Contrôle dynamique de la responsivité de photodétecteur dans des dispositifs à nanorubans de graphène

Résumé

Le graphène a été démontré comme un matériau prometteur pour l'optoélectronique et les dispositifs de photodétection en raison de son absorption optique ultra-large bande et de sa haute mobilité de porteurs. Cependant, son intégration avec les systèmes optoélectroniques a été limitée par le gap de bande nul et l'absence de mécanisme de gain. Dans ce travail, nous démontrons un photodétecteur novateur basé sur des nanorubans de graphène (GNR) avec un gap de bande appréciable. En utilisant le piégeage de charge à l'interface entre SiO₂ et silicium légèrement dopé, un gain ultra-élevé de 22 400 a été obtenu. Nos dispositifs montrent une photoresponsivité améliorée (~ 800 AW⁻¹) alors que la vitesse de réponse reste rapide (jusqu'à 10 μs). Cette photoresponsivité est environ deux ordres de grandeur plus élevée comparée à celle d'un photodétecteur à base de graphène précédent. Le photodétecteur exhibe une réglabilité à large gamme via la tension source-drain et la tension de grille arrière. Notre travail adresse les défis clés pour les photodétecteurs et fournit potentiellement la voie désirée vers l'application pratique de photodétecteurs à graphène qui peuvent être manipulés externement par un champ électrique avec une vitesse de réponse rapide et une haute sensibilité.

Introduction

Le graphène, un matériau bidimensionnel (2D) en couches, joue un rôle important dans de nombreux domaines incluant l'électrodialyse, les batteries, la nanofiltration, la catalyse, l'interférence électromagnétique et l'optoélectronique. Significativement, le graphène a attiré beaucoup d'attention en raison de ses nouvelles propriétés optoélectroniques, telles que la haute mobilité de porteurs, le gap de bande nul, et le niveau de Fermi ajustable. Par conséquent, le graphène a été considéré comme un matériau attractif pour les applications optoélectroniques. Cependant, la faible absorption (~ 2,3 %) du graphène monocouche résultant de sa mince épaisseur est encore un défi critique. D'autre part, sa caractéristique de gap de bande nul limite sévèrement les applications optoélectroniques, ce qui cause une durée de vie courte des porteurs photon-générés (~ps) et résulte dans la recombinaison rapide électron-trou. Par conséquent, l'amélioration supplémentaire de la responsivité du photodétecteur à graphène pristine reste difficile, et il est d'une importance considérable de séparer les électrons et trous pour générer un photocourant efficace.

Pour surmonter ces défis, diverses techniques ont été explorées et la photoresponsivité des photodétecteurs basés sur le graphène a été améliorée en conséquence. L'effet photogating, qui est habituellement observé dans les photodétecteurs basés sur des matériaux de faible dimension et leurs structures hybrides, joue un rôle essentiel dans la haute performance des photodétecteurs. Des photodétecteurs basés sur MoTe₂ et MoS₂ utilisant l'effet photogating ont été rapportés, et des photodétecteurs avec d'excellentes performances basés sur le graphène utilisant l'effet photogating ont aussi été atteints. Il a été démontré que combiner le graphène et les points quantiques PbS était un moyen efficace d'améliorer l'absorption de la lumière et d'atteindre un gain ultra-élevé dans un photodétecteur à graphène. De plus, la recombinaison des électrons et trous pourrait aussi être minimisée dans un photodétecteur basé sur des hétérostructures, comme graphène-Ta₂O₅-graphène, où les paires électron-trou photoinduites étaient séparées via des effets de tunnel quantique, menant à la grande amélioration de la photoresponsivité et du gain. Le temps de réponse d'un tel photodétecteur à structure hybride était sérieusement augmenté résultant du long temps de piégeage des porteurs dans les points quantiques PbS ou dans la barrière de tunnel Ta₂O₅. Ainsi, il est hautement demandé pour le photodétecteur à base de graphène d'atteindre d'excellentes performances en responsivité, temps de réponse et réponse spectrale.

Ici, nous proposons un photodétecteur basé sur des nanorubans de graphène de 20 nm de large et démontrons sa photoresponsivité (jusqu'à 800 AW⁻¹) et sa vitesse de réponse rapide (~ 10 μs). Une telle haute performance est principalement attribuée au gap de bande appréciable dans les GNR, amélioré par l'effet photogating à l'interface silicium/oxyde de silicium (Si/SiO₂). Le mécanisme physique du détecteur a été expliqué par les diagrammes de bandes d'énergie. De plus, le photodétecteur basé sur GNR peut être réglé par les tensions source-drain et grille arrière. La haute performance observée pave substantiellement la voie pour le développement de photodétecteurs à graphène à haute responsivité et ultra-rapides.

