銻化物二類超晶格紅外探測器

黃建亮 張艷華 曹玉蓮 黃文軍 趙成城 衛煬 崔凱 郭曉璐 李瓊 劉珂 馬文全

摘要： ? ? ? ?本文主要展示了近幾年來該課題小組在InAs/GaSb二類超晶格紅外探測器領域取得的一些研究成果， 如在短波波段（1～3 μm）、 中波波段（3～5 μm）、 長波波段（8～12 μm）、 甚長波波段（>14 μm）等單色器件的成果， 以及雙色InAs/GaSb二類超晶格紅外探測器方面的成果， 如短/中波雙色、 短波/甚長波雙色， 長波/甚長波雙色紅外探測器等單管器件。 除此之外， 還展示了384×288中波波段InAs/GaSb二類超晶格紅外焦平面探測器組件。

關鍵詞： ? ? ? 銻化物二類超晶格; InAs/GaSb; 焦平面陣列; 紅外探測器

中圖分類號： ? ? ?TN215文獻標識碼： ? ? ?A文章編號： ? ? ? 1673-5048（2019）02-0050-07

0引言

超晶格的概念是在1977年由Esaki L 和Tsu R提出的[1]， 其是由兩種或者兩種以上的半導體材料周期性結構組成的， 與量子阱類似， 只是每個周期各層材料的厚度都很小， 都可以和電子的德布羅意波長相比較， 電子和空穴被束縛在勢阱中， 相鄰勢阱的電子和空穴可以各自相互耦合。 在InAs/GaSb異質新型材料體系中， 由于InAs的導帶底比GaSb材料的價帶頂還要低0.15～0.2 eV[2]， 從而使得InAs/ GaSb材料構成了具有“破帶隙”（broken bandgap）不對稱型二類超晶格。

自從1987年Smith和Mailhiot 提出可以利用InAs/GaSb二類超晶格的獨特物理性質實現高性能的紅外探測器[3]以來， 經過30多年的發展， 利用InAs/GaSb 二類超晶格材料實現的大面積雙色高性能紅外探測器已經問世， 已經成為碲鎘汞紅外探測的一個重要補充。 這是因為與目前主要制冷型紅外探測器（包括碲鎘汞紅外探測器（MCT）， 量子阱， 量子點紅外探測器）相比， InAs/GaSb 二類超晶格探測器具有以下優點：

（1） 通過調節應變及能帶結構， 使輕重空穴能級分離， 從而降低俄歇復合及暗電流， 提高了載流子的壽命， 提高了紅外探測器的工作溫度;

（2） InAs/GaSb的“破帶隙”不對稱型二類能帶結構， 使得電子和空穴在空間分離， 即電子主要被束縛在InAs層里， 電子形成微帶， 空穴被限制束縛在GaSb層， 從而大大減小電子與空穴之間的相互作用， 大大提高電子的有效質量， 最后使得隧穿的暗電流減少;

（3） 對碲鎘汞紅外探測器（MCT）而言， MCT需要精確地控制Hg與Cd的摩爾比來控制探測器

Huang Jianliang， ?Zhang Yanhua， ?Cao Yulian， et al. Antimonide Type Ⅱ Superlattice Infrared Photodetectors[ J]. Aero Weaponry， 2019， 26（ 2）： 50-56.（ in Chinese）的響應波長， 而InAs/GaSb二類超晶格紅外探測器則可以通過改變超晶格的周期厚度， 并且可在1～30 ?μm范圍內連續調節其響應截止波長。 現代的分子束外延（MBE）材料生長技術可以在單原子層的精度控制材料生長， 因此響應波長由周期厚度決定這一特性使得InAs/GaSb二類超晶格探測器在實現紅外焦平面均勻性方面獨具有優勢;

（4） 相比于量子阱紅外探測器來說， InAs/GaSb二類超晶格紅外探測器基于帶間躍遷， 具有高的量子效率， 能夠吸收垂直入射的紅外光， 不需要制作工藝復雜的光柵。

