基于納米金屬陣列天線的石墨烯/硅近紅外探測器*

張逸飛 劉媛 梅家棟 王軍轉 王肖沐 施毅

(南京大學電子科學與工程學院,南京 210046)

金屬納米顆粒低聚體不僅具有等離激元共振效應實現光場亞波長范圍內的局域化和增強,還可以通過泄漏光場相互干涉實現法諾共振和連續態中的束縛態,從而使得電磁場更強的局域和增強.本文采用金納米低聚體超構表面作為石墨烯/硅近紅外探測器的天線,實現了光響應度2 倍的增強;通過調節納米金屬低聚體間夾角,發現當該夾角為40°時,光電流達到最大值,對應法諾共振最大的透射率,此時天線不僅匯聚光場能量還定向發射給探測器;當該夾角為20°時,光電流出現一個低谷,此時能量局域于低聚體內,金屬損耗減弱了等離激元增強效果.該工作通過時域有限差分法仿真和實驗相結合研究了低聚體超構表面光電耦合效率的動態過程,為提高光電探測效率提供了一種重要的途徑.

1 引言

超構表面是一種采用金屬或者介質材料在平面上制備出亞波長尺度的人工納米天線實現對光的強度、相位和偏振等參量進行調控的一種新型光學元件[1–4].其出現了諸如等離激元共振[5]、法諾共振(Fano resonance)[6–8]、連續域束縛態[9–11](bound state in continuum,BIC)等效應,極大地增強了光的局域化和光譜多維度分析能力,這些效應在探測器、激光器、成像和生物傳感等領域有重要應用并取得了長足進展,促進了儀器微型化和光電芯片集成化進程[12].根據Drude 模型,納米結構與光的相互作用允許一些光子被吸收,一些被散射,這種局域表面等離激元諧振會使納米顆粒具有很高的吸收摩爾消光系數轉變為納米顆粒的熱能,與此同時,瑞利散射得到大大增強,尤其是達到等離激元共振時,散射截面增大幾個數量級,因此提高天線散射到探測介質的效率,盡量減少熱損耗,可以大大提高探測效率[13].

近些年,成像技術的隨著微加工技術進步不斷在高像素、寬光譜多維度方向發展[14–16].在這種趨勢下,近紅外光譜的重要作用在一些領域中日益彰顯,在通信以及非可見光波段的應用場景越來越多[17,18].由于硅基 CMOS 的工藝非常成熟,在850 nm 工作波段的光纖通信探測和近紅外圖像傳感器,常使用硅作為感光材料,與可見光相比,硅對近紅外的吸收系數較低.因此,為實現充分的光電轉換,近紅外需要更厚的硅,以增大近紅外與硅的作用距離,提高光電轉換的效果.但是,硅厚度的增大會加劇像素間串擾問題,大大降低成像質量.為解決這一問題,業內多采取制作像素間隔離槽的方式來抑制串擾.但是高質量隔離槽的制造工藝具有挑戰性[19].另外,在大功率近紅外補光燈的照射下,隔離槽的抑制作用并不理想.所以本文采用1 μm 厚度的硅(silicon on insulator,SOI)作為襯底,制備石墨烯/硅肖特基結的探測器,在感光硅上制備人工光學微納結構,利用其局域表面等離激元效應實現增強硅基的光吸收.這里使用石墨烯/硅的結構,主要由于石墨烯厚度在原子層量級,光生載流子容易被肖特基結區分離和收集,提高器件響應速率.我們知道當納米顆粒相互靠近,偶極子相互耦合,光場相互干涉時,形成法諾共振進而出現(bound state in continuum,BIC)現象,實現對更窄頻率范圍內能量局域,尤其是像低聚體(如dimer,hexamer,septamer,······),多個納米結構之間相互作用雜化產生多個等離激元振蕩模式和耦合[6,20,21],出現了電磁場誘導透射增強現象[22],可以將更多的能量傳遞給顆粒下層的探測工作物質,從而增強探測性能.

