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光陷阱理论在光电探测器中的应用

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朱元昊, 何力, 窦秀明, 伍绍腾, 骆军委. 光陷阱理论在光电探测器中的应用[J]. 物理学报, 2026, 75(12): 120401. doi: 10.7498/aps.75.20260351
引用本文: 朱元昊, 何力, 窦秀明, 伍绍腾, 骆军委. 光陷阱理论在光电探测器中的应用[J]. 物理学报, 2026, 75(12): 120401. doi: 10.7498/aps.75.20260351
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Yuanhao ZHU, Li HE, Xiuming DOU, Shaoteng WU, Junwei LUO. Application of photon-trapping theory in photodetectors[J]. Acta Physica Sinica, 2026, 75(12): 120401. doi: 10.7498/aps.75.20260351
Citation: Yuanhao ZHU, Li HE, Xiuming DOU, Shaoteng WU, Junwei LUO. Application of photon-trapping theory in photodetectors[J]. Acta Physica Sinica, 2026, 75(12): 120401. doi: 10.7498/aps.75.20260351
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光陷阱理论在光电探测器中的应用

  • 1.

    中国科学院半导体研究所, 半导体芯片物理与技术全国重点实验室, 北京　100083

  • 2.

    中国科学院大学, 材料科学与光电技术学院, 北京　100049

    • 作者简介: 伍绍腾, 中国科学院半导体研究所研究员, 博士生导师. 2018年博士毕业于中国科学院大学. 2019—2021年相继在英国谢菲尔德及新加坡南洋理工等大学从事博士后研究. 长期专注于硅基半导体材料与器件, 已在硅基光源器件, 探测器件, 及晶体管器件等取得了一定成果, 包括实现高探测率锗锡红外探测器、12英寸硅基锗锡LED发光器件、三维结构的硅锗Finfet及GAA器件. 近年来发表SCI论文40余篇, 并获批国家自然科学基金面上及北京市自然科学基金面上等多个项目; 骆军委, 中国科学院半导体研究所研究员, 博士生导师, 现任半导体芯片物理与技术全国重点实验室主任, 计算材料和器件研究组组长. 2006年在中国科学院半导体研究所获得博士学位. 担任国家重点研发计划“物态调控”专项总体专家组成员和国家基金委十四五和中长期物理学科战略规划秘书组成员. 在APS、ACS、E-MRS等重要国际会议上作邀请报告或分会主席, 担任32 届半导体缺陷国际会议和22届多元化合物国际会议共同主席. 长期从事后摩尔硅器件的前沿半导体物理研究, 取得了系统性创新成果, 包括提出的免于退极化效应的光学声子软化新理论为突破半导体器件功耗瓶颈带来新希望, 为解决硅基发光难题设计出高效发光Si/Ge 超晶格并提出掺杂应变锗直接带隙发光的硅基发光原创方案, 解释半导体形成直接带隙或间接带隙的统一理论已被广泛采用, 提出了被认为将改写教科书的隐藏自旋极化新理论, 启发了众多新隐藏物理的发现, 提出了解决硅晶体管接触电阻瓶颈问题的理论方案等. 已发表论文120余篇, 论文总引用5500余次 .
    通讯作者: E-mail: wst@semi.ac.cn.;  E-mail: jwluo@semi.ac.cn.

Application of photon-trapping theory in photodetectors

  • 1.

    State Key Laboratory of Semiconductor Physics and Chip Technologies, Institute of Semiconductors, Chinese Academy of Sciences, Beijing 100083, China

  • 2.

    Center of Materials Science and Optoelectronics Engineering, University of Chinese Academy of Sciences, Beijing 100049, China

    • Corresponding authors: E-mail: wst@semi.ac.cn.;  E-mail: jwluo@semi.ac.cn.

  • 摘要: 高速高效光电探测器已成为光通信与探测领域的关键组成部分. 随着对光电探测器需求的日益增长, 提升探测器响应速度、抑制暗电流及增强响应度显得尤为迫切. 较厚的吸收层虽能提供更高的量子效率和更强的光吸收能力, 但代价是光生载流子的传输距离延长, 从而导致响应速度下降. 波导结构、表面等离子体激元结构和共振腔结构等人工微结构有望规避这一矛盾, 然而这些器件各自存在结构复杂、对入射光方向或波长有特殊要求、耦合效率降低等局限. 基于微/纳米柱/孔结构的光陷阱增强型光电探测器, 为突破上述限制提供了一条极具前景的技术路径, 该技术能有效调控多种器件性能, 包括提升量子效率、加快响应速度, 并拓宽光谱响应范围. 本文系统综述了光陷阱增强型光电探测器的发展历程与最新研究进展. 首先阐述其理论发展脉络, 其次重点分析光陷阱效应对光电探测器特性的影响, 并梳理不同结构设计的光陷阱增强型光电探测器的研究进展.
    Abstract: High-speed and high-efficiency photodetectors (PDs) have emerged as pivotal components in the realm of optical communication and detection. As the demand for PDs intensifies, there is a compelling need for continuous advancement in the domains of response speed, dark current reduction, and responsivity. Thicker absorber layers provide higher quantum efficiencies (QE) and higher absorption, but this comes with the cost of extended transport distances for photogenerated carriers, resulting in slower response speeds. Artificial structures such as waveguide structures, surface plasmon polariton structures, and resonant cavity structures are expected to circumvent this trade-off; however, these devices all have their respective shortcomings, such as complex structures, special requirements for the direction or wavelength of incident light, and reduction in coupling efficiency. Photon-trapping (PT)-enhanced photodetectors (PDs) with micro/nano-pillars/holes represent a compelling avenue for harnessing enhanced control over various PD attributes, including enhancing their QE, enhancing their response speed, and extending their sensitivity across a wider spectrum of wavelengths. Here, we review the evolution and recent developments of PT-enhanced PDs. To begin with, the theoretical developments of PT-enhanced PDs are presented. Next, the effect of PT on the characteristics of PDs and the subsequent progression of PT-enhanced PDs with various structures are introduced.
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  • 图 1  带有孔洞阵列光陷阱微纳结构的甚长波红外光电探测器的(a)结构示意图和(b)扫描电子显微镜(SEM)图像, 出自文献[31], 已获得授权; 带有微柱阵列光陷阱微纳结构的雪崩光电二极管的(c)结构示意图和(d) SEM图像, 出自文献[32], 已获得授权

    Figure 1.  (a) Schematic diagram and (b) scanning electron microscope (SEM) image of very long wavelength infrared (VLWIR) photodetector with hole-array photon-trapping structure; reproduced with permission from Ref. [31]; (c) schematic diagram and (d) SEM image of avalanche photodiode with pillar-array photon-trapping structure; reproduced with permission from Ref. [32].

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    图 2  (a)光陷阱设计的朗伯表面; (b)光子晶体的二维示意图

    Figure 2.  (a) Lambertian texturing for PT; (b) a 2D photonic crystal structure.

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    图 3  (a)光陷阱增益的硅基光电探测器的响应度与光陷阱孔洞角度的关系; (b)有无光陷阱对光电探测器量子效率随波长变化的影响关系, 出自文献[37], 已获得授权

    Figure 3.  (a) Responsivity of the PT-enhanced Si PDs with various angles of the PT holes; (b) EQE versus wavelengths for PDs with PT holes and without; reproduced with permission from Ref. [37].

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    图 4  带有光陷阱微纳结构的碲镉汞红外探测器焦平面结构示意图, 出自文献[80], 已获得授权

    Figure 4.  Schematic of PT HgCdTe infrared detector focal with PT micro/nano-structures; reproduced with permission from Ref. [80].

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    图 5  光子产生的电场分布　(a)占空比为0.29; (b)占空比为0.64. 插图中的单位为V/cm; 出自文献[85], 已获得授权

    Figure 5.  Electric field distributions generated by photons: (a) Fill factor counts as 0.29; (b) fill factor counts as 0.64. The unit in the illustration is V/cm; reproduced with permission from Ref. [85].

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    图 6  模拟量子效率在不同占空比与周期下的变化, 出自文献[85], 已获得授权

    Figure 6.  Simulated QE at different fill factors and different periodicity; reproduced with permission from Ref. [85].

