異質結構InSb-APD中波紅外探測器的設計與表征

蕭 生,葉 偉,邊寧濤,張 琦

(1.陜西理工大學機械工程學院,陜西 漢中 723001；2.輕工業鐘表研究所精密機電部,陜西 西安 710061)

1 引 言

隨著對先進紅外探測技術的需求不斷增加,經過幾十年的研究和高速發展,中波長紅外(MWIR,3～5 μm)探測器的應用范圍包括遙感、熱追蹤、氣體監測和空間成像等重要領域[1-4]。目前,MWIR探測器中廣泛使用的材料和結構主要包括HgCdTe(MCT)[5],量子阱與量子點[6-7],InSb焦平面陣列探測器[8],以InAs-GaSb為代表的銻基Ⅱ型超晶格焦平面陣列(FPAs)探測器[9]。然而,為了降低暗電流,提高信噪比[10],這些系統需要較低的環境溫度才能工作,因此必須配備制冷設備,這導致其體積大、復雜度高、成本高、適用性差[11]。

目前,室溫紅外探測器的最新研究方向,如石墨烯[12]、黑磷[13]等二維材料或納米線結構[14],由于材料本身和制造工藝的局限,目前尚處于研究階段,還沒有大規模的工業生產能力。

InSb作為一種直接禁帶III-V半導體材料,具有量子效率高、響應速度快、穩定性高等優點。與目前主流的MCT探測器相比,InSb襯底成本較低,制備工藝較為成熟,是一種理想的MWIR紅外探測器材料[15]。為了提高性能、解決窄禁帶半導體材料在室溫下復合速率高的問題,nbn結構、雪崩二極管(APD)、非平衡結構等類型的InSb探測器已經有了報道[16-18]。但是APD和非平衡結構都采用的InSb同質結構。因此,在有源區外,俄歇(Auger)復合并沒有被抑制,同時重摻雜N區和P區的高濃度雜質會引起嚴重的Shockley-Read-Hall(SRH)復合。

本文設計了一種能在室溫下工作的異質結構的InSb APD紅外探測器。在P區和N區采用寬禁帶半導體材料,與同質結構相比降低了復合速率。同時,I區被設計成吸收、倍增層分離(SAM)的雪崩區域以產生增益并放大光電流。

2 異質結構InSb APD的建模

本文采用TCAD軟件Atlas進行數值模擬?；诎雽w物理模型,計算了輸運方程和載流子連續方程。通過軟件的輸出和提取的內部物理機制信息,探討了器件的光學、電學特性。

2.1 器件結構參數

圖1為異質InSb APD的結構圖。該探測器由自上而下分別為:0.5 μm厚P型GaSb空穴傳輸接觸層；2 μm厚P型InSb吸收層,吸收紅外輻射并轉化為電子空穴對[19]；3 μm厚接收電子并維持光生載流子雪崩過程的N型非有意摻雜InSb倍增層；0.5 μm厚傳輸電子并隔絕襯底雜質的N型InP緩沖層；以N型InP為襯底。

圖1 異質InSb APD探測器結構圖

室溫下,GaSb和InP的帶隙分別為0.726 eV和1.344 eV,遠大于InSb的0.17eV。因此,它們的俄歇與SRH復合系數遠低于InSb[20]。吸收層被設計得較厚且重摻雜以有效吸收正射的紅外輻射,考慮到PN結處的電場變化,摻雜濃度從5×1017cm-3漸變為1×1015cm-3。非有意摻雜的倍增層濃度為 1×1015cm-3的殘余N型摻雜。

將真空能級視為零,GaSb、InSb和InP的電子親和勢分別為4.06、4.59、4.4 eV[21]。室溫下的本征能帶圖如圖2所示,可見未摻雜的P區和N區在InSb兩側形成了勢壘。被阻擋的光生載流子將在界面處消耗,阻礙光電流的傳輸。同時,由于費米能級的不同,在形成異質結時,界面處的能帶會發生劇烈的彎曲,因此必須對GaSb和InP材料進行摻雜。

圖2 本征能帶圖

在確定摻雜濃度時,假定摻雜后GaSb和InP的費米能級與InSb的相等。摻雜濃度可由以下方程式計算[22]:

對于P型半導體:

(1)

對于N型半導體:

(2)

其中,EF為費米能級;k為玻爾茲曼常數;T為溫度;EV和EC為價帶和導帶能級;NA和ND為施主與受主濃度;NV和NC為價帶和導帶的有效態密度。

在計算中,本征InSb的費米能級遠離價帶頂部,滿足玻爾茲曼分布的近似條件,因此,P型InSb吸收層的費米能級可按式(1)計算,其值為-4.7 eV。因此P型GaSb的EF設為-4.7 eV。由于倍增層的本征InSb為簡并半導體[23],玻爾茲曼分布不再滿足。為了便于計算,N型InP的EF設為本征InSb的費米能級(-4.607 eV),考慮到重摻雜下的能帶變窄,將N型InP的EC設為本征InSb的導帶能級(-4.59 eV)。