Méthodes expérimentales

La feuille de graphène a été exfoliée sur un substrat Si (recouvert de 300 nm SiO₂) depuis le graphite bulk (grade ZYA, SPI Supplies) par la technique de clivage micromécanique au ruban 3M. Les nanorubans de graphène d'une largeur de 20 nm ont été fabriqués en utilisant la gravure ionique réactive (RIE, PE-3A) et la lithographie par faisceau d'électrons (EBL, Raith BV EBPG5150). Après cela, le graphène monocouche et le nanoruban de graphène sur le diélectrique SiO₂ ont été caractérisés par un microscope optique et la spectroscopie Raman (WITec Alpha 300R). La photolithographie standard et l'évaporation par faisceau d'électrons de Ti/Au (20 nm/80 nm) ont été utilisées pour créer les électrodes source et drain. Huit dispositifs (16 GNR) ont été fabriqués, et 5 d'entre eux possèdent d'excellentes performances. Toutes les mesures ont été effectuées à travers un système maison composé d'une source lumineuse laser, un hacheur optique, une scène à 4 pointes et un analyseur de paramètres semi-conducteurs. Un substrat silicium faiblement dopé (type P 10–20 Ω·cm) a été utilisé pour améliorer l'effet photogating. Un laser visible Ti:Saphir à une longueur d'onde d'environ 632 nm a été employé pour générer des impulsions laser dans une zone de 6,25 mm² à température ambiante. La fréquence de la lumière incidente était modulée avec un hacheur optique dans une gamme de 5 Hz à 50 000 Hz. De plus, la puissance laser incidente pouvait être ajustée de 0,34 mW à 5 mW. Les données montrées dans les figures, incluant le courant (Figs. 1c, d, 2a–d, 3a, b, 4a–d, et 5a, b), ont été obtenues à partir d'un analyseur de paramètres semi-conducteurs (Agilent, B1500A) avec ou sans illumination. Toutes les mesures de photoréponse ont été effectuées sous conditions ambiantes.

Résultats et discussion

Les GNR sont attendus comme un support idéal pour la photodétection. Le photodétecteur GNR que nous avons fabriqué était composé des électrodes source et drain sur un substrat Si/SiO₂ avec une wafer silicium légèrement dopé agissant comme grille arrière, comme montré schématiquement en Fig. 1a. Pour assurer la haute mobilité et obtenir un gap de bande assez grand simultanément, la largeur des nanorubans de graphène a été choisie à 20 nm modérée. La structure complète des GNR est montrée dans l'image au microscope électronique à balayage (Fig. 1b), et la longueur des nanorubans de graphène était de 2 μm. Différent des photodétecteurs conventionnels, le Si légèrement dopé a été adopté comme substrat pour la raison que sa durée de vie de porteurs est bien plus longue que celle dans le Si fortement dopé.

La caractérisation électrique a été répétée et la relation I-V_S-D conséquente est tracée en Fig. 1c. Les courbes sous différentes tensions de grille arrière dans une gamme de −10 V à 10 V sont non-linéaires et asymétriques, indiquant l'existence du champ électrique interne, qui pourrait résulter des défauts induits par la fabrication ou de la barrière de Schottky aux contacts d'électrodes. Le champ électrique interne avait un effet non-négligeable sur le photocourant du photodétecteur GNR, qui sera illustré plus tard. L'insert est la comparaison des caractéristiques I-V du dispositif sous obscurité et illumination (appliquant une impulsion laser avec une fréquence de 10 Hz), manifestant la sensibilité de commutation optique ajustable. Évidemment, la courbe I-V se décalait quand V_G variait. Pour comprendre davantage l'effet de V_G sur les caractéristiques de transport de charge du canal GNR, les caractéristiques de transfert dans l'état obscurité ont été enregistrées à température ambiante comme montré en Fig. 1d. La courbe I_D–V_G mesurée à V_SD = 10 mV a démontré que notre dispositif affichait un comportement typique du photodétecteur à base de graphène, et les GNR agissaient comme un canal de type p avec un décalage de 20 V.

