Voordelige flexibele ZnO-microdraden Array Ultraviolette fotodetector ingebed in PAVL-substraat

Resultaten en discussie

Afbeelding 1b geeft een typisch SEM-beeld weer van de gesynthetiseerde MW's. De MW's bleken diameters van 40-50 m en lengtes van enkele millimeters te hebben. Het XRD-patroon van de ZnO MW's in figuur 1c geeft de wurtzietstructuur aan; er werd geen secundaire fase gedetecteerd in het XRD-patroon [42]. Het absorptiespectrum van de bereide ZnO MW's wordt weergegeven in figuur 1d, wat een goede kristalliniteit aangeeft met lage tekortkomingen [43].

Figuur 3 toont gefabriceerde ZnO MW-array PD zonder buigen (Fig. 3a), 90° buigen (Fig. 3b) en 180° buigen (Fig. 3c). Afbeelding 4 toont IV-kenmerken van ZnO MW-array PD-apparaten met en zonder UV-lichtverlichting, 90° buigen en 180° buigen. Het lineaire gedrag duidt op ohms contact vanwege een lagere werkfunctie van ZnO (4,5 eV) in vergelijking met die van Au (5,1 eV) [44], wat leidt tot bandvervorming en de vorming van het uitputtingsgebied naast de interface. Zodra de kruising wordt verlicht door het UV-licht (380 nm), bewegen de elektronen en gaten die in het uitputtingsgebied worden gegenereerd, onmiddellijk in tegengestelde richtingen door de ingebouwde potentiaal die aanleiding geeft tot het genereren van circuitstroom. De stroom nam dramatisch toe, wat illustreert dat de flexibele PD een hoge gevoeligheid bezit. De flexibele UV PD's hebben meestal een lagere fotostroom vergeleken met de traditionele PD's op basis van Si/SiO₂ substraat vanwege het slechte contact tussen het materiaal en de flexibele ondergrond. Maar in deze studie hebben de ingebedde ZnO MW-arrays uitstekend contact met PAVL-substraat, wat blijkt uit de hoge gevoeligheid. Het Fermi-energieniveau in ZnO is hoger dan dat van Au. Daarom zullen elektronen van de ZnO-zijde naar Au diffunderen en zal een potentiaalbarrière worden gevormd die de verdere elektronenstroom over de Schottky-overgang zal tegengaan. Wanneer een externe spanning wordt toegepast, creëert dit een negatieve piëzopotentiaal op het grensvlak van de Schottkey-overgang, waardoor elektronen worden gedwongen om weg te bewegen van het grensvlak. De afstoting van elektronen van de interface zal de interface verder uitputten en de hoogte van de potentiële barrière verhogen. Hoewel een toename van de hoogte en breedte van de barrière geschikt is voor foto-exciteerde extractie en scheiding, zal dit het transportgedrag veranderen vanwege het piëzoweerstandseffect. De verandering in het transportgedrag is echter een symmetrisch effect dat alleen de soortelijke weerstand van de halfgeleider verandert, niet de interface-eigenschappen. In dit werk wordt het ladingstransportproces als gevolg van asymmetrische variatie van stroom onder negatieve en positieve voorspanning gedomineerd door piëzo-elektrisch effect. Daarom neemt de fotostroom af met de toename van de buighoek.

Het schema van ZnO MW-array PD wanneer er a . is niet buigen, b 90° buigen, en c 180° buigen

I–V-karakteristiek in het donker en onder UV-verlichting bij verschillende buighoeken. De inzet (links) toont de door buiging veroorzaakte niet-mobiele ionische ladingen aan de buitenste (positieve) en binnenste (negatieve) oppervlakken van de ZnO MW, en de inzet (rechts) toont het piëzo-geïnduceerde elektrische veld en de piëzopotentiaalverdeling aan het kruis -sectie van de gebogen ZnO MW

Wang et al. heeft het effect van piëzo-elektrisch effect op elektronische transporteigenschappen van ZnO-nanodraden (NW's) [45] besproken. De positieve en negatieve lading van respectievelijk buitenste uitgerekte (positief gespannen) en binnenste gecomprimeerde (negatief gespannen) oppervlak in een gebogen ZnO NW werden toegewezen als de reden van verandering in IV-kenmerken (inzet van figuur 4). De inductie van deze statische ionische ladingen gebeurt door het piëzo-elektrische effect. Het piëzo-elektrische veld langs het NW wordt gegeven door E = ɛ /d , waar ɛ en d zijn respectievelijk rek en piëzo-elektrische coëfficiënt. Er werden twee mechanismen gepostuleerd om de reductie in geleiding van NW te beschrijven:(i) de effectieve dragerdichtheid van ZnO NW neemt af naarmate de vrije elektronen bij de binnenste boog en ionen op het buitenste boogoppervlak van het gebogen NW vallen; (ii) de vermindering van de breedte van het geleidende kanaal als gevolg van afstoting van elektronen over de breedte, door het geïnduceerde piëzo-elektrische veld.

