使用Alpsitec E460化学机械抛光（CMP）系统将其平整到目标厚度600纳米。然后使用热蒸发和lift-off技术在硅层上形成了400纳米厚的金层，该金层在1.8×1.8毫米2的区域上有穿孔。接下来使用BHF浴液和光刻胶掩模在背面氧化物层上刻蚀了1.35×1.35毫米2的开口，与正面图案化的超材料阵列对齐。释放阶段开始时，使用30% KOH溶液在90°C下通过背面氧化物窗口选择性地移除了每个设备光学区域下的硅基板，而正面则使用AMMT GmbH提供的S-50-ND-131803晶圆支架进行保护。然后将晶圆浸入BHF浴液中，选择性地移除了金膜穿孔区域两侧未受保护的热氧化物和SiON层，完成了释放过程。为了防止膜粘附，样品使用TOUSIMIS AUTOMEGASAMDRI-915B临界点干燥机进行干燥。制造过程的详细步骤示意图见补充材料的图S1。所有光刻步骤都使用Heidelberg MLA150直接写入无掩模对准器进行，特别是在金层形成期间，特别注意超材料图案的对准精度，因为即使是很小的不对准也会显著降低可实现的光谱调谐范围。在MEMS Actuator制造堆栈中，将金膜定位在硅膜上方是为了防止由于边缘不规则性和厚金膜剥离不完美而在膜间隙中形成边缘不均匀性和颗粒污染。在采用的配置中，金层上的任何正面缺陷都位于膜间隙之外，不会干扰膜的运动。相比之下，通过光刻胶掩模进行离子等离子体刻蚀的较薄硅层图案化不会在图案边缘引入系统性缺陷，因此首先在制造序列中实施。选择SiON作为牺牲层材料，是因为它与多层膜堆栈具有良好的机械和工艺兼容性。在沉积过程中可以调整SiON的残余应力，以实现与金层和硅结构层的良好应力平衡，从而在释放后最小化膜曲率。此外，SiON在缓冲氧化物蚀刻剂中具有适当的选择性，能够控制和均匀地释放悬浮膜。另外，沉积在图案化硅层上的SiON牺牲层经过平整，以防止底层图案转移到上层，确保金膜的平整度。避免在释放后的设备中出现多层悬浮区域也有助于减轻由应力梯度引起的膜屈曲。在MEMS制造过程中，释放过程中的粘附是一个关键挑战。在当前工艺中，通过三个主要因素来减轻粘附：首先，使用临界点干燥（CPD）在最终干燥步骤中消除毛细力，这是粘附的主要原因；其次，膜层被设计为具有拉伸应力（约50 MPa），有助于在加工过程中保持分离和结构稳定性；第三，膜的密集穿孔图案减少了有效的接触面积，促进了刻蚀和干燥过程中的流体交换，从而进一步降低了粘附的可能性。为了获得高比例的完整膜，需要在移除基板后最大化悬浮层堆栈的机械对称性。机械对称的堆栈通过平衡堆栈厚度上的应力梯度来最小化平面外的变形，从而降低膜突出和开裂的风险。为此，作为KOH刻蚀停止层的高压缩性正面热氧化物层从1微米薄化到0.2微米，以减少其对整体堆栈应力的贡献。此外，在堆栈顶部引入了第三层SiON，以抵消内部应力梯度。

4 静电驱动和表征
图3a和b分别展示了制造好的设备的前侧和后侧显微照片，关键区域用虚线彩色方框标出。紫色方框表示释放出的上部金膜区域，面积为1.8×1.8毫米2。红色方框标记了主要的光学区域，面积为1×1毫米2，其中移除了基板，只剩下两个由空气间隙分隔的悬浮超材料膜。绿色0.6×0.6毫米2的区域用于评估超材料的光学响应和在静电驱动下的膜机械行为。小蓝色方框标记了用于精确测量超材料金层和硅层中穿孔的平面尺寸的区域，使用Olympus OLS5100 3D显微镜在100倍放大倍数下进行激光共聚焦成像。图3a和b的右侧分别显示了金层（从设备正面获取）和硅层（从背面获取）的激光强度图像。金层图像上叠加了棕色虚线，表示测量的硅层开口轮廓，而硅层图像上叠加了橙色虚线，表示测量的金层开口轮廓。值得注意的是，与图1b中理想的几何形状相比，实际测量的开口具有圆角，圆角半径在表2中指定。在堆栈形成期间使用Dektak 150 Profiler工具测量了层厚度。表2总结了目标设计尺寸和制造后的实际几何形状。

