Foto-elektronische eigenschappen van end-bonded InAsSb nanodraadarraydetector onder zwak licht

Resultaten en discussie

Figuur 1 toont elektronenmicroscopie-onderzoeken van de InAsSb NW's. Figuur 1a is een SEM-afbeelding met gekanteld aanzicht, die de diameters van de NW's laat zien van 100 tot 200 nm en de lengte varieert van 6 tot 8 μm. Figuur 1b toont een helderveld (BF) TEM-beeld van een typische individuele NW, wat wijst op een klassieke taps toelopende structuur. Langs de axiale richting vertoont de samenstelling van het NW een matige geleidelijke verandering en de gemiddelde Sb-concentratie is hoog tot 30% op basis van onze kwantitatieve EDS-analyse (details beschikbaar in aanvullend bestand 1:figuur S2). Figuur 1c toont het HRTEM-beeld van het middelste deel van het NW, waarmee het bestaan ​​van de tweelingvlakken wordt bevestigd. Het geselecteerde gebiedselektronendiffractiepatroon (SAED) getoond in figuur 1d verifieert ook de twinningstructuur, en er kunnen twee sets ZB (zinkblend)-gestructureerde diffracties worden onderscheiden. Het Sb-element kan worden gebruikt als een oppervlakteactieve stof en onderdrukt de WZ (wurtziet) fase van InAs NW's [31], waardoor de structuurfaseverandering van WZ naar ZB wordt bevorderd. In ons geval is de V/III-verhouding  ~ 11, wat leidt tot een V-rijke omgeving, die de kiemvorming van de ZB-structuur [32] bevordert, maar waarbij een paar tweelingvlakken overblijven. Het onderzoek naar de twinningstructuur in InAsSb NW's beweerde dat de verplaatsing aan de grens een ongelijke lokale Sb-verdeling zou veroorzaken [12], wat de elektronenverstrooiing of het opvangen van dragers [33] bevordert.

Geavanceerd elektronenmicroscopieonderzoek op InAsSb NW's. een Een gekanteld SEM-beeld van de NW's. b Helderveld (BF)TEM-afbeelding van een individuele NW. c TEM-afbeelding (HRTEM) met hoge resolutie genomen vanuit het midden van het NW vanuit het gemarkeerde gebied in b . d Bijbehorend SAED-patroon (selected area electron diffraction) uit c

De apparaatstructuur wordt geïllustreerd in Fig. 2a, waarin de Au-film de boven- en onderkant van de array bedekt. Het SEM-beeld van het apparaat wordt weergegeven in aanvullend bestand 1:figuur S3, waar de resterende lengte ongeveer 3 µm is en bijna alle NW's zijn geïntegreerd. De fotoresist wordt gebruikt om de NW's oriënterend te houden en de NW's te integreren in een uithardingsapparaat; op deze manier is het apparaat meer anti-oxidatie en geschikt voor de toepassing. De taps toelopende structuur wordt gebruikt in amorf silicium NW's array-apparaat, wat een verbeteringsabsorptie aantoont en is ongevoelig voor de invalshoek [34]. Figuur 2b is een schetskaart van de Au-InAsSb-interface bepaald door het MIGS-model. Figuur 2c, d bevestigt een bijna constante geleiding onafhankelijk van de temperatuur, en de waarde van de geleiding is ongeveer 1 × 10 ^–7 Ω ⁻¹ . De I-V-curven bij 2 K en 300 K zonder invallend licht worden getoond in Fig. 2d. De individuele nanodraad heeft een veel grotere waarde van de geleidbaarheid die wordt weergegeven in Aanvullend bestand 1:Figuur S4. Het array-apparaat is equivalent aan een parallelle schakeling waaraan duizenden individuele NW's zijn toegevoegd, zodat de theoretische geleiding een veel grotere waarde had moeten zijn. Bovendien hebben we twee basiskennis over de geleidingsgerelateerde zaken:(1) de geleiding van individuele NW vertoont een sterke afhankelijkheid van de temperatuur; (2) de array-apparaten gemaakt van InAs NW's in onze studie hebben ook een constante geleiding. Daarom concluderen we dat het contact tussen het metaal en de halfgeleider in dit apparaat een aanzienlijke weerstand heeft die de algemene uitgangskarakteristieken domineert.

