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多光谱探测器及其成像技术结合不同光波段探测的优势，在军事、农业、工业、医学等各个领域有着重要的应用前景，例如计算机视觉、全天候激光雷达、太空成像、夜视、火灾预警、医学诊断等[1]。研制集多波段响应于一体的高性能宽谱光电探测器已成为光学成像技术发展的重要研究方向之一。根据材料带隙的不同，已相继研发出工作在不同波段的半导体光电探测器，并实现商业化，例如，基于SiC[2]、GaN[3]材料的紫外光电探测器；基于Si材料的可见光探测器[4]；基于Ge[5]、InGaAs[6]、PbS[7]、HgCdTe[8]等材料的红外光电探测器[9]。为满足多光谱探测需求，科研人员不断尝试异质融合技术，例如外延、键合等，以通过异质异构集成实现多波段响应，然而传统半导体材料的异质融合往往面临晶格失配、热失配、不同材料间工艺兼容性差、工艺复杂等问题，因此，采用传统异质融合技术研发低成本、高性能的室温宽谱光电探测器仍面临巨大的挑战。
与传统材料相比，2维材料表现出许多新奇的结构和光电性质。2维材料单层厚度仅为纳米级，其层内原子以共价键或化学键连接，而层间以较弱的范德华(van der Waals, VDW)相互作用力结合。2004年，研究人员首次通过机械剥离获得单层石墨烯并发现了许多新奇的性质[10]，揭开了2维材料的研究热潮。之后，研究者们不断探索、丰富了2维材料体系。除石墨烯外，2维过渡金属硫族化物(transition metal chalcogenides，TMDs)[11]、六方氮化硼(hexagonal boron nitride，h-BN)[12]、黑磷(black phosphorus，BP)[13]、2维无机化合物[14]等相继被发现，扩充了2维材料的性能和应用范围。由于材料的光吸收边由带隙决定，窄带隙2维材料例如InSe、In2Se3、BP等被广泛应用于宽谱探测器的研制，例如相继报道了工作在254 nm~850 nm的InSe探测器[15]、工作在254 nm~1064 nm的In2Se3探测器[16]、工作在3.7 μm~7.7 μm的BP探测器[17]等。利用2维材料表面无悬挂键这一特性，通过垂直堆叠的方式构筑能带互补的2维材料异质结是实现2维材料多光谱响应的另一途径[18]，例如，SHIN等人通过构筑P-WSe2/N-MoS2异质结，实现了450 nm~800 nm的光响应[19]；LONG等人在2维材料P-N结中插入石墨烯制备P-WSe2 /石墨烯/N-MoS2异质结，获得了400 nm~2400 nm的宽谱响应[20]；JIN等人利用WSe2/α-In2Se3异质结，实现了400 nm~1020 nm的光响应[21]；YAN等人采用MoS2/BP异质结，获得了2000 nm~4000 nm的宽谱响应[22]。然而，大多数2维材料室温稳定性较差，制备困难，难以实际应用，且2维材料之间的对准堆叠工艺较为复杂，限制了其规模化应用。
以MoS2为代表的2维TMDs由于具有较好的室温稳定性受到广泛的研究。通过将2维TMDs与传统的半导体材料结合构筑2维/3维混合维异质结是实现宽谱探测的理想平台。相比传统异质融合技术，2维材料/3维体材料混合维异质集成结合了传统3维体材料成熟的加工工艺优势和2维材料异质堆叠的灵活性，可以免受传统异质外延面临的晶格失配、热失配等问题，也无需复杂的离子注入、高温激活等工艺，具有成本低、规模化应用的优势。近年来，已相继报道了2维TMDs/Si[23]、2维TMDs/Ge[24]、2维TMD/GeSn[25]、2维TMDs/GaN[26]、2维TMDs/GaAs[27]、2维TMDs/钙钛矿[28]等宽谱探测器。目前已报道的2维材料/3维体材料混合维异质结探测器主要采用二极管结构，工作在反向偏压或零偏压下。受限于界面附近缺陷对载流子的陷阱作用，2维材料/3维体材料异质结二极管光电探测器并不能很好地权衡器件的响应度和响应时间，通常表现为响应度低，或响应度高但响应时间长。若2维材料/3维体材料混合维异质结施加正向偏置，缺陷对载流子的陷阱作用将减弱。从这一点考虑，以2维材料/3维体材料异质结作为发射结的光晶体管工作在放大模式时有望打破响应度与响应时间相互制约的限制。但由于晶体管的工艺较为复杂，目前基于2维材料/3维体材料异质结晶体管的报道仍较少。