Pour les systèmes optoélectroniques typiques, la vitesse de réponse (caractérisée par le temps total requis pour que la sortie monte (descende) de 10 (90)% à 90 (10)% du pic d'impulsion) d'un photodétecteur détermine la vitesse de fonctionnement et la capacité d'information du système de photodétection. Pour investiguer le temps de réponse ultime du dispositif fabriqué, le signal optique d'entrée avec différentes fréquences d'impulsion de 40 Hz, 400 Hz et 50 000 Hz a été appliqué. La Fig. 2b-d montre les photocourants totaux résolus en temps correspondants, qui reflètent intuitivement que le photodétecteur fabriqué pouvait être commuté efficacement marche/arrêt avec une excellente répétabilité. De plus, quand la fréquence laser était ajustée à 50 000 Hz, le temps de montée était mesuré à 10 μs. Nous croyons que notre dispositif est attendu pour fonctionner à des fréquences plus élevées au-delà de 50 000 Hz, et la valeur précise de la vitesse de réponse n'est pas claire en raison de la limitation de l'équipement de mesure. Il a été noté que le photodétecteur GNR fonctionne bien plus vite que la plupart des photodétecteurs basés sur le graphène et autres TMD 2D. On croit que la commutation rapide du photocourant peut être attribuée à la mobilité ultra-élevée des porteurs des GNR de telle largeur et au fort champ électrique externe.

En plus de la vitesse de réponse rapide, la haute responsivité et le gain amélioré sont indispensables pour l'application du photodétecteur. Par conséquent, en appliquant la lumière sur l'ensemble du dispositif à température ambiante, nous avons étudié davantage la photoréponse du photodétecteur GNR sans biais source-drain et tension de grille arrière. La Fig. 2a présente les mesures de photocourant en fonction du temps du dispositif en l'absence de tension biaisée sous modulation lumière marche/arrêt. Le photocourant observé était de 275 nA (I_illumination = 293 nA, I_dark = 18 nA) sous illumination, ce qui indiquait une photoresponsivité élevée de R = 17,2 AW⁻¹ et un gain élevé de G = 1465 également, calculés via les deux équations suivantes :

R = I_P / ((S_G/S_L) · P)

G = (I_P/e) / (((S_G/S_L) · P · 2,3%) / hν) (ν = c/λ_in)

où I_P (275 nA) est le photocourant, tandis que S_L (6,25 mm²) et S_G (2 μm × 10 μm) sont la zone réelle du laser et du GNR respectivement, et P (5 mW) est la puissance du laser incident avec une longueur d'onde de λ_in (532 nm). Il est essentiel d'explorer le mécanisme de génération de photocourant des photodétecteurs GNR pour clarifier la haute performance de nos dispositifs. Pour les photodétecteurs basés sur des matériaux bidimensionnels, il y a principalement deux mécanismes de génération de photocourant : l'effet photoconductif (PC) et l'effet photovoltaïque (PV).

Sans appliquer un biais source-drain, PV était responsable de la génération de photocourant car deux champs électriques internes étaient formés entre les GNR et les électrodes. Les deux champs électriques n'étaient pas de même magnitude en raison des défauts formés dans le processus de fabrication. Quand la lumière atteignait la région à l'interface Au-GNR, les paires électron-trou photo-générées étaient générées et ensuite séparées par les champs internes, ce qui faisait une contribution significative à la génération de photocourant. Sous un biais source-drain, cependant, les deux champs électriques internes à l'interface Au-GNR jouaient peu de rôle dans la génération de photocourant. Par conséquent, PC jouait le rôle le plus crucial dans la génération de photocourant dans le cas d'application d'un biais source-drain. Après absorption de photons, le canal GNR générait plus de porteurs libres, réduisant la résistance des canaux de porteurs. Par conséquent, un photocourant significatif I_P = V_OC/R_G (V_OC représente la tension en circuit ouvert et R_G est la résistance totale du canal formé par les 16 nanorubans de graphène) était observé.

Comme on peut voir en Fig. 2a-d, un photocourant de niveau μA a été observé, ce qui pourrait être dû à la contribution de trois aspects. L'un était que le taux de recombinaison paire électron-trou était réduit résultant du gap de bande dans les GNR. L'autre était que les électrons photo-générés étaient capturés pendant la transition de la bande de valence à la bande de conduction par les états de milieu de gap induits par les défauts de bord des GNR. Par conséquent, avant que les trous et les électrons piégés ne se recombinent, les trous pouvaient circuler entre les électrodes drain-source pour former le photocourant, atteignant un gain élevé. Le troisième aspect était que l'accumulation d'électrons à l'interface SiO₂/Si était équivalente à l'application d'un champ électrique vertical, et ainsi la conductance du canal était grandement améliorée. De plus, en Fig. 2a-d, le photocourant obtenu avait peu de dépendance sur la fréquence de la lumière incidente modulée par un hacheur optique, ce qui est similaire au photodétecteur MoS₂ rapporté. L'effet photoconductif jouait le rôle principal dans la génération de photocourant du photodétecteur GNR quand la fréquence de la lumière était régulée par le hacheur. Cependant, quand le dispositif était exposé à la lumière (0 Hz), l'effet photogating serait significatif dans le processus de génération de porteurs, menant au piégeage et recombinaison dans les semi-conducteurs.