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    图 7  (a) Chen等的工作中APD在室温下的电流-电压特性; (b)在240 K下对应的增益特性, 出自文献[32], 已获得授权; (c)光陷阱孔结构的SEM图像; (d)通过FDTD模拟得到的传统光电探测器与带有(c)中光陷阱微纳结构的光电探测器在850 nm波长下的吸收对比, 出自文献[37], 已获得授权

    Figure 7.  Current-voltage (a) and gain (b) in Chen’s work at (a) room temperature and (b) 240 K; reproduced with permission from Ref. [32]; (c) SEM image for the PT holes; (d) absorption at 850 nm wavelength in the conventional and PDs with PT micro/nano-structures in (c), simulated by FDTD; reproduced with permission from Ref. [37].

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    图 8  (a)光陷阱增强型硅基MSM光电探测器结构示意图; (b)在SOI衬底1 μm薄硅层上制备的、具有不同台面直径与孔洞尺寸的光陷阱增强型探测器的光学显微镜图像; (c)平面结构MSM光电探测器; (d)光陷阱增强型MSM光电探测器; 出自文献[48], 已获得授权

    Figure 8.  (a) Schematic of the PT enhanced silicon MSM PDs; (b) optical microscopy images of the PT enhanced PDs fabricated on a 1 μm thin silicon layer of SOI substrate for a range of mesa diameters and of the holes; (c) planar MSM PDs; (d) PT enhanced MSM PDs; reproduced with permission from Ref. [48].

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    图 9  (a)位于SOI晶圆上带有光陷阱微纳结构的PIN量子点红外光电探测器(QDIP)结构示意图; (b)带有光陷阱微纳结构的Ge/Si QDIP的SEM图像; (c)周期为430 nm, 直径为650 nm孔阵列的SEM图像, 出自文献[91], 已获得授权

    Figure 9.  (a) PIN quantum dot infrared photodetector (QDIP) structure on an SOI wafer with PT micro/nano-structures structures; (b) SEM image of the Ge/Si QDIP with PT micro/nano-structures structures; (c) SEM micrographs of the PT micro/nano-structures structures with a 430 nm period and 650 nm diameter; reproduced with permission from Ref. [91].

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    图 10  (a)带有光陷阱微纳结构的锗基PIN示意图; (b)带有光陷阱微纳结构的锗基横向PIN SEM图像, 插图为孔洞阵列的放大图像; 出自文献[92], 已获得授权

    Figure 10.  (a) Schematic of Ge PIN with PT micro/nano-structures; (b) SEM image of Ge lateral p-i-n photodetector with PT micro/nano-structures, where inset shows the enlarged image of holes array; reproduced with permission from Ref. [92].

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    图 11  (a)带有光陷阱微纳结构的锗锡/锗多量子阱PIN结构示意图; (b)集成在探测器中的光陷阱微纳结构, 插图为孔洞阵列的放大图像; 出自文献[93], 已获得授权

    Figure 11.  (a) Schematic of GeSn/Ge multiple-quantum-well (MQW) PIN with PT micro/nano-structures; (b) PT micro/nano-structures integrated in PD, where inset shows the enlarged image of holes array; reproduced with permission from Ref. [93].

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    图 12  (a)带有光陷阱微纳结构的InGaAs/InAlAs APD示意图; (b)器件单元截面图; (c)器件显微照片; (d)光陷阱微纳结构的SEM图像; 出自文献[58], 已获得授权

    Figure 12.  (a) Schematic of InGaAs/InAlAs APD with PT micro/nano-structures structures; (b) cross-sectional view of the unit cell of the device; (c) microscopy image of the device; (d) SEM image of the PT micro/nano-structures structures; reproduced with permission from Ref. [58].

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    图 13  (a)硅基SPAD与光陷阱增强硅基SPAD结构示意图; (b), (c)硅基SPAD与光陷阱增强硅基SPAD结构示意图的SEM图像(45°角视图); (d)光陷阱微纳结构的SEM图像(俯视图); 出自文献[61], 已获得授权

    Figure 13.  (a) Schematics of control and PT silicon SPADs; (b), (c) SEM images (45° view) of control and PT SPAD; (d) SEM images (top-down view) of PT micro/nano-structures; reproduced with permission from Ref. [61].

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    图 14  MoS2-BP-MoS2(MPM)范德瓦耳斯异质结光电探测器　(a)结构示意图; (b)接触前能带结构; (c)平衡态能带结构; (d)异质结的截面TEM图像; (e)零偏压下器件电势分布模拟图; (f)沿图(e)中标记方向的内建电场分布模拟图; 出自文献[100], 已获得授权

    Figure 14.  MoS2-BP-MoS2 (MPM) van der Waals heterojunction photodetector: (a) Schematic diagram of the structure; (b) band structures before contact; (c) band structures in equilibrium; (d) cross-sectional TEM image of the heterojunction; (e) simulated potential distribution of the device under zero bias; (f) simulated built-in electric field distribution along the direction marked in panel (e); reproduced with permission from Ref. [100].

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    表 1  有无光陷阱微纳结构的光电探测器各项特性对比

    Table 1.  Major characteristics of PDs with PT compared with PDs without PT.

    器件 暗电流(测试温度) 量子效率 响应时间 带宽
    Si MSM[48] — 280% at 800—950 nm 31 ps/— —
    Si PIN[40] 1.1 nA/0.2 nA at 5 V (—) 580% at 905 nm 51 ps/113 ps —
    Ge PIN[38] 50—70 mA·cm–2/22.5 mA·cm–2 at –1 V (—) 350% at 1700 nm 75 ps/80 ps 20 GHz/—
    Si PIN[34] 0.06 nA at –5 V/— (—) 867% at 850 nm 23 ps/— 20 GHz/—
    Ge PIN[41] 45.2 mA·cm–2 at –1 V/— (—) 350% at 1510 nm — —
    AlInAsSb APD[32] 1 μA·cm–2/60 μA·cm–2 (180 K) 300% at 2000 nm — 7 GHz/ 1.5 GHz
    InGaAs APD[58] 7.3 mA·cm–2/—(240 K) 57.2% at 1626 nm — —
    Si/Ge APD[59] 21 fA at –33.1 V/—(—) — — —
    Ge APD[60] 2.68 mA·cm–2 at –1 V/— (—) 279.9% at 1550 nm — —
    Si SPAD[61] 40 fA·cm–2 at –1 V/— (—) 300% at 850 nm 25 ps/35 ps —
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    表 2  光陷阱微纳结构的对各类型光电探测器的特性影响

    Table 2.  Influence of PT on the characteristics of various PDs.

    器件类型 暗电流/暗计数率 探测效率 响应速度 其他
    MSM[43–48,90] 减薄半导体层厚度间接降低暗电流 将垂直入射光弯曲为横向传播模式, 减缓光速, 显著提升吸收效率 增强吸收效率使脉冲响应持续时间缩短 可调控结构参数实现波长选择性增强
    PIN[34–38,40–42,92–93] 调控占空比与孔深降低暗电流 延长本征层内的光学路径长度, 提升外量子效率 降低结电容缩短响应时间 可将响应波长扩展至更长波段
    APD[32,49,51,53,55,56,87,94–96] 调控孔深可在不影响雪崩效应的前提下降低暗电流 陷光、慢波效应及横向辐射实现宽带吸收增强 减小结面积, 降低结电容, 缓解RC延迟, 提升带宽 将入射光偏转至漂移区/倍增区, 最大化雪崩倍增增益
    SPAD[49,61,63,97–99] 增强吸收使SPAD能在更低偏压下工作, 降低暗计数率 将入射光弯曲导入横向波导, 显著增加光吸收长度, 提升近红外探测效率 纳米结构实现钝化效果, 减少响应延迟, 保持低抖动时间 可在更低的击穿电压下实现高增益可通过调制孔深调控穿透距离与吸收
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    表 3  带有光陷阱微纳结构的光电探测器的适用波段与性能增强

    Table 3.  Applicable wavelength range and performance enhancement of PDs with PT.