2维TMDs/Ⅳ族体材料异质结由于与成熟的Si CMOS工艺兼容，在低成本、规模化应用上具有巨大的优势。本文中将简要介绍课题组在2维TMDs材料/Ⅳ族体材料混合维异质结光晶体管上取得的一些进展。首先，简介光晶体管的光增益理论和表征探测器性能的相关指标，选取N型2维TMDs材料，在Ge、GeSn体材料的P-N结上构筑NPN型光晶体管，包括N-MoSe2/P-Ge/N-Ge和N-MoSe2/P-GeSn/N-Ge范德华异质结光晶体管；通过2维TMDs与Ⅳ族体材料之间的大禁带宽度差异，提高光生载流子的注入比，引入大的光电流增益，从而提高器件的响应度和比探测率。然后选取P型WSe22维材料与N-Ge组建晶体管的发射结，采用N-Ge/金属肖特基结替代传统晶体管的P-N集电结构筑光晶体管。具有较大势垒高度的肖特基结可以显著降低光晶体管的暗电流，而2维TMDs材料在拓宽材料响应波段的同时，通过异质结提高了光生载流子的注入比，大大提高器件的响应度和比探测率。所制备的上述两类光晶体管相比已报道的同类材料构成的范德华异质结二极管在响应度、比探测率及响应时间等整体性能上具有很大的优势，可以为高性能室温宽谱探测器的研发提供新思路。
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以NPN型光晶体管为例(PNP型光晶体管类似)，工作在共射放大模式下，光照时集电极电流Ic可表示为[29]：
$ I_{\mathrm{c}}=I_{\mathrm{e}}=I_{\mathrm{p}}+I_{\mathrm{d}}=(\beta+1)\left(I_{\mathrm{PO}}+I_{\mathrm{CBO}}\right) $
(1) 式中：Ie为发射极电流；Ip为集电极放大后的光电流；Id为集电极暗电流；β为光电流增益系数；ICBO为集电结反向饱和电流；IPO为初始光电流，可由下式计算[30]：
$ I_{\mathrm{P} 0}=q P_{\mathrm{i}}(h \nu) $
(2) 式中：q为单位电荷量；Pi为入射光功率；h为普朗克常数；ν为入射光子频率。假定内量子效率为1，由式(1)可知，光电流增益系数β可通过线性拟合Ip-IPO曲线的斜率得到。对于异质结光晶体管而言，其光电流增益系数β很大程度上取决于发射结的载流子注入比γ0。γ0可通过下式计算[31]：
$ \gamma_0=\frac{i_{\mathrm{N}, \mathrm{e}}}{i_{\mathrm{P}, \mathrm{e}}}=\frac{D_{\mathrm{N}} L_{\mathrm{P}} N_{\mathrm{d}}}{D_{\mathrm{p}} L_{\mathrm{N}} N_{\mathrm{a}}}\left(\frac{m_{\mathrm{P}, \mathrm{~h}} m_{\mathrm{P}, \mathrm{e}}}{m_{\mathrm{N}, \mathrm{~h}} m_{\mathrm{N}, \mathrm{e}}}\right)^{\frac{3}{2}} \exp \left(\frac{\Delta E_{\mathrm{g}}}{k T}\right) $
(3) 式中：iN, e和iP, e分别为异质结光晶体管的发射结在正向偏置时的电子电流和空穴电流；DN(DP)和LN(LP)分别表示电子(空穴)的扩散系数和扩散长度；Nd和Na分别是N型发射区和P型基区的掺杂浓度；mP, h(mP, e)和mN, h(mN, e)分别表示P型基区和N型发射区的空穴(电子)有效质量；k是玻尔兹曼常数；T为样品温度；ΔEg为发射区和基区间的带隙差。可以看到，通过提高异质结光晶体管发射区与基区之间的带隙差可以显著提高射基结的载流子注入比，从而增大光电流增益系数。
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响应度R、比探测率D*和响应时间是反映探测器综合性能的几个常用指标。响应度表示探测器在光照下每单位光功率产生的光电流。对于异质结光晶体管，R可表示为[32]：
$ R=\frac{I_{\mathrm{p}}}{P_{\mathrm{i}}} $
(4) 比探测率是反映探测器辨别弱光信号的能力，可以用下式计算[32]：
$ D^*=\frac{\sqrt{A \Delta f}}{P_{\mathrm{NEP}}} $
(5) 式中：A为探测器的光敏面积；Δf为频率带宽；PNEP为等效噪声功率，表示探测器信噪比等于1时的最小入射光功率，可由下式获得[32]：
$ P_{\mathrm{NEP}}=\frac{i_{\mathrm{n}}}{R} $
(6) 式中：in为噪声电流，可通过下式计算[32]：
$ i_{\mathrm{n}}=\sqrt{\frac{1}{T} \int_0^T[I(t)-\langle I\rangle]^2 \mathrm{~d} t} $
(7) 式中：I(t)为t时刻电流；〈I〉为T时间周期内的平均电流。噪声的主要来源包括散粒噪声、热噪声和闪烁噪声(又称1/f噪声)。散粒噪声是由于形成电流的载流子的分散性造成的，其引起的噪声电流is可由下式计算[32]：
$ i_{\mathrm{s}}=\sqrt{2 q I_{\mathrm{d}} \Delta f} $
