Verbesserte Photonenabsorption in Quantenpunkt-Infrarot-Photodetektoren durch Metall-Nanolochoberflächenplasmonen

Zusammenfassung

Mit der steigenden Nachfrage nach miniaturisierten Photodetektoren haben Quantenpunkt-basierte Infrarot-Photodetektoren (QDIPs) in den letzten Jahrzehnten zunehmende Aufmerksamkeit erhalten. In dieser Arbeit werden periodische Metall-Nanolochoberflächenstrukturen in QDIPs eingeführt, um die Photonenabsorptionsleistung über den Oberflächenplasmonen-Verstärkungseffekt zu steigern und so den Flaschenhals der geringen optischen Absorptionseffizienz konventioneller Photodetektoren zu überwinden. Die Ergebnisse zeigen, dass optimierte Metall-Nanolochoberflächenstrukturen die Photonenabsorptivität in spezifischen Photodetektoren auf bis zu 86,47 % steigern können, was dem 1,89-fachen von konventionellen Photodetektoren ohne Metallarray-Strukturen entspricht. Die starke Absorptivitätssteigerung wird dem lokalen Kopplungs-Oberflächenplasmoneneffekt durch die Metall-Nanolochoberflächenstrukturen zugeschrieben. Die Studie liefert theoretische Leitlinien für hochleistungsfähige nanoskalige Quantenpunkt-basierte Infrarot-Photodetektoren.

Hintergrund

Halbleiter-Infrarot-Photodetektoren detektieren Infrarotlicht und haben großes Anwendungspotenzial in wissenschaftlicher Forschung, digitaler Bildgebung, optischer Kommunikation und militärischen Bereichen. Quantenpunkt-Infrarot-Photodetektoren (QDIPs) ziehen aufgrund hervorragender Lichtantwort und Miniaturisierungstrends zunehmende Aufmerksamkeit auf sich [1–3]. Trotz jahrzehntelanger Anstrengungen für hochleistungsfähige QDIPs sind weitere Verbesserungen für Miniaturisierung [4] und praktische Anforderungen nötig. Die Kopplung von Metallgittern an den Quantenpunkt-basierten aktiven Bereich gilt als effektiver Ansatz zur Leistungssteigerung von QDIPs [5, 6], der hohe Photoabsorptionskoeffizienten durch lokalen Photokopplung plasmonisch verstärkter Effekte erzielt.

Es gibt zwei Haupttypen von Metallgitterstrukturen zur QDIP-Leistungsverbesserung: Metall-Locharray-Strukturen und lochfreie Metallarray-Strukturen. Konkret bei Locharrays: Changs Gruppe kombinierte 2007 periodische Metall-Locharrays mit der Quantenpunktschicht in QDIPs, was supranormale Lichttransmission bewirkte [7]. 2009 schlugen Lee et al. hochdetektive QDIPs durch Integration metallischer Photonic Crystals mit 3,6-µm-Perioden-Locharray (100 nm Dicke) vor [8]. Ergebnisse zeigten Peak-Response bei 11,3 µm und bis zu 30-fach gesteigerte Detektivität. Anschließend diskutierten sie Leistungsabhängigkeit vom Einfallslicht und Fokusebenenarray-Anwendungen [9, 10]. Ähnliche Verbesserungen finden sich in Berichten über Loch-Metallarray-Kopplungsgitter [11–14]. Lochfreie Metallarrays wurden ebenfalls vorgeschlagen. 2011 nutzten Huang et al. selbstorganisierte Plasmon-Silbernanopartikelschichten zur Verbreiterung der Spektralantwort von QDIPs (2,4–3,3-fache Steigerung) [15]. 2014 berichtete Chens Gruppe über Leistungssteigerung durch Nahfeldeffekt von Au-Nanopartikeln [16]. 2015 schlugen Dings und Wangs Gruppen Wellenleiterkoppelstrukturen und Einzelresonanzhohlraum verteilter Prag-Reflektoren vor [17, 18]. Weitere Metallstrukturen wie Antennenstreifen- und Nanodisk-Arrays wurden diskutiert [19–21].

