Controle Dinâmico da Responsividade de Fotodetectores em Dispositivos de Nanofitas de Grafeno

Resumo

O grafeno tem sido demonstrado como um material promissor para dispositivos optoeletrônicos e de fotodetecção devido à sua absorção óptica ultra-ampla e alta mobilidade de portadores. No entanto, sua integração com sistemas optoeletrônicos tem sido limitada pela banda proibida zero e pela falta de um mecanismo de ganho. Neste trabalho, demonstramos um novo fotodetector baseado em nanofitas de grafeno (GNRs) com banda proibida considerável. Utilizando carga de armadilha na interface entre SiO₂ e silício levemente dopado, um ganho ultra-alto de 22.400 foi obtido. Nossos dispositivos mostram uma fotorresponsividade aprimorada (~800 AW⁻¹) enquanto a velocidade de resposta ainda é rápida (até 10 μs). Essa fotorresponsividade é cerca de duas ordens de magnitude maior comparada à de um fotodetector anterior baseado em grafeno. O fotodetector exibe ampla faixa de ajustabilidade via tensão fonte-dreno e tensão de porta traseira. Nosso trabalho aborda desafios-chave para fotodetectores e potencialmente fornece o caminho desejado para a aplicação prática de fotodetectores de grafeno que podem ser manipulados externamente por um campo elétrico com velocidade de resposta rápida e alta sensibilidade.

Introdução

O grafeno, um material bidimensional (2D) em camadas, desempenha um papel importante em muitos campos, incluindo eletrodiálise, baterias, nanofiltração, catálise, interferência eletromagnética e optoeletrônica. Significativamente, o grafeno atraiu muita atenção devido às suas novas propriedades optoeletrônicas, como alta mobilidade de portadores, banda proibida zero e nível de Fermi ajustável. Portanto, o grafeno tem sido considerado um material atraente para aplicações optoeletrônicas. No entanto, a baixa absorção (~2,3%) do grafeno monocamada resultante de sua espessura fina ainda é um desafio crítico. Por outro lado, sua característica de banda proibida zero limita severamente as aplicações optoeletrônicas, o que causa um tempo de vida curto de portadores fotogerados (~ps) e resulta em rápida recombinação elétron-buraco. Como consequência, a melhoria adicional da responsividade do fotodetector de grafeno pristino permanece desafiadora, e é de considerável significância separar elétrons e buracos para gerar uma fotocorrente eficiente.

Para superar esses desafios, várias técnicas foram exploradas e a fotorresponsividade de fotodetectores baseados em grafeno foi aprimorada. O efeito de fotogating, que geralmente é observado em fotodetectores baseados em materiais de baixa dimensão e suas estruturas híbridas, desempenha um papel essencial no alto desempenho de fotodetectores. Fotodetectores baseados em MoTe₂ e MoS₂ usando o efeito de fotogating foram relatados, e fotodetectores com excelente desempenho baseados em grafeno utilizando efeito de fotogating também foram alcançados. Foi demonstrado que combinar grafeno e pontos quânticos de PbS foi uma maneira eficaz de aumentar a absorção de luz e alcançar um ganho ultra-alto em um fotodetector de grafeno. Além disso, a recombinação de elétrons e buracos também poderia ser minimizada em um fotodetector baseado em heteroestruturas, como grafeno-Ta₂O₅-grafeno, onde os pares elétron-buraco fotoinduzidos foram separados via efeitos de tunelamento quântico, levando a grande aumento da fotorresponsividade e do ganho. O tempo de resposta de tal fotodetector de estrutura híbrida foi seriamente aumentado resultante do longo tempo de aprisionamento dos portadores nos pontos quânticos de PbS ou na barreira de tunelamento Ta₂O₅. Assim, é altamente demandado para o fotodetector baseado em grafeno alcançar excelentes desempenhos em responsividade, tempo de resposta e resposta espectral.

Aqui, propomos um fotodetector baseado em nanofitas de grafeno de 20 nm de largura e demonstramos sua fotorresponsividade (até 800 AW⁻¹) e velocidade de resposta rápida (~10 μs). Tal alto desempenho é atribuído principalmente à banda proibida considerável nas GNRs, aprimorada pelo efeito de fotogating na interface silício/óxido de silício (Si/SiO₂). O mecanismo físico do detector foi explicado por diagramas de banda de energia. Além disso, o fotodetector baseado em GNRs pode ser ajustado por tensão fonte-dreno e porta traseira. O alto desempenho observado substancialmente pavimenta o caminho para o desenvolvimento de fotodetectores de grafeno de alta responsividade e ultrarrápidos.

