基于超表面增强的碲薄膜中红外光电探测器 洪元泽（Yuanze Hong）， 谢志翔（Zhixiang Xie）， 胡宇航（Yuhang Hu）， 魏志鹏（Zhipeng Wei）， 王晓华（Xiaohua Wang）， 潘霖（Lin Pan）

《Photonics》：Metasurface-Enhanced Tellurium Thin-Film Mid-Infrared Photodetector Yuanze Hong, Zhixiang Xie, Yuhang Hu, Zhipeng Wei, Xiaohua Wang and Lin Pan

　　摘要
针对中红外（MIR）波段特定波长的光电探测器设计是推动科学研究、工业检测和环境监测进步的基础。超表面由人工制造的亚波长单元格组成，能够精确调控光与物质的相互作用，在目标波长下实现接近完美的吸收，从而显著提升MIR光电探测器的灵敏度和光谱选择性。在本研究中，我们开发了一种双C型开环超表面，并优化了其几何参数，以实现4 μm和6 μm波长的高效吸收。利用磁控溅射法制备的碲（Te）薄膜，我们构建了一种基于超表面的中红外光电探测器。优化后的超表面结构使碲薄膜在目标波长范围内的光吸收能力提高了八倍。最终，这种基于超表面的装置在4 μm和6 μm波长的响应度分别达到了10.5 A/W和13.7 A/W，比初始的碲薄膜装置分别提升了3.6倍和3倍。这项工作为通过精确的纳米光子设计来提升红外光电探测器在特定波长下的探测性能提供了重要参考。

1. 引言
低维材料利用量子限制效应、表面主导行为和原子级别的可调性，在红外探测方面系统性地超越了传统块状材料。碲（Te）作为一种一维范德华材料，其晶体结构由沿c轴堆叠的螺旋状单原子链组成，每个链内部有强共价键合，链与链之间有弱的范德华作用[1,2,3]。这种独特的螺旋结构使得室温下的载流子迁移率可达1000 cm2/V·s[4]，远超MoS2和MoSe2等传统二维半导体[5,6,7]。这种卓越的电荷传输特性显著提高了红外光电探测器的响应速度和信号传输效率，为实现高速、高灵敏度的红外探测提供了基础[8,9,10,11,12,13]。通过将带隙调整到0.35–1.04 eV的范围内，基于碲的光电探测器能够实现从可见光到中红外的连续光谱响应，克服了传统材料仅限于单波长探测的固有局限性。该材料在光学和电学方面的各向异性也已被研究[14,15]，这极大地促进了其在偏振敏感探测中的应用[16,17,18]。随着材料合成和加工技术的快速发展，对碲的研究已从实验室规模的单晶微纳结构扩展到晶圆规模[19,20]、柔性[21,22]以及与CMOS兼容的薄膜平台[23,24]。
为了进一步提升基于低维材料的这些装置的性能，人们主要采取了两种策略：构建范德华异质结构[25,26,27]和集成超表面[28,29,30]。后一种方法不仅利用共振几何形状来放大目标光谱带内的光吸收，从而显著增强光电流响应，还能精确调制局部电磁场与探测器的耦合[31,32,33]。这种可调的相互作用使探测器能够同时感知多维光学信息，包括偏振、相位、波长、入射角和轨道角动量[34,35,36]。因此，超表面与光电探测器的结合已成为光电子学领域的一个关键前沿，催生了超越传统探测范式的创新设计浪潮。石墨烯固有的光吸收限制严重制约了其在光电探测器中的应用效果。为了解决这个问题，Attarabad等人开发了一种基于石墨烯的光电探测器，并将其与由Ω形光学纳米天线组成的等离子体超表面集成[37]。这种架构显著增强了入射辐射与石墨烯活性层之间的光-物质耦合，使光子吸收大幅提高。通过精确调整超表面的几何参数，在1550 nm通信波长处实现了宽频带且可调的吸收峰，使石墨烯的吸收率提高了近三倍。2022年，Nikola开发了一种基于胶体量子点（QD）的超表面增强光电探测器，在1550 nm波长范围内实现了高达8000 A/W的高响应度，同时保持与标准CMOS电路的完全兼容性[38]。这种卓越的响应度归因于超表面使光吸收能力提高了十倍，从而实现了显著的光学增益。该设计同时克服了超薄QD层的固有吸收限制，并在可单片集成的平台上实现了高性能的红外探测。将纳米级超表面与光电探测器集成，显著提升了装置的性能，显著提高了光响应度，拓宽了光谱带宽，并实现了多功能探测。