Lochfreie Array-Methoden zeigen zwar verstärkte Photo-Response-Effekte, aber ihre Fertigung mit kosteneffizienten, einfachen Methoden bleibt im Vergleich zu typischen Locharray-Strukturen eine Herausforderung. Bei typischen Locharrays ist die Größe im Mikrometerbereich. Die Photo-Response-Verbesserung erfolgt durch Plasmoneneffekt an der Grenzfläche zwischen Luft in den Mikrolöchern und dem darunterliegenden Halbleiter. Die Locharray-Größe kann auf den erwarteten Nanometerbereich verkleinert werden, passend zur Quantenpunktgröße in nanoskaligen QDIPs. Ob hochleistungsfähige QDIPs mit entsprechender Verstärkung realisierbar sind, bedarf weiterer theoretischer Arbeiten zur Aufklärung der Mechanismen. In dieser Studie werden QDIPs mit nanoskaligen Metall-Locharray-Strukturen entworfen und der Verstärkungseffekt durch Analyse der optischen Transmissionsbedingungen und elektrischen Feldverteilung erklärt. Ergebnisse zeigen, dass QDIPs mit nanoskaligen Metallarray-Strukturen Photonenabsorptivität bis 86,47 % durch Photon-Quantenpunkt-Wechselwirkung und effiziente Lichtkopplung erreichen können, was Türen für Design und Optimierung nanoskaliger Infrarot-Photodetektoren öffnet.

Designmodell des QDIP mit Nanolocharray

Ein QDIP besteht allgemein aus Quantenpunktbereich und Elektroden; der Quantenpunktbereich setzt sich aus periodischen Quantenpunktschichten und Barriereschichten zusammen. Unter idealen Bedingungen (Einfluss von Elektroden und Substrat vernachlässigt) entspricht die optische Transmission des gesamten QDIP der des Quantenpunktbereichs. Elektroden und Substrat müssen daher nicht im Design auftauchen. Abb. 1a zeigt das Design des typischen QDIP: 5-periodige Quantenpunkt-Kompositlagen, bestehend aus AlGaAs-Barriereschichten und GaAs-Schichten mit periodischen Quantenpunkten (Abb. 1b). Im aktuellen Modell sind Quantenpunkt-Nanopartikel würfelförmig (Definition: Quantenpunkte aus vielen Atomen/Molekülen), 40 nm Länge, 40 nm Breite, 7–9 nm Höhe. Ähnliche Modelle finden sich in der Literatur [22]. QDIP-Fläche: 1000 nm × 1000 nm; AlGaAs-Barriereschichtdicke: 60 nm. Das periodische Metall-Nanolocharray (Gold) wird auf die konventionellen Quantenpunkt-Nanostrukturschichten des konventionellen QDIP aufgebracht → verbesserter QDIP (Abb. 2). Lochradius einstellbar 50–70 nm. Das Quantenpunktmaterial kann nicht einfach als Volumenmaterial mit bestimmtem Brechungsindex betrachtet werden. Abb. 3 zeigt die elektrische Dispersionseigenschaft von GaAs (Edward D. Palik [23]): blaue Kurve = dielektrische Konstante ε′, rote Kurve = ε″. Abb. 4a,b zeigen Dispersionseigenschaften von GaAs/Al_0.3Ga_0.7As und Gold.

Abbildung 1. a Strukturmode des typischen Quantenpunkt-Infrarot-Photodetektors. b Quantenpunktverteilung in aktiven Bereichen mit 5-periodigen Kompositlagen (AlGaAs-Barriere, GaAs-Schichten mit Quantenpunkten).

Abbildung 2. Quantenpunkt-Aktivbereiche mit periodischen Metall-Nanolocharray-Strukturen für verbesserten QDIP.

Abbildung 3. Dispersionsrelation von GaAs-Material.

Abbildung 4. a Dispersionsrelation von AlGaAs-Material. b Dispersionsrelation von Gold.

Berechnungsmethode basierend auf der YEE-Zelle

Basierend auf dem physikalischen Modell wird die Finite-Elemente-Integration zur Berechnung der optischen Transmissionsbedingungen verwendet. Zunächst werden die Maxwell-Integralgleichungen für das Modell auf YEE-Zellen formuliert:

$$ {\oint}_L \mathbf{E}\cdot d\mathbf{l}=-\frac{\partial}{\partial t}{\int}_S \mathbf{B}\cdot d\mathbf{S} $$ (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 der Berechnung werden Gleichungen 1–4 diskretisiert. Elektrische und magnetische Feldknotenverteilungen werden im „Yee-Zellen“-Format gewählt. Als Beispiel für Gleichung 1: Das elektromagnetische Modell des Photodetektors wird als Akkumulation von „Yee-Zellen“ betrachtet. Abb. 5 zeigt eine willkürliche Zelle: vier Seiten entsprechen Gleichung 1, repräsentieren elektrische Feldvektoren e_i, e_j, e_k, e_l. Der Normalenvektor ist magnetischer Feldvektor b_n. Gleichung 1 wird umgeschrieben zu:

$$ {e}_i+{e}_j-{e}_k-{e}_l=-\frac{d b_n}{dt} $$ (5)

Abbildung 5. Schematisches Diagramm der „YEE-Zelle“.