Structuur en elektrische eigenschappen van het InAsSb NW-arrayapparaat. een Schetskaart van het apparaat, met de SEM-afbeelding in de inzet. b Het energiediagram van de Au-InAsSb-interface geeft aan. c  De temperatuurafhankelijke geleiding van het apparaat. d I–V-curven bij respectievelijk 2 K en 300 K zonder licht

Wanneer Au wordt verbonden met de InAsSb NW's via een eindgebonden contact, vindt de ladingsoverdracht plaats aan het grensvlak via de staarten van de metalen elektronengolffuncties, wat het continuüm van MIGS wordt genoemd [18]. De herverdeling van de lading op de interface vond plaats zodra de contactformulieren ook interface-dipolen zouden veroorzaken [35]. Volgens het MIGS-model wordt de hoogte van de interfacebarrière bepaald door \({\Phi }_{\mathrm{Au}}\) (de werkfunctie van het metaal), \({\Phi }_{\mathrm{NW }}\) (de elektronenaffiniteit van de InAsSb NW) en \({\Delta }_{i}\) (de spanningsval als gevolg van een interface-dipool die optreedt bij de vorming van de interface). De \({\delta }_{i}\) is de afstand van de door het metaal veroorzaakte spleettoestanden. De elektronische status wordt weergegeven in Fig. 2b. De interface-dipool zou een extra barrière voor elektronen kunnen creëren [36], maar het effect is beperkt in een gebied van de \({\delta }_{i}\). Bovenal worden de intrinsieke eigenschappen van het apparaat gemoduleerd door de grote parasitaire contactweerstand [37]. In ons apparaat vermindert de grote contactweerstand de donkerstroom effectief, terwijl de waarde onafhankelijk is van de temperatuur. Op deze manier kan de dragerconcentratie worden beperkt in een gunstig bereik voor lichtdetectie. Maar het mechanisme van contactweerstand als gevolg van de interface-dipool die constant blijft met verschillende temperaturen, blijft gedetailleerder onderzoek.

In Fig. 3a geven we de stromen van het apparaat weer van 2 tot 120 K met en zonder de lichtverlichting, en de rest wordt weergegeven in Aanvullend bestand 1:Afbeelding S5. De statussen van LED zijn afgestemd met de tijd, waarin de statussen "AAN" en "UIT" respectievelijk 60 s zouden blijven. De specifieke stroomwaarden van de LED die wordt weergegeven in de status "AAN" zijn respectievelijk 10, 20, 50, 100, 200, 500, 1000, 2000 en 3000 uA. De meting wordt gedaan bij verschillende temperaturen van 2 tot 300 K. De inzet in Afb. 3a toont de omstandigheden met de drie zwakste lichtbronnen (ongeveer 4–10 nW/cm ² ) verlichting, wat een vergelijkbare tendens aangeeft met Fig. 3a. Er kunnen echter duidelijk verschillende optische gedragingen worden vastgesteld met het zwakste licht, vooral voor de langzamere reactiesnelheid en een enigszins aanhoudende fotogeleiding. Afbeelding 3b toont de responstijd van het apparaat bij 20 K, terwijl de stroom van de LED 2000 μA is. Het is vermeldenswaard dat Fig. 3c wordt verkregen in de omgevingsomgeving bij kamertemperatuur. Wat nog belangrijker is, de lichtbron die we hier hebben gebruikt, zijn allemaal LED's en de waarden van de lichtintensiteit zijn 4000 nW/cm ² (260 nm), 558 nW/cm ² (620 nm) en 14 nW/cm ² (945 nm), respectievelijk. Afgezien van de fotoresponsiviteit, kunnen we uit de reactiesnelheden met verschillende lichtgolflengten concluderen dat de InAsSb NW's een betere respons hebben op het infraroodlicht.

Tijdsafhankelijkheid van de source-drain-geleiding onder verschillende temperaturen. een De fotorespons van het apparaat bij verschillende temperaturen tot 620 nm LED met de verschillende ingangsstroom. b De responstijd van het apparaat bij 20 K, terwijl de ingangsstroom van LED 2000 μA is. c De golflengte-afhankelijkheid foto-elektrische prestaties van het apparaat bij kamertemperatuur met de verlichting van 260 nm, 620 nm en 945 nm. De inzet toont een vergrote versie van de fotorespons naar 260 nm LED

Afbeelding 3a laat zien dat ons apparaat een snelle en duidelijke positieve reactie heeft op de verandering van LED-statussen onder verschillende temperaturen, en de fotogeleiding neemt toe met de LED-stroom. Zonder lichte verlichting is de geleidbaarheid van het apparaat ongeveer 1,04 × 10 ^–7 Ω ⁻¹ , wat overeenkomt met de outputtest die wordt getoond in Fig. 2c. Bij een vaste temperatuur is de waarde van ΔG (gedefinieerd als de geleidbaarheid minus de donkere geleidbaarheid) neemt bijna lineair toe met de LED-stroom die de lichtintensiteit vertegenwoordigt. Wanneer de lichtbron werd geblokkeerd, keert de stroom van het apparaat onmiddellijk terug naar de oorspronkelijke staat. De maximale waarde van ΔG in deze plot is 3,2 × 10 ^–8 Ω ⁻¹ bij 10 K. Opgemerkt moet worden dat er in deze plot twee soorten fotorespons kunnen worden onderscheiden:

