摘要

石墨烯中的光電轉換是實現超快和低功耗信息技術的核心。然而，揭示其機制和內在時間尺度需要未知的太赫茲電子和設備架構。近日，日本NTT研究所Katsumasa Yoshioka博士（一作兼通訊）團隊通過片上超快光熱電流的讀出成功地揭示了高質量石墨烯中的光電轉換過程。通過使用電阻氧化鋅頂柵抑制電阻-電容器電路的時間常數，構建了一個帶寬高達220 GHz的柵極可調的石墨烯光探測器。通過測量非局部動態光電流，他們發現從電極上提取的光電流是準瞬時的，并沒有可測量的載流子通過幾微米長的石墨烯，遵循了Shockley-Ramo定理。光電流產生的時間從0到 >4?ps可調，其起源被認為是與費米能級相關的帶內載流子-載流子散射。研究結果填補了超快光學科學和器件工程之間的空白，加速了超快石墨烯光電子應用。

研究背景

隨著數據流量繼續呈指數增長，迫切需要將光信號轉換為電信號的超高帶寬和低功耗光接收器。光熱電(PTE)石墨烯光探測器(PD)是用于光電 (O-E) 轉換的最有希望的平臺之一，這得益于其零暗電流操作、寬帶吸收以及通過熱載流子倍增（HCM）實現的高轉換效率。石墨烯中的光電轉換是實現預期的超高速和低功耗信息技術的核心原理。飛秒光泵-探針測量表明，光激發的非平衡載流子在載流子溫度升高，然后溫度通過各種聲子相互作用在皮秒時間尺度上降低。由于這種超快能量弛豫，石墨烯PDs的dB帶寬預計將超過200?GHz。然而，盡管在基于各種配置中的PTE效應構建超快石墨烯PDs方面做出了相當大的努力，?由于諸如示波器或頻譜分析儀之類的讀出電子器件的帶寬限制，測得的帶寬僅限于70 GHz。柵極對于費米能級的調控必不可少，然而柵電容的大電阻-電容電路時間常數使得截止頻率低于100 GHz。因此，光電 (O-E) 轉換的內在時間尺度很難實驗觀測，因此載流子萃取機理仍是未知，這兩者都制約著超快石墨烯光電器件的實現。

在這項工作中，使用激光觸發的光導（PC）開關在片上測量了從石墨烯PD中提取的超快PTE電流。使用高電阻氧化鋅（ZnO）作為頂柵極，將RC時間常數降至最低。成功地演示了帶寬高達220 GHz的石墨烯PD。這表明已經突破了跟蹤內在時間尺度的O-E轉換的帶寬限制。

為了全面了解石墨烯中的O-E轉換機制，我們深入研究了不同石墨烯樣品的非局部動態光電流，封裝在六方氮化硼（hBN）中的石墨烯費米能量EF可調且具有不同載流子遷移率（μ）和溝道長度（L）。光激發后，O–E轉換通過四個階段進行：（1）非平衡光激發載流子通過帶內HCM熱化，持續時間取決于費米能級介于即時（光激發期間）和~4 ps之間;（2）熱化完成后，PTE效應產生光電電壓;（3）依據Shockley-Ramo型響應，在沒有載流子傳輸時間下光電流立即流過源-漏電極；（4）光電流通過載流子冷卻衰減，并且由于超共振（SC）冷卻，具有較低遷移率的樣品顯示出更快的衰減速度。由于器件中的RC時間常數可以忽略不計，以及Shockley-Ramo型響應，測得的光電流直接跟蹤載流子溫度的發展和演變，使我們能夠解決石墨烯中共存的多種熱化和冷卻途徑。實現了上述O-E轉換過程的定量理解，為超快石墨烯光電器件的設計奠定了基礎。

這里首先介紹用于超快電學讀數的實驗設置。然后，我們通過測量非局部動態光電流來討論石墨烯PD中光電壓產生和載流子傳輸的時間。接下來，我們描述了光電流衰減機制。最后，我們討論電學讀數和一般用于推斷石墨烯PD的時間尺度光電讀數之間的區別。

