氮化物子帶躍遷探測器材料結構對器件效率的影響*

康健彬 李倩 李沫

1) (中國工程物理研究院微系統與太赫茲研究中心,成都 610200)

2) (中國工程物理研究院電子工程研究所,綿陽 621999)

氮化物子帶躍遷探測器具備在近紅外通訊波段高速工作和在太赫茲波段室溫工作的潛力,但材料強的極化作用容易造成器件效率降低.本文分別針對工作于上述波段的典型器件,理論分析了材料結構參數對器件能帶結構、載流子濃度分布、極化效應以及光生載流子隧穿的影響.近紅外波段器件以光伏型器件結構為基礎,研究發現增加量子勢阱的周期數、增大勢阱摻雜濃度、以及保持接觸層材料晶格常數與超晶格有源區平均晶格常數相同,有助于增加基態能級上被載流子填充的量子勢阱數,從而增強器件的吸收效率.太赫茲波段器件以雙臺階器件結構為基礎,研究表明器件設計時即使任意調節勢阱層和勢壘層厚度,也不會改變影響光生載流子傳輸的勢壘層極化電場分布.同時,降低臺階勢壘層鋁組分和適當增加其厚度可以提高光生載流子隧穿通過臺階勢壘層的效率.本文仿真結果對于設計優化的氮化物子帶躍遷探測器材料結構、提升器件性能具有指導意義.

1 引 言

基于氮化物體材料帶間躍遷工作的短波長光電探測器憑借其全固態、紫外波段量子效率高[1]的特點在軍用及民用領域得到廣泛應用.隨著外延技術的進步,薄層GaN/Al(Ga)N異質結材料結構的成功制備使得利用氮化物子帶躍遷原理探測更長波段光信號成為可能[2,3],尤其在實現高速近紅外光通訊波段探測[4-6]和全固態的室溫太赫茲波段探測[7,8]方面受到較多關注.與相對成熟的短波長探測器相比,實現高性能的氮化物子帶躍遷探測器仍面臨著兩方面的難題: 其一是大晶格失配體系下異質結外延材料缺陷密度大,而該問題的解決將主要依賴于相對長期的材料生長技術的發展;其二是異質結材料極化效應在器件內部形成強的極化電場,嚴重影響器件光吸收效率和光生載流子輸運效率,給器件設計帶來挑戰[9].由于躍遷波長的差異,近紅外波段器件和太赫茲波段波器件在設計中要關注的效率問題并不完全相同.

利用氮化物材料制作光通訊波段探測器主要得益于GaN/AlN異質結足夠大的導帶帶階(～1.75 eV)[10]和極快的電子弛豫速度 (～150 fs)[11].為了獲得與近紅外光子能量相近的子帶躍遷能級,該類型器件通常采用短周期超晶格結構作為吸收區域[4],其吸收效率直接正比于基態能級上被電子填充的量子阱數[12].整個有源區量子阱中載流子的濃度分布受器件內建電場影響,不僅與其摻雜濃度有關,還與由極化效應引發的極化電場相關[13].從器件結構來看,影響內建電場的因素包括周期數、材料組分、摻雜濃度等,目前較為全面地分析上述材料參數對器件能帶結構和載流子濃度影響的文獻報道仍然較少.

在太赫茲波探測方面,氮化物材料憑借其大的縱向光學聲子能量(GaN材料約92 meV)[14],比傳統的砷化物材料更有潛力實現室溫工作,而且能工作在砷化物器件受材料反射特性限制而不能響應的5—12 THz波段范圍[15].由于太赫茲波段光子能量小,特別是在考慮材料極化效應后器件的能級結構需要更為精細的設計,其主要難點是在保證高效吸收的基礎上,還能實現光生載流子有效輸運[16].為了解決吸收和輸運的問題,Sudradjat等[17]提出了利用雙臺階結構來消除勢阱層和勢壘層的極化電場,其特點是在勢阱層和勢壘層中分別插入一層組分、厚度特殊設計的調節層,這也是目前極有潛力實現室溫工作的器件方案之一.但該結構相比于單一的勢阱層和勢壘層結構更復雜,針對其材料結構參數影響有源區電場分布和載流子輸運的分析尚未見報道.