基于以上無可比擬的優勢， InAs/GaSb二類超晶格探測器已經成為紅外探測方面最為活躍的領域， 是第三代紅外焦平面探測器的理想代表之一。 國外許多科研單位都轉向了InAs/GaSb 二類超晶格紅外探測器的研發工作， 并在近幾年取得了很大的進展。 本文重點介紹了課題小組最近幾年在InAs/GaSb二類超晶格紅外探測器領域取得的成果， 分別包括短波（1～3 μm）、 中波（3～5 μm）、 長波（8～12 μm）、 甚長波（>14 μm）等單色單元紅外探測器器件， 中波紅外焦平面陣列， 以及電壓調制的短波/甚長波雙色、 短波/中波雙色和長波/甚長波雙色紅外探測器等雙色單元器件等方面。

1實驗

本文涉及到的InAs/GaSb二類超晶格紅外探測器器件材料都是在非有意摻雜的GaSb（001）襯底上進行生長的。 使用的生長設備為固態源Vecco Gen Ⅱ分子束外延設備（Molecular Beam Epitaxy）， 具備裂解的As2和Sb2源， 同時安裝有In， Ga， Al以及摻雜Si， Be源。 樣品完成生長之后， 經過標準的半導體器件工藝如光刻、 腐蝕等過程制作成臺面的單管器件結構， 其單管器件的臺面為圓形， 半徑為170 μm。

2結果及分析

2.1材料表征

完成材料生長之后， 對材料樣品GaSb（004）方向進行X射線雙晶衍射（XRD）ω-2θ掃描測試。 圖1展示了短波、 中波、 長波以及甚長波InAs/GaSb二類超晶格紅外探測器器件的XRD曲線， 其中SW， MW， LW和VLW分別為短波、 中波、 長波和甚長波對應的器件， 對應的超晶格周期結構為InAs（8 ）/ GaSb（9 ）/AlSb（4 ）/GaSb（9 ）， InAs（21 ）/ GaSb（21 ）， InAs（39 ）/ GaSb（26 ）和InAs（45 ）/ GaSb（31 ）。 從XRD圖可以清晰看到超晶格的各級衛星峰， 其中長波和甚長波器件結構具備兩套周期衛星峰， 主要是由于對應的歐姆接觸層采用了InAs（24 ）/ GaSb（24 ）的結構。 短波、 中波、 長波和甚長波器件對應-1級衛星峰的半高寬分別為25″， 19″， 17″和21″， 表明器件材料具有非常好的晶格質量， 對應的周期厚度分別為30 ， 41.6 ， 65.1 和78.5 ， 與設計的周期厚度吻合較好。

航空兵器2019年第26卷第2期黃建亮， 等： ? 銻化物二類超晶格紅外探測器圖1短波、 中波、 長波和甚長波器件的X射線衍射譜

2.2單色探測器

2.2.1短波波段

為了實現短波段2.7 μm探測， 本征吸收區采用InAs（8 ）/ GaSb（21 ）超晶格結構， 其光電譜如圖2所示。 圖2（a）～（b）分別給出了77 K和300 K溫度下單管器件的光電流譜， 在77 K溫度下， 對應的50%截止波長為2.56 μm， 80%截止波長為2.7 μm; 當溫度升高至室溫， 對應的50%截止波長紅移至3.0 μm。 圖2（a）中的插圖為77 K溫度下器件的無任何鈍化工藝下的暗電流曲線[4]。

為了實現波長接近水汽吸收的短波段2.0 μm探測， 基于上述的2.7 μm探測器結構基礎， 在GaSb層中插入AlSb， 即吸收區的超晶格結構為InAs（8 ）/ GaSb（9 ）/AlSb（4 ）/GaSb（9 ）， 其器件的XRD結果如圖1中的SW曲線。 圖3（a）～（c）分別給出了器件在77 K和300 K下的量子效率譜和探測率譜。 在77 K溫度下， 峰值波長為1.84 μm， 對應的峰值量子效率和響應率為42%和0.63 A/W， 探測率可達1.1×10 13 cm·Hz1/2/W。 在室溫下， 器件仍然可以正常工作， 峰值波長紅移至2.01 μm， 對應的峰值量子效率和響應率為28%和0.42 A/W， 探測率可達3.8×1010 cm·Hz1/2/W [5]。

