人工微納結構增強長波及甚長波紅外探測器*

葛浩楠 謝潤章 郭家祥 李慶 余羿葉 何家樂 王芳 王鵬? 胡偉達?

1) (中國科學院上海技術物理研究所,紅外物理國家重點實驗室,上海 200083)

2) (上海科技大學物質科學與技術學院,上海 201210)

3) (中國科學院大學,北京 100049)

1 引言

紅外探測器在大氣監測[1]、夜視[2]、溫度識別[3]和導彈制導[4]等民生及軍事領域有著諸多應用,如用于天文探測的詹姆斯韋伯望遠鏡(JWST)[5],其主要載荷為兩臺高端紅外相機,用于探測早期宇宙紅外輻射,尋找宇宙大爆炸的證據[6].從1917 年第一代PbS 光導型探測器問世,到如今追求更小的尺寸(size)、更輕的重量(weight)、更低的功耗(power)、更低的成本(price)、更高的性能(performance)的SWaP3第三代紅外探測器[7-9],紅外探測器經歷了高速發展的百余年.以光電效應為代表的傳統紅外探測器通過提高材料質量、形成更好的結區、能帶調控等手段來滿足紅外探測性能需求的技術途徑在當前技術條件下已趨于瓶頸.此外,由于紅外光子能量小且存在背景噪聲干擾,探測器一般需要工作在低溫環境下來抑制噪聲獲得高探測靈敏度.特別是長波(8—14 μm)、甚長波(14—30 μm)的紅外光子能量更小,對應的紅外探測材料帶隙更窄,探測器的噪聲電流更難抑制,亟需尋找新的方法提升長波及甚長波紅外探測器關鍵性能指標以滿足當前發展需求.隨著表面等離激元效應、光子晶體等新機理或新概念的發現與提出,基于光學共振理論設計的人工微納結構對入射光場的振幅、相位和波長等特征多自由度調控能力[10-13]逐漸引起了人們的廣泛關注,并隨著微納光學理論與微納加工技術的發展,基于人工微納結構的光場調控方法為紅外探測器在量子效率、信噪比、偏振或波長選擇性的關鍵性能提升與探測維度拓展提供了可能.一方面,人工微納結構與光子相互作用,激發的局域模式將入射光局域在亞波長尺度,可改善紅外探測器中因為吸收層薄光在材料中傳播距離短而導致低量子效率的普遍問題,提高小光敏面積紅外探測器的光收集效率,實現探測器的小型化和集成化,降低紅外探測器的尺度、重量和功耗[14].另一方面,空間各向異性的表面微納結構對不同偏振態的入射光有著不同的耦合效率,人工微納結構內在的特征長度(周期、直徑等)決定了其對特定波長有著最佳的耦合效率.目前,已用于長波及甚長波紅外探測的光場調控物理機制主要有表面等離激元[15]、局域等離激元[16]、諧振腔結構[17]、基于橫向趨膚的傳輸模式[18]、陷光結構[19]、超透鏡[20]、贗等離激元[21]、間隙等離激元[22]和聲子激元模式[23],如圖1所示.利用人工微納結構可使得各向同性紅外探測器有著偏振探測、波長選擇等多維度探測能力[24-26],以此滿足復雜環境下的紅外探測.

圖1 人工微納結構增強長波及甚長波紅外探測器的幾種主要機制及特點Fig.1.Major mechanisms and main features of artificial micro-and nano-structures for long-and very-long-wavelength infrared detector enhancement.

基于不同物理機制設計的人工微納結構對光場的調控方法為長波及甚長波紅外探測器探測靈敏度、偏振敏感探測、波長選擇探測等關鍵性能指標的提升提供了可行技術路線,并選取了不同機制在增強長波及甚長波紅外探測器的代表性工作來(見表1)反應各自的增強特點,為紅外探測器向SWaP3的目標乃至下一代紅外探測器的發展提供新思路.本文將分成表面等離激元、局域等離激元、諧振腔結構、陷光結構、超透鏡、贗等離激元模式及其他增強機制6 個章節,介紹人工微納結構在長波及甚長波增強領域的研究進展,最后對人工微納結構與長波甚長波紅外探測器進一步的結合提出思考與展望.

表1 不同增強的機制在長波及甚長波紅外波段的代表性工作Table 1.Representative work of different enhancement mechanisms in long and very long-wavelength infrared bands.

2 表面等離激元增強長波及甚長波紅外探測器

表面等離激元(surface plasmon polariton,SPP)是金屬表面自由電子與電磁場相互耦合形成的一種在金屬與介質界面傳播的隱逝波.最早的實驗證據可追溯到1902 年,Wood[27]在金屬光柵的衍射譜中發現的異常吸收現象.1941 年,Fano[28]發現在金屬光柵的表面能夠激發一種在其上傳播的“polarized quasi-stationary waves”,解釋了Wood的異常吸收現象.至此,SPP 模式逐漸開始被人們廣泛的認識,并被用于探測器增強中.

2.1 表面等離激元增強機制

SPP 模式的能量主要集中在金屬/介質界面處,電場振幅在遠離界面的方向上呈指數衰減.考慮SPP 在半無限大的金屬-介質組成的界面處傳播,通過求解麥克斯韋方程和連續性邊界條件可以得到SPP 的色散關系[29]:

其中k0是光在真空中傳播的波矢;ε1與ε2是金屬與介質的介電函數.圖2(a)為SPP 和傳輸模在介質中的色散關系曲線,SPP 色散曲線(實線)總是落在傳輸模的色散曲線(虛線)的右側.隨著頻率不斷減小,SPP 的色散曲線漸近于傳輸模的色散曲線.圖2(b)與圖2(c)和圖2(d)與圖2(e)分別為選取高頻ω1(對應波長λ1)和低頻ω2(對應波長λ2)處的SPP 和傳輸模的場分布示意圖.圖2(b)—(e)中,界面處SPP 和介質中傳輸模沿著x方向傳播半個周期后在x方向的距離差分別為Δx1與Δx2(其中Δx1＞Δx2＞0,2Δx1/λ1＜1/n1,2Δx2/λ2＜1/n1,n1=).SPP 模式的波矢kz,kx與Δx/λ之間的關系可由(2)式至(4)式表示:

由以上幾式可以得到如圖2(f)所示的Re[kx]和Im[kz](假設材料無損耗,則Im[kx]=0)隨著Δx/λ的變化關系示意圖,Δx/λ越大導致Re[kx]和Im[kz]越大,局域能力越強.再結合圖2(b)和圖2(c)與圖2(d)和圖2(e)的結果,可得出隨著頻率減小(波長增大),Δx/λ相應減少,SPP 模式的局域能力減弱.激發SPP 常見的方式有光柵耦合、近場激發等,其微納結構的設計相對簡單易于集成,在長波及甚長波紅外波段SPP 的局域能力較弱.

