原子尺度的等离激元隧穿结的研究对于开发光电器件芯片具有重要意义。而电激发的隧道结光发射为研究原子尺度上的光-物质相互作用提供了平台，尤其对亚波长限制的等离激元发光机制研究具有关键性作用。
通常来说，不同条件下隧穿结等离激元发光主要归结为三类：在低电流限制下，单个电子可能会以非弹性的方式穿过势垒，激发局域等离激元（Localized Surface Plasmon，LSP），之后LSP会以一定概率通过辐射衰减的方式发射光子（如图1a所示）。对于这个纯一阶的过程，光子的能量上限由施加的偏压决定： ；而在高电流下，会产生更高阶的过程（如图1b所示）。两个或者多个电子会通过相干隧穿过程，产生能量高于施加所偏压的光子： ；目前对于这两类电子-光子激发机制已经提出了不同的物理模型，例如隧道结温度引起的热展宽和高阶多电子相干相互作用等。图1c所示的过程与上述两种不同，电场激发的LSP会通过非辐射衰变通道，在费米能级上下激发热电子和热空穴。这些稳态非平衡热载流子群在随后几十飞秒的时间尺度上复合，辐射出能量高于偏压阈值的光子。但由于这些机制都是在不同测试体系中提出，因此很难区分所探测到的光子对应的是哪种机制的贡献。
与金/银相比，铝是一种坚固、可延展的等离激元材料，具有更大的等离激元阻尼，并且在可见光谱能量范围内没有间带跃迁，因此使用铝作为探测能量阈值以上发光的材料，可以潜在抑制热载流子生成通道，并消除非弹性隧穿过程中不同能带跃迁生成的载流子干扰。针对上述问题，本篇工作基于同一系统，通过改变铝隧穿结的电导，首次实现了对发光机制的调节，并且与理论计算结果定量吻合。通过进一步的实验研究发现，等离激元发光机制是由隧穿速率、热载流子弛豫时间尺度和结等离子体性质共同决定的。
图1. 三种发光机制与电迁移过程示意图。（a）电子以非弹性隧穿的方式从源极到漏极，激发LSP，随后衰变为能量受限的辐射光子；（b）两个电子以较低的概率相干地穿过结势垒，产生能量更高的LSP，并以相同的方式衰减后产生能量高于激发阈值的光子；（c）电激发的LSP通过非辐射衰变的方式在费米能级上下激发热电子和热空穴，它们重组后产生能量高于激发阈值的光子。
通过分步电迁移的手段，作者测试了不同电导的铝隧道结从偏压阈值以下到阈值以上的发光结果。首先，当隧穿电导为（1.5x10-3）G0时（电迁移第三阶段），其光谱表明（图2a），所有超过偏压阈值的光发射行为都被抑制，光强度在偏压阈值之后急剧下降。这种发射现象符合单电子的非弹性隧穿模型。为了定量说明该机制，作者借助零偏压结电导和等离激元增强的状态光子密度（ )，来计算发射光谱。结果表明，总光谱是偏压和光子能量 的函数，其中光子能量可以表示为隧穿过程中不同阶数的贡献相加，即:
其中下角标1e和2e代表不同阶数的隧穿过程。由于此时为低电导过程，高阶过程可以忽略不计，所以隧穿一阶公式为：
其中 对应当前的散粒噪声谱密度。
图2. 相同铝隧道结在不同电导时，低于和高于偏压阈值的光发射光谱测量值与理论计算值。（a）电导为（1.5x10-3）G0时测得的光谱图像（彩色点），与基于单电子隧穿理论（1e）阈值以下的计算结果（黑色实线）对比。每条曲线的对应电压截止位置由彩色箭头指示。右上角插图中显示了1.6 V时的测量数值与单电子（1e）和多电子（1e+2e）隧穿理论对比；（b）电导为（4.8x10-3）G0时测得的光谱图像，并与多电子隧穿（1e+2e）的理论计算结果对比。右上角插图显示了1.45 V的测量结果与计算得到的不同阶数（1e+2e和1e+2e+3e）的多电子理论计算结果对比；（c）b图中虚线框内光谱的放大图。
作者在将1e的理论计算数值与测量光谱对比后发现，虽然整个光谱范围内的理论计算与实验数据非常匹配，但是在1.6V的截止位置理论曲线与实验数据略有偏差（图2a插图），这可能是由于在较高的偏压下电流较大，使得2e过程不可以忽略。
当铝隧穿结电导为（4.8x10-3）G0时（电迁移第二阶段），其光发射光谱表明（图2b），低于阈值部分和之前一样随着偏压的增加而上升，但是因为高阶电子隧穿和热拖尾效应，每条曲线截止位置的衰减要扩大很多。如图2c所示，高于阈值部分的强度虽然比低于阈值部分强度低很多，但是这一现象说明了LSP模式的存在。产生这种现象的原因是多电子相干隧穿过程不再可以忽略不计，这种贡献可以看作是两个电子相干激发更高能量的LSP从而形成过偏压的辐射光子，其可以表示为:
