平面漏斗形微腔集成的高性能長(zhǎng)波紅外探測(cè)器

蘭夢(mèng)珂，周 靖，陳愛(ài)英

（1.上海理工大學(xué) 材料與化學(xué)學(xué)院，上海 200093；2.中國(guó)科學(xué)院上海技術(shù)物理研究所紅外物理國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，上海 200083）

對(duì)于紅外光電器件，如果減小材料尺寸同時(shí)保持吸收效率，則可以實(shí)現(xiàn)低的暗電流，快的響應(yīng)速度，高效的載流子收集，從而提高其性能。表面等離激元是存在于金屬與介質(zhì)界面的電磁波和自由電子的集體振蕩的耦合激發(fā)模式，特點(diǎn)在于電磁場(chǎng)被局限在金屬表面很小范圍內(nèi)，突破光學(xué)衍射極限，且光場(chǎng)增強(qiáng)數(shù)倍至數(shù)十倍，因此，等離激元結(jié)構(gòu)可以實(shí)現(xiàn)亞波長(zhǎng)光約束和局域增強(qiáng)，其中等離激元微腔在所有等離子體結(jié)構(gòu)中，有光耦合效率高，共振易調(diào)諧，角度不敏感以及與光電器件結(jié)構(gòu)良好兼容性等明顯優(yōu)點(diǎn)。等離激元微腔結(jié)構(gòu)是由光學(xué)天線層、介質(zhì)間隔層、金屬反射面構(gòu)成，光學(xué)天線與金屬反射面之間存在等離激元波導(dǎo)模式，并能夠在側(cè)向形成類Fabry-Perot 的共振，從而產(chǎn)生局域強(qiáng)場(chǎng)。等離激元微腔結(jié)構(gòu)已經(jīng)被用來(lái)提高GaAs/AlGaAs 量子阱紅外探測(cè)器（quantum well infrared photodetector，QWIP）的 性能。通過(guò)把亞波長(zhǎng)小體積的量子阱材料嵌入等離激元微腔（代替介質(zhì)間隔層），利用等離激元微腔共振產(chǎn)生的局域強(qiáng)場(chǎng)提高量子阱的光吸收，使得具有較低暗電流的小體積探測(cè)材料的光吸收率不降反升，從而提高探測(cè)率。隨著半導(dǎo)體技術(shù)的發(fā)展，成熟的Ⅲ-Ⅴ族半導(dǎo)體材料生長(zhǎng)技術(shù)可以提供非常精確的成分和均勻性控制。因此，以GaAs/AlGaAs量子阱為代表的量子材料憑借能帶可設(shè)計(jì)、穩(wěn)定性高、均勻性好、與材料加工兼容性好等優(yōu)點(diǎn)受到廣泛關(guān)注，也成為紅外光電探測(cè)器件的重要候選材料。由于量子阱材料只對(duì)電場(chǎng)垂直于多層GaAs/AlGaAs 薄膜的光敏感，且子帶間躍遷效率比較低，必須采用光耦合結(jié)構(gòu)將入射光耦合成特定的光子模式，使其獲得垂直電場(chǎng)分量和局域場(chǎng)的增強(qiáng)。將等離激元微腔結(jié)構(gòu)應(yīng)用于量子阱材料可以使其吸收對(duì)原本不吸收的正入射光，并且提高其光吸收率，實(shí)現(xiàn)光電器件高效的載流子收集，降低暗電流，從而提高器件的探測(cè)響應(yīng)率。本文在等離激元微腔結(jié)構(gòu)的基礎(chǔ)上，通過(guò)設(shè)計(jì)平面漏斗形光學(xué)天線壓縮光子模式體積，相應(yīng)地減小探測(cè)材料體積，從而進(jìn)一步提高探測(cè)性能。我們針對(duì)10.55 μm 的工作波長(zhǎng)，設(shè)計(jì)了平面漏斗形等離激元微腔集成的QWIP，使其*相對(duì)于一般等離激元微腔集成的QWIP 的*提高了10%～15%。