(8) 热噪声来源于载流子的随机运动，引起的噪声电流it可通过下式计算[32]：
$ i_{\mathrm{t}}=\sqrt{\frac{4 k T \Delta f}{R_{\mathrm{c}}}} $
(9) 式中：Rc为器件电阻。闪烁噪声是由于器件的局部不均匀引起电子的缓慢随机起伏，通常出现在较低频率上，引起的噪声电流if可表示为[32]：
$ i_{\mathrm{f}}=K \frac{\Delta f I_{\mathrm{d}}{ }^b}{f^a} $
(10) 式中：K为常数；f为器件工作频率；a和b为指数因子，与具体器件有关。当器件的暗电流较大时，散粒噪声通常占主导，此时比探测率可简单用下式估算[32]：
$ D^*=R \sqrt{\frac{A}{2 q I_{\mathrm{d}}}} $
(11) 响应时间用以评估探测器的最高工作频率。2维材料由于表面、界面存在许多载流子捕获中心，响应时间通常大于微秒量级。实验中，可通过脉冲光照射探测器，测量探测器产生的光电流脉冲上升沿或者下降沿来提取响应时间。测量光电流从稳定值的10%上升到90%或者从稳定值的90%降低到10%时所经历的时间，即为探测器的响应时间。
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Ge的间接带隙和直接带隙分别为0.67 eV和0.80 eV，是理想的Si基短波红外探测材料之一。ANG等人制备了N-Ge/P-Ge/I-Ge/N+Si异质结光晶体管[33]，在1550 nm处获得了2.0 A/W的响应度。但由于发射结采用Ge同质结，光电流增益系数仅为5。SORIANELLO等人[34]采用P+Si/N-Ge/P+Si结构制备了波导结构的光晶体管，在1 V偏压下，器件在1550 nm的响应度提高到了42 A/W。FROUNCHI等人[35]采用90 nm的Si光CMOS工艺加工平台在绝缘衬底Si波导上制备了Ge的N-P-I-N结构光晶体管，其中I区的插入是为了降低集电区的掺杂浓度，通过该设计，在1 V偏压下，器件在1310 nm的响应度为53 A/W，增益高达53。但受限于Ge的带隙，上述Si/Ge光晶体管仍缺乏多光谱探测能力。为进一步拓展响应波段、提高响应度，本课题组提出采用N-MoSe2/P-Ge作为发射结，在N-Ge衬底上构筑NPN型光晶体[36]，MoSe2的禁带宽度为1.40 eV[37]，可将响应范围拓展至可见光波段。同时，MoSe2和Ge之间大的带隙差有望提高载流子注入比，获得大的光电流增益系数。
采用掺杂浓度为1017 cm-3的N-Ge衬底进行实验。首先在N-Ge衬底上生长100 nm厚、硼掺杂浓度为3.9×1018 cm-3的P-Ge薄膜。之后利用机械剥离、湿法转移技术[30]在P-Ge层上方转移6 nm厚的N-MoSe2。采用激光直接光刻、湿法腐蚀、磁控溅射金属、剥离等工艺制备出直径为170 μm的圆形器件台面，在N-Ge和MoSe2表面分别沉积上TaN/Al[38]和Ti/Au电极。最后将器件置于Ar气氛围中进行300 ℃退火1 h以形成欧姆接触。
器件的3维结构示意图和光学显微镜图分别如图 1a和图 1b所示，其中N-MoSe2作为晶体管的发射区、P-Ge为基区、N-Ge为集电区。图 1c为MoSe2表面两电极之间的电流-电压(I-V)曲线。电流随电压线性变化说明电极与MoSe2形成了良好的欧姆接触。采用卤钨灯作为光源[39]测试器件在放大模式下(集电极与发射极间电压Vc, e＞0 V，后续光电晶体管测试均采用该工作模式不再赘述)的光响应谱。图 1d显示了在N-Ge和N-MoSe2之间施加Vc, e=2.0 V时器件的光响应谱。器件在600 nm~1600 nm具有明显的光响应，覆盖了可见光到短波红外波段。器件的截止响应波长在1600 nm附近，对应Ge的直接带隙吸收边。器件的峰值响应在640 nm附近，响应度高达800 A/W左右。图 1e是器件工作在放大模式下(Vc, e＞0 V)的能带示意图，MoSe2和Ge形成Ⅰ型能带结构。此时，P-Ge/N-Ge集电结处于反向偏置，而N-MoSe2/P-Ge发射结处于正向偏置。在光照下，由于MoSe2较薄，吸收部分可见光增大发射极电流，但光吸收主要发生在集电结。在内建电场的作用下，光生电子向N-Ge集电区运动，光生空穴向N-MoSe2发射区运动。由于N-MoSe2/P-Ge价带间存在高达0.52 eV的势垒，空穴将累积在界面靠P-Ge一侧，使得N-MoSe2发射区向P-Ge基区注入大量的电子，从而引起光电流增益。