本文針對工作于近紅外波段的GaN/AlN子帶躍遷探測器,從完整的器件模擬出發,理論分析了周期數、摻雜濃度、材料組分對能帶結構和載流子濃度分布的影響規律.研究結果表明增加吸收區量子阱的周期數和量子阱摻雜濃度,以及選擇合適的接觸層材料組分可以使得更多的量子阱被電子填充.對于太赫茲波段的子帶躍遷探測器,本文以雙臺階器件結構為基礎,分析了有源區主要材料參數對極化電場分布及光生載流子隧穿特性的影響.我們發現有源區極化電場分布受勢壘層組分、臺階勢壘層和臺階勢阱層厚度變化敏感,而基本不受勢阱層和勢壘層厚度的影響.同時,降低臺階勢壘層鋁(Al)組分和適當增加其厚度有利于提高光生載流子的隧穿效率.

2 理論基礎

本文對GaN/Al(Ga)N異質結材料的能帶結構和波函數分布仿真是通過自洽求解薛定諤-泊松方程獲得[18],具體表式如下:

其中z代表沿生長方向的空間坐標位置,E是本征能量,m代表電子有效質量,ψ(z)表示波函數,V(z)表示由材料勢能和外加電場所形成的電勢分布,Φ(z)是材料的靜電勢能,ε (z) 表示的是與位置相關的介電常數.泊松方程中的總電荷濃度是由摻雜雜質離化后的濃度電子濃度n(z) 和極化誘導的電子濃度ρpolarization所組成,可分別用如下公式表示[18,19]:

其中ND和ED分別表示摻雜雜質濃度和雜質能級,kB是玻爾茲曼常數,T 是絕對溫度,EF代表費米能級,Ptot代表在自發極化和壓電極化共同作用下的極化常數.

對于量子阱能級間的子帶躍遷過程,相應的吸收系數可表達如下[20]:

其中 μ0是真空中的磁導率,ε0是真空的介電常數,L代表量子阱的寬度,τ 表示亞ps量級的載流子弛豫時間,ni代表填充在第i個能級上的電子濃度,Mih表示的是躍遷矩陣元,可由躍遷能級波函數的重疊積分表示.從 (6) 式可以看出,子帶躍遷的吸收系數與兩個躍遷能級的載流子濃度差成正比,意味著只有基態能級上被電子填充了的量子勢阱才能作為有效吸收區域.

此外,基于雙臺階結構的太赫茲子帶躍遷探測器需要考慮光生載流子的隧穿輸運過程,其隧穿系數隨載流子能量變化的關系是由基于彈道輸運原理的 contact-block-reduction (CBR)方法[21]求解獲得.該方法以格林函數 (Green’s function)為基礎,可以有效分析任意形狀器件以及具有任意端口數的開放量子系統的電子傳輸特性.

3 結果與討論

3.1 近紅外波段子帶躍遷探測器

針對工作于近紅外波段的氮化物子帶躍遷探測器,為了獲得極化場作用下器件真實的載流子濃度分布,需要仿真包含有源區和電極接觸層的完整材料結構.該類型器件有源區由周期性GaN/AlN異質結材料構成,已有的文獻在建模時一般采用的吸收量子阱周期數不超過20[4,13],而實際生長的器件結構為了獲得足夠強的吸收周期數至少為30—50.因此,我們以典型的光伏型 GaN/AlN子帶躍遷探測器為基礎[22],首先研究了吸收量子阱周期數對器件能帶結構及載流子濃度分布的影響,仿真結果如圖1所示.圖中從左至右分別表示了量子阱數為 10,20,50 的情況,下方區域為電子濃度分布,上方為導帶結構,左下側的插圖為器件材料結構示意圖.圖1所示的器件結構中,底部接觸層和頂部接觸層均采用未摻雜的AlN材料,吸收量子阱采用厚度為1.5 nm/1.5 nm的重復性GaN/AlN異質結材料單元,勢阱中 n 型摻雜濃度 1×1019cm—3.吸收區量子勢阱層和勢壘層厚度均選取為1.5 nm,是為了確保參與躍遷的基態能級與激發態能級的能量差剛好接近于1.55 μm的光通訊波長.這類器件光響應信號的輸出主要依賴于吸收光子后引起非對稱量子阱結構中電勢的變化,從而改變整體外電路的電勢差[23].

圖1 典型光伏型GaN/AlN子帶躍遷探測器量子阱周期數分別為10,20,50情況下的導帶結構和電子濃度分布,左下側的插圖為器件材料結構示意圖Fig.1.Conduction band profile and electron distribution for typical photovoltaic nitride intersubband photodetectors,with ten periods,twenty periods and fifty periods of GaN/AlN quantum wells,respectively.The inset shows the schematic image of the sample structure.

