Verbeterde fotonabsorptie in kwantumpunt-infrarood fotodetectoren via metaal nanogatenarray oppervlakteplasmonen

Samenvatting

Met de toenemende vraag naar kleinschalige fotodetectorapparaten hebben kwantumpunt-gebaseerde infrarood fotodetectoren de afgelopen decennia steeds meer aandacht getrokken. In dit werk worden periodieke metaal nanogatenarray structuren geïntroduceerd in de kwantumpunt-infrarood fotodetectoren om de fotonabsorptieprestaties te verbeteren via het oppervlakteplasmonversterkingseffect om de knelpunt van lage optische absorptie-efficiëntie die bestaat in conventionele fotodetectoren te overwinnen. De resultaten tonen aan dat de geoptimaliseerde metaal nanogatenarray structuren de fotonabsorptie tot 86,47% in de specifieke fotodetectoren kunnen sterk verbeteren, wat 1,89 keer meer is dan die van conventionele fotodetectoren zonder de metaal array structuren. De grote verbetering van de absorptie kan worden toegeschreven aan het lokale koppelings oppervlakteplasmon effect veroorzaakt door de metaal nanogatenarray structuren. Het wordt verwacht dat deze studie bepaalde theoretische richtlijnen kan bieden voor hoogpresterende nanoschaal kwantumpunt-gebaseerde infrarood fotodetectoren.

Achtergrond

Halfgeleider-infrarood fotodetectoren kunnen worden gebruikt om infrarood licht te detecteren en hebben grote toepassingsperspectieven op de gebieden van wetenschappelijk onderzoek, digitale imaging, optische communicatie en militaire toepassingen. Tot nu toe hebben kwantumpunt-infrarood fotodetectoren (QDIPs) in de laatste jaren toenemende aandacht getrokken vanwege hun uitstekende lichtrespons-eigenschappen en trends naar apparatenminiaturisatie. Hoewel decennialang doorvoerde inspanningen van wetenschappers grote vooruitgang hebben geboekt in het ontwikkelen van technologieën voor het verkrijgen van hoogpresterende QDIPs, is het nog steeds nodig om verdere verbeteringen aan te brengen om de uitdagingen van apparatenminiaturisatie en praktische eisen te tegemoet te komen. Er wordt aangegeven dat het koppelen van metaal rooster op het kwantumpunt-gebaseerde actieve gebied kan worden beschouwd als een effectieve benadering om de prestaties van de QDIPs te verbeteren, wat een hoge fotoabsorptiecoëfficiënt kan opleveren door de lokale fotokoppeling van plasmon-versterkt effect.

Volgens rapporten zijn er twee hoofdkinderen van metaal roosterstructuren die gebruikt worden om de prestaties van de QDIPs te verbeteren. Een is de metaal gatenarray structuur, en de andere is de geen-gaten metaal array structuur. Meer concreet, in het toepassingsopzicht van de metaal gatenarray structuur, combineerde Chang's groep de metaal gaten periodieke-array met de kwantumpuntlaag in de QDIP in 2007, wat leidde tot supernormale lichttransmissie van de fotodetector. In 2009 stelde Lee et al. een methode voor voor hoge-detectiviteit QDIP door het integreren van metaalfotonische kristallen met een 3,6-μm periode van gatenarray (100-nm dikte). De onderzoeksresultaten tonen aan dat de methode de piekrespons van de fotodetector kan realiseren bij de golflengte van 11,3 μm en tot 30 keer verbeterde detectiviteit kan opleveren ten opzichte van die zonder de metaalfotonische kristal. Vervolgens discussieerden ze de prestaties van QDIP afhankelijk van het invallende licht en hun toepassing in de focalevlakarray. Een vergelijkbare prestatieverbetering kan ook gevonden worden in de rapporten door het gebruik van de gaten metaal array koppelingsrooster. Geen-gaten metaal array structuren worden ook voorgesteld. In 2011 gebruikten Huang en zijn medewerkers de zelfgeorganiseerde plasmon zilver nanopartikellaag om het wijd-spectrale respons van de QDIP te verbeteren en verkreg 2,4~3,3 keer verbetering. In 2014 rapporteerde Chen's groep dat de prestaties van de fotodetector kunnen worden verbeterd door het nabije-veldeffect van Au nanopartikelen. In 2015 stelden Ding's groep en Wang's groep de golfgeleiding koppelingsstructuren en de enkele resonantekamer van gedistribueerde Praag reflector voor, respectievelijk. Naast de bovengenoemde structuren werden ook andere metaalstructuren, bijvoorbeeld de antennestriparray en de nano-schijfarray, besproken en geanalyseerd.