在本研究中，我们使用时域有限差分（FDTD）方法系统研究了双C型开环金属超表面的几何参数，以调节4 μm和6 μm处的光吸收特性，从而优化了装置性能模型。通过磁控溅射和退火工艺制备了大面积、高质量的碲薄膜，构建了基于超表面的中红外光电探测器。最终，基于超表面的碲基装置在4 μm和6 μm波长的响应度分别达到了10.5 A/W和13.7 A/W，比初始的碲薄膜装置分别提升了3.6倍和3倍。

2. 材料与方法
2.1. 材料合成与表征
碲薄膜的制备分为两个步骤：磁控溅射和退火。首先，Si/SiO2晶圆依次在丙酮、异丙醇和去离子水中超声清洗10分钟。清洗后的晶圆用氮气干燥，并在氩等离子体清洗器中以25 W的功率处理10分钟。将硅晶圆和碲靶材放入磁控溅射腔内，使用分子泵将真空度降至9.9 × 10?4 Pa以下。基板在200 °C下预热5分钟后，以80 sccm的流量引入氩气。在以下条件下进行磁控溅射：腔压1.0 Pa、偏压10 V、溅射功率22 W、旋转速度6 rpm。溅射时间为180秒。溅射后的碲薄膜在氩气气氛中以200 °C退火30分钟，然后冷却至室温。通过拉曼光谱（Renishaw InVia，Renishaw plc，上海）、扫描电子显微镜（FEI Nova NanoSEM 450，FEI公司，上海）、透射电子显微镜（FEI TECNAI G2 F20，FEI公司，上海）和原子力显微镜（Asylum Research MFP-3D，Asylum Research，上海）对碲薄膜进行了结构和形态分析。

2.2. 仿真
超表面的光吸收通过FDTD方法进行数值模拟。系统改变了线宽、周期和Al2O3厚度等结构参数，以研究它们对等离子体共振和吸收效率的影响。采用三维仿真方法来模拟实验配置。在X和Y方向施加周期性边界条件，以实现金属双C型开环结构的周期性阵列。在Z方向，采用完美匹配层（PML）作为吸收边界，消除计算域中的异常反射。Si、SiO2、Al2O3和Au的折射率和吸收系数来自软件内置的折射率数据库，而碲的折射率和吸收系数则通过光谱椭圆偏振仪实验测定。金属双C型开环结构的模型图如图S2所示，初始结构参数如下：a = 300 nm；b = 900 nm；c = 1800 nm；g = 200 nm；P = 2400 nm；H = 60 nm；k = 30 nm；h = 80 nm；i = 20 nm。选择宽带平面波作为光源，垂直于-Z方向入射，并沿X轴偏振。光源的波长范围设定为3至8 μm，仿真时间为5 ns。

2.3. 装置制备与表征
首先，通过电子束蒸发在清洁的硅晶圆表面沉积20 nm厚的Au反射层，沉积速率为0.05 nm/s。随后，在300 °C下使用原子层沉积（ALD）在基底上沉积80 nm厚的Al2O3层。然后使用上述磁控溅射方法在基底上生长碲薄膜，接着在样品表面上沉积Ti/Au（10/60 nm）电极。为了制备基于超表面的碲光电探测器，首先以4000 rpm的转速将PMMA A4光刻胶旋涂在基底上30秒。通过电子束光刻技术制作设计的超表面图案。曝光和显影后，通过电子束蒸发沉积一层薄Au层，然后进行剥离工艺，得到最终的等离子体超表面。使用Keithley 4200-SCS半导体参数分析仪（TuoTuo Technology，苏州）、光源、显微镜和探针站对制备的装置的电学和光电特性进行了表征。

3. 结果与讨论