Métodos Experimentais

A folha de grafeno foi esfoliada em um substrato Si (coberto com 300 nm SiO₂) a partir de grafite em massa (grau ZYA, SPI Supplies) pela técnica de clivagem micromecânica com fita 3M. Nanofitas de grafeno com largura de 20 nm foram fabricadas usando gravação por íons reativos (RIE, PE-3A) e litografia de feixe de elétrons (EBL, Raith BV EBPG5150). Após isso, o grafeno monocamada e nanofitas de grafeno no dielétrico SiO₂ foram caracterizados por microscópio óptico e espectroscopia Raman (WITec Alpha 300R). Fotolitografia padrão e evaporação por feixe de elétrons de Ti/Au (20 nm/80 nm) foram usadas para criar eletrodos de fonte e dreno. Oito dispositivos (16 GNRs) foram fabricados, e 5 deles possuem excelente desempenho. Todas as medições foram realizadas através de um sistema caseiro composto por uma fonte de luz laser, um chopper óptico, um estágio de 4 pontas e um analisador de parâmetros de semicondutor. Um substrato de silício levemente dopado (tipo P 10-20 Ω cm) foi usado para aumentar o efeito de fotogating. Um laser visível Ti:Safira em comprimento de onda ao redor de 632 nm foi empregado para gerar pulsos de laser dentro de uma área de 6,25 mm² à temperatura ambiente. A frequência da luz incidente foi modulada com um chopper óptico em uma faixa de 5 Hz a 50.000 Hz. Além disso, a potência do laser incidente poderia ser ajustada de 0,34 mW a 5 mW. Os dados mostrados nas figuras, incluindo corrente (Figs. 1c, d, 2a-d, 3a, b, 4a-d, e 5a, b), foram obtidos de um analisador de parâmetros de semicondutor (Agilent, B1500A) com ou sem iluminação. Todas as medições de fotorresposta foram realizadas sob condições ambientes.

Resultados e Discussão

GNRs são esperadas para ser um portador ideal para fotodetecção. O fotodetector GNR que fabricamos compreendia os eletrodos de fonte e dreno em um substrato Si/SiO₂ com um wafer de silício levemente dopado atuando como porta traseira, como mostrado esquematicamente na Fig. 1a. Para garantir alta mobilidade e obter uma banda proibida grande o suficiente simultaneamente, a largura das nanofitas de grafeno foi escolhida como moderada 20 nm. A estrutura completa das GNRs é mostrada na imagem de microscópio eletrônico de varredura (Fig. 1b), e o comprimento das nanofitas de grafeno era 2 μm. Diferente de fotodetectores convencionais, o Si levemente dopado foi adotado como substrato pela razão de que seu tempo de vida de portadores é muito maior que o do Si fortemente dopado.

A caracterização elétrica foi realizada repetidamente e a consequente relação I-V_S−D é plotada na Fig. 1c. As curvas sob diferentes tensões de porta traseira em uma faixa de -10 V a 10 V são não lineares e assimétricas, indicando a existência de campo elétrico interno, que pode ter resultado de defeitos induzidos pela fabricação ou barreira de Schottky nos contatos dos eletrodos. O campo elétrico interno teve um efeito não negligenciável na fotocorrente do fotodetector GNR, que será ilustrado mais tarde. A inserção é a comparação das características I-V do dispositivo no escuro e sob iluminação (aplicando um pulso de laser com frequência de 10 Hz), manifestando a sensível ajustabilidade de comutação óptica. Obviamente, a curva I-V se deslocou conforme o V_G variou. Para descobrir mais o efeito de V_G nas características de transporte de carga do canal GNR, as características de transferência no estado escuro foram registradas à temperatura ambiente como mostrado na Fig. 1d. A curva I_D–V_G medida em V_SD = 10 mV demonstrou que nosso dispositivo exibiu comportamento típico de fotodetector baseado em grafeno, e as GNRs atuaram como canal tipo p com deslocamento de 20 V.