Echter, deze geen-gaten array methoden kunnen ook versterkte effecten in de foto-respons van de QDIPs vertonen, maar het fabricatieproces met kosteneffectieve en eenvoudige methoden blijft een uitdaging ten opzichte van de typische gatenarray structuur. Voor de typische gatenarray structuren is de grootte van de gatenarray gebruikelijk op de microschaal. De foto-respons verbetering is door het plasmoneffect aan de interface tussen de lucht in de microschaal metaalgaten en de halfgeleider eronder. De metaal gatenarray grootte kan verder worden verkleind tot de verwachte nanoschaal passend bij de grootte van de kwantumpunt in de nanoschaal QDIP, of de hoogpresterende QDIPs met corresponderende verbeteringseffecten kunnen worden gerealiseerd of niet. Tegelijkertijd zijn verdere theoretische werken nodig om de mechanismen onderliggend aan deze verschijnselen op te helderen. In deze studie, om het fenomeen duidelijk te maken, worden de QDIPs met de nanoschaal metaal gatenarray structuren ontworpen, en belangrijker vergeleken met de conventionele microschaal QDIPs, wordt het verbeteringseffect uitgelegd door de optische transmissievoorwaarde en de verdeling van het elektrisch veld te analyseren. De resultaten tonen aan dat de QDIPs met de nanoschaal metaal array structuren de fotonabsorptie tot 86,47% kunnen hebben door de foton-kwantumpunt interactie en de efficiënte lichtkoppeling, wat de deur kan openen voor het ontwerp en de optimalisatie van de nanoschaal infrarood fotodetector.

Ontwerpmodel van de QDIP met de Nanogatenarray

In het algemeen bestaat de QDIP uit het kwantumpuntgebied en de elektroden, en het kwantumpuntgebied bestaat uit periodieke kwantumpuntlaag en barrièrelagen. Onder ideale condities (de invloeden van de elektroden en het substraat negerend), kan de optische transmissie van de hele QDIP verondersteld worden gelijk te zijn aan die van het kwantumpuntgebied. Daarom hoeven de elektroden en het substraat niet te verschijnen in het ontwerp van de QDIP. Specifiek geeft Fig. 1a het ontwerp van de typische QDIP, die bestaat uit 5-periode kwantumpunt samengestelde lagen, en deze samengestelde lagen worden gevormd door de AlGaAs barrièrelaag en de GaAs lagen inclusief de periodieke kwantumpunten (Fig. 1b). In de huidige configuratie worden de kwantumpunt nanopartikelen verondersteld als de kubusvorm die in lijn is met de definitie van kwantumpunten gevormd met veel atomen en moleculen, en het is 40 nm in lengte, 40 nm in breedte, en 7~9 nm in hoogte. Een vergelijkbaar model van kwantumpunten kan ook gevonden worden in de gerapporteerde literatuur. Het oppervlak van de QDIP is ingesteld als 1000 nm × 1000 nm, en de dikte van de AlGaAs barrièrelagen is 60 nm. De metaal nanogatenarray gekozen als Au wordt geplaatst op de conventionele kwantumpunt nanostructuurlagen van de conventionele QDIP, wat genoemd wordt als de verbeterde QDIP weergegeven in Fig. 2. De straal van de gaten kan worden aangepast in het bereik van 50~70 nm. Het is op te merken dat het materiaal dat gebruikt wordt om de kwantumpunt te maken niet simpelweg kan worden beschouwd als een bulk materiaal met een bepaalde brekingsindex. Figuur 3 onthult de elektrische dispersie karakteristiek van het GaAs materiaal gebruikt om de kwantumpunt te vormen door de methode van Edward D. Palik. In de figuur vertegenwoordigen de blauwe curve en de rode curve respectievelijk de dielectrische constante van GaAs ε^′ en ε^″. Figuur 4a en 4b tonen de elektrische dispersie karakteristiek van de GaAs, Al_0,3Ga_0,7As materiaal en goudmateriaal, respectievelijk.