    器件类型 适用波段 关键性能提升
    Si MSM[48] 800—950 nm 响应度提升约7倍, 外量子效率提高280%
    Si MSM[46] 800—900 nm 外量子效率提高10倍以上
    Si PIN[34] 800—900 nm 外量子效率52%, 有效吸收长度增加13倍
    Si PIN[40] 905 nm附近 外量子效率提高6倍以上, 响应时间从133 ps缩短至51 ps
    GOS PIN[38] 包含1300—1700 nm 外量子效率80%
    Ge PIN[41] 1550 nm附近 外量子效率57%
    GeSn/Ge MQW PIN[42] 2000 nm附近 响应提高4倍
    AlInSb APD[32] 2000 nm附近 增益达700, 量子效率22%
    InGaAs/InAlAs APD[58] 1626 nm附近 响应提高2.5倍, 外量子效率57.2%
    Si APD[56] 640—1100 nm 增益达296.2, 量子效率提高5倍
    GOS APD[55] 1550 nm附近 响应度提高50%
    Si APD[49] 450—850 nm 增益提高100倍以上
    Si SPAD[61] 650—850 nm 探测效率提升2.5倍, 抖动时间25 ps, 外量子效率提高3倍
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出版历程
  • 收稿日期:  2026-03-10
  • 刊出日期:  2026-06-20

光陷阱理论在光电探测器中的应用

    通讯作者: E-mail: wst@semi.ac.cn.; 
    通讯作者: E-mail: jwluo@semi.ac.cn.
    作者简介: 伍绍腾, 中国科学院半导体研究所研究员, 博士生导师. 2018年博士毕业于中国科学院大学. 2019—2021年相继在英国谢菲尔德及新加坡南洋理工等大学从事博士后研究. 长期专注于硅基半导体材料与器件, 已在硅基光源器件, 探测器件, 及晶体管器件等取得了一定成果, 包括实现高探测率锗锡红外探测器、12英寸硅基锗锡LED发光器件、三维结构的硅锗Finfet及GAA器件. 近年来发表SCI论文40余篇, 并获批国家自然科学基金面上及北京市自然科学基金面上等多个项目 ; 骆军委, 中国科学院半导体研究所研究员, 博士生导师, 现任半导体芯片物理与技术全国重点实验室主任, 计算材料和器件研究组组长. 2006年在中国科学院半导体研究所获得博士学位. 担任国家重点研发计划“物态调控”专项总体专家组成员和国家基金委十四五和中长期物理学科战略规划秘书组成员. 在APS、ACS、E-MRS等重要国际会议上作邀请报告或分会主席, 担任32 届半导体缺陷国际会议和22届多元化合物国际会议共同主席. 长期从事后摩尔硅器件的前沿半导体物理研究, 取得了系统性创新成果, 包括提出的免于退极化效应的光学声子软化新理论为突破半导体器件功耗瓶颈带来新希望, 为解决硅基发光难题设计出高效发光Si/Ge 超晶格并提出掺杂应变锗直接带隙发光的硅基发光原创方案, 解释半导体形成直接带隙或间接带隙的统一理论已被广泛采用, 提出了被认为将改写教科书的隐藏自旋极化新理论, 启发了众多新隐藏物理的发现, 提出了解决硅晶体管接触电阻瓶颈问题的理论方案等. 已发表论文120余篇, 论文总引用5500余次
  • 1. 中国科学院半导体研究所, 半导体芯片物理与技术全国重点实验室, 北京　100083
  • 2. 中国科学院大学, 材料科学与光电技术学院, 北京　100049
  • 收稿日期:  2026-03-10

摘要: 高速高效光电探测器已成为光通信与探测领域的关键组成部分. 随着对光电探测器需求的日益增长, 提升探测器响应速度、抑制暗电流及增强响应度显得尤为迫切. 较厚的吸收层虽能提供更高的量子效率和更强的光吸收能力, 但代价是光生载流子的传输距离延长, 从而导致响应速度下降. 波导结构、表面等离子体激元结构和共振腔结构等人工微结构有望规避这一矛盾, 然而这些器件各自存在结构复杂、对入射光方向或波长有特殊要求、耦合效率降低等局限. 基于微/纳米柱/孔结构的光陷阱增强型光电探测器, 为突破上述限制提供了一条极具前景的技术路径, 该技术能有效调控多种器件性能, 包括提升量子效率、加快响应速度, 并拓宽光谱响应范围. 本文系统综述了光陷阱增强型光电探测器的发展历程与最新研究进展. 首先阐述其理论发展脉络, 其次重点分析光陷阱效应对光电探测器特性的影响, 并梳理不同结构设计的光陷阱增强型光电探测器的研究进展.

English Abstract

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    1.   引　言

    • 光电探测器是现代技术及各应用领域中至关重要的光电器件. 其核心功能是将光信号转换为电信号, 这使其在众多领域不可或缺, 包括传感[1,2]、通信[1]、成像[1]、医疗健康[3]、军事国防[4,5]、大气监测[6]以及天文研究[7]. 在可见光探测领域, 硅基光电探测器是主流选择[8]; 在短波红外和中波红外波段, 基于InAs, InGaAs, InSb的光电探测器是主流选择[9]; 在长波红外波段, 基于HgCdTe和II类超晶格(T2SL)的光电探测器则是高性能应用的首选方案[10,11]. 随着光电探测器在各领域需求的日益增长, 响应速度、暗电流抑制和响应度等参数指标的提高尤为重要. 值得注意的是, 在过去十年中, 材料生长技术和表面钝化方法的进展已显著促进了暗电流的降低[12]. 此外, 通过pn异质结、nBn结构和pBp结构等能带工程技术, 可以在材料生长过程中有效实现暗电流抑制[13–15]. 量子效率(QE)方面的研究则相对缓慢, 光电探测器的量子效率由其光吸收能力决定, 较厚的吸收层能提供更高的量子效率和光吸收率, 但也会导致光生载流子的传输距离延长, 继而使得响应速度变慢[16], 而高速成像系统要求光电探测器具有快速响应时间. 因此, 传统光电探测器中的高量子效率、高光吸收与高响应速度往往难以兼得. 近年来, 研究人员提出了一些技术手段来规避这一困境, 以期同时实现高量子效率和高速响应, 通过引入诸如波导结构[17]、表面等离子体激元结构[18–22]和共振腔结构[23]等人工微结构, 提升薄吸收层的高速光电探测器的量子效率. 然而, 这些器件各自存在着难以避免的缺点: 波导结构因其复杂的构型和对入射光方向的特殊要求, 使其应用场景非常受限[24]; 表面等离子体激元结构的色散关系在从光学波段到近红外波段的波长范围内倾向于呈现扩展模式, 因此随着波长增大, 耦合效率下降, 导致其串扰较高[25–27]; 共振腔结构仅对特定波长有效, 需要发射器波长与接收器波长相匹配[28].

      作为一种技术挑战性更高的替代方案, 光陷阱微纳结构在科学界被广泛认可用于增强光电探测器和太阳能电池[29,30]的吸收效率. 微纳结构主要由孔洞或微纳米柱构成, 如图1所示[31,32]. 入射光在遇到这些亚波长结构时, 会进行复杂的相互作用, 导致光波在穿透吸收材料时发生横向传播. 这一现象显著改变了光的传播路径, 有效减缓其垂直传播速度, 从而大幅提升探测器内薄吸收层中的光吸收效率. 与传统平面光电探测器相比, 光陷阱微纳结构通过对光与物质相互作用的调控, 能够在更薄的吸收层中实现更强的光吸收. 光陷阱的概念最初源于太阳能电池领域[33], 随后Gao等[34]将这一概念引入光电探测器领域. 此后, 光陷阱微纳结构被应用于pin二极管(PIN)[34–42]、金属-半导体-金属结构(MSM)[43–48]、雪崩光电二极管(APD)[32,49–60]以及单光子雪崩二极管(SPAD)[49,52,54,61–63]. 近几年来, 大量研究展示了光陷阱微纳结构对光电探测器多种特性的增强效果, 包括提升光的横向传播能力、实现宽光谱高吸收、在薄吸收层中获得高量子效率以及实现快速响应速度.

      实现光陷阱效应的微纳结构在几何形态上主要分为3类: 微纳孔阵列、微纳柱阵列以及随机微结构(如朗伯表面).

      微纳孔阵列是通过在半导体吸收层中刻蚀周期性或非周期性的孔洞形成的结构. 孔洞可贯穿整个吸收层或仅刻蚀浅层. 优点包括与标准CMOS平面工艺兼容, 可通过光刻和干法刻蚀批量制备, 可通过调节孔径、周期和占空比精确调控吸收光谱, 孔壁可同时作为侧壁钝化界面, 有助于抑制表面漏电流, 深孔结构能有效弯曲垂直入射光, 在超薄吸收层中实现接近体材料的等效光程等. 缺点包括高深宽比孔洞的均匀刻蚀对工艺要求极高, 孔壁引入的悬挂键和缺陷可能增加复合中心, 周期性孔阵可能引入衍射损失等.