通过将更高阶的结电导采用类似图2a的分析，可得到图2b的实线曲线。从中可以看出，在这种考虑高阶电导的条件下，数值计算的光谱在阈值以上和以下区域都与实验光谱相吻合，从而证明了相干多电子过程。并且图2b的插图中也包含了3e的贡献，结果显示其与1e+2e的曲线差别微小，因此3e过程可以忽略不计。
上述非弹性电子隧穿理论清楚地描述了，随着铝结电导增加而产生的不同的光发射行为，其发射能量分别低于和高于偏压阈值。然而在更高电导率时，热电子发射过程会占主导地位。如图3a所示，对于同一个隧道结，当隧穿电导为0.09 G0（电迁移的第一阶段）时，发射出很大一部分高于偏压阈值的光子，与图2b不同的是，这部分光谱强度却没有明显降低。
图3. 和图2同一个隧道结在高电流状态下的阈值以上光发射光谱，以及不同拟合模型的理论计算结果（a）在零偏置电导为0.09 G0时采集到的光谱，其中阈值以下部分用每条曲线的对应颜色进行了着色；（b）使用多电子理论计算的理论值，其使用电子温度作为每个偏压下的拟合参数得到的 。光子拟合温度分别为950 K (1.300 V)、920 K (1.275 V) 和 900 K（1.250 V）。（c）使用热载流子模型计算的光谱，其与测量结果相吻合。
在这种高电流的状态下，LSP的辐射衰变被非辐射衰变代替，产生费米能级上下的热电子和热空穴。此时的发射光谱不再是散粒噪声谱密度，而是与有效玻尔兹曼因子有关的表示，具体可以描述为稳态热载流子对光谱分布的贡献：
其中α为产生热载流子的超线性过程的指数，约为1.2； 表示稳态载流子部分电子平均能量的有效温度而非所有电子的有效温度。
随后，作者也进行了与之前相似的多电子过程拟合。按照图2的计算过程得到如图3b所示的结果：虽然拟合后的光谱在形状上与测量得到的光谱一致，但是在固定 和归一化约束下存在系统偏差。不同的是，如果借助玻尔兹曼因子获得电压相关温度，使用基于热载流子的模型来计算光谱，就可以得到如图3c所示的结果，其理论与实验结果符合较好。
值得注意的是，如图4a的光子产率分析图所示，每个电子的光子产率随着单电子隧穿机制中隧穿电流的减小而单调增加。通过进一步的研究表明可以通过等离激元共振过程来改变其强度，如图4b所示，通过调整纳米线的宽度（100-200 nm）将横向等离激元共振置于发射窗口中，从而在给定的电流水平上将光子产率提高了2个数量级。这种光子产率数量级的可调性，加上偏向于直接衰变的特点和低电导光子产率的增加，表明了铝器件在实现高效片上光源和纠缠光子产生等方面的巨大潜力。
图4. 总光子产率的分析。（a）对于不同的铝隧道结，光子产率与两个连续电子之间的平均隧穿时间间隔的对数图，可以将其视为不同发光机制的交叉图。背景中的彩色渐变定性地指示了不同机制之间的交叉行为。（b）对于由不同宽度的电迁移纳米线形成的铝隧道结集合，在多电子非弹性隧穿发射状态下测量的光子产率（以对数尺度与隧穿电流作图）。
本篇文献通过调节铝金属隧道结的电导，来对其发光机制进行调节，并且与理论计算相结合，从而揭示金属隧道结等离激元发光的机制。作者介绍了三种不同的光子发射模型，首次实现了多电子传输与等离激元热载流子诱导的阈值以上光子发射之间交叉的实验演示：1)在电导为（1.5x10-3）G0时，所有超过偏压阈值的光发射都被抑制，光强度在偏压阈值之后急剧下降，此时符合单电子的非弹性隧穿模型；2)电导为（4.8x10-3）G0时的光谱在高于阈值的部分存在较低强度的光发射，此时两个电子相干激发更高能量的LSP从而形成过偏压的辐射光子；3)电导为0.09 G0时的光谱发射出很大一部分高于偏压阈值的光子。此时LSP的辐射衰变被非辐射衰变代替，产生费米能级上下的热电子和热空穴。最后通过对铝隧道结纳米线宽度的调整，在给定的电流水平上将光子产率提高了2个数量级。这些发现将进一步推动等离激元有源隧道结作为集成芯片上量子光子器件和原子级光源工具的发展。
原文链接：https://doi.org/10.1021/acs.nanolett.2c02013