圖2 (a) SPP 與介質中傳輸模的色散關系,k1x 和k2x 分別表示在SPP 色散曲線在頻率ω1(可見光波段)與ω2(紅外光波段)處的水平波矢;(b) 頻率ω1 處,傳輸模在介質中沿著x 方向傳播的電場示意圖;(c) 頻率ω1 處SPP 模式的電場示意圖;(d) 頻率ω2 處,傳輸模在介質中沿著x 方向傳播的電場示意圖;(e) 頻率ω2 處,SPP 模式在界面處的電場示意圖;(f) Re[kx] 和Im[kz] 曲線示意圖Fig.2.(a) Dispersion relation of SPP and propagation mode in the dielectric,k1x and k2x are the wave vector along the x-direction at frequency ω1 and ω2 on the SPP dispersion curve,respectively;(b) illustration of electric field of propagation mode in the dielectric along the x-direction at frequency ω1;(c) illustration of electric field of SPP mode at frequency ω1;(d) illustration of electric field of propagation mode in dielectric along the x-direction at frequency ω2;(e) illustration of electric field of SPP mode at frequency ω2;(f) schematic of relationship curves of Re[kx] and Im[kz].

2.2 表面等離激元增強長波紅外探測器

紅外探測器可分為單元探測器與焦平面陣列探測器,基于SPP 設計的微納結構應用于單像元長波紅外增強的結構主要有牛眼結構,光柵耦合、小孔陣列等.其中,牛眼結構由多個金屬圓環光柵組成,可耦合照射到光柵區域內的紅外光,將其轉換成SPP 模式,進而傳播到置于牛眼結構中心的探測器中,提高探測器的光吸收效率與響應率.2008 年,Bhat 等[30]利用牛眼結構所激發的SPP 來收集長波紅外能量,當周期數N=30 時(周期P=10 μm,半徑大約為300 μm),在10.6 μm 處中心區域的吸收相比于無牛眼結構時增強了400 多倍.文中的牛眼結構雖把紅外光場有效的局域到了中心處,但圓環光柵的整體尺寸較大.2019 年,Azar 等[31]設計了如圖3(a)—(d)所示的由牛眼結構與光學天線結構結合而成的混合等離激元結構,增強石墨烯探測器的長波紅外吸收.其光柵半徑為55.125 μm,光柵半徑縮小為Bhat 等[30]所提出牛眼結構半徑的約1/6.數值仿真結果表明,混合等離激元結構將中心區域的單層石墨烯吸收增強了553 倍,響應率增強了32 倍.利用牛眼結構雖能獲得較好的增強效果,但結構的整體尺寸仍較大,尚不適合應用于焦平面陣列器件中.

2018 年,Zhang 等[32]通過金屬光柵激發石墨烯的SPP 模式,增強石墨烯光電探測器在紅外波段的吸收率.在λ=9.09 μm 處,石墨烯吸收達到67.2%,比無光柵結構增強了29 倍,并且調控石墨烯的費米能級可動態的調節石墨烯光電器件的吸收峰.另外,Nordin 等[33]在勢壘阻擋型超薄探測器上制備了如圖3(e)所示金陣列來提供水平方向的波矢.如圖3(f)所示，底部接觸層(n++)是高摻雜的半導體材料,在紅外波段有著類似金屬的光學性質,在接觸層(n++)/吸收層界面處能激發SPP 模式增強二類超晶格吸收,所激發的局域模式提高深亞波長厚度(～λ/30)吸收層的吸收率，見圖3(g).測試結果表明,SPP模式增強的二類超晶格探測器在195 K 下的峰值探測率為4 × 109cm·Hz1/2·W—1,高于同等溫度下部分商業長波紅外探測器.

圖3 (a) 混合等離激元結構的石墨烯紅外探測器示意圖[31];(b) 小孔納米天線放大圖[31];(c) 光柵結構示意圖;(d) 納米天線和狹縫示意圖[31];(e) SPP 增強超薄二類超晶格探測器示意圖[33];(f) 頂部為勢壘阻擋型超薄紅外探測器,底部為二類超晶格能帶結構[33];(g) 探測器及其中不同材料的吸收譜,插圖為 |Hy| 在光電探測器內分布[33]Fig.3.(a) Schematic of graphene infrared detector with a hybrid plasmonic structure[31];(b) details of the aperture nanoantenna[31];(c) schematic of grating structure[31];(d) schematic of nanoantenna and slit[31];(e) schematic of SPP enhanced ultrathin type-II superlattice detector[33];(f) top:nBn ultra-thin infrared detectors,bottom:band structure of type-II superlattices[33];(g) absorption spectrums of the detector and the respective material layers in the detector.Inset shows the |Hy| distribution of the detector[33].

常見的光柵耦合、牛眼等結構難以應用在長波及甚長波紅外焦平面陣列中,主要原因是讀出電路兼容、像元間的光串擾等問題長期難以攻克.2011 年,Lee 等[34]采用了一種backside-configured的金屬等離激元增強結構,制備了一個1 × 2 陣列的金屬等離激元增強結構,這種backside-configured的金屬等離結構的優點在于不需要去掉或只需去掉部分襯底,不會對外延層上的吸收層造成損傷,且讀出電路可與之較好的集成.入射光從襯底一側入射到二維金屬陣列,激發表面等離激元增強量子點紅外探測器的響應率.相比較無金屬等離激元結構的量子點探測器,該結構在8.3 μm 處的響應率增強了15 倍.隨后,2013 年Vaillancourt 等[35]設計了320 × 256 規模的金屬等離激元增強量子點長波紅外焦平面陣列探測器,單元器件示意圖和焦平面陣列顯微照片見圖4(a)和圖4(b).量子點焦平面陣列探測器的像元大小為28 μm,像元間距2 μm.在工作溫度77 K 時,探測30 ℃黑體輻射的平均噪聲等效溫差(noise equivalent differential temperature,NEDT)為110 mK,相比較無微納結構的量子點光電探測器平均NEDT 提升了50%.這種背入射式的等離激元結構易與焦平面陣列器件的讀出電路集成,為人工微納結構增強紅外焦平面陣列探測器提供了一條可供參考的設計方案.