碲薄膜通过磁控溅射后进行退火处理制备。拉曼光谱用于评估制备薄膜的晶体质量和成分均匀性。如图1a所示，碲薄膜在91.5、120.6和140.1 cm?1处展示了三个主要拉曼峰，分别对应于链内剪切弯曲（E1）、链间纵向膨胀（A1）和链内对称拉伸（E2）[39]。图1b,c中的拉曼映射结果显示了20 × 20 μm2扫描范围内A1和E2模式的空间均匀强度分布，证明了碲薄膜的优异结构均匀性。
图1. 硅薄膜的结构和形态表征。(a) 硅薄膜的拉曼光谱。(b,c) 20 μm × 20 μm区域内碲薄膜的拉曼映射图像。(d,e) 硅薄膜横截面的元素分布映射。(f) 硅薄膜的AFM图像。如图1d,e所示，聚焦离子束（FIB）制备的横截面的能量分散光谱（EDS）分析显示了碲的均匀分布，几乎没有氧气污染。这证实了磁控溅射的碲薄膜具有优异的成分均匀性和超高纯度。原子力显微镜（AFM）成像（图1f）显示碲薄膜的厚度均匀为30 nm，地形变化极小，证明了表面的平坦性和均匀性。扫描电子显微镜（SEM）图像（图S1）显示了碲薄膜的均匀表面形态。同时，高分辨率透射电子显微镜（HRTEM）表征确认了晶格间距为0.38 nm，对应于碲的(100)晶体面[40]。这些结构和形态表征共同证实了高度结晶、纯相碲薄膜的成功合成。
对于金属纳米结构，调节表面等离子体共振（SPR）波长是多种物理参数协同作用的结果。局部电磁场的增强很大程度上取决于纳米单元的几何配置，如尺寸分布、形状特性和晶体平面取向，以及阵列的拓扑排列和相邻单元之间的耦合距离[41,42]。随后，研究关键的结构参数以优化设计的等离子体结构的光学吸收特性。图S2展示了仿真软件（Ansys Lumerical 2020 R2.4）中单周期单元格的示意配置。从上到下，装置结构包括Au超表面、碲薄膜、Al2O3层、Au反射层、SiO2绝缘层和Si基底。20 nm厚的Au反射层将未被吸收的入射光重新耦合到半导体活性区域，延长了吸收层内的有效光路长度。这不仅提高了系统的入射光吸收效率，还实现了宽带吸收。Al2O3具有高电阻率和介电强度，是一种理想的绝缘隔层。它具有双重作用：不仅作为隔离层，还作为共振腔的间隔层。通过精确调节其厚度与入射波长的相位关系，在介电层内形成驻波场分布，将电磁场能量主要限制在碲吸收层的界面处。在模拟过程中，其他所有条件保持不变的情况下，晶格周期P从2.2微米变化到2.6微米。此时结构的相应吸收光谱如图2a所示。在初始条件下，当P为2.2微米时，分别在4.04微米和6.22微米处出现了吸光度分别为0.76和0.68的共振峰。随着周期P增加到2.6微米，共振峰分别移至4.01微米和6.06微米，对应的吸光度分别降至0.74和0.57。如图2d所示，周期P的增加仅在4微米附近的峰上引起了轻微的蓝移，而吸收强度基本保持不变。相比之下，6微米处的峰出现了显著的蓝移，并伴随着光吸收强度的减少。随着晶格周期P的增加，相邻结构单元之间的近场耦合逐渐减弱，导致晶格模式的逐渐解耦及其固有共振频率的蓝移。同时，修改后的晶格衍射条件改变了相位匹配条件，触发了模态失配，增加了向自由空间的辐射损耗，从而导致光学吸收强度的相应减少。在依赖于周期和波长的光谱响应中，短波长共振峰的半高宽在晶格周期P增加时基本保持不变，而长波长共振峰的半高宽逐渐变窄。短波长峰的品质因数（Q）主要由金属材料本身的固有损耗和非辐射损耗决定。由于局域表面等离子体共振（LSPR）模式的高度局域性，相邻纳米结构之间的电磁耦合较弱。因此，辐射损耗以及总阻尼率随P的变化很小。即使P增加，局域模式的近场衰减也随粒子间距呈指数衰减，但与固有损耗相比，耦合强度可以忽略不计。因此，辐射损耗随晶格周期P的变化很小，从而导致线宽行为的稳定性。相比之下，长波长共振是由晶格模式激发和法诺干涉共同作用产生的，其品质因数（Q）对P非常敏感。在这里，晶格模式涉及周期性散射体之间的相干辐射耦合。随着P的增加，相邻单元格之间的近场耦合减弱，降低了晶格模式的辐射阻尼。这种辐射损耗的减少导致了更高的品质因数（Q）和相应的光谱变窄。具体来说，对于较小的P值，强烈的近场相互作用增强了辐射阻尼，使法诺共振变宽并降低了Q值。