Berekeningsmethode Gebaseerd op de YEE Cel

Gebaseerd op het bovenstaande fysieke model ontworpen, wordt de methode van de eindige elementen integratie gebruikt om de voorwaarde van de optische transmissie te berekenen. Ten eerste, gebaseerd op de YEE cellen, worden de Maxwell-integralevergelijkingen die het bovenstaande model voldoen als volgt geschreven:
$$ {\oint}_L\mathbf{E}\cdot d\mathbf{l}=-\frac{\partial }{\partial t}{\int}_S\mathbf{B}\cdot d\mathbf{S} $$ (1)
$$ {\oint}_L\mathbf{H}\cdot d\mathbf{l}=\mathbf{J}+\frac{\partial }{\partial t}{\int}_S\mathbf{D}\cdot d\mathbf{S} $$ (2)
$$ {\oint}_S\mathbf{D}\cdot d\mathbf{S}=q $$ (3)
$$ {\oint}_S\mathbf{B}\cdot d\mathbf{S}=0 $$ (4)
In onze berekening worden Verg. 1-4 gediscretiseerd. Zowel de verdeling van de elektrische veldknooppunten als de magnetische veldknooppunten worden gekozen als "Yee cel" formaat. Vergelijking 1 als voorbeeld genomen, kan het elektromagnetische model van de fotodetector worden beschouwd als de accumulatie van "Yee cel". Zoals getoond in Fig. 5, corresponderen de vier zijden van de willekeurige cel met Verg. 1, die de elektrisch-veldevector e_i, e_j, e_k en e_l voorstellen. De vector gelegen in de normale richting is het magnetisch-veldevector b_n, en dus kan de vorige Verg. 1 herschreven worden als de volgende Verg. 5.
$$ {e}_i+{e}_j-{e}_k-{e}_l=-\frac{db_n}{dt} $$ (5)
Een vergelijkbare methode aannemend, kan de vergelijking van het elektromagnetische model van de hele fotodetector worden geschreven als:
$$ \left[\begin{array}{l}..\dots \dots \dots \dots \dots \dots \dots \\ {}1\kern0.5em 1\kern0.5em -1\kern0.5em -1\\ {}.\dots \dots \dots \dots \dots \dots \dots \\ {}.\dots \dots \dots \dots \dots \dots \dots \end{array}\right]\left[\begin{array}{l}{e}_i\\ {}{e}_j\\ {}{e}_k\\ {}{e}_l\end{array}\right]=-\frac{d}{dt}\left[\begin{array}{l}.\\ {}{b}_n\\ {}.\\ {}.\end{array}\right] $$ (6)
Vergelijking 2 kan ook herschreven worden als:
$$ C\mathbf{e}=-\overset{.}{\mathbf{b}} $$ (7)
Volgens de vergelijkbare methode kunnen de andere Verg. 2 ~ 4 gediscretiseerd worden als:
$$ \overset{\sim }{C}\mathbf{h}=\overset{.}{\mathbf{d}}+\mathbf{j} $$ (8)
$$ s\mathbf{b}=0 $$ (9)
$$ \overset{\sim }{S}\mathbf{d}=q $$ (10)
Door de gediscretiseerde Verg. 7-10 te combineren met de randvoorwaarde, kunnen het elektrisch veld en het magnetisch veld worden opgelost door de iteratieve methode. In deze studie wordt de metaal gatenarray structuur bovenop de conventionele QDIP geplaatst, en als zodanig kan de structuur lichtkoppeling vergemakkelijken door de Bragg-verstrooiing. De corresponderende optische communicatie wordt verder berekend, wat kan worden besproken in de volgende sectie wanneer de voorwaarde van de transmissie, de reflectie en de absorptie gegeven is. Verder, gebaseerd op de relatie tussen de absorptie en de kwantumefficiëntie, kan de responsiviteit van de QDIP worden gegeven. Concreet, zoals bekend is dat de responsiviteit van de QDIP als een zeer belangrijke prestatieparameter kan worden berekend door de verhouding van de fotostroom en het vermogen van het invallende licht. Dus kan het worden geschreven als:
$$ R=\frac{I_{\mathrm{photo}}}{P_o}=g\frac{\eta e}{hv} $$ (11)
waarbij I_photo de fotostroom van de QDIP is, P het vermogen van het invallende licht, g de fotoconductieve winst, e de lading van het elektron, h de Planck-constante, v de frequentie van het invallende licht, en η de kwantumefficiëntie.

De kwantumefficiëntie kan worden gedefinieerd als de verhouding van het aantal elektronen-gatenparen en dat van de invallende fotonen, wat sterk afhangt van de absorptie van de fotodetector. In de praktijk, aangezien het invallende licht direct de absorptieregio verlicht, kan het niet volledig worden geabsorbeerd door de reflectie van de bovenste contactlaag of de metaallaag. Dus kan de kwantumefficiëntie van de QDIP worden geschreven als:
$$ \eta =\left(1-r\right)\left[\exp \left(-{\alpha}_0d\right)\right]\left[1-\exp \left(-{\alpha}_0W\right)\right] $$ (12)
waarbij α₀W de absorptiecoëfficiënt van de QDIP is, α₀d de absorptiecoëfficiënt van de invallende contactlaag, r de reflectie van de invallende laag, respectievelijk.

In de QDIP kan de fotoconductieve winst worden gedefinieerd als de verhouding van de recombinatietijd van elektronen van een uitgebreide toestand terug naar een kwantumpunt τ_life tot de doorlooptijd van elektronen door het apparaat τ_total, en kan worden getoond als:
$$ g=\frac{\tau_{\mathrm{life}}}{\tau_{\mathrm{total}}} $$ (13)
en onder de voorwaarde dat de doorlooptijd over één periode van de kwantumpunt samengestelde laag aanzienlijk kleiner is dan de recombinatietijd van een uitgebreide toestand terug naar een kwantumpunt, kan de winst worden geschreven als:
$$ g=\frac{\left(K+1\right) L\mu E{\left[1+{\left(\mu E/{v}_s\right)}^2\right]}^{- 1/2}}{\mathrm{K}\pi {a}_{\mathrm{QD}}^2{h}_{\mathrm{QD}}^2{\sum}_{\mathrm{QD}}{V}_{\mathrm{t}}} $$ (14)
waarbij K het aantal is van de kwantumpunt samengestelde laag, L de afstand tussen kwantumpuntlagen, μ de mobiliteit van elektronen, E de elektrisch veld dichtheid over de QDIP, v_s de verzadigingssnelheid van elektronen, h_QD de hoogte van de kwantumpunten, ∑_QD de kwantumpunt dichtheid in elke kwantumpuntlaag, a_QD de laterale grootte van kwantumpunten, en V_t de vastleggingsnelheid van elektronen, respectievelijk.