1 模擬方法

本文使用有限元方法對(duì)器件的光學(xué)特性進(jìn)行數(shù)值仿真。有限元法(finite element method)是一種高效能、常用的數(shù)值計(jì)算方法，常應(yīng)用于流體力學(xué)、電磁力學(xué)、結(jié)構(gòu)力學(xué)的研究。有限元方法的求解步驟為：首先根據(jù)實(shí)際問(wèn)題確定求解區(qū)域，采用離散化策略將待解區(qū)域劃分為有限個(gè)形狀、大小不同的相連單元，即有限元的網(wǎng)格劃分，然后這些有限個(gè)單元場(chǎng)函數(shù)的集合就能近似代表整個(gè)待解區(qū)域的場(chǎng)函數(shù)。根據(jù)麥克斯韋電磁方程可建立有限個(gè)待定參量的代數(shù)方程組，最后求解此離散方程組就得到結(jié)果。設(shè)計(jì)的等離激元微腔集成的量子阱紅外探測(cè)器結(jié)構(gòu)，自下而上依次為100 nm 的Au 作為底部金屬反射層，200 nm 的GaAs 下電極層，105 nm 的單層量子阱（由5 nm 寬的GaAs 勢(shì)阱和50 nm 寬的AlGaAs 勢(shì)壘組成），200 nm 的GaAs 上電極層，100 nm 的Au 作為頂部光學(xué)天線層。通過(guò)刻蝕形成真實(shí)的微腔界面來(lái)增強(qiáng)微腔邊界的反射，可以用來(lái)提高等離激元微腔中量子阱材料的吸收，抑制金屬材料的歐姆損耗。

量子阱材料具有各向異性，可等效類比于單光軸晶 體，其介電常 數(shù)由一個(gè) 對(duì)角張 量diag (,,)描述；關(guān)于量子阱材料介電常數(shù)的描述，在量子阱平面上的軸和軸方向的介電常數(shù)值取E，垂直于量子阱的軸方向的介電常數(shù) E用洛倫茲振子模型表示為：

圖1 是單周期量子阱結(jié)構(gòu)圖和量子阱層介電常數(shù)的實(shí)部和虛部，黑色實(shí)線為實(shí)部，黑色點(diǎn)線為虛部。

圖1 單周期量子阱層的結(jié)構(gòu)圖和等效介電常數(shù)Fig.1 Structure diagram and equivalent dielectric constant of single-period quantum well layer

2 等離激元微腔集成的QWIP

2.1 等離激元微腔集成的單QWIP

圖2 是兩種等離激元微腔集成的單量子阱紅外探測(cè)器結(jié)構(gòu)，以及它們的吸收譜和光場(chǎng)的分量的分布情況。圖2(a)是一般等離激元微腔集成的QWIP 的單周期結(jié)構(gòu)；其在軸方向和軸方向的周期都是3.7 μm（P=P=3.7 μm）；在軸方向由下至上依次為100 nm 的Au 作為底部金屬反射層，200 nm 的GaAs下電極層（重?fù)诫s1×10cm），105 nm 的單量子阱層（AlGaAs (50 nm)/GaAs (5 nm)/AlGaAs (50 nm)），200 nm 的上電極層（重?fù)诫s1×10cm），100 nm 的頂部金屬天線結(jié)構(gòu)：邊長(zhǎng)是1.7 μm（=1.7 μm）的正方形；利用刻蝕方法去除沒(méi)有頂層金屬天線覆蓋的半導(dǎo)體材料，以減小材料體積，降低暗電流，并且提高光場(chǎng)束縛強(qiáng)度。圖2(b)是平面漏斗形等離激元微腔集成的QWIP 的單周期結(jié)構(gòu)；在軸方向由下至上的每層結(jié)構(gòu)的材料和厚度與圖2(a)相同，頂部平面漏斗形光學(xué)天線的結(jié)構(gòu)參數(shù)如下，=1 μm，=0.6 μm，=2.2 μm，L=0.55 μm，L=1.15 μm。如圖2(c)所示，兩種等離激元微腔集成的QWIP 結(jié)構(gòu)都在10.55 μm 波長(zhǎng)處達(dá)到共振；黑色曲線代表一般等離激元微腔集成的QWIP 中量子阱的吸收率譜，10.55 μm 波長(zhǎng)處的峰值吸收率為0.37；紅色線條代表平面漏斗形等離激元微腔集成的QWIP 中量子阱的吸收率譜，10.55 μm 波長(zhǎng)處的峰值吸收率為0.33。量子阱的吸收率的表達(dá)式為：

圖2 兩種不同的等離激元微腔集成的單量子阱紅外探測(cè)器結(jié)構(gòu)圖及它們的吸收譜和光場(chǎng)分布情況Fig.2 Structure diagram of single quantum well infrared detectors integrated with two different plasmon microcavities,as well as their absorption spectrum and light field distribution