图 2a和图 2d分别为器件在不同光功率的650 nm和1550 nm光照下的I-V曲线。随着光功率的增加，光电流显著增大。图 2b和图 2e中分别是650 nm和1550 nm光照下集电极光生电流Ip随初始光生电流IPO的变化关系。对图 2b和图 2e数据进行线性拟合，得到其斜率分别为15和9。根据式(1)可知，器件在650 nm和1550 nm的光电流增益系数β分别为14和8，最大响应度分别为8.38 A/W和18.53 A/W。采用式(11)可估算器件在650 nm和1550 nm对应的比探测率分别为3.00×109 Jones和6.64×109 Jones。图 2c和图 2f进一步显示器件在650 nm和1550 nm光脉冲下的瞬态光响应。从上升沿和下降沿可提取在650 nm光照下响应上升时间和下降时间分别为575 μs和1085 μs，在1550 nm光照下上升和下降时间分别为596 μs和575 μs。相比已报道的文献中N-MoSe2/P-Ge[40]、P-WSe2/N-Ge[41]等光电二极管，本课题组所制备的N-MoSe2/P-Ge/N-Ge光晶体管在响应波段、响应度、比探测率、响应时间上表现出更优越的整体性能。结果表明，采用2维材料/Ge范德华异质结构筑光晶体管可在低电压下在宽谱范围内获得高响应度，未来有望替代雪崩光电探测器在高灵敏探测领域获得应用。
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受限于Ge的带隙，制备的N-MoSe2/P-Ge/N-Ge光晶体管的红外响应截止波长在1600 nm左右，并不能完全覆盖短波红外范围。已有报道，随着Sn组分的增加，GeSn的禁带宽度能够从Ge的0.67 eV减小到0 eV，且当Sn组分大于8%时，GeSn可以转变为直接带隙材料[42]。因此，采用GeSn替代Ge作为光吸收区有望进一步拓展红外响应波长，乃至完全覆盖短波红外波段。然而，目前的GeSn光电探测器的信噪比仍不能满足应用需求。理论模拟表明，采用晶体管结构可以在低驱动电压下同时获得具有高光电流增益、高信噪比和高工作速度的GeSn光电探测器[43]。WANG等人[44]通过制备N+Ge/P-Ge0.935Sn0.065/N-Ge光晶体管，将探测截止波长扩展到了2003 nm，且响应度相比PIN光电二极管提高了10倍。由于Ge中的N型掺杂浓度难以提高，HUANG等人[45]进一步制备出P+Ge/N-Ge0.951Sn0.049/P-Ge光晶体管，其响应截止波长为1940 nm。在0.4 V工作电压下器件响应度相比PIN光电二极管提高了3倍。但受限于Ge/GeSn之间较小的带隙差，目前的GeSn光晶体管的光电流增益仍很低(小于20)。为此，本课题组基于MoSe2/GeSn发射结设计制备了N-MoSe2/P-GeSn/N-Ge异质结光晶体管结构[46]。
采用本课题组开发的高温溅射外延技术[47-48]在N-Ge衬底上生长厚度为82 nm、Sn组分为17.1%的B掺杂GeSn薄膜。GeSn层应变弛豫度为57.4%，对应的直接带隙和间接带隙分别为0.369 eV和0.466 eV，响应截止波长大概在3360 nm。采用机械剥离、湿法转移方式在P-GeSn/N-Ge表面转移厚度为20 nm左右的2维MoSe2薄片构筑N-MoSe2/P-GeSn/N-Ge结构。采用Ti/Au和TaN/Al分别作MoSe2和N-Ge的电极，在Ar氛围下经过300 ℃退火1 h可形成欧姆接触。其中GeSn台面尺寸为150 μm×150 μm，N-MoSe2、P-GeSn和N-Ge分别为光晶体管的发射区、基区和集电区。图 3a和图 3d中分别给出了器件在不同光功率的1310 nm和1550 nm光照下的I-V曲线。器件显示出较高的暗电流，这是由于GeSn和Ge的界面由于应变弛豫产生了较多的失配位错所致。但在光照下，光电流仍显著大于暗电流。图 3b和图 3e分别提取出了Vc, e=2.0 V时，器件在1310 nm和1550 nm光照下响应度(黑色曲线)、光生电流(红色曲线)随入射光功率的变化关系。可以看到，器件在1310 nm和1550 nm下的最大响应度分别为9.55 A/W和4.75 A/W。图 3c和图 3f中分别为器件在1310 nm和1550 nm光脉冲下的瞬态光响应。在1310 nm光照下，从上升沿和下降沿提取的响应时间分别为557 μs和553 μs；在1550 nm光照下，从上升沿和下将沿提取的响应时间分别为597 μs和462 μs。