In ons werk speelt de zachte laag PVAL in dit MW-array UV PD-apparaat een cruciale rol in elektronisch transport. De elektronenvangst bij de interfacetoestanden bouwt een uitputtingsgebied op binnen de MW's, wat resulteert in het verkleinen van het effectieve kanaalgebied en het creëren van de oppervlaktepotentiaalbarrière ɸ_s tussen de MW's en de PVAL-diëlektrica. Wanneer ZnO MW UV PD-apparaten worden gebogen, wordt de elektronenvangst bij de interfacetoestanden beïnvloed door verschillende geladen oppervlakken die worden geïnduceerd door het piëzo-elektrische effect, wat resulteert in de verandering van transportkenmerken.

In de niet-gebogen ZnO MW UV PD produceert het invangen van elektronen ɸ_s en de band buigt naar boven. Wanneer externe kracht wordt uitgeoefend om de ZnO MW-array PD te buigen, buigt de uitgeoefende spanning ook de ZnO MW's. Het buigen van MW's induceert piëzo-elektrische potentiaal ɸ_PZ door beweging van Zn ²⁺ ionen verwijderd van O ²⁻ ionen. Het effectieve potentieel aan de interface varieert als gevolg van het effect van ɸ_PZ op ɸ_s door de elektronische transporteigenschappen van ZnO MW-array PD te veranderen als gevolg van variatie in elektronenvangst. Negatieve lading verschijnt aan de gecomprimeerde kant van ZnO MW, wat het opsluiten van elektronen als gevolg van afstoting aan deze kant vermindert. Terwijl de uitgerekte ZnO MW-zijde een positieve lading heeft, wat het vangen van vrije elektronen verbetert.

Een rode verschuiving in de fotoresponsgolflengte (Fig. 5) werd waargenomen door de buighoek te verkleinen. Eerste principe DFT-simulaties zijn uitgevoerd op deze ZnO MW's onder zuivere trek- en drukspanningen om door spanning geïnduceerde verandering in de bandgap te evalueren [46]. Voor deze simulaties werden de ZnO MW's axiaal gespannen. Alle structurele optimalisaties en energieberekeningen werden uitgevoerd op basis van pseudopotentialen met gelokaliseerde atomaire orbitale basissets binnen de Perdew-Burke-Ernzerhof algemene gradiëntbenadering geïmplementeerd in de code SIESTA [47, 48].

De fotoresponsgolflengte van ZnO MW-array PD bij verschillende buighoeken (0°, 90° en 180°)

Om een ​​relatie tussen de buighoek en bandgap te verkrijgen, werden bandgaps bij verschillende buighoeken gemeten; de gegevens worden getoond in Fig. 6. De bandgap kan ook worden berekend als een functie in het kader van een zes-bands effectieve massa-envelopfunctietheorie [49]. Een significante vermindering van de bandgap werd waargenomen met een afname van de buighoeken. De bandgap neemt af van 3,37 eV (bulk) tot 3,29 eV als gevolg van een toename van de buighoek van respectievelijk 0° tot 180°, wat in overeenstemming is met de theorie van de zes-bands effectieve-massa-envelopfunctie.

Bandgap van ZnO MW's bij verschillende buighoeken

De bandgap en weerstand van deze ZnO MW's werden veranderd met buigen samen met fotostroom en de fotoresponsiviteit van de ZnO MW-array UV PD veranderde ook. Afbeelding 7 toont de spectrale fotoresponsiviteit van ZnO MW-array UV PD bij verschillende buighoeken. Het is duidelijk dat de fotoresponsiviteit afneemt met de toename van de buighoeken. De fotoresponsiviteiten werden gemeten als 29,6A/W, 17,1A/W en 0,95A/W voor de buighoek van respectievelijk 0°, 90° en 180°. Hoewel de externe stress de fotoresponsiviteit van de ZnO MW-array UV PD vermindert, maar zelfs bij een buighoek van 180 ° reageert het nog steeds op UV-straling. Bovendien werd de fotoresponsiviteit van het ZnO MW-array UV PD-apparaat hersteld bij het losmaken van het apparaat.