式中：為吸收率；S為入射光的波印廷矢量的分量；對(duì)其dd的面積分（即×）代表入射到離激元微腔集成的QWIP 結(jié)構(gòu)的光功率；d為QW 的體積分；E為量子阱層分量的電場(chǎng)強(qiáng)度；E為量子阱層分量的介電常數(shù)；分子為QW 的光吸收總和。

從峰值吸收率來(lái)看，兩種等離激元微腔集成的QWIP 結(jié)構(gòu)相差不多。而平面漏斗形等離激元微腔集成的QWIP 的優(yōu)勢(shì)在于其探測(cè)材料的體積（正比于頂層光學(xué)天線結(jié)構(gòu)的面積）減小了38%。一般等離激元微腔的正方形光學(xué)天線的面積為2.89 μm，而平面漏斗形光學(xué)天線表面積為1.787 5 μm。平面漏斗形等離激元微腔能夠在體積減小38%的情況下獲得與一般等離激元微腔相當(dāng)?shù)墓馕章实奈锢頇C(jī)制是平面漏斗形光學(xué)天線基于尖端效應(yīng)實(shí)現(xiàn)了局域光場(chǎng)分量將近100%的增強(qiáng)，如圖2(d)和圖2(e)所示。當(dāng)沿軸方向偏振的平行光入射到器件上時(shí)，激發(fā)起金屬和半導(dǎo)體層界面的表面等離子體波，上下兩個(gè)金屬-半導(dǎo)體界面的等離子體波耦合形成等離激元波導(dǎo)模式；該模式在橫向傳播時(shí)受到等離激元微腔有限尺寸的限制，在特定波長(zhǎng)處產(chǎn)生共振，形成等離激元微腔波導(dǎo)模式及局域場(chǎng)E的顯著增強(qiáng)。等離子體天線能夠?qū)⒐鈴淖杂煽臻g轉(zhuǎn)換到亞波長(zhǎng)空間，有利于在納米尺度上操縱光。等離激元微腔不僅可以降低QWIP 器件的暗電流，而且不犧牲其光吸收率。相對(duì)于一般的等離激元微腔結(jié)構(gòu)，平面漏斗形等離激元微腔激發(fā)的等離激元波導(dǎo)模式在向尖端傳播過(guò)程中，波矢增加群速度變慢，在尖端形成能量聚集和強(qiáng)局域場(chǎng)。

如圖2(d)和圖2(e)所示，一般等離激元微腔的共振模式的局域場(chǎng)均勻分布在兩側(cè)，最強(qiáng)的是入射光場(chǎng)的6～7 倍。平面漏斗形等離激元微腔的共振模式的局域場(chǎng)集中在漏斗的尖端，最強(qiáng)的是入射光場(chǎng)的11～12 倍。天線耦合微腔的幾何形狀能夠影響光子模式的體積以及光場(chǎng)的分布，從而改變QWIP 的光電耦合特性。漏斗形金屬天線貼片的等離激元微腔結(jié)構(gòu)中，發(fā)生耦合的SPPs 波向尖端傳播，波矢增加群速度變慢，因此，在尖端形成能量聚集和強(qiáng)局域場(chǎng)。兩者吸收峰值相差不大，漏斗形的微腔結(jié)構(gòu)將光場(chǎng)集中在一端，且漏斗形紅外探測(cè)器結(jié)構(gòu)的金屬天線平面較小、體積也更小，暗電流也更小。

QWIP 的探測(cè)性能用D表示：

式中：為探測(cè)器的響應(yīng)率，與量子阱的吸收率成正比；為器件光接收面積，對(duì)于一般等離激元微腔集成的QWIP 與平面漏斗形等離激元微腔的QWIP，都等于P×P；為光電導(dǎo)增益(每個(gè)被吸收的光子產(chǎn)生的電子數(shù))；為電子電荷；為暗電流，與探測(cè)器的幾何截面成正比?？梢?jiàn)，在、、相等的情況下，比探測(cè)率*的值與量子阱探測(cè)器的吸收值成正比，與頂部光學(xué)天線面積的平方根成反比。由此可得，平面漏斗形等離激元微腔集成QWIP的比一般方形等離激元微腔集成QWIP 的提高了13%。