圖4 (a) Backside-configured 等離激元結構單元器件示意圖[35];(b) backside-configured 等離激元結構焦平面陣列的部分像元俯視圖[35]Fig.4.(a) Schematic of a pixel with backside-configured plasmonic structure[35];(b) top view of several pixels in the backside-configured plasmonic structure FPA[35].

2.3 表面等離激元增強甚長波紅外探測器

金屬在甚長波紅外波段的光學特性相較于長波紅外波段更接近于完美電導體,導致SPP 模式的局域能力更弱.目前,僅有少量文章報道了利用SPP 增強器件甚長波紅外吸收的工作.2021 年,Li 等[36]設計了由多個不同相位的金屬方塊組成“相位梯度超表面”單元結構,激發的SPP 實現8.095 和14.121 μm 雙波段吸收.另外,Zhou 等[37]設計了Ti/Ge/Ti,Ti/Ge/Si3N4/Ti 和Ti/Si/SiO2/Ti三種類型的超材料吸收體.通過SPP 模式、局域等離激元模式與諧振腔模式之間協調,分別實現近紅外/長波紅外的雙波段吸收、寬波段長波紅外吸收、寬波段甚長波紅外吸收.仿真結果顯示Ti/Ge/Si3N4/Ti 吸收體在8—14 μm 范圍內吸收率超過了90%,覆蓋整個長波紅外波段,對應的實驗結果在6.5—13.5 μm 范圍內平均吸收接近78%.對于Ti/Si/SiO2/Ti 吸收體,Zhou 等[37]分別研究了不同參數下具有較高吸收率(結構1)與較寬吸收光譜范圍(結構2)的超材料吸收體結構,如圖5(a),(c)所示.仿真結果表明結構1 在14—30 μm 波段平均吸收率為92%,結構2 的吸收覆蓋8—30 μm.可以預期,上述兩個吸收體結構的設計方法用于甚長波紅外探測器增強亦會有類似的高效吸收.

圖5 (a),(b) 結構1 示意圖及其吸收譜[37];(c),(d)結構2 的示意圖及其吸收譜[37]Fig.5.(a),(b) Schematic and absorption spectrum of structure 1[37];(c),(d) schematic and absorption spectrum of structure 2[37].

3 局域等離激元增強長波及甚長波紅外探測器

局域等離激元模式(localized surface plasmon,LSP)是非傳播的局域模式,有確定的共振頻率.LSP 的共振特征主要依賴于人工微納結構的尺寸、表面形狀,以及諸如態密度和有效質量等材料參數.如在金屬顆粒中,自由電子在電磁場的驅動下進行振蕩,同時金屬顆粒表面對振蕩電子作用了一個恢復力,恢復力與驅動力的反復作用使得金屬自由電子形成了共振吸收,進而增強了顆粒附近區域的電場.

3.1 局域等離激元增強機制

對于完美球形的金屬或介質小球,在不與其他微納結構相互作用的情況下,可利用Mie 理論得到的解析表達式描述其在電磁場中的散射問題,金屬小球內外的電場可由如下公式來表示[29]:

Ein是小球內部電場表達式,Eout是小球外部電場表達式,E0是入射電磁場的電場強度,ε是金屬小球的介電函數,εm是球外介質的介電函數,p為電偶極矩,n為坐標原點到觀測點的單位向量,r為坐標原點到觀測點的距離.不規則的金屬或介質顆粒,或者在被求解的空間中存在其他微納結構的情況,Mie 理論無法得到解析表達式.需通過有限元法、時域有限差分等數值算法進行求解.LSP 近場增強模式已廣泛的應用于增強光電器件吸收、熒光增強、拉曼光譜增強等.常見激發LSP模式的微納結構有金屬顆粒、小孔、納米圓盤[38,39]等.通過對這些LSP 微納結構陣列的形狀、大小及間距的合理設計,可以最大化其表面的局域電場.相較于SPP,LSP 更容易被激發,且局域程度更強.LSP的共振頻率對人工微納結構的尺寸、表面形狀等較為敏感,容易受到外界因素影響.此外,LSP 模式不適合用于表面存在保護層的紅外探測器增強:LSP 局域模式的電場主要集中在微納結構的兩端或結構與吸收層接觸點附近,LSP 模式電場集中的位置與探測器吸收層被保護層隔開,增強效果被顯著削弱.因此,LSP 更適合與裸露的低維材料或者薄層材料直接接觸用于增強的情況.

3.2 局域等離激元增強長波紅外探測器

金屬顆粒激發的LSP 局域模式在可見-近紅外領域已有廣泛的應用,在低維材料[40]或者熱敏材料[41]上沉積金屬納米顆粒,所激發的LSP 局域模式能有效增強探測器的響應率或響應速度.

在長波及甚長波紅外,激發LSP 模式的微納結構主要為圓盤結構或者小孔陣列.2013 年,Fang等[42]制備了圖案化的納米圓盤陣列,實驗證明在紅外范圍內單層石墨烯的吸收率從3% 提高到了30% 左右.2017 年,Tang 等[43]在量子點薄膜內部制備了金屬納米圓盤陣列.通過金屬納米圓盤陣列激發的等離激元模式增強HgSe 量子點薄膜吸收和窄帶濾波.仿真結果顯示共振波長與納米圓盤的半徑之間有著良好的線性關系.制備4 種不同半徑的金屬圓盤陣列量子點探測器,相較于無微納結構的量子探測器,響應率分別在4.2,6.4,7.2 和9.0 μm處增強了517%,288%,257%與208%.2018 年,Safaei 等[44]制備了帶有納米小孔陣列的石墨烯探測器,測試的實驗結果顯示有著小孔陣列或圓盤陣列的石墨烯探測器吸收峰值分別為60%與90%,通過柵壓調控石墨烯費米能級,石墨烯探測器吸收峰在8—12 μm 動態變化,并且對入射光的入射角不敏感,有著寬入射角的紅外響應.同年,Guo 等[45]設計了準一維納米條帶互聯的石墨烯陣列探測器.利用石墨烯等離激元熱損耗,顯著提升電荷載流子溫度,輔助電子越過一維石墨烯條帶中的勢壘,通過觀測光態與暗態的光導電流差實現紅外探測.在室溫情況下,紅外光波長12.2 μm 處的響應率為16 mA·W—1,噪聲等效功率為1.3 nW·Hz—1/2.