GaSb和InP的受主和施主摻雜濃度計算結果分別為6.6×1017cm-3與3×1017cm-3。GaSb/InSb/InP異質結構APD在熱平衡時(T=300 K,Vb=0 V)與負偏壓下(T=300 K,Vb=-0.4 V)的能帶圖如圖3所示。

在熱平衡狀態(圖3(a)),異質結界面處的能帶趨于光滑,沒有形成明顯的勢阱。且異質結構分別在導帶和價帶側引入勢壘。因此,光生電子和空穴都不會受到阻礙,而多子的擴散運動受到勢壘限制,從而抑制了擴散電流引起的噪聲。

圖3 Vb=0 V和Vb=-0.4 V時異質結構能帶圖

在負偏壓(圖3(b))下,由于P區和N區中雜質濃度較高,耗盡區基本在吸收層與倍增層界面處延伸。InSb有源區分擔了偏置電壓,這增強了內建電場,有利于光生載流子的快速分離,促進電子進入倍增層,開始雪崩過程。

2.2 材料參數及仿真模型

作為載流子輸運模型,漂移擴散模型以下方程表示:

(3)

考慮到重摻雜下的能帶變窄效應,非有意摻雜的InSb倍增層在室溫下為簡并半導體。仿真中采用了費米-狄拉克統計和BGN模型。

SRH復合模型描述了在禁帶內的陷阱(或缺陷)中發生的通過復合中心的間接復合,可以用下面的方程來表示[24-25]:

(4)

其中,Etrap為陷阱能級與本征費米能級之差；TL是晶格溫度；τn,p是電子和空穴的壽命；nie是本征載流子濃度。

俄歇復合作為一種重要的非輻射復合,其模型如下[26]:

(5)

其中,Cn和Cp俄歇復合系數。

通過將整個器件內的SRH和俄歇復合速率進行積分,可以得到生成-復合的總電流密度[27]:

(6)

為了更準確地模擬隧穿過程,考慮到能帶的空間變化和差異,使用了非局域帶對帶(BTB)隧穿模型[28]。

對于碰撞電離模型,在模擬中使用了Grant碰撞電離模型[29],該模型通過劃分低、中、高電場區間來描述電子和空穴的電離。

表1總結了模擬使用的在300 K下GaSb、InSb和InP材料的主要參數[27,30-31]。

表1 300 K時的材料主要參數

3 結果與討論

3.1 電學性質

圖4(a)和(b)分別展示了在200～300 K間,不同的溫度下暗電流密度(JDark)、微分電阻面積乘積(RdA)與負偏壓的關系。圖4(a)清晰地顯示了溫度對暗電流的影響,JDark-V特征曲線表明,由于熱激發,JDark在較小的偏壓下即達到飽和狀態,耗盡區中的JGR為漏電流的主要機制。相鄰曲線間的間隙距離隨溫度的升高而減小,表明熱激發的生成-復合速率的增長隨溫度的升高而減慢。在較大的偏壓下,暗電流密度出現明顯增加,特別是在較高的溫度下。這一現象表明了帶間隧穿的溫度依賴性。

品質因子(R0A)通常被視為光電二極管的一個評價指標,其值為零偏壓下RdA大小。RdA計算如下式[32]:

(7)

其中,J0為飽和暗電流密度。

RdA計算結果如圖4(b)所示,300 K時對應的R0A值為0.02923 Ω·cm2。

圖4 暗電流密度和RdA在不同溫度200～300 K下與偏壓關系

為了進一步研究室溫下暗電流的影響因素,圖5中分別給出了提取的JDark中各成分的影響。

室溫下,隨著反向偏壓的升高,JSRH迅速增加并達到飽和,這說明著在小偏壓范圍內,SRH復合是JDark的主要影響因素。當偏壓為-1.25 V時,JBTB開始迅速上升,在偏壓為-4 V時,JBTB大小與JSRH基本相等,其對JDark有顯著的影響。從圖3(b)可看出,在器件雪崩區域有著強烈的能帶彎曲從而導致了帶對帶隧穿幾率的增加。此外,在300 K時InSb材料較窄的帶隙和吸收層的重摻雜進一步加劇了禁帶變窄效應。如圖5所示,JAuger處于較低水平。這是由于反向偏壓的抽取作用使InSb有源區的自由載流子濃度較低,以及異質結構中使用的低復合率的寬禁帶材料。

圖5 總暗電流密度的分量與偏壓關系

不同偏壓下的載流子分布如圖6所示。由于顯著的熱激發,非有意摻雜的倍增層在熱平衡時表現出本征半導體的特性,其電子與空穴濃度為1×1016cm-3。在反向偏壓升高時,耗盡區載流子濃度比熱平衡時降低了近3個數量級,這將導致俄歇復合速率降低,從而降低JAuger。

為了降低器件在室溫下的暗電流,模擬了不同殘余摻雜濃度下的SRH復合,其結果如圖7所示。由式(4)可知,隨著反向偏壓的增大,自由載流子濃度n、p不斷降低,pn-nie2的絕對值增大。即凈復合速率增加,非平衡載流子通過耗盡區的復合中心產生,形成暗電流,并隨著反向偏壓的增加而迅速上升。當耗盡區擴展到倍增層,此時n、p的值遠低于nie,SRH復合速率與偏置電壓無關,達到飽和值。當半導體中存在雜質時,SRH復合速率與缺陷濃度正相關。