Le processus physique détaillé du troisième aspect discuté ci-dessus a été démontré en Fig. 2e, f. Pour atteindre un état d'équilibre dans l'obscurité, les électrons diffuseraient de SiO₂ vers Si en raison de la différence de niveaux de Fermi entre les deux matériaux, ce qui menait au courbure des bandes d'énergie à l'interface Si/SiO₂. Par conséquent, un fort champ électrique interne (E) était formé dans la région d'appauvrissement, qui séparait efficacement les paires électron-trou photo-générées avec les électrons se déplaçant vers l'interface entre Si et SiO₂ tandis que les trous transféraient vers la région intérieure de Si. Les électrons s'accumulaient alors à l'interface SiO₂/Si, et ces électrons piégés appliquaient une tension verticale négative additionnelle aux GNR, où la présence de ces électrons augmentait la concentration de trous et abaissait le niveau de Fermi du canal GNR en conséquence.

Bien que le dispositif affiche une haute performance, il est important de chercher plusieurs approches efficaces pour augmenter significativement le photocourant et la responsivité du dispositif. Ensuite, les effets du biais source-drain et de la tension de grille sur le photocourant ont été systématiquement investigués. La Fig. 3a montre les résultats des mesures de photocourant (I_laser), courant de fond (I_dark) et courant de photoréponse (I_ph) en fonction de la tension source-drain (−3 V ≤ V_S-D ≤ 10 V) à une tension de grille fixe. Le photocourant n'était pas nul à V_S-D = 0 et augmentait non-linéairement avec la tension source-drain, prouvant aussi l'existence d'un champ électrique interne. Il est clair que la valeur du photocourant était fortement dépendante du biais source-drain.

Une explication convaincante pour la réglabilité via la tension source-drain est que la relation entre photocourant, courant de fond et courant de photoréponse peut s'exprimer comme I_illumination = I_ph + I_dark, où I_ph et I_dark augmentaient avec la tension drain-source V_S-D parce que la vitesse de dérive des porteurs augmentait et le temps de transit des porteurs réduisait sous un champ électrique externe. Par conséquent, l'efficacité de séparation des porteurs photo-générés s'améliorait, contribuant significativement au grand photocourant. Un tel phénomène indique que le champ électrique total du canal GNR, la somme du champ électrique interne et du champ électrique externe, peut être modulé par V_S-D.

De plus, en considérant la densité de porteurs réglable par grille des GNR, le photocourant de notre dispositif était ajusté efficacement en modulant la tension de grille arrière. La Fig. 3b affiche ces trois types de courants (I_illumination, I_ph et I_dark) en fonction de la tension de grille arrière (−5 V ≤ V_G ≤ 5 V) à V_S-D = 0. En général, le photocourait était positivement corrélé avec la valeur absolue de la tension de grille, parce que la densité de porteurs des GNR était sensible au champ électrique vertical externe. Intéressant, le photocourant augmentait quand la tension de grille augmentait quand la tension de grille était négative (−5 V ≤ V_G ≤ 0 V), et le phénomène inverse se produisait quand la tension de grille était positive (0 V ≤ V_G ≤ 5 V). Ce phénomène pourrait être expliqué par le comportement de type p du canal GNR, qui concordait bien avec l'observation en Fig. 2d. Les résultats indiquent que l'augmentation de |V_G| peut régler le niveau de Fermi du canal plus proche de la bande de valence (ou bande de conduction) et la conductance du canal GNR était réglable par grille. Notamment, pour les deux méthodes de modulation (tension source-drain et tension de grille arrière), la réglabilité du photocourant était démontrée dans une gamme ultra-large du niveau nA au niveau μA.