Para sistemas optoeletrônicos típicos, a velocidade de resposta (caracterizada pelo tempo total requerido para a saída subir (cair) de 10 (90)% para 90 (10)% do pico do pulso) de um fotodetector determina a velocidade de execução e capacidade de informação do sistema de fotodetecção. Para investigar o tempo de resposta final do dispositivo fabricado, sinais ópticos de entrada com diferentes frequências de pulso de 40 Hz, 400 Hz e 50.000 Hz foram aplicados. Fig. 2b-d mostram as fotocorrentes totais resolvidas no tempo correspondentes, que refletem intuitivamente que o fotodetector fabricado poderia ser comutado ligado e desligado eficientemente com excelente repetibilidade. Além disso, quando a frequência do laser foi ajustada para 50.000 Hz, o tempo de subida foi medido em 10 μs. Acreditamos que nosso dispositivo é esperado para operar em frequências maiores que 50.000 Hz, e o valor preciso da velocidade de resposta não é claro devido à limitação do equipamento de medição. Notou-se que o fotodetector GNR funciona muito mais rápido que a maioria dos fotodetectores baseados em grafeno e outros TMDs 2D. Acredita-se que a comutação rápida de fotocorrente pode ser atribuída à mobilidade ultra-alta de portadores das GNRs de tal largura e ao forte campo elétrico externo.

Além da velocidade de resposta rápida, alta responsividade e ganho aprimorado são indispensáveis para a aplicação do fotodetector. Portanto, aplicando luz em todo o dispositivo à temperatura ambiente, estudamos mais a fotorresposta do fotodetector GNR sem polarização fonte-dreno e tensão de porta traseira. A Figura 2a apresenta as medições de fotocorrente dependente do tempo do dispositivo na ausência de tensão polarizada sob modulação de luz ligado-desligado. A fotocorrente observada foi 275 nA (I_iluminação = 293 nA, I_escuro = 18 nA) sob iluminação, o que indicou uma alta fotorresponsividade de R = 17,2 AW⁻¹ e um alto ganho de G = 1465 também, calculados via as duas equações a seguir: R = I_P / ((S_G/S_L)·P) (1); G = (I_P/e) / (((S_G/S_L)·P·2,3%) / hν) (ν = c/λ_in) (2), onde I_P (275 nA) é a fotocorrente, enquanto S_L (6,25 mm²) e S_G (2 μm × 10 μm) são a área real do laser e da GNR, respectivamente, e P (5 mW) é a potência do laser incidente com comprimento de onda λ_in (532 nm). É essencial explorar o mecanismo de geração de fotocorrente dos fotodetectores GNR para esclarecer o alto desempenho de nossos dispositivos. Para fotodetectores baseados em materiais bidimensionais, existem principalmente dois mecanismos de geração de fotocorrente: efeito fotocondutivo (PC) e efeito fotovoltaico (PV).

Sem aplicar polarização fonte-dreno, PV foi responsável pela geração de fotocorrente pois dois campos elétricos embutidos foram formados entre as GNRs e os eletrodos. Os dois campos elétricos não tinham a mesma magnitude devido a defeitos formados no processo de fabricação. Quando a luz atingia a região na interface Au-GNRs, pares elétron-buraco fotogerados eram gerados e subsequentemente separados pelos campos embutidos, o que fez contribuição significativa para a geração de fotocorrente. Sob polarização fonte-dreno, no entanto, os dois campos elétricos embutidos na interface Au-GNRs desempenharam pouca parte na geração de fotocorrente. Portanto, PC desempenhou o papel mais crucial na geração de fotocorrente no caso de aplicação de polarização fonte-dreno. Após absorver fótons, o canal GNR gerou mais portadores livres, reduzindo a resistência dos canais de portadores. Portanto, uma fotocorrente significativa I_P = V_OC/R_G (V_OC representa a tensão de circuito aberto e R_G é a resistência total do canal formado pelas 16 nanofitas de grafeno) foi observada.

Como pode ser visto na Fig. 2a-d, uma fotocorrente de nível μA foi observada, o que pode ser devido à contribuição de três aspectos. Um foi que a taxa de recombinação de par elétron-buraco foi reduzida resultante da banda proibida nas GNRs. O outro foi que os elétrons fotogerados foram capturados durante a transição da banda de valência para a banda de condução por estados de meia-banda induzidos por defeitos de borda das GNRs. Portanto, antes que os buracos e elétrons aprisionados recombinassem, os buracos poderiam circular entre os eletrodos dreno-fonte para formar a fotocorrente, alcançando alto ganho. O terceiro aspecto foi que o acúmulo de elétrons na interface SiO₂/Si foi equivalente a aplicar um campo elétrico vertical, e assim a condutância do canal foi grandemente aumentada. Além disso, na Fig. 2a-d, a fotocorrente obtida teve pouca dependência na frequência da luz incidente modulada por um chopper óptico, o que é similar ao fotodetector de MoS₂ relatado. O efeito fotocondutivo desempenhou o papel primário na geração de fotocorrente do fotodetector GNR quando a frequência da luz foi regulada pelo chopper. No entanto, quando o dispositivo foi exposto à luz (0 Hz), o efeito de fotogating seria significativo no processo de geração de portadores, levando a aprisionamento e recombinação dentro de semicondutores.