基于前期工作結果[23]可知,邊長為250 nm,厚度為50 nm 的正方形金顆粒對于器件在850 nm探測光增強效果最明顯.因此本文采用的納米結構低聚體是由4 個邊長為250 nm,厚度為50 nm 的正方形金顆粒組成,兩個方塊一組相隔40 nm 兩組之間構成一個夾角θ,這樣的低聚體陣列作為石墨烯/硅近紅外探測器的天線,設計夾角θ 從0°到90°變化,周期分別為1.75 和1.2 μm.通過光電流掃描,發現有納米顆粒區域光響應度實現2 倍以上的增強;通過調節該夾角,發現當θ 為40°時,光電流達到最大值,通過 Lumerical 時域有限差分法(finite-difference time-domain,FDTD)仿真發現此時對應法諾共振最大的透射率;當θ 為20°時,光電流出現一個低谷,仿真結果表明此時金屬熱損耗最大,能量局域于低聚體內,金屬損耗減弱了等離激元增強效果.該工作通過仿真和實驗相結合研究了該超構表面光電耦合效率的動態過程,為提高光電探測效率提供了一種重要的途徑.

2 器件和納米結構制備

本文器件制備流程如圖1 所示,選用厚度為1 μm的n 型輕摻雜(摻雜原子濃度約3×1016cm–3) SOI作為襯底,通過光刻圖形化(photolithography)和反應耦合等離子體(inductive coupled plasma,ICP)刻蝕技術制備出200 μm × 200 μm 的硅島,如圖1(a)所示.再通過光刻圖形化和電子束蒸發技術(electron beam evaporation,EBE)在硅島上做好一對電極(5 nm Ti/45 nm Au),如圖1(b)所示,其中一個電極和硅島接觸,另一個電極在絕緣層襯底上與后續轉移的石墨烯相接觸.接下來通過電子束曝光的方式(electron beam lithography,EBL)圖形天線納米顆粒并采用EBE 蒸金屬5 nm Ti/45 nm Au 并剝離,如圖1(c)所示.最后將化學氣相沉淀方法生長的(chemical vapor deposition,CVD)石墨烯通過濕法轉移的方法轉移到硅島上面,并采用刻蝕方法將石墨烯和與硅接觸的電極斷開,這樣整個石墨烯/硅肖特基器件制備完成,如圖1(d)所示,器件顯微鏡照片如圖1(e)所示,石墨烯形狀完好,沒有破裂.圖2(a)為制備的納米天線陣列示意圖,夾角為θ,每個陣列大小約10 μm,天線正方形邊長為250 nm,周期為1750 nm,圖2(c),(d)為θ=0°和40°的納米天線的掃描電子顯微鏡圖片.

圖1 納米天線器件制備流程示意圖 (a) SOI 上刻蝕出硅島;(b)蒸鍍金屬接觸電極;(c)硅島上制備納米天線陣列;(d)轉移石墨烯薄膜;(e)器件顯微鏡照片Fig.1.Device with antenna fabrication process: (a) Si island fabrication from SOI substrate;(b) electrodes deposition with EBE technique;(c) nano-antenna fabrication by EBL and EBE;(d) transferring of graphene film;(e) optical photo of the device.

圖2 納米天線陣列SEM 表征圖 (a)納米天線結構示意圖;(b)一個周期單元結構和參數示意圖;(c),(d)納米天線SEM 表征圖,陣列的周期d=1750 nm,同一周期中每個納米顆粒之間的間距為100 nm,θ 分別為0°和40°Fig.2.SEM photos of antenna array: (a),(b) Schematic of the antenna array and the related parameters of one unit;(c),(d) SEM images of the gold nano-antenna array,with the values of θ angle are 0° and 40°,respectively,the period d of the array is 1750 nm and the gap between two nanoparticle is 100 nm.