      微纳柱阵列是通过刻蚀或外延生长形成的柱状结构, 柱体之间一般为空气间隙. 优点包括柱体可作为独立波导, 支持横向光学模式, 光吸收路径极大延长, 比表面积大, 有利于光与物质相互作用, 可增强弱吸收材料的响应, 可通过柱高、直径、间距独立调控光学共振, 在长波段, 柱阵列可等效为低折射率介质, 降低表面反射. 缺点包括机械稳定性较差, 高深宽比柱体易倒塌, 侧壁复合严重, 暗电流通常高于微纳孔阵列器件, 制备可能需要电子束光刻或深紫外光刻, 成本较高, 与平面电极工艺集成难度较大等.

      随机微结构是指通过湿法腐蚀、喷砂或自组装方法在探测器表面形成的无规则凹凸纹理. 优点包括制备简单、成本低廉, 无需光刻掩模, 对入射角度和偏振不敏感, 可实现宽角度、宽光谱响应, 表面粗糙化可同时起到减反射作用, 不引入周期性结构, 避免了衍射损耗等. 缺点包括吸收增强因子理论上限较低, 结构难以精确控制, 性能均匀性和重复性差, 难以与先进光子设计(如能带调控、共振耦合)结合, 表面缺陷密度高, 暗电流抑制能力弱.

      本文总结了近几十年来光陷阱增强型光电探测器(PT-enhanced PDs)的理论发展, 简要介绍了关于光陷阱微纳结构的两大核心理论, 阐明了这些结构影响光电探测器多种特性的内在机理, 并系统梳理了在不同类型光电探测器(包括MSM, PIN, APD和SPAD)中的光陷阱微纳结构.

    2.   光子晶体理论中的光陷阱

    • 本节首先系统阐述光陷阱微纳结构的作用机制, 进而深入探讨光子晶体理论框架下的光陷阱效应. 根据光与微纳结构相互作用的方式, 光陷阱效应可归纳为以下核心物理机制: 慢光效应、光散射增强、导模耦合与共振增强.

      在微纳柱/孔周期性结构中, 光陷阱效应使得光子在带隙边缘附近的群速度显著降低, 使得光子与材料的相互作用时间被拉长, 从而在有限厚度的吸收层内实现了等效光程增加和吸收增强. 当入射光遇到微纳柱/孔阵列时, 发生多级次散射, 原本垂直入射的光被偏折为倾斜或横向传播模式, 从而在薄吸收层内延长有效光程. 随机粗糙表面或周期性结构均可实现散射增强, 其理论极限由几何光学朗伯极限(4n2)描述. 同时周期性微纳结构可作为光栅耦合器, 将入射光耦合至探测器吸收层所支持的导波模式, 沿水平方向传播, 等效吸收长度可达物理厚度的数十倍. 当微纳结构的周期、尺寸与入射波长接近时, 可激发局域或扩展的光学共振, 如法布里-珀罗共振、米氏共振、光子晶体能带边缘态等. 共振效应将光场局域在吸收层内特定区域, 大幅提升局域态密度, 从而在共振波长处实现吸收峰的显著增强.

      上述3种机制往往共存于同一结构中, 例如微纳孔阵列可同时引起光的散射偏折、耦合进入横向导模并激发周期结构的共振模式. 光陷阱微纳结构的优越性正是源于多种光陷阱机制的协同作用, 使其能够在超薄吸收层中突破传统单次通过吸收的极限. 在此基础上, 光子晶体理论为定量描述光陷阱微纳结构中的模式耦合与态密度调控提供了严格的数学框架, 具体分析如下.

      理论研究时, 常对实际上三维的光陷阱进行简化计算, 即采用二维结构进行分析[33,64–68]. 本节所讨论的二维简化后的光陷阱微纳结构模型如图2(b)所示.

      该结构包含一个在垂直方向呈周期性排列的光子晶体以及底部的理想反射镜, 光线自上而下入射. 本节假设该光子晶体在水平方向上无限延伸, 且由周期性排列的介电材料构成, 介电材料的折射率实部恒定为$ n $, 且与频率无关. 结构中引入弱吸收材料的特征吸收系数$ \alpha \ll 1/d $($ d $为光子晶体结构的厚度). 由弱吸收材料的假设, 入射光单次通过的吸收可忽略不计. 通过引入光陷阱微纳结构, 建立该弱吸收区间的吸收增强因子, 确定入射光单次通过的吸收不可忽略的临界点[33,69]. 我们的核心重点在于阐明光子晶体中的态密度调控, 以及如何增强光陷阱的吸收能力, 聚焦于弱吸收极限条件下的应用场景. 图2(b)中的光子晶体结构由一个呈正方形晶格排列的介质棒阵列构成. 若将晶格常数记为$ a $, 则每根棒的半径为$ 0.2 a $. 在吸收模拟中, 吸收计算是在垂直方向周期性排列的10层介质棒上进行的. 在计算重叠因子和能带结构时, 该结构可被视为无损的二维光子晶体. 该光吸收层结构的厚度(记为$ {d}_{\text{eff}} $)需要远大于单个入射光波长, 与实际物理厚度$ d $的关系由下式给出:

      其中$ \eta $是比例系数.

      考虑传统的光陷阱微纳结构, 如图2(a)所示. 在此结构中, 吸收系数$ \alpha $和折射率$ n $均与图2(b)中描述的光子晶体结构内的参数相同, 均匀结构的顶部被特意粗糙化, 同时在底部设置一面理想反射镜. 该结构提升吸收极限的基本原理可通过以下公式直观理解:

      式中, $ \omega $是频率, $ \theta $是光入射角. 假设两个表面的抗反射层在所有频率和角度下均能工作, 则光吸收由单次通过吸收$ \alpha {d}_{\text{eff}} $决定, 此处$ \alpha =2{k}_{0}\text{Im}(n) $, $ \text{Im}(n) $为折射率的虚部, $ {k}_{0} $为光在真空中的波矢. 引入光陷阱微纳结构是为了在吸收材料总量不变或减少的前提下, 使得吸收水平超越单次通过吸收极限. 对于三维情况下的此类光陷阱微纳结构, 吸收增强因子$ f $定义如下[70]:

      其中$ A $为结构的吸收率, $ \varphi $为光的极角. 在二维情况下, $ f $与$ \varphi $无关.

      将上述两种系统与实际光子晶体结构的吸收特性进行比较, 能为深入理解光子晶体领域中光陷阱微纳结构的物理本质与性能潜力提供参考.

      • 2.1.   几何光学理论中的光陷阱

    • 几何光学理论为传统光陷阱微纳结构(如图2(a)所示)提供了解释. 在三维情况下, 当前表面具有朗伯特性时, 对于任何角度的入射光, 其吸收增强因子$ f $均保持恒定, 等于$ 4{n}^{2} $[71]. 反之, 如果前表面被设计为仅接收来自一个特定方向锥角(顶角为$ \theta $)的光, 则在该锥角范围内, $ f $为$ {4{n}^{2}}/{{\sin }^{2}\theta } $[72,73]. 为了统一描述各向同性与各向异性情况, 可以引入一个角度积分增强因子, 其表达式如下:

      在各向同性与各向异性场景下, (4)式均给出$ {F}_{\text{3D}}= 4{\text{π} n}^{2} $, 因此其可作为理论上限, 适用于任何遵循图2(a)形式的光陷阱微纳结构[70]. 因为实际的光陷阱微纳结构往往不具备理想的全向同性角度响应[70,74], 当需要将光陷阱微纳结构的性能与几何光学极限进行比较时, 代表传统性能极限的$ 4{\text{π} n}^{2} $极限就具有极高的参考价值.

      根据方程(2), 吸收增强因子$ F $在二维情况下存在一个理论上限, 其表达式为

      考虑到底部理想反射镜引入的2倍因子[71], 光的传播距离会增大到原来的$ 1/\cos \theta $倍, 且对于具有朗伯表面纹理结构的权重因子可以通过对$ \cos \theta $进行角度积分来归一化, 二维情况下光的平均传播距离增强因子可以确定如下[75]:

      结合上述提到的各项增强因子, 二维光陷阱微纳结构的整体增强因子可表示为$ n\text{π} $.