2.2 量子阱紅外探測(cè)器焦平面陣列

等離激元微腔集成的量子阱紅外探測(cè)器在應(yīng)用中要組成焦平面陣列，因此要用“橋”將周期性的探測(cè)器結(jié)構(gòu)連接起來(lái)，圖3 是兩種等離激元微腔集成的單量子阱紅外探測(cè)器結(jié)構(gòu)組成焦平面陣列，增加了150 nm 寬的“橋”，即=150 nm，在軸方向由下至上的每層結(jié)構(gòu)的材料和厚度與圖2(a)相同。圖3(a)是一般等離激元微腔集成的QWIP 的焦平面陣列和單周期結(jié)構(gòu)示意圖，其、、參數(shù)值均未改變。圖3(b)是平面漏斗形等離激元微腔集成的QWIP 的焦平面陣列和單周期結(jié)構(gòu)示意圖，由于吸收主要集中在頂端，為進(jìn)一步減小暗電流將底端部分刻蝕掉，使共振峰值響應(yīng)在10.55 μm 波長(zhǎng)處將漏斗形天線的結(jié)構(gòu)做了微調(diào)，參數(shù)如下：=1.1 μm，=1 μm，=2.4 μm， L＇=0.25 μm， L＇=1.25 μm，鏤空部分=0.35 μm，=1.48 μm，=0.825 μm。此時(shí)方形金屬天線的等離激元微腔集成的量子阱紅外探測(cè)器的表面積為3.19 μm,漏斗形金屬天線的等離激元微腔集成的量子阱紅外探測(cè)器的表面積為1.581 3 μm，大約是常規(guī)等離激元微腔集成的量子阱紅外探測(cè)器的表面積的50%。

圖3 兩種不同的等離激元微腔集成的QWIP 平面陣列結(jié)構(gòu)Fig.3 Planar array structures of QWIPs integrated with two different plasmon microcavities

圖4 是兩種焦平面陣列的等離激元微腔集成的單量子阱紅外探測(cè)器的吸收譜和光場(chǎng)的分量的分布情況。如圖4(a)兩種加“橋”等離激元微腔集成的QWIP 結(jié)構(gòu)都在10.55 μm 波長(zhǎng)處達(dá)到共振；黑色曲線代表一般等離激元微腔集成的QWIP 中量子阱的吸收率譜，10.55 μm 波長(zhǎng)處的峰值吸收率為0.37；紅色線條代表平面漏斗形等離激元微腔集成的QWIP 中量子阱的吸收率譜，10.55 μm 波長(zhǎng)處的峰值吸收率為0.30。如圖4(b)和圖4(c)所示，一般等離激元微腔的共振模式的局域場(chǎng)均勻分布在兩側(cè)，最強(qiáng)的是入射光場(chǎng)的6～7 倍。平面漏斗形等離激元微腔的共振模式的局域場(chǎng)集中在漏斗的尖端，最強(qiáng)的是入射光場(chǎng)的10～11 倍。通過(guò)式（2）、式（3）得出，平面漏斗形等離激元微腔集成QWIP 的比一般方形等離激元微腔集成QWIP的提高了15%。

圖4 兩種不同的等離激元微腔集成的量子阱紅外探測(cè)器的吸收譜和光場(chǎng)分布情況Fig.4 Absorption spectrum and light field distribution of two different plasmon microcavities integrated quantum well infrared detectors

3 結(jié)論

本文提出了漏斗形金屬天線貼片的等離激元微腔結(jié)構(gòu)，對(duì)其進(jìn)行電磁學(xué)相關(guān)模擬分析，得到量子阱層的吸收率有效提高。文中基于有限元方法對(duì)相同周期結(jié)構(gòu)的方形金屬天線貼片的等離激元微腔集成的 QWIP 和漏斗形金屬天線貼片的等離激元微腔集成的QWIP 的吸收率、電場(chǎng)強(qiáng)度分布、強(qiáng)制換行比探測(cè)率進(jìn)行對(duì)比分析。陣列結(jié)構(gòu)平面漏斗形結(jié)構(gòu)依然有較好的吸收率和比探測(cè)率漏斗形金屬天線貼片的等離激元微腔集成的QWIP 可以保持對(duì)入射光吸收的同時(shí)，減小暗電流，提高響應(yīng)率。平面漏斗形等離激元微腔集成QWIP 的D比一般方形等離激元微腔集成QWIP 的D提高了10%～15%。該結(jié)構(gòu)的設(shè)計(jì)可實(shí)現(xiàn)較小模式體積的量子阱長(zhǎng)波紅外探測(cè)器件在保持對(duì)入射光較好吸收的同時(shí)，減小暗電流，提高響應(yīng)率，對(duì)器件微小型發(fā)展有一定進(jìn)步。