Analog wird die Gleichung des elektromagnetischen Modells des gesamten Photodetektors formuliert:

$$ \left[\begin{array}{c} \vdots \\ 1\ 1\ -1\ -1 \\ \vdots \end{array}\right] \left[\begin{array}{c} {e}_i \\ {e}_j \\ {e}_k \\ {e}_l \end{array}\right] = -\frac{d}{dt} \left[\begin{array}{c} \vdots \\ {b}_n \\ \vdots \end{array}\right] $$ (6)

Gleichung 2 umgeschrieben:

$$ \mathbf{C}\mathbf{e} = -\dot{\mathbf{b}} $$ (7)

Gleichungen 2–4 analog diskretisiert:

$$ \tilde{\mathbf{C}}\mathbf{h} = \dot{\mathbf{d}} + \mathbf{j} $$ (8)

$$ \mathbf{s}\mathbf{b} = 0 $$ (9)

$$ \tilde{\mathbf{S}}\mathbf{d} = q $$ (10)

Kombination der diskretisierten Gleichungen 7–10 mit Randbedingungen ermöglicht iterative Lösung von elektrischem und magnetischem Feld. In dieser Studie wird das Metall-Locharray auf den konventionellen QDIP aufgebracht, was Lichtkopplung durch Bragg-Streuung erleichtert. Die optische Kommunikation wird weiter berechnet und im nächsten Abschnitt bei gegebenen Transmissions-, Reflexions- und Absorptionsbedingungen diskutiert. Basierend auf dem Zusammenhang zwischen Absorption und Quantenausbeute kann die Responsivität des QDIP bestimmt werden. Bekanntlich berechnet sich Responsivität als Verhältnis von Photostrom zu einfallender Lichtleistung [24]:

$$ R=\frac{I_{\mathrm{photo}}}{P_o}=g\frac{\eta e}{h\nu} $$ (11)

mit I_photo Photostrom, P_o einfallende Lichtleistung, g photoleitender Gewinn, e Elementarladung, h Plancksches Wirkungsquantum, ν Frequenz einfallenden Lichts, η Quantenausbeute.

Quantenausbeute definiert sich als Verhältnis Elektron-Loch-Paare zu einfallenden Photonen, stark abhängig von Absorption des Photodetektors. In der Praxis wird einfallendes Licht direkt auf Absorptionsbereich geleitet, kann aber nicht vollständig absorbiert werden wegen Reflexion an oberer Kontakt- oder Metallschicht [25, 26]. Quantenausbeute des QDIP:

$$ \eta = (1-r) \left[ \exp(-\alpha_0 d) \right] \left[ 1 - \exp(-\alpha_0 W) \right] $$ (12)

mit α₀W Absorptionskoeffizient QDIP, α₀d Absorptionskoeffizient Einfallkontaktschicht, r Reflexion Einfallschicht.

Photoleitender Gewinn im QDIP: Verhältnis Rekombinationszeit Elektronen aus erweitertem Zustand zurück in Quantenpunkt τ_life zu Transitzeit Elektronen durch Bauelement τ_total:

$$ g=\frac{\tau_{\mathrm{life}}}{\tau_{\mathrm{total}}} $$ (13)

Unter der Bedingung, dass Transitzeit über eine Periode der Quantenpunkt-Kompositlage erheblich kleiner ist als Rekombinationszeit [22, 27], lässt sich Gewinn schreiben als:

$$ g=\frac{(K+1) L\mu E \left[ 1+ \left( \frac{\mu E}{v_s} \right)^2 \right]^{-1/2}}{K \pi a_{\mathrm{QD}}^2 h_{\mathrm{QD}}^2 \sum_{\mathrm{QD}} V_t} $$ (14)

mit K Anzahl Quantenpunkt-Kompositlagen, L Abstand Quantenpunktschichten, μ Elektronenbeweglichkeit, E elektrisches Feld im QDIP, v_s Sättigungsgeschwindigkeit Elektronen, h_QD Quantenpunkthöhe, ∑_QD Quantenpunktdichte pro Lage, a_QD laterale Quantenpunktgröße, V_t Elektroneneinfangrate.