图 4a为器件在Vc, e=1.0 V下的光响应谱(黑色曲线)和对应的比探测率谱(红色曲线)。可以看到，器件在800 nm~2400 nm具有明显的光响应。在2250 nm处，器件的响应度为12.75 A/W，光电流增益约为25.7，比探测率高达1.74×1010Jones。器件在900 nm、1600 nm和2400 nm附近出现了3个吸收边。900 nm和1600 nm附近的吸收边分别对应于MoSe2和N-Ge衬底的带隙，而2400 nm吸收边的产生是由于卤钨灯的发光波长截止所致。由GeSn的带隙计算，器件实际响应截止波长大于2400 nm。根据N-MoSe2、P-GeSn和N-Ge的能带结构，图 4b中是N-MoSe2/P-GeSn/N-Ge光晶体管工作在放大模式下(Vc, e＞0 V)的能带排布。N-MoSe2与P-GeSn的导带带阶和价带带阶分别为0.36 eV和0.67 eV。根据式(3)，N-MoSe2与P-GeSn异质结可产生高达1017的电子/空穴注入比，可引入巨大的光电流增益。在放大模式下，N-MoSe2/P-GeSn结和P-GeSn/N-Ge结分别处于正向偏置和反向偏置。MoSe2吸收部分波长小于900 nm的光引起发射极电流的增大。但MoSe2较薄，光吸收主要发生在GeSn和Ge中。当波长超过1600 nm后，光仅在GeSn层中被吸收。在P-GeSn/N-Ge结内建电场的作用下，光生电子-空穴对被分离。光生电子向N-Ge运动，而光生空穴由于GeSn/MoSe2高达0.67 eV的价带带阶累积在GeSn/MoSe2界面靠GeSn一侧，从而引入大光电流增益。大部分已知的GeSn光电探测器[49-51]在室温下的峰值响应度低于1 A/W、峰值比探测器率低于1010 Jones，而本课题组制备的N-MoSe2/P-GeSn/N-Ge光晶体管结构在2000 nm之后具有更高的响应度和更高的室温比探测率，且几乎可以覆盖所有的短波红外波段，为高性能短波红外探测器的研发提供新方法，在红外成像领域有非常广阔的应用前景。
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第2节中所设计制备的NPN型异质结光晶体管虽然具有较大的光响应度和较高的光电流增益系数，但器件暗电也较高。由式(1)可知，在无光照下，发射极的暗电流Ie为集电结反向饱和电流ICBO的β+1倍。采用带隙差大的异质结作为发射结在引入光电流增益的同时也将放大暗电流。因此，降低集电结反向饱和电流ICBO对于抑制光晶体管暗电流至关重要。选用带隙差大的异质结作为集电结可以抑制ICBO。但Ⅳ族体材料间(如Si、Ge、GeSn等)晶格失配大，异质外延易引入失配位错，且当选用带隙较大的Ⅳ族材料时将限制器件在长波段的响应。金属/半导体肖特基结有类似P-N结的整流特性，在电学上可等效为单边突变P-N结，且反向饱和电流随势垒高度的增加显著降低。此外，其还具有制备工艺简单的优势。2008年，ZHU等人[52]利用金属Si化物与Si的肖特基结作为集电极制备出了波导结构的Si光晶体管，其暗电流小于20 pA，光电流增益大于20。然而，具有肖特基势垒结构的Ge光晶体管仍未有报道。为此，进一步提出采用金属/Ⅳ族体材料的肖特基结作为集电结、2维材料/Ⅳ族体材料范德华异质结作为发射结以制备低暗电流、高光电流增益的光晶体管。由于费米能级被钉扎在价带顶附近，金属和N-Ge接触可以天然地形成很好的肖特基结。为此，基于金属和N-Ge的肖特基结构筑了P-WSe2/N-Ge范德华异质结光晶体管[53]。
选用多层2维WSe2薄片与N-Ge衬底构筑晶体管的发射结。多层WSe2的带隙约为1.37 eV，与Ge衬底之间具有高达0.70 eV的带隙差，同时可拓展器件在可见光波段的响应。选用N型掺杂浓度为1017cm-3的N-Ge衬底进行实验。利用机械剥离和湿法转移方式在N-Ge上转移厚约80 nm的2维WSe2薄片。图 5a中对比了Ge、2维WSe2薄片以及WSe2/Ge异质结的Raman光谱。WSe2/Ge异质结的Raman峰和Ge、WSe2薄片的Raman峰位很好地吻合，说明形成了良好的范德华异质结。选用Pt/Au和Ti/Au分别作为P-WSe2和N-Ge的接触电极，通过激光直接光刻、湿法腐蚀、磁控溅射金属、剥离等工艺制备出如图 5b所示的光晶体管。图 5c中的黑色和红色曲线分别为WSe2上两Pt和Au电极之间的I-V曲线。可以看到，经过退火后Pt和Au与WSe2形成了良好的欧姆接触。图 5d为N-Ge与Ti和Au接触的I-V曲线，插图为其半对数坐标下的曲线。N-Ge与Ti和Au之间的整流比高达103，说明Ti和Au与N-Ge形成了肖特基结，对I-V曲线进行拟合得到其势垒高度为0.54 eV。制备的P-WSe2/N-Ge/Ti&Au光晶体管中P-WSe2和N-Ge分别为发射区和基区，肖特基结为集电结。测试P-WSe2/N-Ge/Ti&Au光晶体管在发射极与集电极间电压Ve, c＞0 V下的光响应谱，如图 5e所示。器件在400 nm~1700 nm具有明显的光响应，验证了宽谱探测能力。图 5f是器件工作在放大模式下(Ve, c＞0 V)的能带排布图。P-WSe2与N-Ge之间的导带带阶几乎为0 eV，价带带阶约为0.70 eV。由于P-WSe2较薄，可见光在P-WSe2和N-Ge都有被吸收，而近红外光主要在N-Ge中被吸收。在N-Ge/Ti&Au肖特基结内建电场的作用下，光生电子向P-WSe2一侧输运并累计在基区，引起P-WSe2发射区向N-Ge基区注入大量的空穴，从而产生光电流增益。