1. 1.

   voor de meeste temperaturen nemen de stromen snel toe zodra de LED is ingeschakeld, en de stromen zijn stabiel zolang de LED aan is;

2. 2.

   bij 10 K en 20 K neemt de stroom ook snel toe met de lichte verlichting. Toch neemt de stroom een ​​lichte afname met de LED aan, waardoor er een staart in de plot achterblijft, die niet wordt gevonden bij andere temperaturen.

Om het intrinsieke mechanisme in de twee verschillende soorten fotorespons te verduidelijken, wordt de informatie over de responssnelheid bij 20 K wanneer de stroom van de LED 2000 μA is, als bewijs geëxtraheerd en de specifieke waarden worden getoond in Fig. 3b. De responstijd [38, 39] (τ _ris die het tijdsverschil van de 90% huidige piek tot de 10% huidige piek vertegenwoordigt) wordt bepaald als 1,8 s, terwijl de hersteltijd (τ _rec tegengesteld gedefinieerd) is 2,4 s, wat bijna constant is in het gehele temperatuurbereik. Voor 10 K en 20 K is de vertragingstijd van de "staart" -structuur ongeveer 15,7 s, wat verrassend afwezig is wanneer de verlichting van LED-stroom kleiner is dan 500 μA. Gecombineerd met de zwakke lichtconditie in de inzet van figuur 3a, kunnen drie soorten fotorespons bij 10 K en 20 K worden aangetoond. Bij het zwakste licht (10-50 μA) neemt de stroom langzaam toe met de tijd. Wanneer de LED-stroom wordt verhoogd tot 100-500 μA, wordt de reactie snel. Zodra de stroom meer dan 1000 A is, wordt de staart gevormd. Met andere woorden, alleen voldoende lichtintensiteit kan de voorbijgaande "staart" -structuur activeren. Soortgelijke "staart" -structuren zijn algemeen gerapporteerd in InAs NW's [40, 41]. De lichtbronnen in deze rapporten zijn allemaal lasers met een hoge lichtintensiteit, wat consistent is met ons resultaat dat de "staart" -structuur alleen verschijnt in de lichtzones met hoge intensiteit. Ze beweerden dat de "staart" afkomstig is van het vertraagde effect dat overeenkomt met het vangen en ontdoen van dragers op de oppervlaktetoestanden [42]. Voor InAsSb NW's zijn de oppervlaktetoestanden in ons geval meer onvermijdelijk vanwege het ernstige oppervlakteactieve effect dat is opgenomen met Sb [43]. Daarom verwachten we dat de "staart" -structuur afkomstig is van de defecte toestanden van de twinningstructuur, alleen elektronen opsluiten bij bepaalde temperaturen met sterk genoeg lichtondersteuning.

Voor een bepaalde fotodetector kan de fotoresponsiviteit worden uitgedrukt door [44]

waarbij \({I}_{\mathrm{p}}\) de fotostroom van het apparaat is, \(P\) het lichtvermogen op het apparaat is en \(A\) het effectieve gebied van het apparaat vertegenwoordigt. Voor ons apparaat is het effectieve gebied van het apparaat 1 mm ² die wordt bepaald door het masker dat wordt gebruikt tijdens de verdamping van de elektroden, en het lichtontvangende gebied van de fotometer is 0,9 cm ² . Onder deze omstandigheden kan de fotoresponsiviteit van het apparaat worden bepaald op respectievelijk 4,25 mA/W (260 nm), 1,27 A/W (620 nm) en 28,57 A/W (945 nm), wat het potentieel van InAsSb verder bevestigde NW sandwich-gestructureerd apparaat in infrarooddetectie.