器件理想的能帶結構是吸收量子阱處于平帶狀態,且基態能級上有足夠的電子填充.從圖1中可以看到,在該特定摻雜水平的情況下,三種吸收量子阱周期數不同的器件均有部分勢阱區域能帶表現為傾斜,傾斜量子阱中的電子由于受到極化電場的影響而被耗盡.不難發現被耗盡的量子阱數幾乎沒有隨著吸收阱周期數的增加而增加,這也意味著隨著周期數的增多,更多的量子勢阱處于平帶狀態,即有更多的勢阱基態能級可被電子有效填充.緊挨頂部接觸層的量子阱出現了極高的載流子濃度分布,主要是在特定異質結界面形成了二維電子氣.假設施加在有源區吸收量子阱上的內建電場由底部接觸層、頂部接觸層材料的結構參數以及吸收量子阱的摻雜濃度共同決定,在上述參數不變的情況下,改變周期數實際上對總的電場強度不會有大的影響,這樣就可以解釋被耗盡的量子阱數為什么不會隨著周期數的增加而改變.從另一種角度思考,在周期數很多的情況下,也可以通過仿真少于實際結構的周期數推斷出特定結構參數下固定的、將會被耗盡的量子阱數目.

以圖1中50個周期的吸收量子阱器件結構為基礎,對勢阱中的摻雜濃度進行調節,仿真得到的能帶結構和電子濃度分布如圖2所示.從左至右分別表示勢阱中的摻雜濃度依次為 5×1018cm—3,2×1019cm—3和 5×1019cm—3.可以看到,隨著勢阱中摻雜濃度的降低,靠近底部接觸層AlN材料方向有更多的吸收量子阱在整個內建電場的作用下發生了傾斜,即有更多的勢阱基態能級能量高于費米能級(0 eV),從電子濃度分布看則有更多的勢阱中的電子被耗盡.觀察處于平帶結構的量子阱中電子濃度的具體數值,可以發現仿真獲得的電子濃度略高于摻雜的雜質濃度(設置雜質全部電離),這主要是由于產生了額外的極化電荷所致.仿真結果說明勢阱中的摻雜濃度會對有源區吸收阱中的內建電場產生影響,理論上摻雜濃度越高,在極化電場不變的情況下內建電場受到的抑制作用越強,從而減少了被耗盡的量子阱數.但實際在器件工作時,還需要綜合考慮摻雜濃度變高對器件暗電流增加以及引發的多體效應對能帶重整的影響[24].

此外,在圖1所示的50個周期吸收阱器件結構的基礎上,通過改變底部接觸層和頂部接觸層Al(Ga)N材料的Al組分,仿真獲得了不同Al組分情況下器件的能帶結構和電子濃度分布,如圖3所示.其中,勢阱層摻雜濃度設置為 1×1019cm—3.從圖中可以看出,當Al組分從100%降低至50%時(接觸層從AlN材料變為Al0.5Ga0.5N材料),靠近底部接觸層本來傾斜的量子阱能帶變成了平帶狀態,有源區極化電場受到抑制.當Al組分從50%進一步降低至0時(接觸層從Al0.5Ga0.5N材料變為GaN材料),靠近頂部接觸層的部分量子阱能帶反而發生了傾斜,造成該量子阱區域內電子的耗盡.可見采用GaN材料和AlN材料作為接觸層時在有源區內將產生方向相反的極化電場,導致不同區域勢阱中電子的耗盡,而采用Al0.5Ga0.5N材料可以消除極化電場的影響,使更多的量子阱被電子填充.該仿真結果表明,器件設計時接觸層材料的Al組分應選取為與有源區吸收量子阱區域的平均Al組分相同,此時各區域的(平均)晶格常數保持一致,能最大程度抑制壓電極化效應的影響.

圖2 典型光伏型 GaN/AlN 子帶躍遷探測器量子勢阱摻雜濃度分別為 5×1018 cm—3,2×1019 cm—3和 5×1019 cm—3 情況下的導帶結構和電子濃度分布Fig.2.Conduction band profile and electron distribution for typical photovoltaic nitride intersubband photodetectors doped to 5×1018 cm—3,2×1019 cm—3 and 5×1019 cm—3 in quantum wells,respectively.

圖3 典型光伏型GaN/AlN子帶躍遷探測器分別采用GaN,Al0.5Ga0.5N和AlN材料作為接觸層情況下的導帶結構和電子濃度分布Fig.3.Conduction band profile and electron distribution for typical photovoltaic nitride intersubband photodetectors,with GaN,Al0.5Ga0.5N and AlN contact layers,respectively.