為了進一步將探測波長擴展至1.0 μm附近， 在上述的2.0 μm探測器結構基礎之上， 再次增加在GaSb層中插入AlSb量， 即吸收區的超晶格結構為InAs（8 ）/AlSb（6 ）/ GaAs0.33Sb0.67（9 ）/AlSb（6 ）。 圖4（a）和（b）分別給出了器件在77 K和300 K下的暗電流密度譜和探測率譜。 在77 K和300 K溫度下， 由于高勢壘AlSb材料的阻擋作用， 在-0.03 V偏壓下， 其暗電流密度分別僅為2.9×10-9A/cm2和5.6×10-5A/cm2。 在77 K溫度下， 峰值波長為1.08 μm， 對應的峰值量子效率和響應率為23%和0.21 A/W， 探測率可達1.1×1013 cm·Hz1/2/W。 在室溫下， 器件仍然可以正常圖4短波1.0 μm器件的暗電流密度和探測率譜

2.2.2中波波段

中波紅外波段為大氣的一個重要窗口， 具有較廣泛的應用如大氣監測、 氣體探測， 及紅外對抗等。 為了實現中波紅外波段探測， 其超晶格結構為InAs （21 ） / GaSb（21 ）， 整體的器件結構為p-i-n型[7]， 對應的X射線雙晶衍射譜如圖1中的MW曲線所示。 圖5（a）～（b）分別展示了中波器件在77 K和300 K溫度下的光電流譜， 對應的50%截止波長分別為4.8 μm和6.0 μm。

圖6給出了該器件的暗電流， 其中圖6（a）～（b）分別給出了77 K和300 K下， 器件鈍化和未鈍化工藝的暗電流， 圖6（c）為77 K溫度下對應的動態電阻圖。 從圖中可以看出， 在低溫下采用SiNxOy鈍化對暗電流具有一定的抑制作用。 ?未采用任何鈍化處理的R0A為1.6×102 Ω·cm2， 而采用鈍化工藝的R0A為2.1×103 Ω·cm2， 約提高了13倍。 圖6（c）插圖為該器件的黑體探測率， 在圖6中波器件的暗電流和動態電阻

-0.03 V下， 其黑體探測率為2.4×1011 cm·Hz1/2/W， 零偏壓下的黑體探測率為4.4×1010 cm·Hz1/2/W， 對應的量子效率為35%。

2.2.3長波波段

長波紅外波段， 即8～12 μm的紅外大氣窗口， 由于室溫300 K下， 依據黑體輻射公式可知， 其輻射的峰值波長約為9.8 μm， 即處于長波波段， 從而促使該波段具備非常重要的應用， 尤其是探測和追蹤室溫附近的目標。 通過對目標探測波長設計和模擬， 采用的超晶格結構為InAs（39 ）/GaSb（26 ）， p和n型歐姆接觸層采用InAs（24 ）/GaSb（24 ）超晶格結構， 最后為一個p-i-n型器件結構， 其X射線雙晶衍射譜如圖1長波所示。 圖7（a）～（b）分別給出了在77K溫度下器件的光響應譜和動態電阻， 其中樣品A和B分別為采用了兩種不同界面的長波器件， 樣品A采用了雙InSb界面， 即GaSb/InAs和InAs/GaSb界面都采用了InSb界面; 而樣品B采用了混合界面即一個為GaAs界面， 另一個為InSb界面[8]。 從圖中可以看到， 樣品A和B的50%截止波長分別為9.6 μm和10.0 μm， 峰值響應分別為3.2 A/W和2.2 A/W， 相應的峰值量子效率為51.6%和35%， 對應50%截止波長處的響應分別為1.6和1.1 A/W。 圖7（b）插圖為該器件的暗電流， 從圖7（b）中可以得到， 零偏壓下樣品A和B的動態電阻與面積的乘積分別為1.56 Ω·cm2和1.43 Ω·cm2。 基于量子效率和動態電阻， 在77 K溫度下， 樣品A的峰值探測率為8.6×1010 cm·Hz1/2/W， 樣品B的峰值探測率為3.6×1010 cm·Hz1/2/W。 最后從器件的性能來看， 可以發現采用雙InSb界面的器件性能優于混合界面的器件， 主要是由于GaAs可能在材料中形成反位缺陷， 導致器件性能變差。