Einsetzen von Gleichung (12) und (14) in (11) ergibt Responsivität des QDIP:

$$ R = \frac{\lambda (K+1) L\mu E \left[ 1+ \left( \frac{\mu E}{v_s} \right)^2 \right]^{-1/2} (1-r) \exp(-\alpha_0 d) \left[ 1 - \exp(-\alpha_0 W) \right]}{1.24 K \pi a_{\mathrm{QD}}^2 h_{\mathrm{QD}}^2 \sum_{\mathrm{QD}} V_t} $$ (15)

Ergebnisse und Diskussion

Basierend auf dem QDIP-Design: Trifft einfallendes Infrarotlicht in z-Richtung auf die QDIPs, ergeben sich Reflexion und Transmission. Absorptivität wird durch Untersuchung der optischen Transmissionsbedingungen bestimmt, was für Leistungsbewertung essenziell ist. Abb. 6 zeigt Reflexionsbedingungen des konventionellen QDIP (ohne Metallarray) und verbesserten QDIP (mit Metallarray). Vergleich der Kurven: Reflexionskoeffizienten des konventionellen QDIP sind leicht kleiner als die des verbesserten QDIP, außer in Frequenzbereichen 250–260 THz und 279–293 THz. Beispiel bei 219 THz: konventioneller QDIP −3,91 dB, verbesserter QDIP −1,31 dB. Der verbesserte QDIP hat leicht höheren Reflexionskoeffizienten, aber minimalen Absorptionskoeffizienten deutlich kleiner als konventioneller QDIP. Minimum Absorption verbessertem QDIP: −16,17 dB bei 255,10 THz; konventioneller QDIP: −13,42 dB bei 254,86 THz. Niedriger Reflexionskoeffizient des verbesserten QDIP auf höheren Absorptionskoeffizient von Metall vs. Halbleiter für Infrarotlicht zurückzuführen. Absorption berechnet sich aus gemeinsamen Beiträgen von Reflexion und Transmission. Abb. 7a zeigt Transmissionskoeffizienten: Werte des konventionellen QDIP (blau) sind im gesamten Frequenzbereich 200–340 THz deutlich größer als die des verbesserten QDIP. Beispiel bei 298 THz: verbesserter QDIP −10,83 dB (1,60-fach kleiner als konventioneller QDIP −4,15 dB). Durch Konkurrenz zwischen Transmission, Reflexion und Absorption führt Abnahme des Transmissionskoeffizienten zu Absorptionszunahme (andere Verluste vernachlässigt).

Abbildung 6. Reflexionskoeffizienten: konventioneller QDIP ohne Metallarray (blaue Kurve) und verbesserter QDIP mit Metall-Nanolochoberflächenarray (rote Kurve).

Abbildung 7. Transmissionskoeffizienten (a) und Absorptivitätskoeffizienten (b) von konventionellem und verbessertem QDIP.

Kombination der Transmissionssituation (Abb. 7a) mit Reflexionssituation (Abb. 6) ergibt Absorptivität (Abb. 7b). Rote Kurve (60 nm verbessert) = Absorptivität verbesserten QDIP mit Metallstruktur; blaue Kurve (60 nm konventionell) = konventioneller QDIP ohne Metalllochstruktur. Vergleich: Absorptivität verbesserten QDIP höher. Maximum verbesserten QDIP: 0,782 bei 286 THz (1,71-fach höher als konventioneller QDIP: 0,458 bei 257 THz). Gründe für Absorptivitätssteigerung: Metall-Nanolochoberflächenarray auf konventionellem QDIP begünstigt Oberflächenplasmonenresonanz → lokaler Kopplungseffekt einfallenden Lichts. Lokaler Kopplungseffekt lässt mehr Licht in darunterliegende Halbleiter-Quantenpunktschichten eintreten → hohe Absorption, bessere fotoelektrische Eigenschaften mit größerem Photostrom und höherer Quantenausbeute.