實驗設置

實驗測試的基本框架如圖1a所示。通過帶有ZnO頂柵極和鈦/金（Ti/Au）源漏接觸的制造了hBN封裝的高質量單層石墨烯晶體管。氧化鋅柵極設計為在GHz和THz范圍內保持透明，因此，對于超快的電學讀數由柵極電容引起的RC時間常數可以忽略不計（參見補充部分1b）。我們制造了四個具有不同石墨烯通道長度（L = 5 μm（兩個樣品），10 μm和15 μm）和載流子遷移率（μ = 11, 000–140, 000 cm2V?1s?1）的樣品（補充材料第2a節）。用溝道長度來指代這四個樣品，即5 μm (1)，5 μm (2)、10 μm和 15 μm。如圖1a的插圖所示，形成高寶線波導的Ti/Au電極連接到低溫生長的砷化鎵（LT-GaAs）PC開關。注意，高寶線因不會產生石墨烯與波導之間的模干擾和模耦合的復雜性很適合用來研究O-E轉換過程。我們使用脈沖飛秒激光器進行了泵浦探針實驗，脈沖持續時間為280 fs。該光束分為泵波束和探針光束，分別激發石墨烯和PC開關，并控制時間延遲以測量時域中的光電流。泵浦光束使用物鏡緊緊聚焦在石墨烯上，以進行掃描光電流顯微鏡檢查。我們選擇的激光波長值為 517 nm，以獲得更好的聚焦和更高的信噪比，1035 nm 的值為精確的費米級調諧，以避免非必要的光誘導摻雜（補充材料第2b節）。

圖1b,c分別為樣品5 μm (2)的光學圖像以及零源漏偏置電壓（VSD）下的相應掃描光電流圖像。在兩個石墨烯-金屬界面處有相反的最大光電電流，這是PTE電流的特征（詳細信息見補充材料方法）。在整個實驗過程中，保持VSD = 0 V，聚焦于PTE效應引發的O-E轉換。圖1d顯示了樣品5 μm (1) (μ= 11, 000 cm2V?1s?1） 和樣品5 μm (2) (μ= 140, 000 cm2V?1s?1）的時間分辨光電流。傅里葉變換表明，樣品5 μm (1)的3 dB帶寬達到220 GHz（圖1e），表明RC時間常數的截止頻率高于220 GHz，以及我們系統研究超快動態O-E轉換過程的能力。另一方面，樣品5 μm (2)的載流子遷移率比樣品5 μm (1)高一個數量級，其帶寬則窄至 51 GHz。這表明載流子遷移率對帶寬有很大的影響。在下文中，我們更為全面的研究了超快O-E轉換背后的內在機制，包括其與費米能級、遷移率、源漏溝道長度和泵點位置的相關性。

圖1 a, 器件結構示意圖。采用ZnO頂柵極設計，以最小化RC時間常數和控制hB封裝石墨烯的費米能級。超快光電流從連接高寶線波導漏極提取，并通過使用泵-探頭方法測量LT-GaAs PC 開關處的波形得到。b, 溝道長度為5μm的石墨烯器件的光學圖像。比例尺，10 μm。 c,掃描 b 的光電流圖像。電流是在瞬態光電流的峰值處獲得的。比例尺，5 μm。d, 在泵位置處（用橙色圓圈在c中表示），樣品5 μm (1) 和5 μm (2)中光電流的時間分布。為清楚起見，每個波形都歸一化為最大峰值電流，時間原點設置為當前峰值。e,從d中的波形獲得的歸一化傅里葉變換光譜。樣品5 μm (1) 和5 μm (2) 的3 dB 帶寬分別為 220 GHz和 51 GHz。實驗參數：VSD = 0 V, Vgate= 0 V, λlaser= 517 nm, 泵功率,Plaser= 0.1 mW。