LSP 除了增強量子點或石墨烯探測器外,也在一些基于熱電效應的紅外探測器中有著應用.2017 年,Suen 等[46]在鈮酸鋰材料上制備金屬結構,增強熱釋電探測器的性能.器件在10.86 μm 處的吸收達到了86%,熱時間常數為28.9 ms,室溫下的探測率為9.59×106cm·Hz1/2·W—1.隨后,Shabbir等[47]在2021 年制備了如圖6(e)所示,由石墨烯與氧化釩組成的異質結構輻射熱探測器.其工作原理為石墨烯納米孔陣列激發LSP 模式增強石墨烯吸收,石墨烯在吸收紅外輻射后轉化為熱通過Si3N4和ITO 傳導給氧化釩,當氧化釩溫度超過臨界溫度時,發生從絕緣相過渡到金屬相的相變.從絕緣相過渡到金屬相時,電流有著顯著的變化,從而實現對紅外熱輻射的探測,圖6(d),(e)為氧化釩探測器在不同相變下的吸收譜.由于氧化釩厚度僅為3 nm,器件的上升時間最快可達到1 ms,室溫環境下器件的噪聲等效功率約為100 fW/Hz0.5,襯底的溫度為315 K 時,峰值探測率為0.5 ×1010cm·Hz1/2·W—1,接近熱探測器的室溫背景噪聲極限[48].

圖6 (a) 帶有金等離激元結構的HgSe 量子點探測器制備方法[43];(b) 不同等離激元圓盤陣列半徑下的增強比[43];(c) 石墨烯與氧化釩異質結構紅外探測器示意圖[47];(d) 氧化釩為絕緣相時,不同費米能級的石墨烯探測器吸收譜[47];(e) 氧化釩為金屬相時,不同費米能級的石墨烯探測器吸收譜[47]Fig.6.(a) Preparation methodology of the HgSe quantum dot detector with Au plasmonic structures[43];(b) enhancement of different plasmonic disk arrays with different radius[43];(c) schematic of graphene-HfO2 heterostructure infrared detector[47];(d) absorption spectrum of the graphene detectors at different Fermi levels when vanadium dioxide is in its insulating phase[47];(e) absorption spectrum of the graphene detectors at different Fermi levels when vanadium dioxide is in its metallic phase[47].

3.3 局域等離激元增強甚長波紅外探測器

量子阱材料由于選擇定則,導致只有電場分量平行于量子阱材料生長方向的(下文中定義為z軸方向)入射光能激發子帶間的電子躍遷[49,50].金屬微納結構激發的表面局域模式,恰好使得垂直入射的紅外光的波矢方向從z軸方向轉變成x軸方向,電場振動方向沿著z軸方向,因此SPP 或LSP 模式非常適合提高量子阱材料耦合效率.2014 年,Li等[51]通過金屬光柵陣列與微腔結合,設計了具有偏振選擇性的等離激元微腔量子阱器件.如圖7(a)所示,器件對TM 模式有著強耦合,TE 模式的入射光基本被反射.量子阱探測器的掃描電子顯微圖像見圖7(b).偏振角從0°到90°變化時光電流逐漸增大,在14.7 μm 處0°和90°的偏振消光比高達65.另外,2016 年Cakmakyapan 等[52]在1 × 8 石墨烯納米條陣列上制備金屬納米結構,使石墨烯光電導器件獲得高響應率、高帶寬和高響應速度的特性.圖7(d)為金屬納米結構石墨烯納米條在0.8,5.0和20 μm 波長下場的強度分布,表明金屬納米結構能有效耦合不同波長的光場.

圖7 (a) TM 和TE 偏振光的不同耦合行為[51];(b) 量子阱探測器的掃描電鏡圖像[51];(c) 不同偏振角度下量子阱探測器的光電流譜[51];(d) 光偏振垂直于石墨烯納米帶下,波長0.8,5 和20 μm 時的場強分布[52]Fig.7.(a) Different coupling behavior of TM and TE polarized light[51];(b) scanning electron microscopy image of the quantum well detector[51];(c) photocurrent spectrum of the quantum well detector under different polarization angles[51];(d) field intensity distribution of 0.8,5,and 20 μm when light polarization perpendicular to graphene nanostrips[52].

4 諧振腔結構增強長波及甚長波探測器

諧振腔是由金屬或高介電介質包裹的封閉結構.電場和磁場能量能夠存儲在腔內,僅有的熱損耗為腔內填充介質的介質損耗和腔壁的有限電導率.每個特定的腔存在多個離散的特征場分布,這些離散的特征場為諧振腔的模式.這些離散的模式取決于腔的尺寸、形狀和腔內與腔壁材料的介電函數.

4.1 諧振腔結構增強機制

諧振腔結構在增強長波甚長波紅外探測器時,常采用金屬/介質/金屬(metal-insulator-metal,MIM)設計形式.介質頂部的金屬設計成表面微納結構耦合入射光,透過表面微納結構的入射光被背部的金屬反射層反射,進行再次的耦合.當諧振腔的特征頻率與入射光頻率重合時,會在腔內形成穩定的駐波以此提高表面金屬微納結構的耦合效率.通過合理的設計,諧振腔結構可以獲得較強增強效果,在紅外波段,SPP 或者LSP 微納結構會與諧振腔結構結合實現進一步的增強.把紅外探測器放置在光學微腔中,共振頻率處強電場模式允許探測器減薄(響應速度變快)的同時維持高量子效率.由于偏離共振頻率的光場難以在腔內存在,因此光學微腔具有波長選擇特性,與探測器結合可應用于氣體探測[53].光學諧振腔的最為重要特征參數為品質因子Q[54]:

其中ω0為頻率,Es為存儲能量,Pl為功率損失.Q越大則諧振腔紅外探測器的半高寬越窄.然而,諧振腔結構的波長選擇特性也限制了其在寬波段探測方面(如大氣監測、紅外遙感等)的應用.