Um Plasmonenverstärkungseffekt in verbesserten QDIPs zu klären, werden Einflüsse verschiedener Metall-Nanolochoberflächenstrukturen auf Absorptivität untersucht. Abb. 8a: Absorptivitätskurven verbesserten QDIPs mit verschiedenen Lochradien: schwarz (50 nm), grün (55 nm), rot (60 nm), blau (65 nm). Absorptivitätswerte zeigen unterschiedliche Trends. Peakwerte: 0,744 (schwarz, 289 THz), 0,721 (grün, 291 THz), 0,782 (rot, 286 THz), 0,707 (blau, 288 THz). Offensichtlich: Lochradius 60 nm → beste Absorptivitätsleistung. Auch Metalllochschichtdicke beeinflusst Absorptivität. Abb. 8b: Dicke 10–40 nm → Peakwerte: 0,667 (10 nm, 263 THz), 0,782 (20 nm, 286 THz), 0,662 (30 nm, 293 THz), 0,590 (40 nm, 262 THz). 20 nm Dicke → höchster Absorptivitätswert.

Abbildung 8. Absorptivität verbesserten QDIP (a) mit verschiedenen Radien und (b) verschiedenen Metallschichtdicken.

Zur Aufklärung wird elektrische Feldverteilung an oberer Oberfläche verbesserten QDIP mit verschiedenen Lochradien bei 286 THz untersucht. Abb. 9: Elektrische Feldverteilung bei Radien 50–65 nm. Vergleich Abb. 9a–d: Radien 50 nm (Abb. 9a) und 55 nm (Abb. 9b) → schwächere elektrische Feldverstärkung, da Feldverteilung über gesamten Bereich einschließlich Löcher und angrenzende Regionen liegt → lokaler Kopplungseffekt vernachlässigbar. Bei 60 nm (Abb. 9c) und 65 nm (Abb. 9d) → starker elektrischer Feldverteilungsring an Grenzfläche Metall-Loch/Luft durch Oberflächenplasmonenkopplung. Vergleich 9c vs. 9d: Kopplungseffekt in 9c stärker (Farbmischung Rot/Grün/Blau; Rot = stärkstes Feld, Blau = schwächstes). Metall-Nanoloecher mit 60 nm Radius erzeugen Verstärkungseffekt durch Oberflächenplasmonen. Zur weiteren Klärung: Elektrische Feldverteilung in xz-Ebene bei maximaler Absorption optimierten QDIP bei 286 THz (Abb. 10a), Schnitt y = 0. Von z-Richtung: Verstärkte elektrische Feldverteilung (Rot) im Bereich zwischen benachbarten Metall-Löchern; schwaches Feld (Blau) in Lochbereichen. Elektrische Feldverteilung zeigt direkt absorptionssteigernden Effekt. Verstärkter Kopplungseffekt → erhöhte Absorptivität → hohe Quantenausbeute verbesserten QDIP. Gleiches gilt für magnetische Feldverteilung (elektromagnetische Eigenschaften), daher hier nicht weiter diskutiert.

Abbildung 9. Elektrische Feldverteilung verbesserten QDIPs mit verschiedenen Nanolochradien: a r = 50 nm, b r = 55 nm, c r = 60 nm, d r = 65 nm.

Abbildung 10. a x-Richtung elektrisches Feld optimierten QDIP. b Elektrische Feldpolarisation verbesserten QDIP. c Magnetische Feldpolarisation verbesserten QDIP.

Wie erwähnt, stammt Verstärkungseffekt von Oberflächenplasmonen; Modus angeregter Oberflächenplasmonenwelle wird bestimmt. Abb. 10a,b: elektrische und magnetische Feldergebnisse. Abb. 10b: Polarisation elektrisches Feld auf yz-Ebene → elektrisches Feld normal zu yz-Ebene → keine E_z-Komponente. Abb. 10c: Polarisation magnetisches Feld → parallel zu yz-Ebene → H_z-Komponente in Ausbreitungsrichtung (z-Richtung) einfallenden Lichts. Erregte Oberflächenplasmonenwelle = TE-Modus. Zur Lokalisierung der Oberflächenplasmonenanregung: Magnetfeldverteilung nahe Metall-Loch-Grenzfläche (oben in Abb. 10c). Magnetfeld zwischen benachbarten Metall-Löchern stärker als in Löchern. Elektrisches Feld (Abb. 10a) bestätigt: Verstärktes Feld konzentriert sich zwischen benachbarten Metall-Löchern. Schlussfolgerung: Oberflächenplasmoneneffekt entsteht an Grenzfläche Metall/Halbleiter zwischen benachbarten Metall-Löchern. Zu beachten: Absorptionssteigerung nicht nur durch Oberflächenplasmonen, sondern auch durch verstärkte Reflexion der Metallschicht → sekundäre Absorption einfallenden Lichts (Beleuchtung entlang z-Achse).