随着P的增长，系统进入弱耦合区域，晶格模式的损耗降低，Q值大约按照Q～P^α（其中α > 0，具体取决于几何形状）增加。这一趋势进一步得到了耦合模式理论的支持：辐射衰减率与粒子间耦合强度成正比，而耦合强度随周期的增加而衰减。因此，长波长峰的半高宽随P单调减小，与短波长情况形成鲜明对比。图2展示了超表面结构的光学模拟结果。(a) 不同周期P的超表面结构吸收光谱。(b) 不同线宽a的超表面结构吸收光谱。(c) 不同Al2O3厚度h的超表面结构吸收光谱。吸收光谱随(d) 周期、(e) 线宽和(f) Al2O3厚度变化。金属超表面的线宽是控制LSPR模式的关键因素。窄线宽结构，如纳米间隙或亚波长金属线，表现出增强的LSPR激发和更强的光场限制，从而显著提高了光吸收效率[43]。为了系统地研究线宽如何影响超表面结构的吸收性能，所有其他几何和材料参数保持不变，而线宽a从200纳米变化到400纳米。相应的吸收光谱如图2b所示。随着线宽a从200纳米增加到400纳米，短波长共振峰从3.79微米红移至4.30微米，相应的峰值吸收从0.66增加到0.85。同时，长波长共振峰从6.22微米蓝移至5.98微米，峰值吸收从0.52增加到0.70。如图2e所示，线宽的增加导致金属表面等离激元共振峰的相反位移：4微米处的共振峰红移，而相应的光吸收强度增加。另一方面，6微米处的共振峰蓝移，并伴随着光吸收强度的降低。局域表面等离子体的能量耗散主要来源于两种机制：金属材料内的欧姆损耗和辐射损耗。随着线宽的增加，金属纳米结构的体积扩大，自由电子与晶格振动（声子）和结构缺陷碰撞的概率增加，导致欧姆损耗显著增加。这种增强的耗散缩短了LSP共振的寿命，实验上表现为光谱的宽化。此外，线宽的适度增加增强了相邻结构之间的近场耦合，引入了额外的辐射阻尼。结果，品质因数（Q）下降，进一步促进了共振峰的宽化。

在设备架构中，Al2O3绝缘层的厚度决定了谐振腔内的光路差异。当层厚度满足入射光波长的相位匹配条件时，就能实现共振。这优化了界面电场分布，增强了特定光谱带内的干涉诱导光吸收。图2c展示了随着厚度h从60纳米变化到100纳米的超表面结构吸收光谱，所有其他几何参数保持不变。随着h的增加，两个共振吸收峰都发生了蓝移：短波长峰从4.12微米移至3.95微米，峰值吸收系数从0.69增加到0.83，表明在层厚度增加的情况下光-物质耦合效率得到提升。同样，长波长峰从6.30微米蓝移至6.06微米，其相应的吸收强度从0.51增加到0.72。值得注意的是，较厚的Al2O3间隔层减弱了金属超表面与底层腔模式之间的近场耦合，这可能是光谱位移和吸收增强之间观察到的权衡结果。因此，最初由晶格共振模式主导的长波长共振峰发生了模态转变，转变为LSPR模式。这种模态转变降低了超表面结构的等效电感，并提高了共振频率，最终导致吸收峰的明显蓝移。此外，Al2O3介电层厚度的增加增强了介电介质内的电磁场限制，抑制了向自由空间的辐射能量泄漏，并通过金属欧姆损耗和介电损耗促进了能量耗散，从而提高了整体吸收效率。同时，金属-介电混合结构的有效体积扩大增加了电子-晶格和电子-缺陷散射事件的概率，增强了金属组分中的欧姆损耗并缩短了等离子体共振的寿命，这一现象通过共振峰的宽化得到了证实。进一步的参数扫描确定了最佳共振波长，在这些波长下所有结构参数对共振位置和相应吸收强度的影响得到了系统评估。这些波长对应于接近单位的吸收，如图3所示的光谱响应所证明的。在实施定制的超表面结构后，吸收光谱显示出明显且显著的变化，如图3a所示。吸收峰归因于超表面结构的周期性排列引起的LSPR激发。当入射波长与结构的共振波长匹配时，入射光场被强烈局域化并放大，从而在这些特定波长处引发明显的共振吸收。吸收谷的产生是由于布拉格散射的抑制。当入射光的波长接近与结构周期匹配的布拉格波长时，光发生散射或反射，在吸收光谱中形成明显的谷值。