      • 2.2.   物理光学理论中的光陷阱

    • 在与图2(a)所示的相同几何结构中, 物理光学光陷阱理论能够复现2.1节中介绍的几何光学结果, 且具备解释更复杂结构的能力.

      在物理光学理论框架中, 光陷阱使得入射光能够耦合到由器件所支持的光学模式中. 这些共振模式的累积效应导致了吸收的增强, 这一现象的理论基础是统计时间耦合模理论[67,76–78]. 假设自由空间提供$ N $个平面波通道, 而吸收结构支持$ M $个共振模式, 那么每个平面波通道都能将入射光导向所有共振模式; 反之, 每个共振模式也能将能量发射到所有平面波通道. 第$ m $个共振模式与来自第$ n $个通道的入射平面波之间的耦合可以描述如下[67,76–78]:

      其中$ {a}_{m} $为归一化的共振振幅, $ {\omega }_{m} $是第$ m $个共振模式的共振频率, $ {\gamma }_{m, s} $表示从第$ m $个共振模式到第$ s $个通道的衰减率, $ {\gamma }_{0} $是由于材料本征吸收引起的共振模式衰减率. 如图2(a)所示, 假设吸收是均匀的, 由于其厚度足够, 共振模式在空间上能与吸收层完全重叠, 此时$ {\gamma }_{0} = \alpha ({c}/{n}) $. 然而, 在图2(b)所示的光子晶体结构中, 这种共振模式与吸收层的重叠通常小于1 [79]. 在弱吸收材料中, 电场的平均重叠程度可以通过重叠因子(记为$ {\varGamma } $)来量化. 因此, 本征损耗率通常可以定义如下:

      根据方程(7), 可以确定当光从第$ n $个通道入射时第$ m $个共振模式所提供的宽带吸收增强. 为计算总吸收增强因子$ F $, 对频率范围$ [\omega , \omega +\text{Δ}\omega ] $内所有$ M $个共振模式和$ N $个通道的贡献进行求和, 然后将其与单次通过吸收$ \alpha {d}_{\text{eff}} $进行比较. $ F $的表达式为[67,78]

      式中$ {f}_{n} $表示第$ n $个通道的增强因子贡献, $ \rho (\omega ) $表示光谱态密度. 当对于每一个$ m $都满足$ \displaystyle\sum\nolimits_{s=1}^{N}{\gamma }_{m, s}\gg {\gamma }_{0} $时, (9)式趋近于等号成立, 即所有共振模式均处于过耦合.

      在弱吸收材料中, 结构内的所有光子态都会增强光子传输, 而对带宽进行平均会导致态密度出现在$ F $的表达式中. 方程(9)给出了光陷阱微纳结构中吸收增强的严格理论上限. 考虑到体结构中$ {\varGamma } = 1 $且$ \eta =1 $, 则可得到几何光学理论中的$ 4{\text{π} n}^{2} $极限.

      上述基于光子晶体的理论框架主要适用于全半导体微纳结构, 近年来随着二维材料等薄吸收层器件的发展, 光陷阱微纳结构对光传播矩阵和局部横向模式操控的相关理论体系也有了长足的发展. 以微纳结构在红外频段激发的“趋肤效应”陷光机制为例[80], 在红外波段, 金属的趋肤深度为26—29 nm, 当超薄金属薄膜覆盖于半导体吸收层表面的光陷阱微纳结构时, 入射光在金属层内激发表面电磁场, 其能量被强烈局域在金属半导体界面附近. 通过精确设计光陷阱微纳结构的周期、占空比以及金属薄膜的厚度, 可在吸收层内激发水平局域模式, 使光场沿横向传播. 这一机制的本质是利用金属的趋肤效应将光场局域在亚波长尺度的近表面区域, 并通过光陷阱微纳结构的模式耦合将其转化为横向传播.

      基于趋肤效应的光子捕获与传统微纳柱/孔阵列在物理本质上有所区别. 微纳柱/孔阵列依赖几何光学散射或光子晶体能带将光耦合至横向传播模式, 而基于趋肤效应光陷阱微纳结构则利用金属半导体界面的表面共振实现光场局域和横向耦合. 微纳柱/孔阵列适用于较厚的吸收层(百纳米至微米量级), 趋肤效应适用于超薄吸收层(数十纳米)的增强吸收, 且金属薄膜作为电极可同时实现电学连接, 有利于器件集成. 基于趋肤效应的光陷阱技术将这一技术的研究范畴从全半导体微纳结构拓展至金属半导体复合结构, 为小像素、大面阵、低暗电流的红外焦平面阵列提供了新的设计路径.

    3.   光陷阱增强型光电探测器的各项特性

    • 第2节中讨论的理论框架揭示了光陷阱微纳结构提升光吸收的本质: 通过调控光子态密度与共振耦合, 可在弱吸收材料中实现远超单次通过吸收的等效光程. 这一作用机理可直接用于指导实际探测器中的结构设计, 如通过调节亚波长孔的周期、占空比和深度, 可以优化特定波长的吸收增强因子, 进而系统性地改善器件的量子效率、响应速度及暗电流等关键性能参数. 本节将系统性地阐述光陷阱微纳结构所影响的光电探测器各项特性, 并讨论其背后的物理机制.

      • 3.1.   响应度与量子效率

    • 如图3(a)所示, 与传统硅基光电探测器相比, 引入光陷阱微纳结构的硅基光电探测器呈现出更高的响应度. 这是因为光陷阱增强型硅基探测器中的有效吸收长度可达体硅材料的13倍, 由此产生的对比如图3(b)所示[37]. 光电探测器的外量子效率可表示如下:

      其中$ {I}_{\text{ph}} $为光电流, $ q $为电子电荷, $ {P}_{\text{in}} $为入射光功率, $ h\omega $为单个光子能量.

      光陷阱微纳结构的引入显著提升了器件的外量子效率, 在850 nm波长处超过52%, 而具有相同本征层厚度且表面平坦的硅基光电探测器的外量子效率为6%左右. 此外, 光陷阱增强型器件在800—900 nm的宽光谱范围内均表现出更高的外量子效率. 究其原因, 在光陷阱微纳结构中, 入射光在穿透吸收材料时会发生横向传播, 从而提供了更优的光吸收持续时间与路径长度. 在Gao等[34]的研究中, 这种增强可使有效光吸收系数相较于传统器件提升约13倍.

      • 3.2.   暗电流

    • 如图4所示红外探测器[80]的暗电流可通过以下隧穿电流模型给出[12,81–84]:

      此处$ {I}_{\text{tat}} $为陷阱辅助隧穿电流, $ {I}_{\text{bbt}} $为直接隧穿电流, $ {E}_{\text{g}} $为带隙, Et为陷阱能级, $ P $为凯恩矩阵元, $ m_{\text{e}}^{*} $为轻空穴价带边与导带边的有效质量, $ M $为导带与陷阱能级之间的跃迁矩阵元, $ {N}_{\text{t}} $为耗尽区中的陷阱密度. 用于计算$ {I}_{\text{tat}} $和$ {I}_{\text{bbt}} $的电场可通过公式$ E=({V}_{\text{bi}}-{V}_{\text{d}})/W $进行粗略估算, 此处$ {V}_{\text{bi}} $为内建电压, $ {V}_{\text{d}} $为偏置电压, $ W $为耗尽区宽度.

      通过分析暗电流可知, 多种本征暗电流成分与材料体积密切相关, 包括材料内部的复合电流, 热激发的少数载流子扩散产生的扩散电流. 因此, 光陷阱微纳结构的引入可以通过对材料吸收层表面积与占空比的调控实现暗电流的降低.

      在实际光陷阱微纳结构器件制备过程中, 通常采用感应耦合等离子体(ICP)等干法刻蚀工艺, 这一过程不可避免地会在孔壁或柱侧壁引入悬挂键、表面态以及刻蚀损伤层, 从而形成额外的表面复合中心和陷阱辅助隧穿通道. 这些表面缺陷会导致表面漏电流和侧壁隧穿电流的显著增大, 部分抵消甚至超过体积减小所带来的暗电流收益. 因此, 在光陷阱微纳结构的设计与制备中, 存在有效吸收体积减小与表面积增加引起的表面复合之间的内在权衡. 为保证足够低的暗电流, 一般考虑从3个方面进行工艺优化: 表面钝化、刻蚀工艺优化、结构参数调整.