Metallschichtparameter beeinflussen QDIP-Leistung stark. Zur Optimierung werden Barriereschicht- und Quantenpunktschichtdicken bei optimierter Metallschichtdicke (20 nm) und Lochradius (60 nm) analysiert. Abb. 11a: Absorptivitätsänderung bei Barriereschichtdicke 70–85 nm. Kurven zeigen ähnlichen Trend. Maximalwerte: 0,7581 (70 nm, 322,78 THz), 0,7763 (75 nm, 304,84 THz), 0,8552 (80 nm, 292,75 THz), 0,8346 (85 nm, 284,17 THz). 80 nm Barriereschicht → beste Absorptivitätsleistung. Bei fixierten optimierten Parametern: Einfluss Quantenpunktschichtdicke (Abb. 11b). Rote Kurve: Maximum 0,8647 bei 295,48 THz für 7 nm Schichtdicke → optimaler Übergangszustand.

Abbildung 11. Absorptivität verbesserten QDIP mit verschiedenen Dicken von a Quantenpunktschicht und b Barriereschicht.

Aus Diskussion: Nicht nur QDIP-Parameter, sondern auch Quantenpunkt- und Barriereschichtdicken bestimmen Bauelementleistung. Theoretische Berechnung ergibt optimierte Parameter für verbesserte QDIPs: Metallschichtdicke 20 nm, Lochradius 60 nm, Quantenpunktschichtdicke 7 nm, Barriereschichtdicke 80 nm. Maximale Absorptivität optimalen Photodetektors: 0,8647 (86,47 %). Vergleich konventioneller vs. optimierter QDIP (Abb. 12): Rote Kurve (optimiert) hat höhere Absorptivitätswerte als blaue (konventionell), außer Frequenzbereich 222,91–262,18 THz. Maximum rote Kurve: 0,8647 bei 295,48 THz (1,89-fach höher als blaue Kurve: 0,458 bei 257 THz). Frequenzverschiebung des Absorptionsmaximums resultiert hauptsächlich aus Dickenänderung des verbesserten Photodetektors. Basierend auf optimierten Parametern werden Quantenausbeute und Responsivität berechnet.

Abbildung 12. Absorptivität konventioneller QDIP (blau) und verbesserten QDIP (rot) bei Barriereschichtdicke 80 nm.

Quantenausbeute und Responsivität des QDIP

Basierend auf berechneten Absorptivitätsergebnissen (Abb. 12) und Ausdrücken für Quantenausbeute/Responsivität werden diese berechnet (Abb. 13a,b). Abb. 13a: Quantenausbeute QDIP. Blaue gestrichelte Kurve = konventioneller QDIP ohne Metallarray; rote durchgezogene Kurve = optimierter QDIP mit Metallarray. Vergleich: Maximale Quantenausbeute optimierter QDIP = 0,2961 bei 295,87 THz (1,205-fach konventioneller QDIP: 0,2458 bei 256,48 THz). Steigerungstrend ähnlich Absorptivität (Abb. 12) durch Metalllocharray-Einführung und QDIP-Optimierung. Responsivität zeigt ähnliche Steigerungstrends. Abb. 13b: Responsivität optimierter (blau) vs. konventioneller QDIP (rot). Verantwortlichkeit optimierter QDIP = 0,0326 mA/W bei 295,87 THz (0,0174 höher als konventioneller: 0,0152 mA/W bei 256,48 THz). Steigerung auch in Frequenzband 229,57–254,41 THz evident → Leistungsverbesserung durch Metalllocharray und Quantenpunktbereich-Optimierung. Gründe detailliert durch elektrische Feldverteilungsanalyse Quantenpunktbereiche diskutiert.

Abbildung 13. a Quantenausbeute QDIP. b Responsivität QDIP.