實驗結果

可調熱化和瞬時光電流。首先，我們關注O-E轉換的早期階段，即遷移率為 (μ= 140, 000 cm2V?1s?1）且溝道長度為5 μm樣品中的光電流的產生，即具有最高遷移率的樣品5 μm (2)。圖2a為不同柵極偏置電壓Vgate下樣品的測試波形。峰值電流隨Vgate變化（圖 2a 的插圖）并在EF= ?0.07 eV附近達到最大值，這與Vgate 與塞貝克系數依賴關系一致，S ∝ dσ/dVgate，其中σ是石墨烯的電導率。這種非單調行為是PTE效應的特征，而光伏效應應表現出光電流隨Vgate的單調增加。最值得注意的是，如圖2b所示，隨著費米能級向電荷中性點（CNP）靠近，光電流的峰值位置移動到~4 ps的較大值。注意到，最小摻雜的負光電流可能是最近觀察到的CNP光電流（補充第3節）。一般傾向于用石墨烯中的載流傳輸時間產生的來解釋光電流產生的實質性延遲，這被認為限制了石墨烯PD的帶寬。然而，我們在下文驗證了光電流生成的延遲是由于CNP附近的載流子熱化時間慢，并非石墨烯中的載流子傳輸時間。

為了揭示延遲的原因，我們通過激發不同的位置（與上部或下部接觸界面）和具有不同長度和遷移率的樣品來評估非局部光電流動態提取，如圖2c所示。在三種配置中，相應的峰移和Vgate變化關系的落在一條曲線上（圖2d）。這種重疊表明石墨烯PD中的載流子輸運不是延遲的原因，而是準瞬時的（小于或與280 fs的泵脈沖持續時間相當），如圖2d的插圖所示，這與飽和速度5.5×105 ms?1溝道長度L = 10 μm樣品的載流子傳輸時間為~18 ps的結果不一致。這種準瞬時響應可以用Shockley-Ramo定理來解釋。在石墨烯等導電材料中，當載流子進入接觸電極時，會立即產生光電流，而光激發載流子本身會遷移到半導體中的接觸電極。在前一種情況下，光電流響應的時間尺度由遠程電場的篩選時間決定。這個Shockley-Ramo響應時間比載流子的傳輸時間短得多，預計在L = 10μm時約為300 fs。這表明載流子傳輸時間與石墨烯PD的帶寬無關，這對于開發超快PD非常有利。

延遲的另一個可能原因是熱化引起的光電壓發展為具有升高的載流子溫度的費米-狄拉克分布的時間。在石墨烯中，消散到聲子系統的能量對PTE電流沒有貢獻，因為電子熱容量比晶格小幾個數量級，因此光電流的上升時間由載流子-載流子散射決定。由于相位空間有限，帶內載流子散射很小，除了非常接近CNP時帶內載流子散射主導熱化動力學（補充材料第3節）。為了定量討論帶內散射對熱化動力學的影響，我們通過上升和衰減時間的指數擬合了光電流的上升時間，如圖2e所示（詳細過程見補充材料第4節）。在|EF|>0.12 eV之上，上升時間由泵脈沖的持續時間決定，并隨著|EF|的減小而增大，在 CNP 附近超過4 ps。這類慢響應可以通過熱化過程中對于更小的|EF|，每個帶內散射事件的能量損失（?E）較小來解釋。也就是說，需要更多的散射事件來熱化更小的|EF|（圖2e的插圖），因為光激發載流子和費米勢中的載流子之間交換的能量?E≈|EF|。這個級聯步驟導致二次電子-空穴對的數量和E0/|EF|成比例的HCM，其中 E0是激發能（E0/|EF|? 1）。HCM模型，認為熱化時間（Δt）與費米能量的平方倒數成正比，Δt = α（E0/EF)/EF（α = 7.9 ±0.3 eV ps），與實驗結果吻合良好。上升時間的可調范圍比使用太赫茲脈沖的帶內吸收觀察到的范圍大一個數量級（從立即到~0.4 ps）。O–E轉換的巨大可調諧性對于超快信號處理非常有用。我們注意到，觀察可調光電流的產生并確定其來源成為可能，因為能夠用可忽略不計的RC時間常數測量非局部超快光電流，這是我們的方法所獨有的。