3 納米陣列等離激元對光電探測增強效果

首先,對器件進行了微區光電流測試,測試的光路如圖3(a)所示,850 nm 激光通過20 倍物鏡聚焦照射在器件上,光斑直徑約1 μm,通過偏振片調節激光的線偏振方向和納米結構x軸方向一致,如圖2(a)所示x方向(與納米結構中心軸y水平垂直).然后,測試了器件的暗電流,有納米天線和無納米天線的暗電流基本一致(如圖3(a)),可見曲線是典型的背靠背肖特基的電流電壓特性曲線,金和硅以及硅和石墨烯都形成了肖特基接觸[24,25].我們挑選納米天線夾角為0°的納米顆粒陣列研究光電流增強情況,圖3(d)給出了有無納米天線的器件,在改變激光功率時光電流的變化趨勢,隨著功率從0.03 mW 增大到1.86 mW,光電流逐漸增大并趨向飽和達到1.05 ×10–4A,而沒有天線的石墨烯/硅探測區域光電流為5.45×10–5A,天線對光電流增強約2 倍,有天線時光電流響應度為56 mA/W,相比商用的PIN 結構硅探測器響應度低近一個數量級[17].本工作主要關注天線對探測性能提高的影響,沒有在器件結構上做進一步的優化.

圖3 具有納米天線結構的器件光電流表征 (a),(b)分別為光電流測試光路圖和測試平臺實物圖;(c)有無納米線天線的石墨烯/硅器件暗電流特性;(d)具有納米天線區域與沒有納米天線的區域光電流隨850 nm 激光功率的變化Fig.3.Photocurrent characterization of the device: (a),(b) Diagram of the optical path and the real measurement setup;(c) the dark current of the device with and without nano-antenna array;(d) photocurrent vs.laser power with 850 nm line of devices with and without nano-antenna array.

圖4(a)給出了制備出的器件暗場的照片,為了研究顆粒間距以及周期和夾角對探測效果的影響,設計了3 個區域的天線,分別是周期為1.2 μm、納米顆粒間距為40 nm 和100 nm 的I 和II 區,周期為1.75 μm、納米顆粒間距為40 nm 的III 區,每一個區域從右到左,由上到下,夾角θ 如圖中所標注從0° 到90°.圖4(b)給出了1 mW,850 nm激光輻照下的光電流掃描圖,可見有納米天線的探測區域光電流明顯高于無納米線天線的區域,周期為1.2 μm、間距為100 nm 的納米顆粒陣列區域整體上光電流更大一些.當研究夾角變化對納米結構天線光電流強度影響規律時,發現角度增大過程中,整體上光電流不斷增大,直到θ 為40°達到最大,隨后減小,最大增幅約為14%.然而,3 種結構中一致地出現當θ 為20°時,光電流隨夾角變化存在一個谷,而此時光電流大小與夾角為0°時相當,如圖4(c)所示.

圖4 不同夾角納米天線陣列的光電流表征 (a) 20 倍物鏡顯微鏡下納米天線陣列的暗場圖,從右到左分為3 個區域I,II 和III,d 為陣列周期常數,gap 為納米顆粒間距,每一個區域的陣列θ 角從0°到90°;(b) 1 mW 波長為850 nm 激光輻照下納米天線陣列的光電流mapping 圖;(c) 不同區域光電流大小隨夾角的變化Fig.4.Photocurrent characterization of nano-antenna arrays with different parameters as d,gap and θ.(a) The dark field image of the nanoantenna array under a 20× objective lens microscope is divided into three areas I,II and III from right to left.d is the array periodic constant,gap is the distance between nanoparticles,and the θ angle of each area is from 0° to 90°.(b) The photocurrent mapping of the arrays with 1 mW 850 nm laser.(c) The photocurrent vs.θcurves of the device with different periodic parameters.

4 夾角對天線效果影響以及仿真結果

為進一步理解光電流隨夾角變化這一現象背后的物理過程,采用Lumerical 中時域有限差分法(FDTD)進行仿真工作,仿真中選取納米顆粒邊長為250 nm、厚度為50 nm,納米顆粒間距為40 nm,周期為1200 nm,金屬選取Au (palik),周圍環境為空氣,夾角為以y軸為對稱軸,以上面兩個納米顆粒上邊靠近點連線中點為轉軸左右兩支的夾角.圖5(a)分別為夾角θ=0°—40°時該結構的透射和吸收譜圖,可以看到明顯的法諾共振.當兩個納米顆粒靠近時,在光場激勵下形成兩個極化子(偶極子),類似當氫原子靠近時軌道雜化一樣,兩個偶極子進行雜化形成了成鍵和反成鍵態[20],而多個顆粒就形成了多體耦合結構(多聚體)[26,27].這樣強耦合體系向平面泄漏或者輻射光將會產生干涉形成新的分立的泄漏模式,該模式和納米顆粒等離激元模式相耦合產生法諾共振.從仿真結果看,隨著角度增大,共振峰位以及強度沒有明顯變化.