De fotodetectie van een apparaat kan worden weergegeven als [14]

waar R is de fotoresponsiviteit van het apparaat en e is de elektronische lading. Ik _donker vertegenwoordigt de donkerstroom van het apparaat en de waarde is 10,8 nA. Met de onderdrukte donkerstroom in de InAsSb NW-sandwichstructuur, bereiken de waarden van \({D}^{*}\) van de fotodetector 7.28 × 10 ⁷ (260 nm), 2 × 10 ¹⁰ (620 nm) en 4.81 × 10 ¹¹ cm·Hz ^1/2 W ⁻¹ (945 nm), respectievelijk. Met name de duty-ratio van NW's in deze arraystructuur is kleiner dan 50%, waardoor de werkelijke R en \({D}^{*}\) groter is dan het berekende resultaat. De hoge R en \({D}^{*}\) worden niet alleen toegeschreven aan het lichtvangende effect van het array-apparaat, maar komen ook voort uit de interfacestructuur [2]. Vergeleken met de op nanodraad gebaseerde fotodetectoren samengevat in Ref. [45], heeft de bedrijfstemperatuur van 300 K voor ons apparaat een superieur toepassingspotentieel in echte omgevingen [6]. Bovendien zou de fotoresponsiviteit van ons eenvoudig te vervaardigen InAsSb NW-arrayapparaat (28,57 A/W bij 945 nm) bij kamertemperatuur de meeste gecompliceerde NW-gebaseerde apparaten (WSe₂) kunnen overtreffen. /Bi₂ Te₃ :20 A/W bij 980 nm [46], PtSe₂ /perovskiet:0,12 A/W bij 800 nm [47]). Hoewel de interface-dipool experimenteel onbereikbaar is, kunnen de uitvoerkenmerken in figuur 2 solide bewijs leveren voor het bestaan ​​ervan in ons apparaat. Zoals gesuggereerd in de vorige discussie, zou de grenslaag van het apparaat kunnen functioneren als het optische dipoolrooster met de lichtverlichting, wat zou kunnen bijdragen aan een grotere veldverbeteringsfactor. Dit effect wordt in eerdere studies aangeduid als interface dipool enhancement effect (IDEE). De IDEE werkt voor een groter golflengtebereik dan het oppervlakteplasmonverbeteringseffect dat alleen bestaat binnen het resonantiegolflengtebereik. Het verbeteringseffect rond de grensvlakken en het lichtvangende effect van het array-apparaat werken samen voor de detectie van zwak licht in ons apparaat.

Figuur 4 toont de relatie tussen de fotorespons van het InAsSb NW-apparaat als functie van temperaturen (Fig. 4a) en de lichtintensiteit (Fig. 4b). De waarde van \({I}_{p}\) is de extreme waarde die de fotostroom kan krijgen met het licht aan. De fotorespons wordt genormaliseerd door de exacte lichtintensiteit om zijn invloed op de neiging af te schermen. In eerste instantie kunnen we een vergelijkbare tendens concluderen met verlichting met verschillende lichtintensiteit. In alle grafieken neemt de absolute fotogeleiding toe van 2 tot 20 K en neemt vervolgens af tot 80 K, waarbij de eerste piek rond de 20 K blijft en de tweede piek rond 100-120 K. Het temperatuurbereik van deze piek komt overeen met de specifieke temperatuur bereik waar de voorbijgaande fotostroom "staart" bestaat. De andere piek ligt rond de 100–120 K en de specifieke locatie verschuift naar een hogere temperatuurzone met toenemende lichtintensiteit.

een De temperatuurafhankelijkheid van ΔG gemeten met verschillende lichtintensiteiten. b De machtsafhankelijkheid van ΔG gemeten bij verschillende temperaturen. c De bandstructuur van het apparaat met voorspanning. d De bandstructuur van het apparaat met de lichte verlichting

De fotostroom kan worden uitgedrukt door [28]