Verg. (12) en Verg. (14) in Verg. (11) ingevuld, kunnen we de responsiviteit van de QDIP verkrijgen, wat kan worden getoond als:
$$ R=\frac{\lambda \left(K+1\right) L\mu E{\left[1+{\left(\mu E/{v}_s\right)}^2\right]}^{- 1/2}\left(1-r\right)\exp \left(-{\alpha}_0d\right)\left[1-\exp \left(-{\alpha}_0W\right)\right]}{1,24\mathrm{K}\pi {a}_{\mathrm{QD}}^2{h}_{\mathrm{QD}}^2{\sum}_{\mathrm{QD}}{V}_{\mathrm{t}}} $$ (15)

Resultaten en Discussie

Gebaseerd op het ontwerp van de QDIP hierboven, als het invallende infrarood licht de bovenkant van deze QDIPs in de z-as richting treft, zullen de fotodetectoren de reflectie en de transmissie van het invallende licht hebben. De absorptie van de fotodetectoren kan worden bepaald door deze optische transmissievoorwaarden van het invallende licht te bestuderen, wat een zeer belangrijke rol kan spelen in het evalueren van de prestaties van de fotodetector. Figuur 6 presenteert hun reflectievoorwaarden van de fotodetector zonder de metaal array (de conventionele QDIP) en die met de metaal array (de verbeterde QDIP). Vergeleken met de twee curves in Fig. 6, kan worden gevonden dat de reflectiecoëfficiëntwaarden van de conventionele QDIP lichtjes kleiner zijn dan die van de verbeterde QDIP behalve de individuele waarden in de frequentiebereiken van 250~260 THz en 279~293 THz. Specifiek, de waarde op de frequentie van 219 THz als voorbeeld genomen, is de reflectiecoëfficiëntwaarde van de conventionele QDIP -3,91 dB, terwijl de verbeterde QDIP zo laag is als −1,31 dB. Zoals hierboven gezegd, kan de verbeterde QDIP een iets hogere waarde hebben dan de conventionele QDIP, maar het kan worden gevonden dat de minimumabsorptie van de verbeterde QDIP aanzienlijk kleiner is dan die van de conventionele QDIP. Concreet, de minimumabsorptie van de verbeterde QDIP is −16,17 dB bij de frequentie van 255,10 THz, terwijl de waarde voor de conventionele QDIP gelijk is aan −13,42 dB bij 254,86 THz. De lage reflectiecoëfficiënt van de verbeterde QDIP kan worden toegeschreven aan de hogere absorptiecoëfficiënt van metaal dan die in de halfgeleider voor infrarood licht. De absorptie kan worden berekend op basis van de gemeenschappelijke bijdragen van de reflectie en de transmissie. Figuur 7a afgebeeld het transmissiecoëfficiënt van de conventionele QDIP en hun waarden gemarkeerd met de blauwe kleur zijn duidelijk groter dan die van de verbeterde QDIP binnen het totale frequentiebereik van 200~340 THz. Bijvoorbeeld, bij de frequentie van 298 THz, is het transmissiecoëfficiënt van de verbeterde QDIP slechts −10,83 dB, wat 1,60 keer kleiner is dan die van de conventionele QDIP, wat −4,15 dB is. Volgens de competitieve relatie tussen de transmissie, de reflectie en de absorptie, zal de afname van het transmissiecoëfficiënt leiden tot de toename van de absorptie onder de voorwaarde dat andere verliezen van het invallende licht worden genegeerd.

Gecombineerd de transmissiesituatie in Fig. 7a met de reflectiesituatie in Fig. 6, kan de absorptie van de QDIP worden berekend, wat getoond wordt in Fig. 7b. In de figuur beschrijft de rode curve (gemarkeerd als 60 nm verbeterd) de absorptie van de verbeterde QDIP met de metaalstructuur, en de andere blauwe curve vertegenwoordigt de conventionele QDIP zonder de metaal gatenstructuur (gemarkeerd als 60 nm conventioneel). Een vergelijking makend tussen de twee curves, kan worden gevonden dat de absorptie van de verbeterde QDIP hoger is dan die van de conventionele QDIP. Het maximum van de absorptie van de verbeterde QDIP is 0,782 bij de frequentie van 286 THz, wat 1,71 keer hoger is dan die van de conventionele QDIP, wat slechts 0,458 is bij de frequentie van 257 THz. De redenen voor de toename van de absorptie van de verbeterde QDIP kunnen als volgt worden uitgelegd. De metaal nanogatenarray structuren worden geïntroduceerd op de bovenkant van de conventionele QDIP, en dergelijke configuratie kan het oppervlakteplasmonresonantie-effect gunstig maken, wat leidt tot het lokale koppelingseffect van het invallende licht. Verder kan het lokale koppelingseffect meer invallend licht laten binnengaan in de halfgeleider kwantumpuntlagen eronder, wat kan resulteren in hoge absorptie voor het invallende licht en betere foto-elektrische eigenschappen met grotere fotostroom en hogere kwantumefficiëntie.