Einfluss der Elektroden und des Substrats

Bisherige Analyse vernachlässigte Elektroden und Substrat; diese haben zwar Einfluss auf Leistung, aber nicht auf Beschreibung des Verstärkungseffekts des optimierten QDIP mit Metallschicht, da sie sowohl QDIP mit als auch ohne Metallschicht nahezu gleich beeinflussen. Zur Veranschaulichung: Neuberechnung der Absorption mit Einfluss von Substrat und Elektroden sowie Quantenausbeute, Responsivität etc. Konkret: Elektroden an beiden Enden des Quantenpunkt-Absorptionsbereichs (Abb. 14a): eine oben am konventionellen QDIP, andere unten am Absorptionsbereichende (oberes Substratende), liefern Bias-Spannung und leiten Strom. Im optimierten QDIP dient Metall-Locharray statt Metallring als Elektrode. Andere Elektrode wie konventioneller QDIP. Elektrodenverteilung berechnet (Abb. 14a). Abb. 14b: Elektrodenmaterial Gold, Substrat AlGaAs; Dicken 20 nm bzw. 300 nm.

Abbildung 14. a Konventioneller QDIP mit Elektroden und Substrat. b Optimierter QDIP mit Elektroden und Substrat.

Basierend auf Elektroden/Substrat-Einführung: Absorption QDIPs berechnet, Vergleich mit QDIP ohne Elektroden/Substrat. Abb. 15: Einfluss auf Absorptivität. Blaue Kurve = konventioneller QDIP ohne Elektroden/Substrat; rosa Kurve = optimierter QDIP ohne Elektroden/Substrat; rote gestrichelte Kurve = optimierter QDIP mit Elektroden/Substrat. Maximum: 0,7620 bei 304,35 THz (nur 0,1027 kleiner als optimierter QDIP ohne Elektroden/Substrat). Abnahme durch Verluste an Elektroden/Substrat (wie grüne Kurve: konventioneller QDIP mit Elektroden/Substrat). Vergleich konventioneller vs. optimierter QDIP mit Elektroden/Substrat: Verstärkung in Absorptivität optimierten QDIP deutlich (wie Abb. 12). Zwar verringern Elektroden/Substrat Absorptivität, aber Gesamtabsorptivität optimierten QDIP bleibt erhöht vs. bloßer QDIP → Abnahme vernachlässigbar für Beschreibung des Verstärkungseffekts durch Metall-Locharray.

Abbildung 15. Absorption QDIP mit Elektroden und Substrat.

Zusätzlich: Absorptivitätsänderungstrend mit Elektroden/Substrat komplexer, viele Peaks. Gründe: (1) Elektroden/Substrat erzeugen Verluste und Frequenzverschiebungen durch akkumulierte Heizeffekte und negative Einflüsse. (2) Elektrodenmaterial = Metall → in optimiertem QDIP mit Elektroden/Substrat: verstärkte Reflexion und verstärkte Oberflächenplasmonen. Beide Gründe begünstigen Absorptivitätssteigerung (Abb. 15).

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend lässt sich konventionelle QDIP-Leistung durch nanoskalige Metall-Nanolochoberflächenarrays stark verbessern. Der Verstärkungsmechanismus für verbesserte QDIPs wird durch Analyse von Reflexion, Transmission, Absorption und elektrischer Feldverteilung diskutiert. Ergebnisse zeigen nicht nur höhere Absorptivität verbesserten QDIPs vs. konventionelle, sondern auch, dass Parameter des Metall-Nanolochoberflächenarrays zusammen mit Quantenpunkt-Kompositlagen die Leistung signifikant beeinflussen. Theoretische Berechnung ergibt optimierte Parameter: Metallschichtdicke 20 nm, Lochradius 60 nm, Quantenpunktschichtdicke 7 nm, Barriereschichtdicke 80 nm. Maximale Absorptivität optimalen Photodetektors: 86,47 % bei ~300 THz. Starke Absorptivitätssteigerung auf lokalen Kopplungseffekt durch elektrische Feldverstärkung via Oberflächenplasmonen zurückzuführen → hohe Quantenausbeute (0,2961) und Responsivität (0,0326 mA/W). Die Arbeit liefert theoretische Leitlinien für nanoskalige QDIPs mit hoher Leistung.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle Daten sind uneingeschränkt vollständig verfügbar.

Abkürzungen

QDIPs:

Quantenpunkt-Infrarot-Photodetektoren

Fig:

Abbildung

Eqs:

Gleichungen