4.2 諧振腔結構增強長波紅外探測器

長波紅外領域中利用MIM 結構增強的探測器主要有二類超晶格和量子阱探測器.2016 年,Goldflam 等[55]使用MIM 諧振腔增強薄層二類超晶格探測器的吸收.通過改變表面金屬納米線中心的寬度,探測器吸收峰從大約8.6 μm 移動到了9.0 μm.2018 年,Wang 等[56]利用重摻雜的n++InAs[57]做為金屬反射層與表面金屬光柵進行共振增強,n++InAs在紅外領域的光學性質可用Drude 模型來描述:

其中ωp=2π/λp,λp=5.9 μm,γ=1.2×1013s—1,ε∞=12.3.最終的仿真結構顯示吸收層厚度為λ0/50時,探測器峰值吸收率近50%.同年,Zhou 等[58]設計了高消光比的super-pixel 量子阱器件,每個super-pixel 量子阱器件分別由四個不同偏振方向的單元結構組成,使得器件的偏振消光比高達136.在設計等離激元諧振腔結構,抑制金屬的歐姆損耗提高吸收層材料吸收是極為重要的.2019 年,Zhen等[59]利用coupled-mode theory[60]使等離激元增強結構接近或達到臨界耦合條件(諧振腔結構的輻射因子Qrad等于吸收因子Qabs),極大地提高了吸收層材料吸收率.如圖8(a)和圖8(b)分別諧振腔器件未優化前和優化后的吸收譜,優化后量子阱紅外探測器的峰值吸收率高達82%.2020 年,Nie 等[24]設計了如圖8(c)所示的金屬微腔量子阱探測器,其器件采用背入射的工作方式,電磁場在微腔內形成一個穩定的共振模式提高量子阱器件吸收,研究結果表明金屬微腔內模式的品質因子Q大部分在30—50 之間,9.13 μm 處的偏振消光比高達146.

圖8 (a) 優化前的等離激元微腔結構中金屬和量子阱吸收譜[59];(b) 優化后的等離激元微腔結構中金屬和量子阱吸收譜[59];(c) 金屬微腔量子阱示意圖[24]Fig.8.(a) Absorption spectra of metals and quantum wells in plasmonic microcavity structures before optimization[59];(b) absorption spectra of metals and quantum wells in plasmonic microcavity structures after optimization[59];(c) schematic of metal microcavity quantum well[24].

更小像元的紅外焦平面陣列探測器有著更優越的空間分辨率[61],長波及甚長波紅外領域的微納結構橫向尺寸一般較大,在小尺寸像元中所能容納的微納結構數量較少,導致增強效果低于周期性邊界條件下的理想值.設計小周期的微納結構與小像元紅外焦平面陣列探測器進行結合將是未來重要的發展方向.2021 年,Li 等[62]報道了周期P=1.47 μm 小周期金屬等離激元增強結構,可應用于小像元的紅外焦平面陣列探測器中.測試結果顯示在7.93,11.88 和13.22 μm 處的吸收率分別為98.2%,93.1%與93.2%.上述工作中的金屬微納結構設計方案對小像元紅外焦平面陣列探測器中設計人工微納增強結構有著一定的借鑒意義.

4.3 諧振腔結構增強甚長波紅外探測器

在諧振腔增強甚長波紅外探測器中,陸衛課題組有著突出的貢獻.2016 年,Jing 等[63]設計了MIM量子阱紅外探測器,測試的量子阱響應譜中存在三個光學共振模式,分別來著于3rdorder (10.0 μm)SPP,2ndorder (12.3 μm) SPP 和LSP 模式(15.2 μm),其中LSP 模式共振峰位置基本不隨著入射角變化而變化,在15.2 μm 處光柵增強的量子阱器件響應率相比較45°入射的標準量子阱器件增強了14 倍.同年,Jing 等[64]又報道了量子阱集成金屬等離微腔的像元級甚長波紅外探測器,單個像元大小為27 μm × 27 μm,像元周期為30 μm,仿真和實驗同時證明隨著表面金屬片的長度增大共振峰波長紅移,共振峰位置與金屬片寬度基本呈線性關系.2019 年,Zhou 等[65]通過等離激元微腔擴展量子阱器件的截止波長,傳統的紅外探測器只能通過改變材料的帶隙來擴展探測器的截止波長,從而導致器件暗電流的增大.通過激發等離激元微腔的局域模式,在帶隙不變的前提下,擴展探測器的截止波長.實驗結果圖9(c)證明了通過微腔結構使量子阱器件的截止波長從14.3 μm 擴展到了16.3 μm,且暗電流保持不變.

圖9 (a) MIM 量子阱探測器示意圖[63];(b) MIM 量子阱探測器和45°耦合的標準量子阱探測器響應譜[63];(c) 光學方法拓展截止波長的實驗值(黑色)和改變材料參數拓展截止波長的計算值(紅色)[65];(d) MIM 微腔結構制備流程圖[66]Fig.9.(a) Schematic of MIM quantum well detector[63];(b) responsivity spectrum of MIM and standard 45° coupled quantum well detector[63];(c) experiment value (black) of optical method and the calculated value (red) of change material parameters traditional method to extend cut-off wavelength[65];(d) flow chart of fabrication of MIM microcavity structure[66].

目前,已有相當多的仿真計算甚至實驗結果證明在紅外探測器中引入MIM 結構,能夠有效增強材料與光的耦合效率,從而提高探測器的量子效率.MIM 在增強長波甚長波紅外探測,主要用于量子阱器件和二類超晶格探測器中,Montoya等[66]在設計超薄MIM 結構增強二類超晶格紅外探測器中給出了一套較為詳細的微腔結構制備流程,如圖9(d)所示.

5 陷光結構增強長波及甚長波紅外探測器

陷光結構是按照一定規律周期性排列的人工微納結構,其光學性質可以用光子晶體理論表述.1987 年,Yablonovitch[67]和John[68]兩人各自發表了開創性工作詳細研究了光子晶體的光學性質:光子晶體是一種折射率周期性變化的光學納米結構,對光子傳播方式的影響可類比于晶體材料中晶格散射勢對電子的作用.