De plus, la responsivité et le gain pouvaient aussi être modulés efficacement en régulant la tension de grille et la tension source-drain du photodétecteur GNR. Le gain et la photoresponsivité en fonction du biais source-drain étaient calculés [selon les Éqs. (1) et (2)] et tracés ensuite en Fig. 4a, b. Pour le photodétecteur basé sur GNR, la relation entre le gain et V_S-D est donnée par la formule suivante : G = τ/τ_T = τ / (l²/(μV_S-D)) = τμV_S-D/l², où τ est la durée de vie excédentaire des trous (durée de vie des trous piégés), et τ_T = l²/(μV_S-D) est le temps de transit du porteur, tandis que l est la longueur du canal et μ est la mobilité des porteurs, alors que V_S-D est le biais source-drain. Donc, le gain et la tension source-drain exhibent une corrélation positive. Apparemment, G est linéairement dépendant du biais source-drain. Par conséquent, la photoresponsivité maximale de R = 170 AW⁻¹ et le gain maximal de G = 14 500 ont été atteints à température ambiante à V_S-D = 0,5 V, ce qui était une amélioration de 100 fois par rapport aux photodétecteurs précédents basés sur nanostructures de graphène. Plus important, les valeurs de gain et photoresponsivité n'étaient pas saturées. Par conséquent, un gain et une photoresponsivité plus élevés pourraient être atteints si une tension drain-source plus grande était appliquée.

La Fig. 4c, d montre que la photoresponsivité et le gain pouvaient aussi être améliorés en appliquant un biais de grille arrière pour améliorer la concentration de porteurs des GNR. La photoresponsivité maximale de R = 800 AW⁻¹ et le gain maximal de G = 22 400 ont été obtenus à V_G = −4 V. Cette valeur maximale de photoresponsivité était cinq ordres de grandeur plus élevée que celle des photodétecteurs à graphène pur (~ 10 mAW⁻¹). De plus, à la fois le gain et la photoresponsivité n'étaient pas saturés, donc une photoresponsivité plus élevée pourrait être atteinte en appliquant une tension de grille arrière plus grande. En plus de la concentration de porteurs, un autre facteur qui influençait significativement le courant de canal était la résistance de contact (R_C) entre les électrodes Au et les GNR qui était inséparablement liée à la hauteur de barrière de Schottky à l'interface. Comme les GNR servaient comme canal de type p, en appliquant un V_G négatif, la hauteur de barrière de Schottky était réduite en raison du niveau de Fermi plus bas. En contraste, quand V_G était augmentée à une valeur positive, la hauteur de barrière de Schottky était augmentée, et le courant dans le canal était grandement supprimé.

Finalement, nous nous tournons vers l'investigation en fonction du temps du photocourant sous lumière incidente de puissance. La Fig. 5a affiche les mesures de photocourant en fonction du temps sous les différentes puissances de lumière incidente. Ce photocourant était assez grand pour une mesure directe sans aucun préamplificateur de courant ou amplificateur lock-in, même à une puissance optique de niveau mW. La Fig. 5b trace le photocourant en fonction de la puissance optique incidente. Le photocourant avait une relation non-linéaire avec la puissance incidente (I_ph = P^α, α = 0,85). Sous une puissance lumineuse plus faible, la contribution du courant photogate était dominante, et l'effet photoconductif pouvait être ignoré en raison d'une diminution du nombre de porteurs photo-générés. Sous une illumination lumineuse plus forte, au contraire, un courant croissant était observé, ce qui pouvait être attribué au nombre accru d'électrons photo-générés (effet photoconductif). De plus, le dispositif était sensible à la lumière incidente et le photocourant résultant était étroitement lié à l'énergie de la lumière incidente, révélant le potentiel tremendous pour le moniteur de puissance optique. Une comparaison des paramètres optoélectroniques dans divers photodétecteurs est fournie dans le Tableau 1.

Conclusions

En résumé, nous avons démontré un photodétecteur à nanorubans de graphène haute performance modulé dans une large gamme par le champ électrique externe à température ambiante. Pendant ce temps, sans le champ électrique externe, la performance du dispositif pouvait être améliorée par le champ localisé à l'interface Si/SiO₂. Le dispositif exhibait une photoresponsivité élevée de 800 AW⁻¹ à V_G = −4 V, ce qui était deux ordres de grandeur plus élevé que ceux dans la recherche précédente. De plus, la structure de notre dispositif est bien plus simple comparée au dispositif optoélectronique précédent à base de graphène avec des applications larges potentielles. La performance du dispositif à nanorubans de graphène peut être davantage améliorée par encapsulation h-BN, plasmons de surface, champ ferroélectrique et structures hybrides. Le photodétecteur à nanorubans de graphène proposé ouvre des opportunités excitantes pour l'ultra-rapide et la haute sensibilité pour les futures applications de surveillance de sécurité, photo-communication et aviation basées sur le graphène.