圖5 納米天線透射光譜和夾角的關系 (a) FDTD 仿真計算的納米天線陣列的透射光譜隨θ 角的變化圖;(b) θ=16°,20°時的透射全譜Fig.5.Transmission spectra with the different θ: (a) Transmission spectra of the nano-antenna array with θ;(b) the typical transmission spectra of θ=16° and 20° simulated by FDTD method.

圖5(b)所示為夾角為16°和20°時的共振譜形,該譜形具有非對稱的結構,類似法諾共振耦合譜,主峰附近低能量的振蕩峰與多體耦合相關;夾角為16°的透射率更高一些,說明泄漏出來的光部分越來越多,當納米結構角度張開的時候,電場離開金屬一定距離,能量主要集中在張開的間隙之間[28,29],這樣就會減小金屬本身的熱耗散,這一點也可以從光電流mapping 的結果得到驗證,納米顆粒間距為100 nm 時光電流比間距為40 nm 的天線陣列對光電流增強效果明顯.與此同時本文中納米結構低聚體可以看作一對定向張開的天線,通過天線匯聚的光場朝張角方向輻射.天線匯聚的光經由石墨烯和硅直接吸收產生載流子,載流子在電場作用下被快速抽取形成光電流.入射光為透射共振高峰的電場能量分布圖和坡印亭矢量圖也驗證了這一推論,圖6(a)—(f)為夾角θ=0°,20°和40°時的納米顆粒底面的電場能量分布圖和坡印亭矢量圖,可以看到間隙處有明顯的能量分布,從坡印亭矢量看,θ 為0°和20°能流多形成漩渦,從而形成駐波,由于距離納米顆粒比較近,所以金屬耗散相對比較大;而θ 為40°時,能流離開顆粒,在平面內流向介質,容易被探測物質吸收和探測,因此探測器響應度隨著夾角增大而增強,而在20°附近出現低谷.進一步從仿真中提取出納米顆粒陣列吸收系數隨夾角的變化,結果以mapping 形式在圖7 中給出.可以看到,隨著夾角增大,納米陣列吸收變得越來越小,從20°開始,吸收明顯減弱.需要指出的是,為了簡化仿真過程,沒有考慮襯底影響,所以仿真結果波長比實驗波長有紅移,基于前期工作進行了波長校準.

圖6 透射尖峰波長處探測器表面電場和坡印亭矢量分布圖,其中夾角θ 分別為(a),(b) 0°;(c),(d) 20°;(e),(f) 40°Fig.6.Electric field and Poynting vector distribution at the transmission peak wavelength,θ equals to (a),(b) 0°,(c),(d) 20°,(e),(f) 40°.

圖7 FDTD 仿真計算的納米天線陣列的吸收光譜隨θ 角變化的mapping 圖Fig.7.Simulation results of the extinction coefficient of the antenna with θ.

5 結論和討論

基于石墨烯/硅肖特基探測器研究了金屬納米結構等離激元天線的夾角對光場增強的影響,整體上天線對光響應度實現了兩倍的增強.當夾角從0°到90°變化時,光電流先增大,后來趨向飽和,當該夾角為40°時,光電流達到最大值,對應法諾共振最大的透射率,此時天線不僅匯聚光場能量還定向發射給探測器;當該夾角為20°時,光電流出現一個低谷,此時能量局域于低聚體內,金屬損耗減弱了等離激元增強效果.可以進一步推測,泄漏場的干涉有望實現BIC,從而輻射能量得以消除,將能量集中于結構內,然而由于金屬材料損耗比較大,又由于襯底介電常數以及吸收特性,無法進一步得到BIC 現象.該工作通過時域有限差分法仿真和實驗相結合,研究了多個納米顆粒組成的多聚體超構表面光電耦合效率的動態過程,為提高光電探測效率提供了一種重要的途徑.