圖2 a,不同柵極偏置電壓Vgate下遷移率為 μ= 140, 000 cm2V?1s?1的樣品5 μm (2)中光電流的時間分布，時間原點設置為Vgate= ?2.46 V 的峰值處。插圖為相應的峰值電流（黑色圓圈）和兩端電阻（紅色曲線）。b,峰位置附近的圖a的歸一化波形，強調了柵壓引起的峰位移。c， 用于測量非局部光電流提取動力學的實驗設置（i）–（iii）。a 是使用配置 （i） 獲得的。d，從c中的每個配置中提取的峰值偏移，這些值顯示從|Vgate ? VCNP |= 2.8 V的相對延遲。誤差來自于峰值位置的不確定性。插圖顯示了使用樣品 10 μm 通過泵浦上部（紅色）和下部（藍色）石墨烯-金屬界面 （Vgate= 0 V， λlaser= 517 nm）。VCNP，電荷中和點的電壓。e，光電流的上升時間和費米能級的關系。藍色曲線顯示了使用 HCM 模型獲得的最佳擬合，可調縮放常數α = 7.9 ± 0.3 eV ps。水平虛線表示泵脈沖的脈沖持續時間。插圖：HCM過程的示意圖。ΔE 是每步的能量損失，ΔE ≈ |EF|.數據顯示為擬合系數，垂直誤差對應于估計的標準差。水平誤差是由于柵極電容的不確定性造成的。實驗參數：VSD= 0 V， λlaser= 1，035 nm 和 Plaser= 0.1 mW。

冷卻的遷移率依賴性。接下來，我們將討論通過降低載流子溫度引起的光電流衰減。我們注意到，由于PTE效應，Shockley-Ramo響應和可忽略不計的RC時間常數，光電流直接跟蹤載流子溫度的時間演變軌跡。已知由于大塞貝克系數，石墨烯 PD 的響應度在高遷移率器件中會增大。另一方面，遷移率對冷卻時間的影響尚未定量研究。使用相同襯底和費米能級（EF= ?0.05 eV）的具有不同遷移率的四個樣品進行系統的研究，結果表明遷移率是調整冷卻時間的關鍵參數（圖 3a）。對于遷移率較低的樣品，觀察到更快的衰變。這種行為可以通過無序輔助的SC冷卻來解釋，其中載流子與聲子和雜質之間發生三體碰撞。如圖3b的底部所示，遷移率為μ<51，000 cm2V?1s?1（樣品 15 μm）的衰減時間使用SC預測進行合理解釋（補充材料第5節）。遷移率為140，000 cm2V?1s?1的樣品5 μm(2)中的衰減時間遠低于SC預測，這表明存在另一種方式主導這種遷移率樣品的載流子冷卻。該樣品中衰減時間對EF的依賴性（補充材料圖7）表明耦合到hBN基板中的雙曲聲子在高高摻雜時占主導地位。在摻雜時，衰減緩慢，雙曲聲子的作用很弱，光學聲子可能是另一個主要的冷卻途徑。圖3b的頂部給出了使用Mott公式計算的塞貝克系數來估計響應度。我們注意到，獲得的塞貝克系數高達350±40 μV K?1，這在各種石墨烯 PD 中是非常高的，得益于hBN封裝使器件具有很高的載流子遷移率。盡管在帶寬和響應度之間需要折中，但具有皮秒衰減的大塞貝克系數表明hBN封裝的石墨烯具有優異的性能。這些結果為探索石墨烯PD的潛在應用提供了重要信息。

圖3 a，使用不同樣品獲得的光電流的時間分布。對于所有樣品，費米能級設置為EF= ?0.05 eV。黑色虛線曲線顯示指數函數的最佳擬合。b， 頂部：在 EF= ?0.05 eV時計算的塞貝克系數（補充材料第 2a 節）。底部：從a獲得的不同樣品的衰變常數與載流子遷移率的關系。數據顯示為擬合系數，誤差對應于估算的標準差。虛線表示使用可調參數變形電位D = 27 eV計算的SC冷卻時間（補充材料第5節）。插圖顯示了 SC 冷卻的示意圖。由于無序（q）對動量限制的松弛，通過發射高能 （kBT）聲子是的快速冷卻成為可能。實驗參數：VSD= 0 V， λlaser= 1，035 nm 和 Plaser= 0.1 mW。kB，玻爾茲曼常數，T，溫度，e-，電子。