2.2.4甚長波波段

為了實現甚長波紅外探測（波長大于14 μm）， 器件的本征吸收區采用InAs（45 ）/GaSb（30 ）的超晶格結構， 器件為p-i-n型， p和n歐姆接觸層采用InAs（24 ）/GaSb（24 ）的超晶格結構[9]， 其X射線雙晶衍射圖譜如圖1中VLW曲線所示。 在77 K溫度下， 其對應的量子效率和光電流譜如圖8所示， 從圖中可以知道對應50%截止波長為14.5 μm， 相應的量子效率約為14%; 峰值波長為7.7 μm， 相應的量子效率約為50%。

為了實現更長的甚長波探測， 二類超晶格中的InAs由45 增加至54 ， 對應的GaSb層轉變成在GaSb層中插入InGaSb， 降低能帶和彌補54 厚的InAs帶來的應變。 該器件為p-i-n型， p和n區采用了與器件本征吸收區完全一致的超晶格結構， 其器件的光響應譜如圖9所示， 在10 K溫度下， 其50%截止波長為23.5 μm， 100%截止波長約為26.5 μm， 接近太赫茲波段。

3雙色器件

3.1短/甚長波雙色

基于InAs/GaSb二類超晶格材料， 通過在甚長波p-i-n器件中的p和n區采用寬禁帶的中波InAs/GaSb二類超晶格材料， 即InAs（21 ）/GaSb（21 ）， 研制了電壓調制的短波-甚長波雙色紅外探測器[10]。 經過8帶KP模型計算出要實現較長的甚長波如18 μm， 器件本征吸收區需要18個原子層厚的InAs，以調節波長， 具體需要18 ML InAs/13 ML GaSb超晶格結構， 也就是說需要大概1.8個原子層的InSb以彌補InAs引入的應變， 故我們采用了在GaSb中插入InGaSb的方法實現應變平衡， 即InAs （18 ML）/In0.4Ga0.6Sb （1 ML）/ 4×（（GaSb （2 ML）/ In0.4Ga0.6Sb （1 ML））超晶格結構。 引入In0.4Ga0.6Sb的原因： ?（1） ?In0.4Ga0.6Sb與GaSb襯底的應變相對InSb材料而言較小， 臨界厚度增加， 不易形成三維島狀生長; （2） In0.4Ga0.6Sb材料的禁帶寬度相比于GaSb材料的禁帶寬度較小， 更易于實現更長的波長探測。 圖10給出了該器件的光電流譜， 其中圖10（a）～（c）分別為樣品器件在0 V、 -0.05 V和-0.1 V偏壓下的光電流譜， 圖10（d）為參考器件樣品B的光電流譜， 即p和n歐姆接觸層都采用了與本征吸收區相同的超晶格結構。 在溫度為10 K下， 外加較小的負偏壓及0 V時， 其展示了短波探測特性， 對應50%截止波長為2.67 μm; 隨著偏壓增加， 短波波段光電流響應逐漸下降， 甚長波波段光電流逐漸增強， 當負偏壓增加至-0.1 V或者更大偏壓時， 其展示了甚長波探測特性， 對應的50%截止波長為17.8 μm。 而樣品B無論在小偏壓下還是較大偏壓下， 其光譜一直為寬光譜特性， 對應的50%截止波長為17.8 μm。 電壓調制特性主要是由于p和n區采用了較寬的InAs/GaSb二類超晶格材料， 在p-i和i-n界面處形成類似于三角勢壘， 其光生電子空穴逃逸幾率隨著偏壓的變化而變化。