Spectrale afhankelijkheid van de fotoresponsiviteit van ZnO MW-array UV PD bij invallend vermogen van 1 μW met 5 V bias bij verschillende buighoeken (0°, 90° en 180°)

Afbeelding 8 geeft de afhankelijkheid van de vervaltijden van de buighoek weer voor het ZnO MWs-array PD-apparaat. 266 nm Nd:YAG gepulseerde laser werd gebruikt om het PD-apparaat 30 ns (pulsbreedte) te verlichten en er werd een bias van 10 V toegepast. Er werd een vermindering van de vervaltijd waargenomen bij een toename van de buighoek. De corresponderende waarden voor de vervaltijd bleken 6,18 ms, 6,02 ms en 4,27 ms te zijn voor de buighoeken van respectievelijk 0 °, 90 ° en 180 °. De stijgtijd bleek 4,08 s te zijn, wat wordt beperkt door de pulsduur (inzet in Fig. 8). De vermindering van de vervaltijd kan worden verklaard door te kijken naar de banddiagrammen van deze MW's voor niet-gebogen en gebogen gevallen. Aan het oppervlak van deze n-type ZnO MW's bestaat een uitputtingslaag van de ruimtelading, en fermi-energieniveaupinnen tussen de verboden opening aan het oppervlak [50, 51]. De breedte van de uitputtingslaag hangt af van de dikte van MW en de atmosfeer en het dopingniveau die kunnen worden gecontroleerd door deze factoren te manipuleren. In de niet-gebogen ZnO MW, geleidingsbandrand (E _c ) en valentiebandrand (E _v ) buig naar boven nabij het oppervlak van MW en het gebied van uitputting van de ruimtelading strekt zich uit tot E _c en E _v band, zoals schematisch weergegeven in figuur 9. Daarom migreren foto-geëxciteerde gaten naar het oppervlak en blijft het elektron bij voorkeur in het binnenste deel van het MW. De hoge oppervlakte-tot-volumeverhouding van MW's speelt een belangrijke rol bij het gemakkelijk opvangen van gaten aan het oppervlak. Het vangen van dragers in oppervlaktevallen is het dominante recombinatiemechanisme [52]. De scheiding tussen foto-geëxciteerde elektronen en gaten vermindert de recombinatie van niet-evenwichtsdragers. Daarom moeten elektronen, om te recombineren met gaten aan het oppervlak, een potentiaalbarrière ɸ_i passeren (Fig. 9a). Wanneer oppervlakterecombinatie de vervaltijd van de aanhoudende fotostroom regelt, wordt de recombinatiesnelheid gegeven door exp(−ɸ_i /kT ) [52].

De reactietijd van het ZnO MW-array UV PD-apparaat voor 266 nm gepulseerde laserverlichting gedurende 30 ns bij een frequentie van 50 Hz onder een voorspanning van 10 V bij verschillende buighoeken (0°, 90° en 180°)

een Het banddiagram voor een niet-gebogen MW:de geleidings- en valentiebandranden zijn gebogen nabij het oppervlak als gevolg van de oppervlaktespeling van het Fermi-niveau. De intrinsieke oppervlakte-recombinatiebarrière ɸ _ik wordt ook getoond. b Het pleidooi voor een gebogen MW:het piëzo-geïnduceerde elektrische veld verlaagt de oppervlakterecombinatiebarrière van ɸ _ik naar ɸ _b

Voor het buigende geval wijzigt het geïnduceerde piëzo-elektrische veld energiebanden. Aan het negatief geladen oppervlak van het MW, E _v beweegt naar while E _c beweegt weg van Fermi-niveau. Terwijl, nabij het positief geladen oppervlak, beide E _v en E _c komt dichter bij Fermi-niveau, zoals weergegeven in Fig. 9b. De intrinsieke recombinatie barrière ɸ_i (Fig. 9a) voor het niet-gebogen geval is hoger dan dat van de potentiële barrière ɸ_b voor de buigkast (Fig. 9b). Daarom neemt de recombinatiesnelheid toe als gevolg van verlaging van de ɸ_b bij buigen. De vervaltijden voor het buigende geval worden ook korter omdat het afhankelijk is van de recombinatiebarrière.