图3中的显微照片：(a) 前侧和(b) 后侧视图，每个视图都显示了低放大倍数的彩色图像，关键区域用虚线方框标出（左），以及叠加了底层相应开口测量轮廓的高分辨率激光共聚焦图像（右）。(c) 研究区域的全高图（左）及其对应的高度分布直方图（右）。

表2. 图1b中目标设计几何形状的超材料晶胞几何参数以及图3a和b右侧所示制造后设备的实际几何形状。

MEMS设备通过在基板和金膜之间施加交替的正弦电压来驱动，频率为1 MHz，均方根（RMS）电压值范围从0到8.5 VRMS。超过这个电压后，金膜进一步移动就会停止，因为它会接触到下面的硅层。选择交流电压而不是直流电压，是为了最小化由于电荷在导电性较差的表面（特别是悬浮的硅膜）上积累而导致的长期分离间隙漂移。在这种设计中，硅膜可能起到浮动电极的作用，当带电时可能会开始向上移动。在指定的范围内选取了一些驱动电压值，评估了膜之间的相对位置以确定分离间隙。使用图3b中用绿色虚线方块标出的600 × 600 μm2区域的高度图，确定了每个驱动电压下的膜相对位置和分离间隙。图3c（左）显示了使用Olympus OLS5100 3D显微镜在8.5 VRMS驱动电压下从设备背面（即硅膜一侧）获取的高度图示例。这个大面积的600 × 600 μm2高度图被细分为24 × 24 μm2的子区域，并为每个子区域生成了高度分布直方图，如图3c（右）所示。该图显示了位于超材料空气间隙外部的硅膜底部表面以及位于超材料空气间隙内部的悬浮金膜表面，这些可以通过硅层中的开口观察到。每个子区域的直方图都显示出两个明显的峰值，其位置对应于该子区域内膜表面的最常见z坐标值。因此，将600 × 600 μm2区域的高分辨率高度图下采样为25 × 25像素的表示，其中每个24 × 24 μm2像素编码了两个膜表面的平均z坐标。通过从其测量的外间隙表面位置减去已知的膜厚度，计算出每个像素内的金膜内间隙表面位置。图4a–e展示了在5个驱动电压（0、6、7、8和8.5 VRMS）下超材料膜的内间隙拓扑结构。分离间隙的减小主要是由于金膜向基底移动，而硅膜保持静止。为了便于解释，绘制的数据方向调整为使硅膜的内间隙表面位于底部，并将其中间高度标准化为零。这种可视化方法将金膜的内间隙表面置于顶部，随着驱动电压的增加，它向下移动接近硅膜。颜色图用于突出两种膜的表面拓扑结构，每个都以其自身的中间高度为中心。通过对像素颜色和形状梯度应用线性插值，获得了内间隙表面的连续表示，这些梯度编码了高度变化。请注意，图4d和e中为8 VRMS和8.5 VRMS情况绘制的z轴动态范围是其他情况的 trois times 更大。

图4展示了在不同驱动电压(a) 0 VRMS、(b) 6 VRMS、(c) 7 VRMS、(d) 8 VRMS、(e) 8.5 VRMS以及(f) 黏附引起的塌陷状态下超材料膜内间隙表面的拓扑结构和相互排列。对于8 VRMS和8.5 VRMS情况，绘制的z轴动态范围是其他情况的 trois times 更大。图4a–c显示，随着驱动电压从0增加到7 VRMS，膜间距从约0.8 μm减小到0.4 μm，同时膜在整个观察区域内保持相对平坦，高度变化不超过50 nm。这种平度的实现归因于避免使用多层悬浮区域的设计选择。然而，如图4d和e所示，当分离间隙小于300 nm时（对应于8和8.5 VRMS驱动电压），由于膜间空间中的颗粒污染，膜平整度开始恶化。出现了四个明显的接触点，导致局部变形，这些颗粒的大小估计为200–300 nm。每个24 × 24 μm2子区域的分离间隙是通过计算两个超材料膜内间隙表面之间的距离来确定的。图5a显示了在测量的600 × 600 μm2超材料区域内分离间隙分布的直方图，每条线颜色代表特定电压下的中间分离间隙。数据显示，随着电压的增加，分离间隙持续减小，并且显示出很高的分离间隙均匀性，直到膜间距达到约300 nm；超过这个距离后，膜间污染开始阻碍移动，对平整度和间隙均匀性的影响越来越大。这种效应在图5a中很明显，8和8.5 VRMS时相对宽且较低的直方图峰值对应于图4d和e中观察到的空间不均匀性。