3.2長/甚長波雙色

通過采用n-i-p-i-n背靠背式結構實現了窄帶長波、 甚長波雙色紅外探測器， 其器件詳細結構如文獻[11]所描述， 首先在非有意摻雜的GaSb（001）襯底上生長一層GaSb緩沖層， 然后依次生長n型的InAs（24 ）/GaSb（24 ）超晶格層（InAs層中使用Si摻雜）， 甚長波本征吸收區InAs（48 ）/GaSb（31 ）超晶格層， 以及中間p型的InAs（45 ）/GaSb（30 ）超晶格層（GaSb層中使用Be摻雜）、 長波本征吸收區InAs（39 ）/GaSb（26 ）超晶格層以及上層的n型InAs（24 ）/GaSb（24 ）超晶格層（InAs層中使用Si摻雜）， 最后表層生長200 InAs層， 使用Si摻雜。 通過對每層進行不同波段的吸收， 實現了窄帶雙色的特性， 其響應譜和量子效率譜如圖11（a）～（b）所示。 從圖中可以看出， 在加偏壓情況下（下端n型加正偏壓是為正）， 甚長波波段的p-i-n器件處于工作狀態， 50%截止波長為16.0 μm， 峰值波長處于13 μm， 對應的量子效率和響應率分別為5.9%和0.61 A/W， 光譜的δλ/λ為44%。 當外加偏壓為-0.1 V時， 長波p-i-n器件處于工作狀態， 50%截止波長為10.0 μm， 峰值波長處于8.0 μm， 對應的量子效率和響應率為50%和3.2 A/W， 光譜的δλ/λ為44%。 同時研究發現， 兩個波段相互之間的光學串音控制在10%左右。

3.3中/短波雙色

為了實現中/短波雙色紅外探測， 本文中采用了nBn的結構， 其中短波波段本征吸收區采用InAs（12 ）/GaSb（21 ）超晶格結構， 中波波段本征吸收區采用InAs（21 ）/GaSb（21 ）超晶格結構， 勢壘B層采用Al0.2Ga0.8Sb結構， 兩端n層采用與短波吸收區相同的超晶格結構， 其詳細器件結構如文獻[12]描述。 圖12（a）～（b）分別給出了器件在90 K和300 K溫度下的光電流譜， 從圖中可以看出， 通過改變器件的偏置電壓， 可以實現電壓極性調制短中波雙色。 在90 K溫度下， 對應短波波段的50%截止波長為3.05 μm， 對應的中波波段響應的50%截止波長為3.96 μm。 當溫度升高至室溫時， 對應的短波波段的響應50%截止波長紅移至3.62 μm， 中波波段的響應50%截止波長紅移至4.91 μm。

圖13給出了器件在90 K和300 K溫度下的量子效率， 響應率和探測率。 在90 K溫度下， 偏壓為 -0.1 V時， 短波波段的峰值量子效率為53%， 對應的響應率為1.09 A/W; 偏壓為0.1 V時， 中波波段的峰值量子效率為31%， 對應的響應度為0.91 A/W。 在0 V偏壓下， 短波波段的峰值探測率為3.74×1011 cm·Hz1/2/W， 0.05 V偏壓下， 中波波段的峰值探測率可達2.2×1011 cm·Hz1/2/W。 溫度為300 K下， 偏壓為0 V時， 短波波段的峰值量子效率為114%， 超過了100%， 主要是由于光圖13短、 中波雙色器件的器件性能

導型的光學增益[12]， 對應的響應率為3.07 A/W， 對應的峰值探測率為5.12×1010 cm·Hz1/2/W; 偏壓為0.1 V時， 中波波段的峰值量子效率為17%， 對應的響應度為0.62 A/W， 峰值量子效率為3.94×1010 cm·Hz1/2/W。

3.4焦平面陣列

基于以上的中波波段二類超晶格紅外探測器材料和單元器件的測試結果， 完成了384×288紅外焦平面陣列[13]， 單元面積為25×25 μm2。 在77 K溫度下， 其光電流譜如圖14所示， 50%截止波長為4.1 μm， 當溫度從77 K改變至100 K時， 其紅外探測器組件噪聲等效溫度差僅為18 mK， 并且可以實現了清晰的室內和室外成像， 如圖15所示。

4結論

本文介紹了本課題小組通過MBE設備生長了高質量的銻化物InAs/GaSb二類超晶格紅外探測器材料， 同時實現了短波、 中波、 長波和甚長波單色紅外探測， 其中短波波段包括50%截止波長為1.1， 1.9和2.7 μm等， 中波3～5 μm， 長波9.6和10.0 μm以及甚長波波段（50%截止波長為14.5 μm以及23.5 μm）等， 器件具有較好的性能。 同時完成了384×288中波紅外焦平面陣列探測器組件， 在77～100 K溫度下， 其噪聲等效溫差為18 mK， 實現清晰的室內外成像。 另外成功制備了高性能的中短雙色紅外探測器， 窄帶雙色長/甚長波雙色紅外探測器以及單吸收層的短波、 甚長波雙色紅外探測器。

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