相比之下，支持LSPR的金属双C形开口环结构显示出两个明显的吸收峰：短波长共振峰位于4微米，吸收率为0.79；长波长共振峰位于6微米，吸收率为0.65。该结构的吸光性能得到了显著提升，4微米和6微米处的吸收强度相对于参考结构提高了大约8倍。此外，我们研究了单独的Te薄膜的光吸收性能变化，如图3b所示。与这一基线相比，我们设计的超表面结构在4微米和6微米波长处将Te薄膜的光吸收提高了四倍，突显了超表面配置的显著等离子体增强效果。图3展示了超表面结构对光吸收的影响。(a) 有无金属超表面结构时的光吸收。(b) 有无金属超表面结构的Te薄膜光吸收。接下来，我们分析了4微米和6微米波长下，有无超表面结构的电场分布特性。图S4a,b展示了无超表面结构时Te表面上xy面的电场强度分布。整体场强度极低，空间变化可忽略不计，没有观察到局域场增强。图S4c显示了4微米波长光照下Te薄膜与金属超表面界面处的xy面电场分布。C形开口环共振器的双重对称配置使得电磁本征模式得到有效激发。在光照下，两个环之间的纳米间隙内强烈激发了LSPR。此外，它们共振模式之间的近场耦合在环间区域引起了显著的电场增强。图S4d展示了6微米波长光照下的相应xy面电场分布。在这种较长波长下，结构的对称性和几何不连续性，特别是在环开口处，引发了更高阶的多极共振，包括磁偶极模式。同时，纳米间隙起到了电容元件的作用，而弯曲的金属段构成了电感元件，共同形成了LC型共振电路。这种配置在环开口处产生了强烈的电场限制。在电磁边界条件的驱动下，金属-介质界面上传导电子的集体振荡在金属-介质界面上引起了明显的“热点”，类似于传统等离子体纳米结构中观察到的现象。与这种行为一致，开口处的表面电流密度显著升高，进一步增强了局部电场增强。如图S5a,c所示，Z ≈ 350–450纳米处垂直方向的电场强度集中在中间，直接对应于双环间隙处的场增强，其中金属-介质-金属腔的共振和几何边缘效应协同作用使电场的法向分量局域化。如图S5b,d所示，X ≈ ±300纳米（4微米）和X ≈ ±800纳米（6微米）处的双峰场分布源于开口处的对称性破坏，横向电荷积累产生了沿长轴的不对称、扩展的热点，从而在亚波长尺度上实现了明显的场限制。在这种配置中，金在垂直光照下支持了稳健的表面等离子体共振，其中自由电子在金属-介质界面的集体振荡显著放大了法向电场分量——特别是在中红外波长处。金反射层与Al2O3介电间隔层一起形成了一个共振腔，维持了驻波干涉，通过共振调谐在腔界面处构建了垂直场。根据麦克斯韦边界条件，由于电荷积累，法向电场在金属边缘处发散，这一现象在双环间隙和开口处达到最大。这三种机制——表面等离子体激发、腔体驻波放大和几何场聚焦——共同将垂直电场提高了两个数量级以上，从而在目标波长下实现了高效的载流子生成。图4a显示了增强后的Te薄膜光电探测器的示意图。图4b和图S6展示了该设备的光学图像以及超表面结构的形态。在制造的指状电极设备中，电极之间的间距为5微米，电极长度为100微米。大约有84个双C形环结构排列在电极之间。如图S7所示，我们对具有超表面结构的Te薄膜设备进行了FTIR测试。在3-8微米的波长范围内，观察到了两个不同的吸收峰，分别位于4.2微米和6.2微米，其吸收强度分别为0.58和0.51。两个峰的位置都发生了红移，且吸收强度有所降低。这一现象可能归因于设备加工过程中光学结构与设计结果之间的偏差。图4c显示了该设备的I-V特性测量结果，在0.1伏的偏压下，暗电流为23.9微安。在放大视图中，当受到4微米和6微米激光激发时，该设备表现出明显的光电流响应。暗态和光照下的I-V曲线都呈现严格线性，这证明了电极-Te薄膜界面形成了理想的欧姆接触。这种线性关系证实了载流子在界面处的传输没有受到能量障碍的影响，在暗态和光激发条件下，电流与施加的偏压成正比。图4d显示了4微米激光激发下的设备光电流，随着光功率密度从5.04 mW/cm2增加到21.07 mW/cm2，光电流从0.265微安增加到0.685微安。