锑化物二类超晶格红外探测器

黄建亮 张艳华 曹玉莲 黄文军 赵成城 卫炀 崔凯 郭晓璐 李琼 刘珂 马文全

摘要：        本文主要展示了近几年来该课题小组在InAs/GaSb二类超晶格红外探测器领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）、 长波波段（8～12 μm）、 甚长波波段（>14 μm）等单色器件的成果， 以及双色InAs/GaSb二类超晶格红外探测器方面的成果， 如短/中波双色、 短波/甚长波双色， 长波/甚长波双色红外探测器等单管器件。 除此之外， 还展示了384×288中波波段InAs/GaSb二类超晶格红外焦平面探测器组件。

关键词：       锑化物二类超晶格; InAs/GaSb; 焦平面阵列; 红外探测器

中图分类号：      TN215文献标识码：      A文章编号：       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]， 其是由两种或者两种以上的半导体材料周期性结构组成的， 与量子阱类似， 只是每个周期各层材料的厚度都很小， 都可以和电子的德布罗意波长相比较， 电子和空穴被束缚在势阱中， 相邻势阱的电子和空穴可以各自相互耦合。 在InAs/GaSb异质新型材料体系中， 由于InAs的导带底比GaSb材料的价带顶还要低0.15～0.2 eV[2]， 从而使得InAs/ GaSb材料构成了具有“破带隙”（broken bandgap）不对称型二类超晶格。

自从1987年Smith和Mailhiot 提出可以利用InAs/GaSb二类超晶格的独特物理性质实现高性能的红外探测器[3]以来， 经过30多年的发展， 利用InAs/GaSb 二类超晶格材料实现的大面积双色高性能紅外探测器已经问世， 已经成为碲镉汞红外探测的一个重要补充。 这是因为与目前主要制冷型红外探测器（包括碲镉汞红外探测器（MCT）， 量子阱， 量子点红外探测器）相比， InAs/GaSb 二类超晶格探测器具有以下优点：

（1） 通过调节应变及能带结构， 使轻重空穴能级分离， 从而降低俄歇复合及暗电流， 提高了载流子的寿命， 提高了红外探测器的工作温度;

（2） InAs/GaSb的“破带隙”不对称型二类能带结构， 使得电子和空穴在空间分离， 即电子主要被束缚在InAs层里， 电子形成微带， 空穴被限制束缚在GaSb层， 从而大大减小电子与空穴之间的相互作用， 大大提高电子的有效质量， 最后使得隧穿的暗电流减少;

（3） 对碲镉汞红外探测器（MCT）而言， MCT需要精确地控制Hg与Cd的摩尔比来控制探测器

Huang Jianliang，  Zhang Yanhua，  Cao Yulian， et al. Antimonide Type Ⅱ Superlattice Infrared Photodetectors[ J]. Aero Weaponry， 2019， 26（ 2）： 50-56.（ in Chinese）的响应波长， 而InAs/GaSb二类超晶格红外探测器则可以通过改变超晶格的周期厚度， 并且可在1～30  μm范围内连续调节其响应截止波长。 现代的分子束外延（MBE）材料生长技术可以在单原子层的精度控制材料生长， 因此响应波长由周期厚度决定这一特性使得InAs/GaSb二类超晶格探测器在实现红外焦平面均匀性方面独具有优势;

（4） 相比于量子阱红外探测器来说， InAs/GaSb二类超晶格红外探测器基于带间跃迁， 具有高的量子效率， 能够吸收垂直入射的红外光， 不需要制作工艺复杂的光栅。

基于以上无可比拟的优势， InAs/GaSb二类超晶格探测器已经成为红外探测方面最为活跃的领域， 是第三代红外焦平面探测器的理想代表之一。 国外许多科研单位都转向了InAs/GaSb 二类超晶格红外探测器的研发工作， 并在近几年取得了很大的进展。 本文重点介绍了课题小组最近几年在InAs/GaSb二类超晶格红外探测器领域取得的成果， 分别包括短波（1～3 μm）、 中波（3～5 μm）、 长波（8～12 μm）、 甚长波（>14 μm）等单色单元红外探测器器件， 中波红外焦平面阵列， 以及电压调制的短波/甚长波双色、 短波/中波双色和长波/甚长波双色红外探测器等双色单元器件等方面。

1实验

本文涉及到的InAs/GaSb二类超晶格红外探测器器件材料都是在非有意掺杂的GaSb（001）衬底上进行生长的。 使用的生长设备为固态源Vecco Gen Ⅱ分子束外延设备（Molecular Beam Epitaxy）， 具备裂解的As2和Sb2源， 同时安装有In， Ga， Al以及掺杂Si， Be源。 样品完成生长之后， 经过标准的半导体器件工艺如光刻、 腐蚀等过程制作成台面的单管器件结构， 其单管器件的台面为圆形， 半径为170 μm。