3.2 太赫茲波段子帶躍遷探測器

設計太赫茲波段的氮化物子帶躍遷探測器,通常量子勢阱的厚度需要足夠大(～10 nm)才能確保基態能級與激發態能級的能量差與太赫茲波的能量相近.如果采用單一的量子阱結構,強的極化電場作用將導致躍遷能級均位于三角形勢阱底部,如圖4(a)所示.該情況下,劇烈傾斜的勢阱和勢壘能帶一方面使得兩個躍遷能級的波函數中心在空間位置上不重合導致躍遷效率降低,另一方面使得光生載流子想要逃離出勢阱被外電路收集變得更困難.雙臺階結構子帶躍遷探測器是在量子勢阱層和勢壘層中分別插入一層極化調控層以調節各層材料電場強度的分布,構建出近似于“方形”的量子勢阱,以解決上述效率降低的問題.

圖4(b)展示了理想情況下的雙臺階結構子帶躍遷探測器有源區能帶示意圖和電子波函數分布,此時勢壘層和勢阱層中的極化電場基本被消除,能帶表現為平帶狀態.該結構一個基本周期內包含了 1.6 nm厚的 GaN臺階勢阱層、7 nm厚的Al0.08Ga0.92N勢阱層、1.5 nm厚的 Al0.16Ga0.84N臺階勢壘層和12 nm厚的Al0.08Ga0.92N勢壘層,基態能級與激發態能級的能量差約為12 THz.器件工作時載流子主要經歷了子帶躍遷、連續態上的輸運、隧穿通過或是熱激發越過臺階勢壘層等幾個動力學過程.要保證光生載流子具有高的輸運效率,一是希望勢壘層中的極化電場盡可能小,二是希望載流子能高效隧穿通過臺階勢壘層.因此,分析各層材料參數對器件極化電場的影響以及臺階勢壘層對光生載流子隧穿的影響對于指導器件設計非常重要.

為了獲得準確的極化電場數值(即能帶結構分布),在仿真設計時至少需要覆蓋三個周期的吸收阱結構,以避免邊界的人為截斷導致極化電場不連續.雖然以下仿真中沒有包含接觸層材料,但后續實際生長器件時只要確保接觸層材料的晶格常數與有源區材料的平均晶格常數一致即可忽略由接觸層帶來的極化效應的影響.在圖4(b)所示材料結構參數的基礎上,首先分析了勢壘層電場及勢阱層電場隨勢壘層Al組分(xbr)變化的規律,分別如圖5(a)和圖5(b)所示,正負值分別代表相反的電場方向.臺階勢壘層Al組分(xsbr)始終固定為勢阱層Al組分(xw)的2倍是因為在單臺階結構器件中該組分配比下可以獲得低的躍遷能量和高的躍遷效率[15].

圖4 基于(a)單一量子阱結構和(b)雙臺階量子阱結構的太赫茲波段氮化物子帶躍遷探測器能帶結構和電子波函數分布Fig.4.Conduction band profile and squared envelope functions for terahertz intersubband photodetectors based on (a) a single barrier and a single well structure and (b) a double-step structure.

從計算結果來看,勢壘層組分將同時影響勢壘層自身和勢阱層的電場,且電場強度值均隨勢壘層組分變化呈線性關系.當臺階勢壘層Al組分不高于20%時,勢壘層Al組分剛好為其1/2的情況下可以使得勢壘層和勢阱層中的極化電場基本得到全部消除.而當臺階勢壘層Al組分較大程度地高于20%時,勢壘層Al組分在略偏離其1/2的情況下才能使得勢壘層和勢阱層的極化電場為零,且偏離量隨臺階勢壘中Al組分的增大而增大.出現該現象可能的原因是臺階勢壘層Al組分增加到一定程度后,壓電極化效應成為主要的影響因素,而決定壓電極化效應的晶格失配量隨Al組分變化并不是嚴格的線性關系.該仿真結果說明在上述特定材料厚度下,應盡量控制臺階勢壘層Al組分不超過20%,同時勢阱層和勢壘層Al組分約為其1/2時可以基本消除這兩層材料中的極化電場,構建出較為理想的“方形”勢阱結構.因此,在后續器件設計時,若各層材料厚度以及臺階勢壘層和勢阱層組分已確定,需要通過計算選取優化的勢壘層組分同時使得勢壘層和勢阱層中的極化電場強度盡可能小.

圖5 雙臺階結構器件中勢壘層電場(a)和勢阱層電場(b)隨勢壘層Al組分變化的關系Fig.5.(a) Barrier layer polarization fields and (b) well layer polarization fields as a function of Al mole composition of barrier layer (xbr) for double-step devices.