5.1 陷光結構增強機制

當電磁波在光子晶體中傳播時,電場E(r,t)滿足如下的麥克斯韋方程[67,68]:

其中εa和ε(r)分別為相對介電函數的平均值和空間中周期性變化的部分.類比于電子在周期性勢場中運動的薛定諤方程[69,70]:

其中V(r)為周期性勢場.電子在周期性勢場中傳播時對于某些能量E是沒有定態解的,決定了允許和禁止的電子能量.同理,光子在光子晶體中傳播時,存在允許傳播的“允帶”和不允許傳播的“禁帶”.光子晶體中帶隙可以理解為光在光子晶體中傳播時,在高折射率區和低折射率區各層之間的界面上多次反射的相干相消后的結果.為了確保干涉效應,光子晶體結構的周期性一般為光波(介質中)波長的一半左右或更大.實際的應用中,主要通過對器件表面進行刻蝕形成周期性的小孔或柱狀陣列影響入射光的傳播方向,由于陷光結構的周期與探測波長相仿,所產生的衍射或干涉效應能夠改變入射光的傳播方向,導致光在探測器中有較長的停留時間,增大探測器的吸收效率.相較于前面幾種激發模式,陷光結構的局域能力一般,不適合應用于范德瓦耳斯材料.

5.2 陷光結構增強長波紅外探測器

陷光結構吸收譜半高寬較大,與當前讀出電路兼容較好.在可見-近紅外領域的探測器中有較多的工作報道[71,72].此外,針對陷光結構會引入表面缺陷的問題,通過良好的表面鈍化工藝能抑制表面缺陷帶來的額外暗電流[73,74].

不同于可見-近紅外中的陷光結構主要設計成周期性的小孔陣列結構,在中波及長波紅外中主要采用周期性的柱狀陣列來局域光場.2014 年,Liang等[75]采用臺柱陣列來提升中、長波紅外碲鎘汞焦平面性能,如圖10(a)所示.在鎘組分為0.211、工作溫度為77 K 的長波紅外碲鎘汞器件中,當陷光結構周期為10 μm、占空比大于0.4 時,波長8 μm處量子效率能維持在80%以上.2019 年,Rabiee-Golgir 等[76]討論了超薄吸收層的光子捕獲結構,設計不同周期的小孔陣列與小孔半徑來捕獲不同波段的光子.圖10(b)和圖10(c)分別為捕獲中波和長波紅外的陷光結構,可看到隨著工作波長的增大,陷光結構的幾何參數也在相應增大.

2021 年,Ge 等[18]針對陷光結構在長波紅外領域周期過大的問題,提出用金屬納米薄膜的橫向趨膚的傳輸模式局域光場.如圖10(d)所示通過控制水平方向的金屬厚度dl小于長波紅外處的金屬趨膚深度(大約為20 nm),垂直方向金屬厚度dh大于金屬趨膚深度,最終使得入射光往水平方向傳播形成一個橫向傳播模式.為描述橫向傳輸模式的光學特性,建立了一維的橫向傳輸理論模型.理論模型得到的傳輸模式的特征頻率與二維仿真模擬的吸收峰接近.圖10(e)光電聯合仿真結果顯示,在7—11 μm 范圍內,納米尺度金薄膜的橫向趨膚效應增強的長波碲鎘汞器件量子效率,相較于無微納結構的碲鎘汞探測器,有著較好的增強,同時人工微納結構的周期僅為1.8 μm,遠小于在應用于相同波長范圍內的陷光結構.此外,底部寬帶隙的碲鎘汞材料與窄帶隙吸收層形成的異質結,抑制了碲鎘汞探測器的暗電流,為發展小像元、高響應率的焦平面陣列器件提供了新的設計思路.

圖10 (a) 碲鎘汞陷光結構紅外探測器示意圖[75];(b) 中波紅外碲鎘汞平面結構和陷光結構探測器吸收譜[76];(c) 長波紅外碲鎘汞平面結構探測器、無填充介質陷光結構探測器和填充介質陷光結構探測器吸收譜[76];(d) 基于金屬薄膜橫向的趨膚傳輸模式增強碲鎘汞探測器吸收示意圖[18];(e) 碲鎘汞平面結構、碲鎘汞橫向傳輸模式增強的改進結構在7—11 μm 的量子效率[18]Fig.10.(a) Schematic of the HgCdTe photon-trapping structure infrared detector[75];(b) absorption spectrum of mid-wavelength infrared HgCdTe plain structure detector and photon-trapping structure detector[76];(c) absorption spectrum of long-wavelength infrared HgCdTe plain detector,without dielectric-filled photon-trapping structure detector,and dielectric-filled photon-trapping structure detector[76];(d) schematic of enhanced absorption of HgCdTe detector based on metal thin film horizontal skin propagation mode[18];(e) quantum efficiencies of HgCdTe plain structure and HgCdTe advanced structure with lateral transmission mode enhancement at 7—11 μm[18].

6 超透鏡增強紅外探測器

超透鏡是由超表面組成的平面透鏡,在超表面的結構處引入相位突變來調控入射光的波前相位分布.2002 年,Bomzon 等[77]提出利用Pancharatnam-Berry 相位[78]的光學元件來變化圓柱光束的波前.隨后在2016 年,Capasso 等[79]制備了高深寬比TiO2微納結構組成的超表面,將其設計成可與高數值孔徑的商業透鏡(100× Nikon CFI60)相比擬的亞波長分辨率的成像質量的超透鏡結構,為人們研究超表面聚焦提供了一個新的方向.超透鏡因其超薄、高性價比等突出特點,已成為微型化光學系統發展的一項突破性技術.

6.1 超透鏡結構工作機制

由亞波長單元結構組成的二維陣列超表面,可對入射光的波前進行調控而實現光渦旋產生、遠場聚焦等功能.在一些傳統紅外探測器中,可采用微透鏡陣列來聚焦光場到探測器的光敏面上來提高探測器信噪比.超表面相較于傳統的光學元件有著加工難度低、成本低、系統緊湊等優點,可以用超透鏡來替代傳統的光學透鏡來增強紅外探測器.單色光超透鏡面內的相位分布[79]滿足如下公式:

λd表示的設計的波長,f是聚焦長度,x,y是每個單元結構中心位置.在增強探測器性能的應用中,主要通過超表面聚焦入射光到亞波長區域內,這時探測器的光敏面積僅需要亞波長尺度就能接收到大部分的光能量,從而提高探測器的信噪比.超透鏡在紅外波段要獲得較強的聚焦效果時,其直徑一般是波長的幾倍且需要較高的縱橫比,應用在長波及甚長波紅外波段的焦平面陣列器件時像元密度相對較低,加工難度較大,需要提出適合于長波甚長波紅外的超表面聚焦結構.此外,目前的超透鏡結構是假設入射光為平面波條件下設計的,在焦平面陣列器件所應用的系統中,入射光通常是有一定的傾斜角的高斯光束,尚需對不同像元所對應超透鏡按照光學系統設計分別進行設計以達到最優效果.