O processo físico detalhado do terceiro aspecto discutido acima foi demonstrado na Fig. 2e, f. Para alcançar um estado de equilíbrio no escuro, elétrons difundiriam de SiO₂ para Si devido à diferença de níveis de Fermi entre os dois materiais, o que levou a curvatura de banda de energia na interface Si/SiO₂. Como resultado, um forte campo elétrico embutido (E) foi formado na região de depleção, que separou eficientemente os pares elétron-buraco fotogerados com os elétrons movendo-se para a interface entre Si e SiO₂ enquanto os buracos transferiam para a região interior de Si. Os elétrons então se acumularam na interface SiO₂/Si, e esses elétrons aprisionados aplicaram uma tensão vertical negativa adicional às GNRs, onde a presença desses elétrons aumentou a concentração de buracos e baixou o nível de Fermi do canal GNR correspondentemente.

Embora o dispositivo exiba alto desempenho, é importante buscar várias abordagens eficazes para aumentar significativamente a fotocorrente e a responsividade do dispositivo. Então, os efeitos da polarização fonte-dreno e tensão de porta na fotocorrente foram investigados sistematicamente. A Figura 3a mostra resultados de fotocorrente (I_laser), corrente de fundo (I_escuro) e corrente de fotorresposta (I_ph) como função da tensão fonte-dreno (−3 V ≤ V_S−D ≤ 10 V) em uma tensão de porta fixa. A fotocorrente não era zero em V_S−D = 0 e aumentou não linearmente com a tensão fonte-dreno, também provando a existência de campo elétrico embutido. Fica claro que o valor da fotocorrente dependia fortemente da polarização fonte-dreno.

Uma explicação convincente para a ajustabilidade via tensão fonte-dreno é que a relação entre fotocorrente, corrente de fundo e corrente de fotorresposta pode ser expressa como I_iluminação = I_ph + I_escuro, onde I_ph e I_escuro aumentaram com a tensão dreno-fonte V_S−D porque a velocidade de deriva de portadores subiu e o tempo de trânsito de portadores reduziu sob um campo elétrico externo. Portanto, a eficiência de separação de portadores fotogerados melhorou, contribuindo significativamente para a grande fotocorrente. Tal fenômeno indica que o campo elétrico total do canal GNR, a soma do campo elétrico interno e do campo elétrico externo, pode ser modulado por V_S−D.

Além disso, considerando a densidade de portadores ajustável por porta das GNRs, a fotocorrente do nosso dispositivo foi ajustada efetivamente modulando a tensão de porta traseira. A Figura 3b exibe esses três tipos de correntes (I_iluminação, I_ph e I_escuro) como função da tensão de porta traseira (−5 V ≤ V_G ≤ 5 V) em V_S−D = 0. Em geral, a fotocorrente foi positivamente correlacionada com o valor absoluto da tensão de porta, porque a densidade de portadores das GNRs era sensível ao campo elétrico vertical externo. Curiosamente, a fotocorrente aumentou à medida que a tensão de porta aumentava quando a tensão de porta era negativa (−5 V ≤ V_G ≤ 0 V), e o oposto ocorreu quando a tensão de porta era positiva (0 V ≤ V_G ≤ 5 V). Esse fenômeno poderia ser explicado pelo comportamento tipo p do canal GNR, que concordou bem com a observação na Fig. 2d. Os resultados indicam que o aumento de |V_G| pode ajustar o nível de Fermi do canal mais próximo da banda de valência (ou banda de condução) e a condutância do canal GNR era ajustável por porta. Notavelmente, para ambos os dois métodos de modulação (tensão fonte-dreno e tensão de porta traseira), a ajustabilidade da fotocorrente foi demonstrada em uma faixa ultra-ampla de nível nA a nível μA.