Om verder duidelijk te maken hoe het plasmonversterkingseffect in de verbeterde QDIPs gerealiseerd kan worden, bestuderen we ook de invloeden van de verschillende metaal nanogatenstructuren op de absorptie van de verbeterde QDIPs. Zoals getoond in Fig. 8a, corresponderen de absorptiekrommen van de verbeterde QDIPs met verschillende metaal nanogatenstralen met de zwarte (50 nm), groene (55 nm), rode (60 nm) en blauwe (65 nm) curve, respectievelijk. De absorptiewaarden van de verbeterde QDIP onthullen verschillende veranderende trends onder verschillende nanogaten. De piekwaarden van de absorptie voor de verbeterde QDIP zijn 0,744 (zwarte curve bij 289 THz), 0,721 (groene curve bij 291 THz), 0,782 (rode curve bij 286 THz) en 0,707 (blauwe curve bij 288 THz), respectievelijk. Obviously, onder deze fotodetectoren kan de verbeterde QDIP met een gatestraal van 60 nm de beste absorptieprestaties hebben. Tegelijkertijd is het bekend dat de dikte van de metaal gatenlaag ook de invloeden van de absorptie kan hebben. Zoals gedemonstreerd in Fig. 8b, wanneer de dikte van de metaallaag in de verbeterde QDIP wordt gewijzigd van 10 tot 40 nm, veranderen de piekwaarden van de absorptie overeenkomstig van 0,667 (263 THz voor de 10-nm dikte) tot 0,782 (286 THz voor 20 nm), 0,662 (293 THz voor 30 nm) en 0,590 (262 THz voor 40 nm). Onder deze piekwaarden kan de metaal nanogatenlaag met de dikte van 20 nm de hoogste absorptiewaarde hebben.

Om het bovenstaande fenomeen duidelijk te maken, bestuderen we verder de verdelingsvoorwaarden van het elektrisch veld aan de bovenzijde van de verbeterde QDIP met de verschillende stralen van de metaalgaten bij 286 THz. Figuur 9 onthult de elektrische veldverdeling bij verschillende stralen van metaalgaten in het bereik van 50-65 nm. De vier afbeeldingen in Fig. 9a vergeleken, is het duidelijk dat de QDIPs met de gatestraal van 50 nm (Fig. 9a) en 55 nm (Fig. 9b) relatief zwakkere elektrische veldversterking kunnen hebben door de corresponderende elektrische veldverdelingen in Fig. 9a en b liggen op het gehele gebied inclusief de gaten en hun angrenzende regio's, en dus hun elektrische veld lokale koppelingseffecten kunnen worden genegeerd, terwijl het lokale koppelingsgebied van het elektrisch veld met een hoog elektrisch veld kan worden waargenomen in Fig. 9c en d. De sterke elektrische veldverdelingen rond de gaten in Fig. 9c en d met de vorm van de ring kunnen worden gelokaliseerd op de interface tussen de metaalgaten en de lucht in de metaalgaten als gevolg van het oppervlakteplasmonkoppelingseffect. Vergeleken met de elektrische veldverdelingen in Fig. 9c en d, is het elektrisch veld koppelingseffect in Fig. 9c sterker dan dat in Fig. 9d volgens hun gemarkeerde kleuren die een mengsel zijn van rood, groen en blauw. In dit opzicht is de rode kleur namens het sterkste veld, en de blauwe kleur vertegenwoordigt het zwakste veld. Gebaseerd op de bovenstaande analyse, genereren de metaal nanogaten met de straal van 60 nm het versterkende elektrisch veldeffect door het oppervlakteplasmon. Om het versterkingseffect verder duidelijk te maken, wordt de verdeling van het elektrisch veld op xz-vlak corresponderend met de maximum absorptie van de geoptimaliseerde QDIP bij de frequentie van 286 THz in onze studie getoond in Fig. 10a, wat ligt op de sectie y = 0 (corresponderend met het veld van het xz-vlak). In de figuur, vanuit de richting van z-as, ligt de versterkte elektrische veldverdeling in het gebied tussen aangrenzende metaalgaten wat gemarkeerd is met de rode kleur en het zwakke veld ligt in het gebied van de metaalgaten gemarkeerd met de blauwe kleur. De elektrische veldverdeling onthult direct de versterkte absorptie van de QDIP. Het is het versterkende koppelingseffect dat leidt tot de toename van de absorptie, en verder leidt tot de hoge kwantumefficiëntie van de verbeterde QDIP. Natuurlijk kunnen dezelfde conclusies ook getrokken worden door de magnetische veldverdeling te analyseren volgens de eigenschappen van de elektromagnetische eigenschappen van licht. Omdat de discussie van de magnetische veldverdeling hetzelfde is als die van de elektrische veldverdeling, hoeft het niet in deze studie besproken te worden.