图4e展示了6微米激光激发下设备的光电流响应，其光电流在12.37 mW/cm2的光功率密度下为0.534微安。图S8直接比较了初始Te薄膜设备和经过超表面增强的设备的性能，说明了所设计超表面结构的效果。在4微米和6微米波长下，超表面将Te薄膜光电探测器的光电流分别增强了3.6倍和3.0倍，从0.191微安和0.177微安分别增加到0.685微安和0.534微安。本研究中的超表面结构在4微米和6微米波长下激发了强烈的局域等离子体共振，显著增强了入射光的近场强度，并使Te薄膜的光吸收增加了八倍，从而大幅提高了光子转换为电子-空穴对的效率。Te的能带结构与中红外光子能量高度匹配，使得增强的局域光场能够有效激发本征载流子，而其高载流子迁移率确保了光生载流子的快速传输。超表面与Te薄膜界面形成的肖特基势垒有效分离了光生电子和空穴，抑制了复合损失，并实现了载流子向电极的方向性注入。这种机制使得经过超表面增强的Te薄膜设备实现了高效的中红外光检测。Te薄膜光电探测器的暗电流噪声密度在图S9中展示。该设备的电流噪声谱密度在高频下为1 × 10?23 A2/Hz，此时主要为白噪声；在低频下增加到1 × 10?22 A2/Hz，主要以1/f噪声为主。如图4f所示，通过在不同激光激发下的比较测量，金属超表面显著提高了Te薄膜光电探测器的响应度（R）和探测率（D*）在近中红外光谱范围内。在808纳米激光激发下，Te薄膜光电探测器的响应度和探测率分别从15.9 A/W和1.99 × 1010 Jones（无超表面）提高到了60.5 A/W和7.56 × 1010 Jones（有超表面），体现了超表面结构带来的3.8倍提升。在其他近红外波长下，设备的响应度和探测率分别提高了2.2倍（1064纳米）、2.5倍（1342纳米）和2.1倍（1550纳米）。在4微米激发下，设备的响应度和探测率分别达到了10.5 A/W和1.31 × 1010 Jones，相对于原始Te薄膜提升了3.6倍。在6微米波长下，这些数值分别增加到13.7 A/W和1.71 × 1010 Jones，相当于提升了3倍。图4展示了经过超表面增强的Te光电探测器的性能：(a) 经过超表面增强的Te光电探测器示意图；(b) 设备的光学显微镜图像；(c) 在不同波长下暗态和光照条件下的I-V特性；(d) 4微米和6微米波长下的光响应；(e) 不同光功率激发下的Te探测器响应度和探测率。4. 结论在本研究中，使用时域有限差分（FDTD）方法系统研究了双C开放环状金属超表面的几何参数，以调节4微米和6微米波长的光吸收特性。通过磁控溅射后进行退火处理，制备了大面积、高质量的Te薄膜，从而构建了超表面增强的Te薄膜中红外光电探测器。经过优化的超表面结构将Te薄膜的光吸收在目标波长范围内提高了八倍。最终，经过超表面增强的Te薄膜设备在4微米和6微米下的响应度分别达到了10.5 A/W和13.7 A/W，相对于初始的Te薄膜设备分别提高了3.6倍和3倍。这项工作为通过精确的纳米光子学设计提升特定波长下的红外光电探测器探测性能提供了重要参考。补充材料相关支持信息可在以下链接下载：https://www.mdpi.com/article/10.3390/photonics13050474/s1。图S1：(a) Te薄膜的SEM图像；(b) HRTEM图像；图S2：超表面探测器单周期结构的示意图；图S3：优化金属双C超表面的几何形状；图S4：无超表面结构时Te表面上4微米(a)和6微米(b)共振峰处的xy方向电场分布图；有超表面结构时Te表面上4微米(c)和6微米(d)共振峰处的xy方向电场分布图；图S5：有超表面结构时4微米共振峰的短轴(a)和长轴(b)处的xz方向电场分布图；6微米共振峰的短轴(c)和长轴(d)处的xz方向电场分布图；图S6：金属超表面结构的SEM图像；图S7：设备实际吸收与模拟吸收的对比；图S8：不同波长激发下有超表面和无超表面设备的光电流；图S9：暗电流噪声密度作为频率的函数。