waarbij \(q\) de elementaire lading is, \(g\) de generatiesnelheid van de fotodrager is, \({V}_{\mathrm{NW}}\) het NW-volume is, \(\tau\) de levensduur van een minderheidsdrager, en \({\mu }_{d}\) is de driftmobiliteit en \(l\) is de NW-lengte. Deze vergelijking verduidelijkt de levensduur van minderheidsdragers en driftmobiliteit zijn twee belangrijke parameters voor de fotostroom [43]. Het opto-elektrische proces van het InAsSb-array-apparaat wordt getoond in Fig. 4c, d. Voordat het licht wordt geïmporteerd, vormen de elektronenoverdracht tussen Au en InAsSb NW's de donkerstroom. De spleettoestanden als gevolg van de interface-dipool zijn kort genoeg voor de overdracht van de drager met voldoende momentum. In ons apparaat kunnen de interfacetoestanden die worden geïnduceerd door de native twinning-structuur en de gefabriceerde geïnduceerde defecten beide fungeren als vangsttoestanden. Als het licht aan was, zouden de overtollige elektronen met voldoende energie en momentum worden gevangen op de grensvlakken, zoals weergegeven in processen I en III. De verminderde elektronenconcentratie maakt de mobiliteit in het kanaal groter en verlengt de levensduur van de fotogegenereerde elektronen. Aan de andere kant verstrooien de gevangen elektronen in de interface-toestand de elektronen in het kanaal en doen de mobiliteit afnemen. De vrijgekomen elektronen zouden via proces IV terugkeren naar de geleidingsband en deelnemen aan de stroom. De elektronen met lagere energie zouden op de geleidende band worden gemotiveerd en deelnemen aan de stroom zoals getoond in proces II. Na een tijdje zouden de elektronen recombinant worden met de gaten die in de valentieband zijn achtergebleven, zoals weergegeven in proces V. We kunnen twee soorten verstrooiingsprocessen in het apparaat concluderen:de invangende elektronenverstrooiingscentra en elektron-elektronverstrooiing in het kanaal [49] . Meer invangende elektronen op de grensvlakken zouden de mobiliteit van de drager en de concentratie van de drager in het kanaal verminderen. Vervolgens zou de elektron-elektronverstrooiing worden verzwakt en op zijn beurt de mobiliteit vergroten. Kortom, deze twee verstrooiingsprocessen zouden samenwerken op de stroom en een extreme waarde krijgen van rond de 10-20 K. Het opvallende kenmerk van deze piek is de "staart" -structuur, de stabiele pieklocatie en de aanhoudende fotogeleiding met de ultrazwakke lichtverlichting. Met de ultrazwakke lichtverlichting is de geïnduceerde hoeveelheid fotonen niet voldoende om de verzadigde fotostroom in één keer te bereiken. Daarom vertoont het apparaat een aanhoudende fotostroom tot verzadiging. Wanneer de lichtintensiteit wordt verhoogd, versterken de foto-exciteerde dragers de stroom en bereiken ze de extreme waarde binnen een korte responstijd. Het is echter ingewikkelder met een hogere lichtintensiteit. De overtollige dragers over de verzadigde toestanden raken gevangen in de interfacetoestanden. Wanneer de gevangen elektronen vrijkomen in de geleidingsband, neemt de concentratie weer toe. De toenemende elektron-elektronverstrooiing zorgt ervoor dat de stroom afneemt, wat een vertraagd effect wordt genoemd, en creëert de "staart" -structuur.

Voor de tweede piek rond 100–120 K is een vergelijkbare piekverschuiving gemeld in de Bi₂ Te₃ filmpje [50]. Onze analyse wijst op het bestaan ​​van recombinatiecentra in dit temperatuurbereik. Het intrinsieke mechanisme is vergelijkbaar met Bi₂ Te₃ , beide gerelateerd aan de balans van fotostroom (\({I}_{\mathrm{p}}\)) en donkerstroom (\({I}_{\mathrm{d}}\)). In ons geval is \({I}_{\mathrm{d}}\) bijna constant in het hele meettemperatuurbereik. \({I}_{\mathrm{p}}\) wordt bepaald door de levensduur van de minderheidsdrager en de driftmobiliteit. Merk op dat deze twee parameters van InAsSb NW's een tegengestelde afhankelijke relatie hebben met de temperatuur. Voor de levensduur van de minderheidsdrager nemen de thermisch geëxciteerde donkere dragers toe met de temperatuur en de recombinatiesnelheid van de fotogegenereerde dragers [51]. Daardoor is de levensduur van de minderheidsdrager omgekeerd evenredig met de temperatuur. De driftmobiliteit is evenredig met de temperatuur, aangezien de hoge temperatuur het thermische excitatie-effect in de NW's veroorzaakt. De piek ontstaat wanneer \({I}_{\mathrm{p}}\) en \({I}_{\mathrm{d}}\) evenwicht bereiken bij een bepaalde temperatuur, die ongeveer 100-120 K is Met een hogere lichtintensiteit zou een groter aantal fotogegenereerde dragers meer thermisch geëxciteerde dragers nodig hebben bij een hogere temperatuur om balans te vereisen. Daarom verschuift de tweede piek naar een hogere temperatuur wanneer de lichtintensiteit toeneemt. Afbeelding 4b toont de lichtintensiteit-afhankelijkheid van fotogeleiding van het InAsSb NW-apparaat, waarbij de ΔG waarden zijn niet genormaliseerd. Zoals te zien is, neemt de lichtintensiteit van de LED strikt lineair toe met de ingangsstroom (zie aanvullend bestand 1:figuur S6). Hence, this result represents the relationship between the photoresponse and the light intensity, demonstrating the potential of the InAsSb NW array device in optical power meter.