      首先在刻蚀后采用高质量的侧壁钝化是抑制表面漏电流的关键. 常用的方法包括原子层沉积(ALD)生长高致密度的Al2O3, HfO2或SiO2钝化层等, 可有效饱和悬挂键, 同时提供良好的电场屏蔽效果. 对于红外探测器(如HgCdTe, InGaAs), 还需选择与材料能带匹配的钝化方案, 如CdTe/ZnS复合钝化层.

      通过调节ICP刻蚀气体组分、偏压功率和腔室温度, 可减小离子轰击损伤和侧壁粗糙度, 如采用低损伤的ICP刻蚀、循环刻蚀/钝化(Bosch工艺)以及湿法释放步骤, 能够获得光滑、近乎垂直的侧壁形貌, 减小表面态密度. 常见的还有通过后刻蚀退火处理(如快速热退火或激光退火)部分修复晶格损伤.

      在设计器件占空比时需要调整结构参数以实现最优方案, 已有研究[85]表明当占空比低于一定值(文献[85]为0.4)后, 量子效率迅速下降, 但暗电流却因表面积增大而持续上升. 因此, 需通过仿真与实验确定最优的占空比、孔径和孔深, 在保证足够光吸收的前提下, 将表面积增量控制在可接受的范围内. 例如在Chen等[32]的工作中, 通过优化孔深使其仅贯穿吸收层而止于倍增层, 既实现了光吸收增强, 又避免了将刻蚀损伤引入雪崩倍增区, 从而在增益高达700的同时保持了极低的暗电流.

      综上所述, 光陷阱微纳结构对暗电流的影响是体积减小与表面复合竞争的结果. 只有将高质量的侧壁钝化、低损伤刻蚀工艺以及结构参数协同优化相结合, 才能实现减小器件体积、增大光吸收的同时抑制暗电流.

      • 3.3.   响应速度

    • 如图5所示, 在Liang等[85]所建的结构模型中, 可以观察到不同体积占空比下光生电场的分布结果. 对比图5(a), (b)可以发现, 降低体积占空比会导致吸收层内出现电场泄漏, 当占空比较小时, 入射光无法被高效地集中到台面区域, 继而导致部分光未被吸收, 从而使得p-n结内的光生电子-空穴对数量不足. 当占空比超过阈值时, 几乎所有的入射光都能被高效地集中到探测器的台面区域. 图6展示了不同占空比和周期下的量子效率. 在周期a = 5—7 μm范围内, 将占空比保持在0.5或更高时, 量子效率相对恒定; 当占空比低于0.4时, 量子效率随占空比减小而降低. 在周期a = 8—12 μm范围内, 前述的占空比阈值消失, 量子效率在更大范围内随占空比减小而降低. 通过分析图5中不同占空比对应的电场分布可以发现, 当占空比高于0.5时, 入射光可以被高效限制在有效探测材料内.

      当光垂直入射时, 光子在光陷阱微纳结构中发生多次散射, 形成光子晶体能带. 由于光子晶体的本征共振模式, 每一个对应于带隙的频率都能将低能量的光束缚在高折射率介质中, 从而在介质结构中实现等效于全反射的效果. 当周期a与入射光波长相匹配时, 光陷阱微纳结构探测器可以在较宽的占空比范围内维持较高的量子效率, 即在保持量子效率的同时降低器件的占空比[86]. 有效光吸收面积占比的提高, 通常意味着更多的光子被捕获并转换为电子-空穴对, 从而增强光电探测器的响应率. 因此, 通过调控光陷阱微纳结构, 可以实现等效厚度的增大和量子效率的提升, 最终带来响应速度的提升.

      • 3.4.   增　益

    • 对比Chen等[32]与Jones等[87]的研究, 相较于未采用光陷阱的同类型器件, 采用光陷阱增强的APD增益可提高3.5倍. APD的倍增增益可由下式表达:

      其中$ L $为电子的空间电荷区边界长度; $ \alpha $为电子与空穴的倍增系数, 该系数显著依赖于施加的电场强度、掺杂分布以及温度[88,89]. 通过调整光陷阱微纳结构, 可以实现对电场强度、结构特征以及量子效率的调控, 进而改变器件增益.

      如图7(a)所示, 在Chen等[32]的研究中, 在约–16 V处出现了光电流穿通现象, 这表明电场已扩展至吸收区, 使得光子产生的载流子能够注入倍增层. 如图7(b)所示, 该器件在240 K时表现出接近700的最大增益, 超越了当时所有基于III-V族半导体材料且本征层厚度不超过2 μm的APD. 如图7(d)所示, 光陷阱微纳结构的引入改变了器件的内部电场分布, 将反射率从32%降低至17%, 同时将吸收率从8%提升至61%[34]. 反射的减少、吸收的增加以及对光穿透距离的控制, 共同作用提高了探测器增益.

      • 3.5.   工作范围扩展

    • 前文所述的光陷阱对探测器的各项特性改变主要集中于近红外及短波红外波段(0.8—2.5 μm), 以及部分中波红外(3—5 μm)应用. 然而, 在长波红外(LWIR, 8—12 μm)和甚长波红外(VLWIR, 12—15 μm)波段, 传统探测器面临着数十微米吸收层厚度导致的暗电流急剧增大、工作温度难以提升、载流子渡越时间延长、响应速度缓慢等问题. 近年来光陷阱微纳结构在拓展探测波段和提升工作温度方面取得的关键突破, 为高性能长波红外探测器提供了新的技术路径.

      Deng等[31]报道了一种将微纳孔阵列光陷阱微纳结构集成于HgCdTe甚长波红外探测器中的开创性工作. 该探测器采用液相外延生长的HgCdTe吸收层, 通过干法刻蚀在吸收区形成周期性的孔洞阵列, 结构如图1(a), (b)所示. 与传统平面器件相比, 光陷阱微纳结构使得该器件在14.2 μm截止波长处, 有效光吸收系数提升约3倍, 吸收层厚度可从15 μm以上减薄至约5 μm, 显著降低了暗电流. 由于吸收层减薄和暗电流降低, 该器件在相同信噪比条件下, 工作温度可比传统平面器件提高约15—20 K, 有望实现非制冷或近室温条件下工作. 光陷阱微纳结构引入的横向光学模式使响应光谱在截止波长附近出现额外吸收峰, 使得有效探测范围向长波方向延伸.

      光陷阱微纳结构之所以能够提升探测器的工作温度, 源于多种物理机制的协同作用. 长波红外探测器的暗电流主要受Shockley-Read-Hall复合、俄歇复合及隧穿电流影响, 这些电流均与吸收层体积正相关. 光陷阱微纳结构允许在保持甚至提高量子效率的同时, 将吸收层厚度减薄至原来的1/3—1/5, 从而降低暗电流密度, 继而使得更高工作温度下器件暗电流依旧保持在可接受范围. 同时光陷阱微纳结构将光场局域在吸收层的特定区域(如近表面或孔侧壁), 使得光生载流子集中而热激发载流子分布相对均匀. 通过设计光陷阱的占空比和孔深, 可提高光生载流子与热激发载流子的比例, 从而改善信噪比, 最终提高探测器的工作温度.

      如前文所述光陷阱微纳结构对光电探测器各项特性的影响, 我们按类别划分, 总结了近几十年来各类光电探测中应用的光陷阱微纳结构及其性能特征(如表1所列, 其中“—”表示无光陷阱微纳结构的探测器性能特征或测试环境参数未在文献中报告).

      总之, 引入光陷阱微纳结构后, 可通过调控表面积和占空比来控制暗电流; 同时, 由于光陷阱将垂直入射光弯曲为横向传播, 显著增强了光吸收并缩短了响应时间, 从而提升了量子效率、响应速度和带宽. 关于各种光陷阱增强型光电探测器的具体细节, 将在第4节详细讨论.

    4.   各种光电探测器中光陷阱的实际应用

    • 如前文所述, 光陷阱微纳结构通过慢光效应、光散射增强、导模耦合与共振增强等多种物理机制, 将垂直入射光耦合为横向传播模式, 在薄吸收层内实现等效光程的大幅增加. 这一共性机制是光陷阱增强各类光电探测器性能的基础. 然而, 在不同类型的探测器中, 光陷阱微纳结构的具体作用方式、与器件结构的协同效应以及对关键性能指标的影响存在显著差异. 本节将按MSM, PIN, APD, SPAD及新型二维材料探测器的顺序, 重点阐述各类器件中光陷阱微纳结构的特异性设计及其带来的性能突破.