图 6a和图 6b分别为器件不同光功率时405 nm和1550 nm光照射下的输出特性曲线。在Ve, c=1.0 V下，器件的暗电流约为140 μA。图 6b和图 6e中分别是当Ve, c=1.0 V时，在405 nm和1550 nm光照下集电极光生电流Ip随初始光生电流IPO的变化关系。对其做线性拟合提取得到斜率分别为146和80，说明光电流增益系数分别为145和79。在405 nm波长下，最大响应度为55 A/W，比探测率为4.7×1010 Jones；在1550 nm波长下，最大响应度为120 A/W，比探测率为1.0×1011 Jones。图 6c和图 6f中给出了器件在405 nm和1550 nm光脉冲下的瞬态光响应。在405 nm和1550 nm光照下，响应时间分别约为90 μs和300 μs，优于上一部分制备的NPN型范德华异质结光晶体管。器件在405 nm波长下具有更快的响应速度是由于短波在Ge的穿透深度小，而器件在表面电场分布更强所致。
上述P-WSe2/N-Ge/Ti&Au光晶体管虽取得了优越的光电性能，但器件结构未优化，仍有很大的改进空间。首先，P-WSe2上方的Pt/Au电极不透光，使得器件的有效光敏面积减小，降低了比探测率；其次，从图 5e可知，器件在600 nm附近可见光波段响应度弱，这是由于表面光反射调制所致；最后，器件在红外波段的响应速度较慢，这是由于红外光在Ge中穿透深度大，而Ge内部电场较弱所致。基于上述问题，对器件结构做了如下改进[54]：(a)采用3 nm Pt和110 nm氧化铟锡(indium tin oxide，ITO)作为P-WSe2的透明接触电极，提高有效光敏面积；(b)在P-WSe2/N-Ge表面沉积90 nm厚的SiO2作为600 nm附近可见光的抗反射膜，提高可见光响应；(c)将N-Ge/Ti&Au肖特基结做成环形浅槽结构，提高N-Ge体内电场强度。
图 7a是优化后的器件结构示意图及其工作在放大模式下的电场分布模拟图。为降低器件成本，选用1.2 μm厚的Al替代Ti和Au作为N-Ge接触金属形成肖特基结。可以看到，N-Ge体内的电场强度得到了很大的提高。但器件中心仍有少部分区域电场分布较弱，未来可以通过缩小器件尺寸提高整个区域电场。图 7b中给出了优化后器件在放大模式下的响应谱。可以看到，器件在600 nm附近可见光波段的响应度得到了很大的提高，器件在405 nm和1550 nm波长下的光电流增益系数分别提高到164和84，响应度分别为66 A/W和124 A/W，对应比探测率分别为8.7×1010 Jones和1.6×1011 Jones。图 7c和图 7d分别给出了优化后器件在405 nm和1550 nm脉冲光照下的瞬态光电流。经过优化后，405 nm波长下的响应时间略微减小到80 μs，而1550 nm波长下的响应时间大大降低至220 μs左右。表 1中对比了本课题组制备的WSe2/Ge/Al光晶体管、MoSe2/Ge光晶体管与文献报道的Ge范德华异质结光电探测器的性能。可以看出，相比文献报道的Ge范德华异质结光电探测器，制备的光晶体管在响应波长、响应度、响应时间和比探测率上具有更优异的综合性能。此外，受益于Ge/Al肖特基势垒的引入，WSe2/Ge/Al光晶体管相比MoSe2/Ge光晶体管具有更高的响应度、更快的响应时间和更大的比探测率。
表 1 Ge基混合维光晶体管与Ge基范德华异质结探测器性能比较
Table 1. Performance comparison of Ge-based mix-dimensional photo transistors and Ge-based VDW heterojunction photodetector
器件结构 响应波长/nm 响应度/(A·W-1) 响应时间/ms 比探测率/Jones 参考文献 WSe2/Ge/Al HPT 400~1700 124@1550 nm 0.22 1.6×1011 本课题组 MoSe2/Ge HPT 450~1600 18.35@1550 nm 0.575 8.34×1010 本课题组 MoTe2/Ge 915 12460@915 nm 5 3.3×1012 [55] WSe2/Ge 520~1550 6.4@1550 nm 0.03 2.5×1010 [41] MoS2/Ge 106~1550 3@1550 nm 10 — [40] MoSe2/Ge 400~1800 35@1550 nm 0.0135 1.0×1011 [56] 以肖特基结为集电极的光晶体管具有结构和工艺简单的优势，但此前仍未有基于Ge肖特基结的光晶体管的报道。本课题组的研究表明，具有肖特基势垒集电极的Ge范德华异质结光晶体管在抑制暗电流、提高比探测率和响应速度上具有很大的潜在优势, 可为高性能Ge基宽谱探测器的开发提供新策略。