Daarnaast, zoals hierboven gezegd, is het versterkingseffect van het oppervlakteplasmon, en de mode van de geëxciteerde oppervlakteplasmon golf wordt verder bepaald. Figuur 10a en b tonen de elektrische en magnetische veldresultaten. In de figuur toont Fig. 10b de polarisatieverdeling van het elektrisch veld op yz-vlak. Het kan worden gezien dat het elektrisch veld normaal is op het yz-vlak, dat wil zeggen, het elektrisch veld kan de E_z component niet hebben. Figuur 10c presenteert de polarisatieverdeling van het magnetisch veld. Het kan worden gevonden dat het magnetisch veld parallel is aan het yz-vlak, dat wil zeggen, er is de H_z component in de voortplantingsrichting van het invallende licht wat z-richting is. Daarom is in onze studie de geëxciteerde oppervlakteplasmon golf de TE-modus. Verder, om de positie duidelijk te maken die gebruikt wordt om het oppervlakteplasmon te exciteren, wordt de verdeling van het magnetisch veld nabij de metaalgateninterface bovenop Fig. 10c getoond. Het kan worden gezien dat het magnetisch veld op de positie tussen aangrenzende metaalgaten sterker is dan dat in de metaalgaten. Bovendien, volgens het elektrisch veld verschenen in Fig. 10a, kan het ook bewijzen dat het versterkte veld geconcentreerd is op de locatie tussen aangrenzende metaalgaten. Daarom kan de conclusie getrokken worden dat het oppervlakteplasmon effect kan zijn van het oppervlak tussen metaal en halfgeleider, wat ligt op de positie tussen aangrenzende metaalgaten. Natuurlijk is het de moeite waard om op te merken dat de versterking van de absorptie niet alleen van het oppervlakteplasmon komt maar ook van de versterkte reflectie van de metaallaag, leidend tot de secundaire absorptie van het invallende licht aangezien het invallende licht de QDIP langs de z-as verlicht.

Het is bekend dat de parameters gerelateerd aan de metaallagen ook grote invloeden kunnen hebben op de prestaties van de QDIP. Om de optimale parameters te bepalen, worden de dikte van de barrièrlaag en de kwantumpuntlaag verder geanalyseerd en besproken onder de voorwaarden van de geoptimaliseerde metaallaagdikte (20 nm) en metaalgatenstraal (60 nm). Figuur 11a toont de veranderende trend van de absorptie van de fotodetectoren met de verschillende diktes van de barrièrlaag in het bereik van 70-85 nm. Vanuit de afbeelding hebben deze absorptiekrommen de vergelijkbare veranderende trend. Wanneer de diktes van de barrièrlaag varieren in het bereik van 70~85 nm, zijn de corresponderende maximum absorptiewaarden van de verbeterde QDIPs 0,7581 (70 nm, bij 322,78 THz), 0,7763 (75 nm, bij 304,84 THz), 0,8552 (80 nm, bij 292,75 THz) en 0,8346 (85 nm, bij 284,17), respectievelijk. Vergeleken met deze maximum absorptiewaarden, kan worden gevonden dat de barrièrlaag met de dikte van 80 nm de beste absorptieprestaties voor de verbeterde QDIPs kan hebben. Andere parameters vastgezet met de bovenstaande geoptimaliseerde waarden, worden de invloeden van de diktes van de kwantumpuntlaag op de absorptieprestaties voor de verbeterde QDIP verder bestudeerd, en de corresponderende krommen zijn getoond in Fig. 11b. Vanuit de figuur kan worden gevonden dat de rode curve de maximum absorptiewaarde van 0,8647 kan hebben bij de frequentie van 295,48 THz voor de verbeterde QDIP met de laagdikte van 7 nm, wat illustreert dat de fotodetector de optimale overgangstoestand kan hebben.