      • 4.1.   金属-半导体-金属结构(MSM)

    • MSM是一种在半导体材料(通常是GaAs或InP等Ⅲ-Ⅴ族化合物半导体)上制备金属电极而成的光电探测器, 其通过测量入射光子撞击半导体材料产生电子-空穴对所形成的光电流来探测光. 1971年, Sze等[90]提出了MSM的概念并制造了首个MSM光电探测器. 2016年, Jung等[43]的研究表明, 光陷阱微纳结构可以减薄半导体层厚度, 从而降低暗电流. 2018年, Ekaterina等[44]证实, 光陷阱微纳结构能将器件反射率从近80%显著降低至20%以下. 2019年, Devine等[45]的研究指出, 引入光陷阱微纳结构可显著提升薄硅层的量子效率, 继而缩短MSM光电探测器的脉冲响应持续时间及其拖尾. 同年, Cansizoglu等[46]的研究表明, 在波长大于800 nm时, 相较于对照器件, 带有光陷阱微纳结构的硅基MSM光电探测器外量子效率在10 V偏压下高10倍以上. 2021年, Gou等[47]的研究指出, 在硅基MSM光电探测器领域, 直径与周期之比约为0.7且周期较小的光陷阱微纳结构硅膜能更好地弯曲800—950 nm波长范围的入射光, 从而增强吸收. 2023年, Wayesh等[48]展示了一种带有光陷阱微纳结构的硅基MSM光电探测器, 如图8所示. 相较于对照器件, 增强后的探测器器件响应度提升约7倍.

      光陷阱微纳结构能够将垂直入射光转变为沿水平方向的传播模式, 有效地起到导光作用, 减缓了光的传播速度, 并显著提升了吸收效率, 使入射光的传播距离得以延长, 继而使探测器的吸收效率提升10倍以上. 高效吸收使得MSM光电探测器对微弱信号的探测有着更高的灵敏度. 可以通过参数调整, 使光陷阱微纳结构具有波长选择性, 增强在特定目标波长下的吸收, 这可以与MSM探测器自身的波长选择性产生协同效应, 从而实现光学器件或探测器中对特定波长的滤波与操控, 继而拓宽MSM探测器在特定波长微弱信号探测领域的应用前景.

      • 4.2.   pin二极管(PIN)

    • PIN至少包含3层结构: p型半导体层、本征层(未掺杂或轻掺杂)以及n型半导体层. 当光足够时, 在本征层发生光吸收并产生电子-空穴对, 随后电子和空穴分别向n层和p层漂移, 在外加偏压下实现光探测. 在本节所讨论的几种探测器类型中, 光陷阱增强型PIN探测器的研究所涉及的材料种类最为广泛, 包括IV族半导体(Ge[38], Si[34], GeSn[42])、Ⅲ-Ⅴ族半导体[36]以及Ⅱ-Ⅳ族半导体[35]等.

      常见的PIN-光陷阱微纳结构如图9所示, 其中光陷阱微纳结构的深孔贯穿整个本征层, 孔径通常在微米量级[91]. 基于此结构, Gao等[34,37]展示了一种与CMOS工艺兼容的全硅光陷阱探测器. 该全硅探测器中, 光陷阱微纳结构显著增强了硅的吸收, 实现了20%的外量子效率和0.16 A/W的响应度, 并且将器件响应波长扩展至1000 nm. 此外, 在Cansizoglu等[38]于2018年所展示的Ge-on-Si PIN器件中, 光陷阱微纳结构在1300 nm和1550 nm波长处分别带来了80%和73%的外量子效率提升. 2019年, 在Bartolo-Perez等[40]实现的Si PIN器件中, 光陷阱的引入使得905 nm波长处外量子效率提升超过600%, 同时使得响应时间半高全宽从133 ps缩短至51 ps. 2020年, Zhou等[42]报道的GeSn/Ge多量子阱PIN器件中, 光陷阱微纳结构的引入使暗电流在–1 V偏压下达到45.2 mA/cm–2, 且响应度提升超过400%. 与MSM类似, 入射光被光陷阱微纳结构弯曲, 产生横向光传播, 从而增大了光在本征层内的光学路径长度, 实现吸收增强. 不同于MSM的是PIN中光陷阱微纳结构也降低了结电容, 从而缩短了探测器的响应时间.

      第2种结构如图10所示. 这是2022年, Zhou等[92]所展示的带有光陷阱微纳结构的横向Ge PIN探测器. 光陷阱所带来的增强效果与上述第一种结构相似, 而横向PIN结构具有与波导等结构集成以实现通信应用的潜力.

      第3种结构如图11所示, 这是一种由浅深度、纳米尺度直径的孔洞阵列实现的光陷阱微纳结构. 2020年, Song等[41]利用此结构制备了一种高效Ge PIN探测器, 在350 nm厚的本征层内于1550 nm波长处获得了54%的外量子效率. 2023年, Chen等[93]基于此结构实现了一种高灵敏度且高响应速度的GeSn/Ge多量子阱探测器, 并在响应光谱中观察到一个半高全宽为22 nm的窄峰, 并将其归因于超表面探测器中的共振效应. 与前两种结构不同的是, 这种浅层结构不仅起到普通光陷阱微纳结构的作用, 还在光从底部反射的路径上等效于一面反射镜. 然而正是因此, 这种结构究竟属于光陷阱微纳结构还是超表面在学界仍存在争议.

      • 4.3.   雪崩光电二极管(APD)

    • APD是一种能够探测极微弱光信号并产生显著电信号的光电探测器. 其核心特征在于雪崩效应, 即当APD吸收一个光子并产生电子-空穴对后, 这些载流子在强电场下可获得足够能量, 通过碰撞电离过程产生新的电子-空穴对, 从而引发链式倍增, 实现信号放大. 2020年, Jones等[87]报道了首款采用1 μm厚吸收层的2 μm波段AlInAsSb APD. 2021年, Ahamed等[49]指出光陷阱微纳结构可增加短波入射光在硅中的穿透距离, 使其能深入至倍增区, 从而避免在高掺杂表面区被吸收, 因此通过调制光陷阱微纳结构的深度可同时调节穿透距离与吸收增强. 2022年, Ahamed等[52]进一步表明光陷阱微纳结构能将入射光偏转至APD的漂移区, 从而最大化雪崩倍增增益, 在38 V反偏压下可使增益提升两个数量级以上. 同年, Bartolo-Perez等[54]指出通过集成光陷阱微纳结构, 可将光子输运至半导体的临界深度, 从而同时最大化增益与吸收效率, 并可通过光陷阱微纳结构调控不同波长入射光的穿透距离. 2022年, Zhang等[51]报道了基于SOI衬底的InGaAs/Si APD, 结合特定光陷阱设计可将其响应度提升160%. 同年, Amita 等[53]展示了光陷阱微纳结构可使硅基APD的外量子效率提升60%. 2023年, Rawat 等[56]报道的光陷阱增强型硅基APD在850 nm波长处实现了296.2的倍增增益, 量子效率是对照器件的5倍. 同年, Wu等[55]展示的Ge-on-Si SACM APD通过调节光陷阱微纳结构孔深, 可在不影响雪崩效应的前提下降低暗电流, 响应度相较于对照器件提高20%—50%. 2023年, Chen等[32]展示的新型中波红外SACM APD在保持较高量子效率的同时, 暗电流相比对照器件降低近3个数量级, 该器件在240 K下量子效率约22%, 其最大增益约为700, 且弱光下的信噪比显著提升.

      图12所示为光陷阱微纳结构能够将入射光高效耦合到导模中, 从而实现宽带吸收, 并通过陷光、慢波效应及产生横向辐射来提升量子效率[32,58,94]. 增强的吸收还使得APD能够在更低的偏压下实现雪崩, 有利于降低功耗并提高器件稳定性. 此外, 光陷阱微纳结构还能减小APD的结面积, 从而降低结电容, 有助于缓解电阻电容延迟并提升APD的带宽[32,95,96].