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2维TMDs/Ⅳ族体材料范德华异质结结合了Si CMOS成熟的加工工艺和2维材料集成的灵活性，在低成本、规模化宽谱探测器的应用上具有巨大的优势。本文中简要介绍了本课题组在2维TMDs/Ⅳ族体材料范德华异质结光晶体管取得的一些进展。采用N-MoSe2/P-Ge和N-MoSe2/P-GeSn范德华异质结作为发射结，分别构筑了N-MoSe2/P-Ge/N-Ge和N-MoSe2/P-GeSn/N-Ge范德华异质结光晶体管。利用范德华异质结的大带隙差，引入巨大的载流子注入比，从而产生大的光生电流增益系数。同时，2维N-MoSe2作为光吸收区，拓展了器件在短波的响应。N-MoSe2/P-Ge/N-Ge光晶体管响应波段为600 nm~1600 nm，在1550 nm波长下光电流增益系数为8，响应度为18.53 A/W，比探测率达6.64×109 Jones，响应时间为600 μs左右；N-MoSe2/P-GeSn/N-Ge光晶体管响应波段为800 nm~2400 nm，在2250 nm波长下响应度高达12.75 A/W，比探测率达1.74×1010 Jones，为文献报道最好水平。在此基础上，本课题组采用N-Ge与金属接触的肖特基结替代传统晶体管的集电结，制备了P-WSe2/N-Ge光晶体管以降低器件的暗电流，其响应波段覆盖400 nm~1700 nm，暗电流低至10-4A。经过结构优化后，在405 nm和1550 nm波长下光生电流增益系数分别高达164和84，响应度分别为66 A/W和124 A/W，比探测率分别为8.7×1010 Jones和1.6×1011 Jones，响应时间分别低至80 μs和220 μs。上述结果为高性能宽谱探测器的开发提供了新策略。
2维材料/Ⅳ族体材料异质结多光谱光晶体管
Multi-spectral phototransistor based on 2-D materials/group Ⅳ bulk materials heterojunctions
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摘要: 多光谱探测在工业等很多领域有着重要应用，研制集多波段响应于一体的高性能宽谱光电探测器已成为光学成像技术发展的重要研究方向之一。简要介绍了当前宽谱探测器的研究进展，阐述了2维/3维混合维范德华异质结在宽光谱探测器研制的前景；总结了本课题组在2维过渡金属二硫化物/3维Ⅳ族体材料范德华异质结宽光谱光晶体管研制方面取得的一些进展，其中包括传统的NPN型、PNP型光晶体管以及基于肖特基结集电极的新型光晶体管，并对这些混合维光晶体管的应用前景进行了展望。Abstract: Multi-spectral detection had significant applications in many fields of industry. High-performance broadband photodetectors integrating multi-band responses became one of the important research directions of optical imaging technology. Current research progress of broadband photodetectors was briefly introduced.The prospects of 2-D/3-D mix-dimensional van der Waals (VDW) heterojunctions in the development of broadband photodetectors were elaborated. Some progress of broadband phototransistors based on 2-D transition metal dichalcogenides/3-D group Ⅳ materials VDW heterojunctions by the research group, including traditional NPN-type, PNP-type phototransistors and emerging phototransistors with Schottky junction collectors were reviewed.Ultimately, the applications of these phototransistors were prospected.