(a) 在不同驱动电压下超材料研究区域内分离间隙分布的直方图，以及粘附引起的塌陷状态。(b) 一组驱动电压的实验透射曲线，(c) 基于测量几何形状的选定实验曲线（实线）与模拟透射光谱（虚线）的比较。点线和点划线曲线代表考虑了凸起并进行额外校正以获得最佳拟合的塌陷状态模拟光谱。图例中用括号标出了相应的驱动电压和中间分离间隙值。图5b显示了在不同施加电压下超材料的测量透射光谱。采用图5a中的颜色方案来指定中间分离间隙和驱动电压。随着电压从0增加到8.5 VRMS，透射峰的中心波长逐渐红移，平均步长约为0.2 μm。在制造的设备中，光学间隙与驱动间隙的比例大约为1:5，允许在实验实现的整个位移范围内稳定、平滑且连续地调节膜分离间隙。可实现的调节分辨率主要由驱动电压的分辨率决定。在当前的测量中，出于方便考虑使用了0.5 V的电压步长，而使用典型的MEMS驱动电子设备可以实现更精细的控制。还应注意的是，光谱调节敏感性在位移范围内并不均匀。在较大的分离间隙下，每单位电压的波长位移较小，并且随着分离间隙的减小而呈非线性增加，这是由于静电驱动器的非线性电压-位移关系和共振波长对分离间隙的非线性依赖性共同作用的结果。因此，有效光谱分辨率在调节范围内是变化的。超过8.5 VRMS后，不再观察到进一步的峰移，表明静电调节效果已达到饱和。在本研究中，通过静电驱动实现的最小中间间隙受到膜间颗粒污染的限制，为240 nm，这将透射峰的红移限制在9.8 μm。除了静电驱动外，还通过使用去离子水湿润设备然后在没有使用临界点干燥器的情况下在常温条件下干燥来故意使其塌陷。在这种粘附引起的塌陷状态下，膜由于范德华力而不可逆地粘附在一起。尽管无法恢复，但这种方法使得能够确定膜之间的最小可实现间隙，并便于分析相应的光学响应。图4f显示了塌陷设备的内间隙表面拓扑结构，显示出膜变得非常平坦，而分离间隙仍然可测量。图5a包含了塌陷情况下的分离间隙分布直方图迹线，显示出非常高的均匀性，中间膜间隙值为0.06 μm。相比之下，通过静电驱动在功能设备中实现的最小间隙约为0.24 μm。这一比较表明，膜间污染使最小可实现间隙大约增加了四倍，从而将预测的静电可调光谱范围减半。粘附引起的塌陷后没有明显的膜间污染，表明在湿润过程中大部分颗粒已被移除，可能是通过膜孔冲走或稀释。结果表明这些颗粒没有牢固地粘附在表面上，尽管它们的确切来源尚不清楚。几种与制造相关的机制可能起作用，包括在干法蚀刻过程中硅的重新沉积，这可能在光刻胶侧壁形成薄残留物，或者如果冲洗不足，来自氟化铵的晶体残留物可能在缓冲氧化物蚀刻剂中存在。如果在临界点干燥步骤中没有完全清洁腔室环境，也可能引入额外的污染。从实际角度来看，未来的缓解策略可能包括优化硅层蚀刻条件以减少重新沉积，改进释放后的清洁协议，以及更彻底的干燥程序。消除污染源很重要，因为这些颗粒目前是限制可实现最小间隙的主要因素。然而，这方面的详细调查超出了本研究的范围。