圖6 熱平衡和-2V偏壓時的載流子分布

圖7 不同殘余摻雜濃度下JSRH隨偏壓的變化

圖7表明,由于重摻雜,InSb吸收層中SRH復合的影響不可忽略。將倍增層與吸收層作為一個整體降低雜質濃度時,JSRH明顯降低。盡管受到了器件結構的局限,將吸收層的摻雜濃度設計成漸變型是一種可行的優化方法。同時,非有意摻雜倍增層中殘余摻雜濃度對器件的影響如圖8所示。

圖8 不同殘余摻雜濃度對器件的影響

耗盡層寬度由以下表達式計算[33]:

(8)

其中,ε0為真空介電常數;εr為相對介電常數;Vbi為內建電場;NB為輕摻雜側的濃度。結果表明,隨著倍增層中雜質濃度的降低,耗盡層寬度變大,內建電場趨于均勻,有利于雪崩過程,抑制了隧穿效應的發生。

3.2 光學特性

GaSb和InP的室溫帶隙分別為0.726 eV和1.344 eV,其截止波長分別為1.71 μm和0.92 μm,幾乎不能吸收3～5 μm的紅外輻射。在光電流的模擬中,設定了InSb材料的復折射率,采用強度為1 W/cm2的4 μm波長的正射單色紅外輻射。圖9展示了零偏壓時的吸收光譜和相應的外量子效率。

圖9 零偏壓時吸收光譜和外量子效率

InSb的禁帶為0.17 eV,截止波長約為7.29 μm,吸收光譜表明,該器件的吸收峰在5.1 μm處,相應的響應率為2.16 A/W,入射紅外輻射的3μm波長下,外量子效率為75.3 %,但隨入射紅外輻射波長的增加而減小5μm波長為53.5 %。

異質結構InSb-APD器件的增益根據以下表達式計算[34]:

(9)

其中,Idark(V)與Idark(0V)分別為在負偏壓和零偏壓下的暗電流;Iilluminated(V)和Iilluminated(0V)分別為光照條件下的負偏壓和零偏壓時的總電流。

300 K時,由于InSb材料的禁帶寬度(0.17 eV)較窄,電子有效質量(0.014m0)較小,其電子雪崩過程發生在較低的反向偏壓下[35]。由前文的分析知,低偏壓時SRH復合抑制了器件的增益,大偏壓時帶對帶隧穿也同時限制了器件的增益。如圖10所示,當僅施加照明時,器件的增益在小的偏置電壓下開始線性上升。然而,當SRH復合效應出現后,增益受到限制,最終趨于飽和,其值為2。而在降低倍增層雜質濃度后,由于暗電流減小、耗盡層寬度增加以及內建電場均勻化的作用下,促進了雪崩過程,增益明顯提高。優化后增益為5.7。

圖10 不同條件下器件的增益和電流密度

作為一個重要的性能指標,歸一化探測率(D*)代表了光電探測器的靈敏度,它排除了帶隙、幾何結構和器件面積的影響,以便更好地進行比較。D*由下式定義:

(10)

其中,In為噪聲電流;A為器件面積;R為光響應率。

考慮到噪聲電流(In)的均方值為零偏壓電阻R0在無偏壓和無外部光照的熱平衡下的Johnson-Nyquist噪聲:

(11)

歸一化探測率D*和品質因子R0A的關系為[36]:

(12)

常溫下器件的D*由式(12)計算得到。其值為2.866×109cm·Hz1/2·W-1。與最近報道的在300 K下工作的其他MWIR探測器[18,37-39]相比,結果如圖11所示,本文所提出的異質結構InSb-APD有應用于室溫下的MWIR檢測的潛力。

圖11 與最近報道的其他探測器的歸一化檢測率的比較

4 結 論

本文利用TCAD軟件Atlas研究了異質結構InSb-APD的光學和電學性質。首先,從器件和能帶結構兩方面著手研究了合適的異質結摻雜濃度。能帶圖表明該結構在導帶和價帶中分別引入了勢壘。光生電子和空穴不會受到阻礙,但多子擴散受到限制。隨后,在室溫暗電流機理的研究中,異質結有效地抑制了俄歇復合,證實了SRH復合在低偏壓下起主要影響,并且隨著反向偏壓的增加,帶對帶隧穿效應變得顯著。降低非有意摻雜的倍增層雜質濃度可以有效地擴寬耗盡區,調節內部電場,更有利于雪崩過程。最后,對器件進行了光學性能仿真,結果表明,該異質結構在3～5 μm的MWIR范圍內具有良好的吸收能力。300 K時,器件的增益發生于較低的反向偏壓下,但隨著偏壓的增加,增益受到暗電流的限制。歸一化探測率的計算與比較結果顯示了該探測器在常溫下工作的潛力。