      • 4.4.   单光子雪崩二极管(SPAD)

    • SPAD是一种专门用于探测单个光子的光电探测器, 其核心功能是对单个光子进行计数. 当SPAD的半导体材料吸收一个光子并产生电子-空穴对后, 若光子能量超过特定阈值, SPAD将进入雪崩击穿状态, 此时单个载流子即可触发能自我维持的电子-空穴对雪崩倍增, 由此产生一个可探测的电信号, 从而指示单个光子的到达. 早在1975年, Antognetti等[97]就已发表了关于SPAD的早期研究. 如图13所示, 在2017年, Zang等[61]展示了一种带有光陷阱微纳结构的薄结硅基SPAD. 相较于对照器件, 光陷阱微纳结构使得该器件在近红外范围的探测效率提升2.5倍且保持25 ps的抖动时间. 究其原因, 与之前分析的多种探测器器件类似, 光陷阱微纳结构通过将入射光弯曲导入横向波导, 显著增大了光吸收长度.

      SPAD与APD器件的研究往往同时展开, 2021年, Ahamed等[49]所指出的通过调制光陷阱微纳结构深度可同步调节穿透距离与吸收增强同样在SPAD器件领域生效. APD和SPAD都需要光在倍增区被充分吸收, 从而降低因高表面复合率导致的损耗, 因此光陷阱微纳结构的引入能够显著提升增益, 使得器件能在更低的击穿电压下实现更高的倍增增益. 2023年, Avi和Bhattacharya[63]的研究表明, 带有光陷阱微纳结构的SPAD具有室温工作、低时间抖动、高探测效率和宽光谱覆盖等诸多优异特性.

      如图13所示, 硅基SPAD中的光陷阱微纳结构使得吸收区与雪崩区在更薄的厚度内重叠[61]. 与厚结SPAD相比, 表面纳米结构提供的优异钝化效果能够减少响应延迟[98]. 即使光子击中同一像素, 引入光陷阱微纳结构也能够导致不同的衍射、折射和吸收, 从而增强光子计数能力[99]. 由于SPAD工作于盖革模式, 易受暗计数(由热生载流子引起的虚假光子探测事件)影响, 通过增强对入射光子的吸收, 光陷阱微纳结构使得SPAD能在更低的偏压下工作, 从而可以降低暗计数率.

      如前文所述光陷阱微纳结构对各类型光电探测器各项特性的影响, 我们按类型划分, 总结了光陷阱微纳结构对各类光电探测器的特性影响(如表2所列)以及不同文献中光陷阱微纳结构的增强效果、适用波段以及器件性能提升情况(如表3所示, 性能增强相较于未采用光陷阱微纳结构的平面器件).

      • 4.5.   范德瓦耳斯异质结

    • 传统光陷阱微纳结构主要基于硅、Ⅲ-Ⅴ族等体半导体材料, 通过刻蚀孔洞或柱阵列实现光场调控. 近年来, 随着二维层状材料如黑磷(BP)、MoS2、Te等材料的兴起, 其原子级厚度、无悬挂键表面及可调的能带结构为新型红外探测器提供了理想平台. 然而, 二维材料吸收层极薄(通常仅数纳米至数十纳米), 单次通过吸收效率极低, 对光陷阱技术的需求更为迫切.

      Wang等[100]报道了一种金属反射镜增强的MoS2-BP-MoS2(MPM)垂直范德瓦耳斯异质结探测器, 如图14所示. 该结构并未采用传统的微纳柱/孔阵列, 而是通过光陷阱设计实现了宽带高效的中波红外探测. 通过底部电极和自对准顶部电极均采用高反射金属(Au/Cr和Bi/Au), 在吸收层上下形成法布里-珀罗共振腔, 使得入射光在腔体内多次反射, 等效光程大幅增加. 通过MoS2/BP/MoS2形成双p-n结, BP层在零偏压下完全耗尽, 而垂直方向的光生载流子输运距离仅为数十纳米, 显著缩短了渡越时间, 同时避免了横向输运中的复合损失. 该器件在室温下实现了405—3951 nm的超宽带响应, 1073 K下黑体峰值响应度达0.77 A·W–1, 峰值比探测率高达8.61×1010 cm·Hz1/2·W–1, 有效探测范围(比探测率高于峰值75%的波长区间)达75%, 远超同类中波红外探测器.

      这一工作展示了光陷阱微纳结构在新型二维材料探测器中的独特应用方式, 即不依赖于刻蚀柱/孔阵列, 而是通过金属反射镜和共振腔设计实现光场局域与增强. 相较于传统光陷阱微纳结构, 该方法避免了刻蚀引入的表面缺陷, 保留了二维材料无悬挂键的界面优势, 同时利用范德瓦耳斯异质结的能带工程协同抑制暗电流, 为未来超薄、柔性、片上集成红外探测器的光陷阱设计提供了新思路.

    5.   结　论

    • 随着光信号探测领域对高灵敏度、快时间响应与低噪声探测器的需求日益增长, 光陷阱微纳结构的重要性愈发凸显. 集成光陷阱微纳结构的光电探测器, 能够调控入射光的传输方向与空间分布, 从而实现光子学与电子学性能的协同优化. 本文总结了光陷阱技术在过去数十年的发展历程, 涵盖其在光子晶体中的理论研究进展. 通过系统评述光陷阱微纳结构在MSM, PIN, APD及SPAD等多种探测器中的应用, 阐述了该技术在光电探测器中的显著优势: 在MSM和PIN中, 光陷阱微纳结构主要通过延长光路径实现薄吸收层内的高量子效率与高速响应, 调整占空比以降低暗电流; 在APD中, 光陷阱微纳结构通过调控光穿透深度可同步提升雪崩增益与带宽; 在SPAD中, 引入光陷阱微纳结构可进一步实现在低偏压下实现单光子探测并降低暗计数率.

      从理论发展和实际工艺角度可以看到该领域仍面临若干亟待解决的关键问题. 从理论分析角度来看, 当前模型多基于二维简化模型或弱吸收极限假设, 与实际三维器件中的复杂光场分布、材料色散特性及载流子输运过程存在偏差, 距离精确定量分析实验结果还需要理论体系进一步发展. 从工艺角度来看, 光陷阱微纳结构的性能高度依赖于精确的几何参数调控, 孔径、周期、占空比及深宽比等参数的微小偏差均可能导致吸收增强效果的显著劣化, 对制造工艺的均匀性与可重复性提出了严苛要求.

      针对上述挑战, 在理论方面需发展能够同时描述光子学模式耦合与载流子输运的多物理场协同仿真方法, 建立更加精准的仿真模型. 而在工艺方面, 可结合选区外延、纳米压印及自组装等先进制备技术, 实现高深宽比、低缺陷密度光陷阱微纳结构的可控规模化制造.

      相信随着微纳加工技术向更高精度与更低成本方向发展, 以及人工智能辅助光子结构设计的日益成熟, 光陷阱增强型光电探测器有望实现从由经验主导的性能优化转向由需求主导的器件定制. 在光通信与数据中心领域, 光陷阱微纳结构可使超薄吸收层同时实现高速响应与高效探测, 推动超宽带接收机的实用化. 在激光雷达与三维成像领域, 光陷阱增强型SPAD阵列有望在近红外波段实现单光子灵敏度与皮秒级时间分辨的协同优化. 在红外遥感与夜视成像领域, 结合带隙可调的Ⅱ-Ⅵ族、Ⅲ-Ⅴ族材料体系, 光陷阱微纳结构可显著降低暗电流、提升工作温度, 推动高灵敏度非制冷红外探测器的技术革新. 在与二维材料的结合中, 光陷阱微纳结构将突破传统增透和散射的单一功能定位, 向多功能光子管理与器件一体化集成方向演进, 不再局限于表面刻蚀的柱/孔阵列, 可以与电极、反射层、共振腔等器件本征结构深度融合, 形成电学功能与光学调控的协同设计. 通过金属反射镜与垂直p-n结的集成, 可在超薄吸收层中同时实现高效光吸收、快速载流子收集和暗电流抑制. 通过将亚波长光栅与二维材料转移技术结合, 有望实现柔性、透明、可穿戴红外探测器与光陷阱微纳结构的结合. 在量子点红外探测器、钙钛矿探测器及碲镉汞减薄焦平面阵列中, 光陷阱微纳结构可显著降低暗电流、提升工作温度. 可以预见, 随着微纳加工、人工智能辅助光子设计及异质集成技术的成熟, 光陷阱技术有望从单纯的吸收增强工具逐步演变为多功能光电器件的核心结构, 在光电融合集成中发挥不可替代的作用, 在光通信、量子探测、红外遥感和生物成像等领域发挥不可替代的作用.

    参考文献 (100)

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