利用纳米共振结构对入射光场的选择性汇聚来实现高性能的热电探测

光电探测器件的工作性能可以使用纳米光子学结构获得极大的增强，例如表面等离子激元、光学晶体等。这主要得益于光学共振模式可以将入射光场能量有效的汇聚在亚波长的空间范围内，同时还可以为器件引入天然的频率选择特性。

然而，在使用表面等离子激元共振的同时往往会不可避免的引入寄生吸收损耗，例如金属材料发热，从而对光电转换效率造成负面影响。如果我们将局部光场制热与热电材料相结合，将这些“耗损热”转换为电能予以测量，便可以变废为宝，甚至还可以极大的提升热电器件的工作性能。

今天和大家介绍的这篇来自美国加州理工大学Harry Atwater教授研究团队的《Nature Nanotechnology》便是利用上述原理，在50到110微米的尺度上，通过利用纳米共振结构对入射光场的选择性汇聚来实现高性能的热电探测。

该器件通过光学结构对入射光可调的选择性吸收和局部汇聚，即便在均匀的入射光场下也可以在器件内部形成温度梯度并进而获得热电压，其对入射功率的响应率可以达到38 VW-1，带宽约为3 kHz，比传统热电器件的响应速率快10到100倍。同时由于器件基于热电效应工作，因此也就对材料的能带特性不敏感。

而在这篇文章中，研究人员使用了大量的FDTD全电磁场数值模拟来还原器件的工作场景，尤其是对纳米光学结构的光学响应以及器件内部热功率的生成提供了生动而详尽的物理图像，并为最终的参数选优提供了坚实的理论依据。下面我们一起来了解一下。

图1a中给出了器件的结构示意图。整个器件由约40 nm厚的Bi2Te3与Sb2Te3构成，制造于由SiO2和SiNx叠层构成的悬空热绝缘层上。热电材料在器件中部区域被制造为长50微米，宽为100 nm，间距为数百纳米的纳米线阵列。

图1 波导共振模式与热设计。a，波导共振热电探测器结构示意图。b，对于间隔为488 nm，尺寸为40 nm×100 nm的Sb2Te3纳米线的吸收率A和与边缘平面区域对比的温度差ΔT。c，FDTD模拟计算的入射光电场分布。图中比例尺为1 微米。最高电场强度|E|发生在纳米线区域，导致显著的吸收并发热。d，c中模拟模型横截面上纳米线的吸收功率分布，左侧对应Sb2Te3而另一半是Bi2Te3。e，Bi2Te3/Sb2Te3纳米线热电偶结构在吸收峰值下的热模拟结果，入射光功率为20 微W。比例尺，500 μm（主图像）; 50微米（插图）。f，具有Au接触点的p/n热电偶结构SEM照片。比例尺，20 微米。插图：Bi2Te3/Sb2Te3纳米线之间的连接点。比例尺，1 微米。

通过FDTD全电磁场数值模拟，研究人员发现这些周期性的纳米线阵列可以有效的将TM偏振的垂直入射光耦合进自己的波导模式并产生出强烈的共振，从而实现在局部范围对光能的选择性吸收增强（图1b,c）。器件工作时，这些纳米线阵列因为对入射光的吸收而局部升温；于此同时，器件外侧的热电材料形成了较大面积的平面区域，可以通过对大部分入射光的有效反射而保持在一个温度相对较低的状态（图1d,e）。通过这样的原理，器件获得了从中心纳米线区域到边缘平面区域的温度差异并进而获得热电压。

根据热电领域的Seebeck原理，器件两端的热电压正比于其两端的温差以及材料的Seebeck系数。因此，实现器件局部区域的有效加热，或者说对光能的有效汇聚吸收，并同时抑制器件通过辐射、对流和传导效应导致的热能散失对于增大器件的热响应电压至关重要。在本器件中，研究人员通过将纳米线阵列置于一个超薄悬空的热隔离层上，并使用较低热导率的衬底材料，最大可能的阻绝了器件热区的热能损耗，从而在器件的中心与边缘区域之间制造最大约2~3 K的温差。这一结果也与基于FDTD的仿真预测相吻合。

有效的局部加热得益于纳米光学共振结构对光场的汇聚。理论计算表明，器件中部的纳米线的共振模式主要由其波导模式和薄膜Fabry-Perot共振的Fano干涉形成。在图2中，研究人员给出了在使用相同纳米线尺寸以及衬底结构下，不同材料的共振吸收峰分布。可以看到Sb2Te3和较其他材料而言在共振波长处显示出较大的消光系数。图2b-d中给出了Sb2Te3纳米线截面上在最大吸收波长下的共振模式，图2c-e则给出了其在最小吸收波长下的共振模式。计算表明，由于波导模式与Fabry-Perot共振模式相长干涉，入射光电场在最大吸收波长下可以强烈的聚集在在纳米线区域，从而实现对纳米线的有效加热。

图2 基于波导共振模式的热电材料结构设计。a，不同热电材料的纳米线吸收谱对比，纳米线尺寸均为40 nm厚，68 nm宽，间距为488 nm。底部衬底为在50 nm厚的SiO2和100 nm 的SiNx波导。b-e，导波共振模式的模拟。b，d，吸收峰值处的归一化电场分布与吸收功率分布。c，e，吸收最小时的归一化电场分布与吸收功率分布。功率吸收密度由Pabs = 1/2ωε''|E|2求得，P0为入射功率。