图5b包括了粘附诱导塌陷样品的实验透射曲线，显示的中心透射波长接近11.6 μm。这个值可以被认为是由膜粗糙度引起的特定设备中光谱调节范围的长波长限制。结果表明，只要膜间的间隙没有有害障碍，就可以通过静电驱动实现LWIR范围的全覆盖。图5c比较了在0、6、7和8.5 VRMS驱动电压下制造的设备的测量透射光谱（实线），以及在粘附诱导塌陷状态下的COMSOL Multiphysics 5.2模拟（虚线），这些模拟基于制造的设备几何形状和相应的测量分离间隙。模拟模型考虑了表2中列出的测量平面尺寸、角圆化和膜厚度，以及图5图例中指示的相应中间分离间隙值。静电驱动情况下的实验和模拟透射峰位置显示出了良好的一致性。与7 VRMS及以下驱动电压的数据相比，8.5 VRMS时模拟和测量数据之间透射振幅的明显差异归因于膜间污染导致的膜平整度下降，如前所述。在测量光谱中观察到的轻微光谱振荡主要可归因于测量条件。特别是，由于光学孔径（约0.36 mm2）较小以及光学路径中使用了偏振器，导致检测到的信号水平显著降低，从而降低了信噪比，并需要更长的时间进行噪声平均。在这些条件下，探测器热噪声、散粒噪声和背景波动的不完全平均表现为测量光谱中的非周期性、非系统性振荡。在较小的分离间隙下，由于间隙不均匀性可能引入额外的贡献，这会在有效光学响应中引入空间变化，进一步增强了观察到的振荡特征。在塌陷状态下测量的0.06 μm分离间隙的模拟透射率相对于实验曲线出现了蓝移，峰中心波长最初相差0.5 μm。考虑到这一点，重要的是要注意，光谱调节的主要贡献来源于金层孔径附近的硅材料区域，而周围区域虽然对结构完整性很重要，但对光谱调节的贡献不大。采用的间隙测量方法报告了整个膜上的平均值，可能无法准确捕捉孔径附近的有效间隙。为了验证这一假设，图6a显示了硅膜的详细拓扑结构，表明金孔附近的区域向金膜局部凸起，可能是由于硅层中的薄膜应力不平衡造成的。图6b中硅上表面的直方图显示了两个明显的高度水平，分别为0.852 μm和0.874 μm，对应的平均高度差为22 nm。通过修正数值模型中的这种偏移，与实验数据更为一致，如图5c中显示的调整后的间隙0.038 μm的点状青色曲线所示。

(a) 硅膜表面高度图，使用橙色虚线显示了金膜中隐藏开口的轮廓，(b) 具有两个明显峰值的高度分布直方图。虽然这种修正显著减小了差异，但峰值位置的波长仍存在大约300纳米的残余不匹配。由于电极化光学（EOT）峰值位置对如此小的间隙非常敏感，因此只需将模拟间隙进一步减小20纳米，就足以使模拟的共振与实验峰值位置对齐（图5c中的点划线青色曲线）。这种变化在间隙测量方法的不确定性范围内，也与两种膜的表面粗糙度相当，其中金层和硅层的最大高度参数都超过了10纳米。这种粗糙度可能会引入额外的不确定性，除了由残余的膜间污染引起的一般间隙不均匀性外，还可能导致实验观察到的明显双峰行为。所展示的设备由于其紧凑的平面架构、低驱动电压和连续的电调谐性，非常适合集成到便携式LWIR光谱学、气体传感和成像系统中。在光谱学或气体传感应用中，滤波器可以放置在宽带LWIR探测器（如微测辐射热计、热电堆或热电传感器）的前面，通过电调谐实现波长选择性测量，而无需移动宏观组件。这种配置可以实现用于化学识别或气体检测的紧凑型单像素光谱仪。对于成像系统，滤波器可以集成到LWIR相机的光学路径中，以实现电调谐的光谱选择，或者紧密靠近探测器阵列集成以进行多光谱成像。此外，平面MEMS架构和适中的制造要求使得可以直接在探测器基底上制造可调谐的超表面，从而实现与焦平面阵列的 monolithic 集成。这样的集成可以减少光损耗，提高对准容忍度，并进一步减小系统尺寸和功耗。小的机械行程和低功耗使得这种方法特别适合于便携式和嵌入式平台，在这些平台上传统的扫描光谱仪不实用。从系统角度来看，静电驱动方案本质上是低功耗的。因为静电MEMS驱动器吸收的静态电流可以忽略不计，所以功耗主要与电容充电和放电有关。对于皮法拉范围内的电容和低于10伏的驱动电压，预期在几百赫兹的调制频率下的动态功耗在毫瓦范围内。机械响应时间由膜的刚度和有效质量决定；对于具有相似几何形状的结构，典型的共振频率在千赫兹范围内，对应于亚毫秒级的响应时间。因此，实际操作中数百赫兹的调谐速度是现实的。长期稳定性、循环耐久性和器件间的可重复性是便携式光谱学和成像系统实际应用中的重要考虑因素。尽管这些方面并非本研究的主要焦点，但未来的工作将对寿命测试、重复驱动下的可靠性以及低温下的性能进行研究具有重要意义。