電讀數vs光電讀數的衰減。光電讀數是另一種用于測量各種飛秒泵浦-探針技術中超快光電流響應的方法，最后我們通過將電氣讀數與常用的光電讀數進行比較，進一步證明了電氣讀數的優勢。圖4a給出了兩種方法的示意圖。在光電讀數中，石墨烯使用兩個激光脈沖激發，并且光電流衰減作為它們之間延遲的函數來測量。由于光電流與泵強度呈非線性比例，因此當兩個泵脈沖重疊時，光電流成比例地減小。然后，將衰減常數監測為光電流的恢復時間。雖然這種局部自相關技術可實現高達50 fs以下的超快時間分辨率，它不能測量非局部光電流動力學，例如從電極中提取的光電流。此外，從測量的衰減常數推導出的物理量具有挑戰性，因為它需要假設取決于實驗條件系統的非線性響應，例如泡利阻塞，與溫度相關的電子熱容量，和俄歇復合。

圖4b比較了通過電和光電讀數獲得的兩個樣品（5μm(1)和5 μm (2)）的光電流衰減。在遷移率較低的石墨烯中（樣品5μm(1)，μ = 11，000 cm2V?1s?1），兩種讀出方法給出了相似的衰減時間（圖4b中的上部曲線）。相比之下，在樣品中為5 μm (2) (μ= 140，000 cm2V?1s?1），電讀數的衰減時間比光電讀數慢（圖4b中的下部曲線）。電讀出和光電讀數之間的差異可能來自兩種方法的敏感能量區域的差異。電讀出的信號將比光電讀數的信號更多地反映低能量區域，因為當產生的光電流通過觸點進行電探測時，直流分量被包括在內。事實上，微觀第一性原理計算已經預測無缺陷石墨烯中低能區域的載流子占用的衰減較慢。相比之下，在低遷移率石墨烯中，SC冷卻將通過加速低能量區域的衰變來補償能量依賴性衰變時間，因為它可以有效地松弛能量低于光學和雙曲聲子（~0.2 eV）的電子。這些結果進一步表明，直接讀出光電流對于理解O-E轉換過程至關重要，從而評估石墨烯PD的性能。

圖4 a, 兩種不同方法的示意圖。電讀數直接測量從漏極觸點（I（t））提取的超快光電流。光電讀數測量焦點處光電流的局部非線性響應，作為兩個泵浦脈沖（I（Δt））之間延遲的函數。b，使用電學和光電方法測量的光電流的時間分布，樣品5 μm (1)μ = 11，000 cm2V?1s?1（上部曲線）和 5 μm(2)μ = 140，000 cm2V?1s?1（下部曲線）。黑色虛線曲線顯示指數函數的最佳擬合。為清楚起見，每個波形按最大峰值電流歸一化。實驗參數：VSD= 0 V、Vgate = 0 V， λlaser= 517 nm 和 Plaser= 0.1 mW。

討論

我們演示了基于PTE的石墨烯PD中光電流的超快非局部電讀數。通過將片上太赫茲光譜和門可調諧器件與抑制的RC時間常數相結合，我們成功地解決了具有內在時間尺度的石墨烯中的O-E轉換過程。與預期結果相反，我們發現光電流產生的時間是可調的，從大費米能級處的立即響應到接近CNP時>4 ps，這是由可調諧的帶內HCM對光興奮載流子的熱化確定的。我們還發現，根據Shockley-Ramo定理，PD上的光電流響應是準瞬時的，沒有載流子傳輸時間。一旦達到熱化，光電流就會通過聲子相互作用降低載流子溫度而衰減。由于準瞬時光電流和可忽略不計的RC常數，我們的方法通過直接跟蹤載流子溫度的時間演變來作為石墨烯的超快溫度。這使我們能夠更深入地了解石墨烯中的O-E轉換機制。克服帶寬限制和對O-E轉換過程的定量理解可以應用于任何基于PTE的石墨烯PD，并將為石墨烯光電器件的設計設定新的標準。此外，我們在這里開發的平臺可以很容易地擴展到二維范德華材料及其異質結構，以研究通過特殊的層間耦合實現的O-E轉換的關鍵超快過程，例如層間熱載流子動力學，層間激子和移位電流。我們的片上超快電讀出技術展示了如何理解超快載流子動力學的基礎上實現功能（超快O-E轉換），從而消除了超快光學科學與器件工程之間的障礙，這有利于超快光電應用的發展。