接下來,仍以圖4(b)所示的材料結構為基礎,分析了有源區各層材料厚度對勢壘層極化電場的影響規律,如圖6所示.左側縱坐標代表勢壘層的Al組分,每一個數據點的選擇是為了保證勢壘層中的極化電場始終保持為零,右側縱坐標表示為勢壘層中的極化電場值.可以看到,當臺階勢壘層厚度和臺階勢阱層厚度發生改變時,勢壘層中的極化電場將發生較為劇烈的變化,需要對勢壘層中的Al組分進行調節才能維持其極化電場值為零.另一方面,即使勢阱層和勢壘層的厚度發生改變,勢壘層中的極化電場都不會受到影響,因此勢壘層的Al組分不需要改變就可以保持勢壘層中的極化電場始終為零.實際上,在臺階勢壘層和臺階勢阱層中本身就存在強的極化電場(～MV/cm),當其厚度發生改變時,將導致整個有源區的電場分布都會受到比較大的影響.根據以上仿真結果可知,在材料組分確定的情況下,勢阱層和勢壘層的厚度可以任意調節以獲得期望的躍遷能級分布,而在這過程中并不會影響勢壘層的電場分布.然而,如果臺階勢阱層和臺階勢壘層的厚度發生了改變,則需要對材料組分重新設計.

根據雙臺階結構器件工作原理,光生載流子的輸運不僅受勢壘層極化電場的影響,還受到臺階勢壘層所引起的阻擋作用.因此,進一步對光生載流子隧穿通過臺階勢壘層的過程進行了分析.圖7(a)和圖7(b)所示分別為臺階勢壘層的Al組分和厚度不同時,載流子隧穿透過率隨能量的變化關系,圖7(b)中不同厚度下勢壘層的Al組分發生改變是為了保證勢壘層中的極化電場始終為零.從圖中可以看出,當光生載流子獲得足夠高的能量后,隧穿透過率曲線將趨于飽和,即所有的載流子都能通過臺階勢壘層.而在透過率曲線的上升階段,光生載流子能量相同的情況下,臺階勢壘層的Al組分越高、材料厚度越薄,載流子的隧穿透過率越低.理論上,臺階勢壘層作為阻擋結構,其阻擋效果直接與勢壘高度成正比,即與Al組分的大小成正相關,因此容易理解更高Al組分的臺階勢壘層載流子隧穿透過率更低.另外,更薄臺階勢壘層下光生載流子隧穿透過率反而更低的情況,與常規方形勢壘的隧穿規律不同.這主要是由于臺階勢壘層中具有極強的極化電場,形成了三角形隧穿勢壘,而且隨著厚度的增加極化電場在增強,導致三角形隧穿勢壘的傾斜程度更大,反而使得有效隧穿勢壘高度降低.根據上述分析,光生載流子為了獲得高的隧穿效率,器件設計時需要控制臺階勢壘層中的Al組分盡量低,同時厚度在一定范圍內可以適當增加.

圖6 雙臺階結構器件中勢壘層極化電場隨各層材料厚度變化的關系(右側縱坐標),以及為了保持勢壘層中極化電場始終為零,勢壘層Al組分隨厚度的變化關系(左側縱坐標)Fig.6.The influence of each layer thickness on the barrier layer polarization fields (right ordinates) and the change of Al mole composition of barrier under the condition that the polarization field in barrier layer is kept at zero (left ordinates) for double-step devices.

圖7 雙臺階結構器件臺階勢壘層Al組分(a)和厚度(b)不同時載流子隧穿透過率隨載流子能量的變化關系Fig.7.Transmission coefficient as a function of energy for double-step devices: (a) With different Al mole compositions of step barrier layer;(b) with different thicknesses of step barrier layer.

4 結 論

本文分別針對工作于近紅外波段和太赫茲波段的氮化物子帶躍遷探測器,通過自洽求解薛定諤方程和泊松方程,理論分析了材料結構參數對器件能帶結構、載流子濃度分布以及極化效應等的影響.近紅外波段器件設計以抑制有源區中電場強度、讓盡可能多的量子勢阱被電子填充為目的.仿真結果指出增加量子勢阱的周期數、增大勢阱摻雜濃度以及保持接觸層材料晶格常數與有源區平均晶格常數相同,均有利于使更多的勢阱基態能級被電子有效填充.太赫茲波段器件模擬以構建出“方形”勢阱,確保光生載流子具有高的輸運效率為目的.研究表明勢壘層Al組分、臺階勢壘層厚度和臺階勢阱層厚度對勢壘層極化電場分布有嚴重影響,而勢阱層厚度和勢壘層厚度變化基本不會影響極化電場分布.對于光生載流子隧穿通過臺階勢壘層,降低其Al組分和適當增加其厚度均能提高隧穿效率.上述仿真結果有助于深入理解氮化物子帶躍遷實現長波長探測的物理機理,并為實際器件結構參數設計提供重要的支持.