Gebaseerd op de bovenstaande discussie, is het duidelijk dat niet alleen de parameters gerelateerd aan de QDIP invloeden kunnen hebben op de apparaatprestaties, maar ook de diktes van de kwantumpuntlaag en de barrièrlaag kunnen de apparaatprestaties bepalen. In deze studie, volgens de theoretische berekeningsresultaten, kunnen de geoptimaliseerde parameters voor de verbeterde QDIPs gegeven worden met de metaallaagdikte van 20 nm, de metaalgatenstraal van 60 nm, de kwantumpuntlaagdikte van 7 nm en de barrièrlaagdikte van 80 nm. De absorptie van de optimale fotodetector kan zo hoog als 0,8647 zijn. Bovendien, de conventionele QDIP vergelijkend met de geoptimaliseerde QDIP zoals getoond in Fig. 12, zijn de absorptiewaarden in de rode curve aanzienlijk hoger dan die in de blauwe curve behalve de waarden in het frequentiebereik van 222,91~262,18 THz. De maximum absorptie in de rode curve is gelijk aan 0,8647 bij de frequentie van 295,48 THz, wat 1,89 keer groter is dan die in de blauwe curve (wat hetzelfde is als de vorige curve gemarkeerd "60 nm conventioneel" in Fig. 7b corresponderend met de QDIP zonder metaal gatenarray) bij de frequentie van 257 THz. De frequentieverschuiving voor de maximum absorptiepiek resulteert voornamelijk uit de verandering in de dikte van de verbeterde fotodetector. Verder, gebaseerd op de geoptimaliseerde parameters van de QDIPs, de diktes van de kwantumpuntlaag en de barrièrlaag, worden de kwantumefficiëntiewaarde en de responsiviteit van de fotodetector berekend.

Kwantumefficiëntie en Responsiviteit van de QDIP

Gebaseerd op de berekende resultaten van de absorptie in Fig. 12 alsook gecombineerd met de uitdrukking van de kwantumefficiëntie en de responsiviteit van de QDIP hierboven, kunnen de kwantumefficiëntie van de QDIP en de responsiviteit worden berekend, en de corresponderende resultaten zijn uitgezet in Fig. 13a en b. Figuur 13a toont de kwantumefficiëntie van de QDIP. In deze figuur vertegenwoordigt de blauwe stippenlijn de kwantumefficiëntie van de QDIP zonder metaal array, de andere rode volle lijn is die van de geoptimaliseerde QDIP met metaal array. Een vergelijking makend tussen de twee curves, kan worden waargenomen dat de maximum kwantumefficiëntie van de geoptimaliseerde QDIP 0,2961 is bij de frequentie van 295,87 THz, en het is 1,205 keer dan die van de conventionele QDIP, wat gelijk is aan 0,2458 bij de frequentie van 256,48 THz. De toenemende trend is vergelijkbaar met de absorptie verstrekt in Fig. 12 wat resulteert uit de introductie van de metaal gatenarray en de optimalisatie van de kwantumpunt-infrarood fotodetector. Gebaseerd op de toenemende trends voor de absorptie, kunnen we vinden dat de responsiviteit van de QDIP ook vergelijkbare toenemende trends onthult. Concreet, geeft Fig. 13b de responsiviteit van de geoptimaliseerde QDIP en de conventionele QDIP, respectievelijk. In de figuur is de rode curve namens de responsiviteit van de conventionele QDIP, en de blauwe curve staat voor die van de geoptimaliseerde QDIP met de metaalgatenlaag. Vergelijkbaar met de analyse in Fig. 13a, is de responsiviteit 0,0326 mA/W bij de frequentie van 295,87 THz, wat 0,0174 groter is dan die van de conventionele QDIP bij de frequentie van 256,48 THz (wat 0,0152 is). De toename in de responsiviteit kan worden bewezen in het andere frequentieband in het bereik van 229,57~254,41 THz, wat duidelijk de verbetering in de prestaties van de fotodetector toont door de introductie van de metaal gatenarray en de optimalisatie van de kwantumpuntgebieden. Bovendien werden de redenen voor de verbetering gedetailleerd besproken in detail door de elektrische veldverdeling van kwantumpuntgebieden hierboven te analyseren.

Invloed van de Elektroden en het Substraat

Wat hierboven bestudeerd is, is allemaal onder de voorwaarde van de invloed van de elektroden en het substraat te negeren; in feite kunnen de elektroden en het substraat bepaalde invloeden hebben op de prestaties, maar ze beïnvloeden niet de beschrijving van de versterkingseffecten van de prestaties van de geoptimaliseerde QDIP met de metaallaag. Dit is omdat de elektroden en het substraat bijna dezelfde invloed kunnen hebben op de absorptie van de QDIP met de metaallaag en zonder de metaallaag. Om het vraagstuk adequate te illustreren, hebben we de absorptie van de QDIP herberekend rekening houdend met de invloed voortvloeiend uit het substraat en de elektroden alsook de kwantumefficiëntie, de responsiviteit, enz. Concreet, het is bekend dat de elektroden doorgaans zijn ontworpen aan de twee uiteinden van de absorptieregio van de kwantumpunten, en dus, zoals getoond in Fig. 14a, is de een aan de bovenkant van de conventionele QDIP en de andere aan de bodemeinde van de absorptieregio van de QDIP. Dat wil zeggen, het ligt aan de bovenkant van het substraat, wat de kwantumpuntabsorptieregio kan voorzien van de biasspanning en stroom kan overbrengen samen met de bovengenoemde elektroden. Hier is het de moeite waard om te vermelden dat er de metaal gatenarray is in plaats van de metaalring in de geoptimaliseerde QDIP in onze studie gebruikt als de elektroden. De andere elektrode is vergelijkbaar met die van de conventionele QDIP. Gebaseerd op het bovenstaande ontwerp, wordt een concrete verdeling van de elektroden duidelijk berekend in Fig. 14a. Vergelijkbaar met Fig. 14a, in Fig. 14b, is het materiaal van de elektroden gekozen als goud, en het substraat is gekozen als AlGaAs; hun diktes zijn 20 nm en 300 nm, respectievelijk.