Adicionalmente, a responsividade e o ganho também poderiam ser modulados eficientemente regulando a tensão de porta e a tensão fonte-dreno do fotodetector GNR. O ganho e a dependência da fotorresponsividade da polarização fonte-dreno foram calculados [de acordo com Eqs. (1) e (2)] e subsequentemente plotados na Fig. 4a, b. Para o fotodetector baseado em GNRs, a relação entre o ganho e V_S−D é dada pela seguinte fórmula: G = τ/τ_T = τ / (l²/(μV_S−D)) = τ μ V_S−D / l² (3), onde τ é o tempo de vida excessivo de buracos (tempo de vida de buracos aprisionados), e τ_T = l²/(μV_S−D) é o tempo de trânsito do portador, enquanto l é o comprimento do canal e μ é a mobilidade de portadores, enquanto V_S−D é a polarização fonte-dreno. Portanto, o ganho e a tensão fonte-dreno exibem correlação positiva. Aparentemente, G é linearmente dependente da polarização fonte-dreno. Como resultado, a máxima fotorresponsividade de R = 170 AW⁻¹ e o máximo ganho de G = 14.500 foram alcançados à temperatura ambiente em V_S−D = 0,5 V, o que foi uma melhoria de 100 vezes sobre fotodetectores anteriores baseados em nanoestrutura de grafeno. Mais importante, os valores de ganho e fotorresponsividade não estavam saturados. Consequentemente, um ganho e fotorresponsividade maiores poderiam ser alcançados se uma tensão dreno-fonte maior fosse aplicada.

A Figura 4c, d mostra que a fotorresponsividade e o ganho também poderiam ser aumentados aplicando uma polarização de porta traseira para melhorar a concentração de portadores das GNRs. A máxima fotorresponsividade de R = 800 AW⁻¹ e o máximo ganho de G = 22.400 foram obtidos em V_G = -4 V. Esse valor máximo de fotorresponsividade foi cinco ordens de magnitude maior que o de fotodetectores de grafeno puro (~10 mAW⁻¹). Além disso, tanto ganho quanto fotorresponsividade não estavam saturados, portanto, uma fotorresponsividade maior poderia ser alcançada aplicando uma tensão de porta traseira maior. Além da concentração de portadores, outro fator que influenciou significativamente a corrente do canal foi a resistência de contato (R_C) entre os eletrodos Au e as GNRs que estava inseparavelmente relacionada à altura da barreira de Schottky na interface. Como as GNRs serviram como canal tipo p, quando aplicando um V_G negativo, a altura da barreira de Schottky foi reduzida devido ao nível de Fermi mais baixo. Em contraste, quando o V_G foi aumentado para um valor positivo, a altura da barreira de Schottky foi aumentada, e a corrente no canal foi grandemente suprimida.

Finalmente, voltamos à investigação dependente do tempo da fotocorrente sob luz incidente de potência. A Figura 5a exibe medições de fotocorrente dependente do tempo sob diferentes potências de luz incidente. Essa fotocorrente era grande o suficiente para medição direta sem quaisquer pré-amplificadores de corrente ou amplificadores lock-in, mesmo em potência óptica de nível mW. A Figura 5b plota a fotocorrente como função da potência óptica incidente. A fotocorrente teve relação não linear com a potência incidente (I_ph = P^α, α = 0,85). Sob menor potência de luz, a contribuição da corrente de fotogating foi dominante, e o efeito fotocondutivo poderia ser ignorado devido à diminuição no número de portadores fotogerados. Sob maior iluminação, pelo contrário, uma corrente crescente foi observada, o que poderia ser atribuído ao aumento no número de elétrons fotogerados (efeito fotocondutivo). Além disso, o dispositivo era sensível à luz incidente e a fotocorrente resultante estava intimamente relacionada à energia da luz incidente, revelando tremendo potencial para monitor de potência óptica. Uma comparação de parâmetros optoeletrônicos em vários fotodetectores é fornecida na Tabela 1.

Conclusões

Em resumo, demonstramos um fotodetector de nanofitas de grafeno de alto desempenho modulado em uma ampla faixa através de campo elétrico externo à temperatura ambiente. Enquanto isso, sem o campo elétrico externo, o desempenho do dispositivo poderia ser aprimorado pelo campo localizado na interface Si/SiO₂. O dispositivo exibiu uma alta fotorresponsividade de 800 AW⁻¹ em V_G = -4 V, que foi duas ordens de magnitude maior que as de pesquisas anteriores. Além disso, a estrutura do nosso dispositivo é muito mais simples comparada ao dispositivo optoeletrônico anterior baseado em grafeno com potenciais aplicações amplas. O desempenho do dispositivo de nanofitas de grafeno pode ser ainda melhorado por encapsulamento h-BN, plasmons de superfície, campo ferroelétrico e estruturas híbridas. O fotodetector de nanofitas de grafeno proposto abre oportunidades empolgantes para ultrarrápido e alta sensibilidade para futuras aplicações de monitoramento de segurança baseado em grafeno, foto-comunicação e aviação.