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图 1 制备的N-MoSe2/P-Ge/N-Ge光晶体管[36]
a—3维结构示意图 b—光学显微镜图 c—MoSe2表面两电极之间的I-V曲线 d—Vc, e=2.0 V偏压下的光响应谱e—能带示意图
Figure 1. The fabricated N-MoSe2/P-Ge/N-Ge phototransistor[36]
a—3-D schematic structure b—optical image c—I-V curves between two electrodes on MoSe2 d—response spectrum under Vc, e=2.0 V e—bandgap alignment
图 2 N-MoSe2/P-Ge/N-Ge光晶体管的光响应特性[36]
a—650 nm激光照射下的I-V曲线 b—Vc, e=2.0 V时，650 nm激光照射下的光增益系数拟合 c—650 nm激光照射下的瞬态响应 d—1550 nm激光照射下的I-V曲线 e—Vc, e=2.0 V时，1550 nm激光照射下的光增益系数拟合 f—1550 nm激光照射下的瞬态响应
Figure 2. Photoreponse properties of N-MoSe2/P-Ge/N-Ge phototransistor[36]
a—I-V curves under 650 nm laser illumination b—fitting of gain value at 650 nm under Vc, e=2.0 V c— transient photoreponse under 650 nm laser illumination d—I-V curves under 1550 nm laser illumination e—fitting of gain value at 1550 nm under Vc, e=2.0 V f—transient photoreponse under 1550 nm laser illumination
图 3 N-MoSe2/P-GeSn/N-Ge光晶体管的光响应特性[46]
a—1310 nm激光照射下的输出特性曲线 b—1310 nm激光照射下的响应度(黑色)和光生电流(红色) c—1310 nm激光照射下的瞬态光响应 d—1550 nm激光照射下的输出特性曲线 e—1550 nm激光照射下的响应度(黑色)和光生电流(红色) f—1550 nm激光照射下的瞬态光响应
Figure 3. Photoresponse propertiesof N-MoSe2/P-GeSn/N-Ge phototransistor[46]
a—output characteristics under 1310 nm laser illumination b—responsivity (black) and photocurrent (red)under 1310 nm laser illumination c—transient photoreponse under 1310 nm laser illumination d—output characteristics under 1550 nm laser illumination e—responsivity (black) and photocurrent (red) under 1550 nm laser illumination f—transient photoreponse under 1550 nm laser illumination
图 5 以肖特基结为集电极的P-WSe2/N-Ge/Ti&Au光晶体管[53]
a—Raman光谱 b—光学显微镜图 c—WSe2上Pt和Au电极之间退火前后的I-V曲线 d—N-Ge/Ti&Au肖特基结的I-V曲线 e—Ve, c＞0 V下的响应谱f—能带排布图
Figure 5. P-WSe2/N-Ge/Ti&Au phototransistor with a Schottky junction collector[53]
a—Raman spectra b—optical image c—I-V curves of two Pt and Au electrodes on WSe2 before and after annealing d—I-V curve of N-Ge/Ti&Au Schottky junction e—response spectrum under Ve, c > 0 V f—bandgap alignment
图 6 P-WSe2/N-Ge/Ti&Au光晶体管的光响应特性[53]
a—405 nm激光照射下的I-V曲线 b—405 nm激光照射下的光增益系数拟合 c—405 nm激光照射下的瞬态光响应 d—1550 nm激光照射下的I-V曲线 e—1550 nm激光照射下的光增益系数拟合 f—1550 nm激光照射下的瞬态光响应
Figure 6. Photoresponse properties of P-WSe2/N-Ge/Ti&Au phototransistor[53]
a—I-V characteristics under 405 nm laser illumination b—fitting of gain value at 405 nm c—transient photoreponse under 405 nm laser illumination d—I-V characteristics under 1550 nm laser illumination e—fitting of gain value at 1550 nm f—transient photoreponse under 1550 nm laser illumination
图 7 具有环形浅槽Al/N-Ge肖特结的P-WSe2/N-Ge/Al光晶体管[54]
a—结构示意图电场分布模拟图 b—光响应谱 c—405 nm光照下的瞬态光响应 d—1550 nm光照下的瞬态光响应
Figure 7. P-WSe2/N-Ge phototransistor with an annular shallow-trench Al/N-Ge Schottky junction[54]
a—schematic structure and simulated electric field distribution b—response spectrum c—transient photoresponseat 405 nm d—transient photoresponse at 1550 nm
表 1 Ge基混合维光晶体管与Ge基范德华异质结探测器性能比较
Table 1. Performance comparison of Ge-based mix-dimensional photo transistors and Ge-based VDW heterojunction photodetector
器件结构 响应波长/nm 响应度/(A·W-1) 响应时间/ms 比探测率/Jones 参考文献 WSe2/Ge/Al HPT 400~1700 124@1550 nm 0.22 1.6×1011 本课题组 MoSe2/Ge HPT 450~1600 18.35@1550 nm 0.575 8.34×1010 本课题组 MoTe2/Ge 915 12460@915 nm 5 3.3×1012 [55] WSe2/Ge 520~1550 6.4@1550 nm 0.03 2.5×1010 [41] MoS2/Ge 106~1550 3@1550 nm 10 — [40] MoSe2/Ge 400~1800 35@1550 nm 0.0135 1.0×1011 [56] 
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