5 结论

目前实现中的主要未解决挑战在于在保持可靠机械操作的同时实现接近零的膜间距。因此，MEMS设计和制造的未来改进应集中在将可实现的膜间间隙最小化，以最大化可用的调谐范围。然而，过小的间隙可能导致膜接触时发生不可逆的粘附。有趣的是，膜之间观察到的颗粒无意中起到了抗粘附的作用。在未来的设计中，可能需要故意加入这些特性，以将间隙限制在防止粘附的最佳值。从超材料设计的角度来看，确定单元格尺寸至关重要，这些尺寸需要在全宽半高（FWHM）、峰值透射率、光谱轮廓均匀性和在实际间隙限制内可实现的调谐范围之间取得平衡。长期稳定性和器件间的可重复性也是实际应用中的重要考虑因素。尽管这些方面并非本研究的主要焦点，但它们将在未来的工作中通过可靠性测试和工艺优化来解决。总之，这项工作展示了一个用于LWIR范围的MEMS集成超材料滤波器，该滤波器通过垂直位移悬浮的超表面膜实现连续的低电压静电光谱调谐。静电驱动器的设计确保了整个调谐范围内的稳定操作，同时保持光学间隙远低于驱动间隙。关键的实现解决方案，如堆栈的机械对称性、牺牲层的平面化以及优化的层序，导致了高产率的平坦、完整的膜，并实现了器件性能的一致性。光学透射测量显示，在高达8.5 VRMS的驱动电压下，透射峰从8微米连续红移至9.8微米，与基于测量几何形状的模拟结果非常吻合。虽然当前调谐受到窄间隙处颗粒引起的非均匀性的限制，但粘附引起的崩溃实验表明进一步调谐是可行的。所展示的方法结合了高光谱灵敏度和紧凑、低功耗的操作，使其适合集成到下一代LWIR多光谱传感器和便携式光谱平台上。

6 材料与方法

6.1 光学模拟

为了定量研究所提出的双层超材料在不同间隙值（d）下的光学特性，使用了COMSOL Multiphysics 5.2中实现的有限元方法进行了数值模拟。模拟采用了横向（x–y）方向的Floquet周期性边界条件和传播（z）方向的完美匹配层（PMLs），以消除非物理反射。金和硅的材料色散数据分别来自参考文献[60]和[61]。

6.2 电机械模拟

电机械模拟是使用CoventorWare软件中的有限元分析进行的，采用了典型的设备参数，包括1.8 × 1.8 mm2的顶层膜面积、1 × 1 mm2的光学面积、初始超材料和驱动间隙分别为0.7和2.7微米，以及400纳米厚的金的膜应力为25 MPa，杨氏模量（MPa）和泊松比分别为5.7 × 10?和0.35。

6.3 FTIR测量

使用PerkinElmer Spectrum Two FTIR光谱仪进行了光谱透射测量，检查了由与样品中心对齐的定制方形孔径定义的600 × 600 μm2的中心膜面积。光谱分辨率设置为16 cm?1，相当于大约96纳米的波长。数据是在60秒内进行的多次扫描中平均得到的，以提高信噪比，使用小孔径时信噪比通常较低。为了分离偏振依赖的透射，入射光在超材料层的平面内被偏振，使用安装在光学路径中的偏振器实现。电场沿着金层矩形开口的短轴对齐。

致谢

这项工作部分得到了西澳大利亚和澳大利亚中部地区NCRIS支持的Australian National Fabrication Facility (ANFF) 设施的支持，ANFF是在国家协同研究基础设施策略（NCRIS）下建立的一家公司，为澳大利亚的研究人员提供纳米和微制造设施，并得到了西澳大利亚政府就业、旅游、科学和创新部的支持。这项研究还得到了澳大利亚研究委员会Transformative Meta-Optical Systems卓越中心（项目ID CE200100010）的支持。作者还感谢显微镜、表征与分析中心（CMCA）和西澳大利亚大学的设施以及科学和技术协助。开放获取出版由西澳大利亚大学通过Wiley - The University of Western Australia协议与澳新大学图书馆协会的合作促进。

利益冲突

作者声明没有利益冲突。

数据可用性声明

支持本研究结果的数据可以在合理请求下从相应作者处获得。