6.2 超透鏡結構增強長波紅外探測器

超透鏡結構增強紅外探測器為新興領域,由于其在寬帶紅外增強等方面的顯著優勢,目前在可見光[80]、近紅外-中紅外領域[81-83]已有一些優秀的工作.

在超透鏡增強長波紅外探測器應用中,Hou等[84]設計了偏振無依賴和寬波段聚焦的超透鏡結構應用于紅外探測器中，器件結構的整體示意圖如圖11(a)所示。仿真設計中相位分布公式中的聚焦長度f為300 μm,超透鏡由單元周期3 μm,長度為8 μm 高的Si 圓柱組成,總直徑為60 μm.另外圓柱的直徑從0.5—2.5 μm 變化以此滿足2π 的相位變化.圖11(b)的數值仿真結果顯示在波長10 μm處,探測器光敏大小為26 μm 時,探測器光敏面內總能量與入射光總能量之比的吸收率為86%,相較于無超表面結構時探測器吸收率的19%,探測器吸收率增強了4 倍.此外超透鏡增強的紅外探測器在8—14 μm 的平均吸收率可達到80%,如圖11(c)所示.

圖11 (a) 超透鏡集成的長波紅外探測器示意圖[84];(b) 有無超透鏡結構的長波紅外探測在不同光敏面積下的吸收比[84];(c) 超透鏡長波紅外探測器在8—14 μm 吸收譜[84]Fig.11.(a) Schematic of metalens integrate with long-wavelength infrared detector[84];(b) absorptance of long-wavelength infrared detectors with and without metalens under different photosensitive areas[84];(c) absorptance of infrared detectors with metalens at 8—14 μm[84].

超透鏡結構雖然能有效地匯聚入射光,使得探測器光敏面積減小的同時有著很高的吸收率.但針對不同波長的超棱鏡設計結果來看,隨著波長增大為了確保有著足夠的相位積累,超透鏡中單個單元的厚度也需要增大,針對長波及甚長波紅外而設計的超透鏡其結構的加工難度也會相應增大.此外,為了確保超透鏡的聚焦效果,其直徑一般是探測波長的幾倍.對高分辨率的長波及甚長波紅外焦平面器件等應用,上述瓶頸問題的解決是十分必要的.

7 贗表面等離激元及其他機制增強長波甚長波紅外探測器

除前面所提到的幾種增強機制外,還存在基于另外增強機制設計的人工微納結構來增強長波及甚長波紅外探測器,主要有贗表面等離激元、間隙等離激元與聲子極化激元等.

7.1 贗表面等離激元增強機制

2011 年,Garcia-Vidal 等[21]證明了在表面波紋起伏的完美電導體上,存在表面束縛模式,其色散關系與金屬表面等離激元極化非常相似,解釋了完美電導體中存在二維小孔陣列的異常透射現象.由于完美電導體中并不支持表面等離激元,周期性波紋起伏的完美電導體上的表面束縛模式稱為贗表面等離激元(spoof surface plasmon,SSP).其色散關系與完美電導體中凹槽或者小孔的幾何參數有關,當小孔或凹槽的尺寸遠小于波長時,如圖12(a)和圖12(b)所示,帶有小孔或凹槽的完美電導體表面的光學特性表現為有效介質.在長波及甚長波紅外波段處,金屬的光學特性可近似為完美電體,理論上在金屬表面形成二維小孔陣列或者一維凹槽陣列,可激發SSP 局域模式用于增強紅外探測器.

圖12 (a) 完美電導體表面的一維凹槽陣列示意圖,凹槽參數為寬度a、厚度h 和周期 d [21];(b) 各向異性的有效介質代替凹槽陣列的示意圖[21];(c) a/d=0.2 和h/d=1 時所激發的表面束縛波的色散關系[86];(d) 二維金屬小孔陣列增強量子阱探測器示意圖[86];(e) 有二維金屬小孔陣列和無二維金屬小孔陣列量子點紅外探測器紅外響應[86];(f) 9.39 μm 處小孔附近的電場分布[86]Fig.12.(a) Schematic of a one-dimensional groove array on the surface of a perfect electrical conductor,the groove parameter is width a,depth h and period d[21];(b) schematic illustration that replaces the groove array by the anisotropic effective dielectric layer[21];(c) dispersion relation of excited surface bound wave when a/d=0.2 and h/d=1[86];(d) schematic of a two-dimensional metal hole array enhanced quantum well detector[86];(e) infrared response of quantum dot infrared detectors with and without two-dimensional metal hole arrays[86];(f) electric field distribution near the hole at 9.39 μm[86].

7.2 贗表面等離激元增強長波及甚長波紅外探測器

在長波紅外波段,2010 年,Mousavi 等[85]在超薄的金屬-介質異質結中激發高局域的混合SSP,通過SSP 與介質薄膜中傳統的模式guided waves(GWs)或leaky Fabry-Perot(FP) modes 進行雜化,形成了具有高局域能力的混合SSP 模式,其電場被局域在介質薄膜中.另外,隨著小孔尺寸的變化SSP-FP 模式會相應發生變化,SSP-GW 基本保持不變.同年,Chang 等[86]在InAs 量子點長波紅外探測器表面集成了二維小孔陣列金屬薄膜,二維小孔陣列所激發的等離激元模式,使得紅外量子點探測器8.8 μm 處光響應相比較于無金屬小孔陣列的量子點器件增強了130%.2013 年,Ogawa 等[87]在金屬表面加工形成周期性的小孔陣列激發SSP實現具有波長選擇的紅外傳感器,通過改變小孔陣列的周期與直徑來吸收不同的波長.

在甚長波紅外波段,2014 年Zhao 等[88]利用金屬方形小孔陣列增強量子阱甚長波紅外探測器,當金屬光柵的周期為7 μm,小孔寬度為4.2 μm時,量子阱在16.44 μm 處的吸收率超過50%,相比較無光柵結構增強了30 多倍.2016 年,Liu 等[89]通過激發微腔模式與SSP 模式,并調控微腔模式與SSP 在光譜位置上重疊形成耦合模式,實現對入射光的高效耦合,相比較無金屬結構的量子阱器件在14.7 μm 處吸收增強了33 倍.在這些已報道相關工作中,通過SSP 模式有效的增強了長波及甚長波紅外探測器的吸收,其中某些工作的贗等離激元設計思路已與Garcia-Vidal 等[21]有較大區別.