Gebaseerd op de introductie van elektroden en substraat in de structuur van de QDIP hierboven, hebben we de absorptie van de QDIPs berekend, en de corresponderende resultaten worden vergeleken met de QDIP zonder de elektroden en het substraat. Figuur 15 toont de invloed van de elektroden en het substraat op de absorptie van de QDIP. In de figuur zijn de blauwe curve en de roze curve de absorptie van de conventionele QDIP zonder de elektroden en het substraat en die van de geoptimaliseerde QDIP zonder de elektroden en het substraat, respectievelijk. De rode gestippelde curve vertegenwoordigt de absorptie van de geoptimaliseerde QDIP met de elektroden en het substraat. De maximum absorptie is 0,7620 bij de frequentie van 304,35 THz wat slechts 0,1027 kleiner is dan die van de geoptimaliseerde QDIP zonder elektroden en substraat. De afname van de absorptie is gedegradeerd door het verlies van de elektroden en het substraat, hetzelfde als de groene curve met de absorptie van de conventionele QDIP met de elektroden en substraat. Vergeleken met de absorptie van de conventionele QDIP en geoptimaliseerde QDIP met elektroden en substraat, is de verbetering heel duidelijk in de absorptie van de geoptimaliseerde QDIP met elektroden en substraat, wat hetzelfde is als de geoptimaliseerde QDIP in Fig. 12. Met andere woorden, hoewel de elektroden en het substraat kunnen leiden tot de afname van de absorptie, kan de totale absorptie van de geoptimaliseerde QDIP vergeleken met die van de kaale QDIP verbeterd worden, en dus kan de afname verwaarloosd worden aangezien ze een zeer kleine invloed kunnen hebben op de beschrijving van de verbetering van de geoptimaliseerde QDIP bij het gebruik van de metaal gatenarray.

Daarnaast kan worden waargenomen dat de veranderende trend van de absorptie van de QDIP met de elektroden en het substraat niet hetzelfde kan zijn als de vorige krommen (corresponderend met de blauwe curve en roze curve). Ze zijn complexer met veel piekwaarden. De redenen voor dit fenomeen kunnen als volgt worden uitgelegd. Ten eerste, de toevoeging van de elektroden en het substraat kan meer of minder een verlies en de frequentieverschuivingen produceren door het geaccumeerde verhittingseffect en de andere negatieve invloedsfactoren. Ten tweede, aangezien het materiaal van de elektroden gekozen is als het metaal, in de geoptimaliseerde QDIP met de elektroden en het substraat, kan het resulteren in versterkte reflectie en versterkt oppervlakteplasmon. De twee redenen gunstigen gemeenschappelijk de verbetering van de absorptie zoals gedemonstreerd in Fig. 15.

Conclusies

Concluderend, de prestaties van de conventionele QDIP kunnen aanzienlijk worden verbeterd door de nanoschaal metaal nanogatenarray toe te voegen, en het versterkingsmechanisme van de prestaties voor verbeterde QDIPs wordt besproken door de reflectie, de transmissie, de absorptie en de verdeling van het elektrisch veld te analyseren. De resultaten tonen niet alleen aan dat de verbeterde QDIPs een hogere absorptie kunnen hebben dan die van conventionele QDIPs, maar wijzen er ook op dat de parameters van de verbeterde QDIPs gerelateerd aan de metaal nanogatenarray samen met de kwantumpunt samengestelde laag hun prestaties significant kunnen beïnvloeden. Volgens theoretische berekening zijn de geoptimaliseerde parameters van de verbeterde fotodetectoren 20 nm in metaallaagdikte, 60 nm in metaalgatenstraal, 7 nm in kwantumpuntlaagdikte en 80 nm in barrièrlaagdikte. De maximum absorptiewaarde van de geoptimaliseerde fotodetector kan zo hoog als 86,47% zijn bij de frequentie van ~ 300 THz. De grote verbetering van de absorptie kan worden toegeschreven aan het lokale koppelingseffect veroorzaakt door de versterking van het elektrisch veldeffect via het oppervlakteplasmon, en verder leidt tot de hoge kwantumefficiëntie en responsiviteit, wat respectievelijk 0,2961 en 0,0326 mA/W is. Het wordt verwacht dat de huidige bijdrage bepaalde theoretische richtlijnen kan bieden voor het ontwikkelen van nanoschaal QDIPs met hoge prestaties.