与此同时，研究人员可以通过控制纳米线阵列的结构参数来调控器件的响应波长，使器件显现出极为丰富的应用潜力（图3e-g）。图3b中给出了器件在不同纳米线几何参数下的实验与模拟的吸收率对比，主要可以调控的参数信息包括纳米线的高度，宽度以及其阵列内部间距。图3d则对应的给出了在不同纳米线间距下，器件实测的吸收率与基于FDTD的仿真结果的对比，其结果无论是在频率分布还是响应强度上都表现出较高的一致性。研究人员通过将仿真模拟结果反向拟合到实验测试数据后发现，它们之间的细节差异主要来自于纳米线材料的寄生损耗。

图3 波导共振结构的吸收谱参数依赖关系。a，纳米线波导结构示意图。b，c，不同间距的纳米线吸收谱的变化，其中纳米线尺寸为60 nm宽（b）和100 nm宽（c）的纳米线，厚度均为40 nm，置于50-nm SiO2/100-nm SiNx的悬浮衬底上。d，纳米线实验测试吸收谱（黑点），对应于实验尺寸的FDTD模拟结果（蓝色），以及基于实验结果对模拟吸收光谱的反向拟合结果（红色）对比，其结果表现出较高的一致性。e，在50-nm SiO2/100-nm SiNx悬浮膜上，40 nm厚的Sb2Te3纳米线在可见光波段的吸收谱。f，在300-nm SiO2/500-nm SiNx悬浮膜上的50 nm厚，300 nm宽的Sb2Te3纳米线的吸收光谱。g，在500-nm SiO2/500-nm SiNx悬浮膜上的50 nm厚，1.5微米宽的Bi2Te3纳米线的中红外吸收光谱。

在图4中，研究人员进一步给出了器件在不同激发角度情况下的吸收率大小及其对应的响应率变化。结果表明器件对带有5度入射偏角的激发光场表现出最大的响应率。当仅有纳米线阵列被照射时，器件的响应率还可以进一步提升两到三倍。理论分析表明，器件响应的最大/最小比值主要是由器件对激发辐射的吸收能力决定，因此带有更显著的最大/最小吸收比值的器件结构可以表现出更大的响应比率。

图4 器件的光谱，角度和响应时间性能。a，器件在不同入射角度下的吸收谱，器件尺寸为40 nm厚，130 nm宽，50 微米长的线尺寸。b，对于整个结构使用未聚焦的均匀激发光照射，在不同入射角度下的器件响应率。c，仅当纳米线热电偶区域被照射时的最大器件响应率。d，器件热电压（TEV）对于与的入射功率的依赖关系，右轴显示器件中部与边缘区域的温差ΔT。e，Bi2Te3/Sb2Te3热电偶结构的时间响应（绿色）及其时间常数拟合（红色），结果表明响应时间约为155.13±3.06 微s。蓝色数据为Si光电二极管在相同斩波速度下的响应曲线。f，g，噪声谱密度（NSD）和噪声等效功率（NEP）与激发波长的关系。

研究人员进一步发现器件的热电压与激发光的入射功率呈现出明显的线性关系，并与FDTD的数值模拟结果相吻合。由于器件较小的几何尺寸，使其拥有非常小的热容，因此可以实现快速的升温和降温过程，进而获得更快的响应速率。测试表明，器件的响应上升时间和下降时间分别为155和153 微s，这样的响应速度足以处理绝大多数的光电探测和图像显示的应用需求，比传统热电器件响应速率快100倍。

图4f中则给出了器件的噪声功率谱密度（NSD），表明其电阻约为113 kW，对应的室温下的Johnson噪声为42 nVHz-1/2，对应的总体噪声等效功率（NEP）约为108 Hz-1/2 W-1。这样水平的噪声谱密度主要归因于器件温度的升高和热电流的散粒噪声。于此同时，实验还表明较长的纳米线会伴随产生更大的Johnson热噪声。由于Johnson噪声贡献了大部分的噪声谱密度，因此降低器件的电阻可以进一步降低其噪声密度。

在文章的最后，作者给出一系列的器件优化和改进建议，包括使用热电堆结构，优化热电材料的性能，在真空环境中进行器件性能测试，以及使用其他纳米光子结构进一步将光场汇聚在尽可能小的区域等等。

小结

最后总结一下，这篇来自加州理工的《Nature Nanotechnology》介绍了一种带有纳米光子共振结构的热电探测器。该器件利用光学共振结构有效的将光场汇聚在较小的空间范围，因此可以在纳米尺度上获得较大的温度梯度，并在均匀光照下显示出带有频率选择的热电压响应。器件的频率响应特性可以由器件的几何参数调控，并且对材料的能带参数不敏感。由于其较小的器件体积，它拥有比传统热电探测器快100倍的响应速率。

在这篇文章中，研究人员使用了FDTD全电磁场数值模拟研究了器件光学结构的特性并揭示了其频率选择的物理机理。模拟结果与实验测试结果无论是在频率分布还是强度上都表现出较高的吻合度。基于FDTD电场模拟结果而获得的热计算结果也与实验测试结果接近，进一步印证了FDTD数值模拟计算的准确度。