7.3 其他增強機制及其紅外探測器應用

除了SSP 外,也可通過間隙等離激元和聲子極化激元增強長波及甚長波紅外探測器.間隙等離激元(gap plasmon,GP)是一種在兩塊極其靠近的金屬區域之間的介質內傳播的模式.金屬縫隙內的GP 模式把電磁場局域到遠小于波長的區域內,導致區域內存在很強的電場,可用于增強一些蛋白分子的熒光和拉曼光譜,或者增強低維材料、薄膜材料吸收.

例如在可見光波段,Wu 等[90]在Ag 納米顆粒表面包裹幾納米厚度的SiO2放置在MoS2上,Ag納米與MoS2底部的金屬陣列之間存在的狹縫存在較強的局域場,使得MoS2的光電流增強了880%.在長波紅外波段,2011 年,Schnell 等[91]通過逐漸變窄的錐形天線,引導激發的表面波壓縮到天線的尖端區域,把9.3 μm 長波紅外光匯聚到直徑60 nm(僅為波長的1/150)的納米光斑中,見圖13(a),(b).這類強局域模式,有望用于增強紅外探測器的信噪比.

圖13 (a) 錐形天線聚焦紅外光場的示意圖[91];(b) 近場成像顯示的電場|Ez|2 分布[91];(c) 帶有正方形小孔陣列的石墨烯/氮化硼/石墨烯多層結構示意圖[93];(d) 石墨烯/氮化硼/石墨烯多層結構吸收譜[93];(e) 模式[1,0]處的面內電場分布[93]Fig.13.(a) Schematic of tapered antenna focusing infrared light field[91];(b) near-field image showing electric field |Ez|2 distribution[91];(c) schematic of graphene/hBN/graphene multilayer structure with square hole array[93];(d) absorption spectrum of graphene/hBN/graphene multilayer structure[93];(e) in-plane electric field distribution at mode [1,0][93].

聲子極化激元(phonon polariton,PhP)模式來源于光學聲子與長波紅外光的相互作用,有潛力應用于紅外探測器中.2007 年,Korobkin 等[92]研究了帶有納米小孔陣列的SiC 薄膜的光學特性,對于小孔周期為7 μm、小孔直徑為2 μm 的幾何參數,測試結果顯示對s-偏振的入射光,在11.6 μm附近有著較高的吸收.2018 年,Hajian 等[93]設計了圖13(c)所示的graphene/hBN/graphene 的多層結構,通過石墨烯小孔陣列激發了等離激元-聲子極化模式,使器件在5—10 μm 存在多個吸收峰,見圖13(d).圖13(e)為模式[1,0]處的面內電場分布.

8 總結與展望

本文總結了當前人工微納結構增強長波及甚長波紅外探測器的研究進展,討論了表面等離激元、局域等離激元、諧振腔等多種調控機制及其在長波與甚長波紅外探測器的吸收、響應速度、偏振消光比等關鍵性能指標提升方面的應用.這些工作初步驗證了人工微納結構光學調控手段的應用前景,預示著人工微納結構-探測器集成技術將成為長波及甚長波紅外探測未來主要發展方向之一.

然而,人工微納結構與當前紅外探測器的進一步結合還存在一些技術性問題或原理性限制.首先,人工微納結構需要通過電子束光刻、等離子體刻蝕、納米壓印等工藝制備,這些工藝會不同程度的污染或損傷探測器材料(如MIM 微腔結構中對紅外探測器去襯底工藝、陷光結構中對探測器高深寬比刻蝕等).其次,焦平面紅外探測器是凝視型紅外探測系統的基礎,正不斷向小像元大面陣的方向發展以實現更高的空間分辨率.當前大多數的人工微納結構增強是為單元器件設計的,若仍基于現有增強機制實現長波及甚長波紅外波段的增強,將不可避免地面臨人工微納結構的特征長度(周期、直徑等)較大的問題,進而導致較強的光串擾或較低的像元密度.最后,當前人工微納結構對入射光的實時調控能力較弱,面對復雜環境下的動態適應與調控能力不足.

針對上述問題,本文指出在增強長波及甚長波紅外探測器方面,人工微納結構有待發展的方向:1) 在設計有增強結構的長波及甚長波紅外探測器時,應采用或發展均勻性高、損傷低及與傳統半導體工藝相兼容的工藝技術,如陷光結構可用刻蝕后表面光滑、缺陷密度少的高深寬比刻蝕工藝制備,再通過鈍化工藝減少微納結構制備過程帶來的影響;2) 對應現有增強機制在長波及甚長波紅外波段的各自局限性(如超透鏡微納結構的直徑一般是探測波長的幾倍、光柵耦合結構的周期與探測波長的接近),建立基于微納光學屬性的新理論,設計諸如橫向趨膚的傳輸模式的新增強機制,或基于新的光電探測器機制、新光電轉換材料設計新型人工微納結構,亦是增強紅外探測器未來的發展方向;3) 對于焦平面探測器,建立一個客觀的評價指標體系,綜合評估人工微納結構在焦平面中的增強效果、像元串擾等參數;4)突破目前采用的平面微納結構工藝,有效利用傾斜邊緣(如橫向趨膚效應結構)等特征,帶來準3 維設計自由度;5) 采用石墨烯、黑磷等可通過外電場、溫度場、壓力場等外界調控手段,改變自身光學特性的低維材料、相變材料等,設計可動態調控偏振消光比、波長選擇、光場聚焦能力的高集成度人工微納結構.如圖14 所示，隨著新工藝、新結構的深入研究和不斷發展,發展性能增強及多維度探測人工微納結構與高性能紅外探測器的進一步結合將拓寬紅外探測器的應用場景,為紅外探測器面向SWaP3指標和發展新一代的紅外探測器提供新的解決方案.

圖14 人工微納結構與紅外探測器高度集成化的新一代紅外探測器發展展望Fig.14.Development prospect of the new generation of infrared detectors with high-integration of artificial micro-and nano-structures and infrared detectors.