2结果及分析

2.1材料表征

完成材料生长之后， 对材料样品GaSb（004）方向进行X射线双晶衍射（XRD）ω-2θ扫描测试。 图1展示了短波、 中波、 长波以及甚长波InAs/GaSb二类超晶格红外探测器器件的XRD曲线， 其中SW， MW， LW和VLW分别为短波、 中波、 长波和甚长波对应的器件， 对应的超晶格周期结构为InAs（8 ）/ GaSb（9 ）/AlSb（4 ）/GaSb（9 ）， InAs（21 ）/ GaSb（21 ）， InAs（39 ）/ GaSb（26 ）和InAs（45 ）/ GaSb（31 ）。 从XRD图可以清晰看到超晶格的各级卫星峰， 其中长波和甚长波器件结构具备两套周期卫星峰， 主要是由于对应的欧姆接触层采用了InAs（24 ）/ GaSb（24 ）的结构。 短波、 中波、 长波和甚长波器件对应-1级卫星峰的半高宽分别为25″， 19″， 17″和21″， 表明器件材料具有非常好的晶格质量， 对应的周期厚度分别为30 ， 41.6 ， 65.1 和78.5 ， 与设计的周期厚度吻合较好。

航空兵器2019年第26卷第2期黄建亮， 等：   锑化物二类超晶格红外探测器图1短波、 中波、 长波和甚长波器件的X射线衍射谱

2.2单色探测器

2.2.1短波波段

为了实现短波段2.7 μm探测， 本征吸收区采用InAs（8 ）/ GaSb（21 ）超晶格结构， 其光电谱如图2所示。 图2（a）～（b）分别给出了77 K和300 K温度下单管器件的光电流谱， 在77 K温度下， 对应的50%截止波长为2.56 μm， 80%截止波长为2.7 μm; 当温度升高至室温， 对应的50%截止波长红移至3.0 μm。 图2（a）中的插图为77 K温度下器件的无任何钝化工艺下的暗电流曲线[4]。

为了实现波长接近水汽吸收的短波段2.0 μm探测， 基于上述的2.7 μm探测器结构基础， 在GaSb层中插入AlSb， 即吸收区的超晶格结构为InAs（8 ）/ GaSb（9 ）/AlSb（4 ）/GaSb（9 ）， 其器件的XRD结果如图1中的SW曲线。 图3（a）～（c）分别给出了器件在77 K和300 K下的量子效率谱和探测率谱。 在77 K温度下， 峰值波长为1.84 μm， 对应的峰值量子效率和响应率为42%和0.63 A/W， 探测率可达1.1×10 13 cm·Hz1/2/W。 在室温下， 器件仍然可以正常工作， 峰值波长红移至2.01 μm， 对应的峰值量子效率和响应率为28%和0.42 A/W， 探测率可达3.8×1010 cm·Hz1/2/W [5]。

为了进一步将探测波长扩展至1.0 μm附近， 在上述的2.0 μm探测器结构基础之上， 再次增加在GaSb层中插入AlSb量， 即吸收区的超晶格结构为InAs（8 ）/AlSb（6 ）/ GaAs0.33Sb0.67（9 ）/AlSb（6 ）。 图4（a）和（b）分别给出了器件在77 K和300 K下的暗电流密度谱和探测率谱。 在77 K和300 K温度下， 由于高势垒AlSb材料的阻挡作用， 在-0.03 V偏压下， 其暗电流密度分别仅为2.9×10-9A/cm2和5.6×10-5A/cm2。 在77 K温度下， 峰值波长为1.08 μm， 对应的峰值量子效率和响应率为23%和0.21 A/W， 探测率可达1.1×1013 cm·Hz1/2/W。 在室温下， 器件仍然可以正常图4短波1.0 μm器件的暗电流密度和探测率谱

2.2.2中波波段

中波红外波段为大气的一个重要窗口， 具有较广泛的应用如大气监测、 气体探测， 及红外对抗等。 为了实现中波红外波段探测， 其超晶格结构为InAs （21 ） / GaSb（21 ）， 整体的器件结构为p-i-n型[7]， 对应的X射线双晶衍射谱如图1中的MW曲线所示。 图5（a）～（b）分别展示了中波器件在77 K和300 K温度下的光电流谱， 对应的50%截止波长分别为4.8 μm和6.0 μm。

图6给出了该器件的暗电流， 其中图6（a）～（b）分别给出了77 K和300 K下， 器件钝化和未钝化工艺的暗电流， 图6（c）为77 K温度下对应的动态电阻图。 从图中可以看出， 在低温下采用SiNxOy钝化对暗电流具有一定的抑制作用。  未采用任何钝化处理的R0A为1.6×102 Ω·cm2， 而采用钝化工艺的R0A为2.1×103 Ω·cm2， 约提高了13倍。 图6（c）插图为该器件的黑体探测率， 在图6中波器件的暗电流和动态电阻

-0.03 V下， 其黑体探测率为2.4×1011 cm·Hz1/2/W， 零偏压下的黑体探测率为4.4×1010 cm·Hz1/2/W， 对应的量子效率为35%。

2.2.3长波波段

长波红外波段， 即8～12 μm的红外大气窗口， 由于室温300 K下， 依据黑体辐射公式可知， 其辐射的峰值波长约为9.8 μm， 即处于长波波段， 从而促使该波段具备非常重要的应用， 尤其是探测和追踪室温附近的目标。 通过对目标探测波长设计和模拟， 采用的超晶格結构为InAs（39 ）/GaSb（26 ）， p和n型欧姆接触层采用InAs（24 ）/GaSb（24 ）超晶格结构， 最后为一个p-i-n型器件结构， 其X射线双晶衍射谱如图1长波所示。 图7（a）～（b）分别给出了在77K温度下器件的光响应谱和动态电阻， 其中样品A和B分别为采用了两种不同界面的长波器件， 样品A采用了双InSb界面， 即GaSb/InAs和InAs/GaSb界面都采用了InSb界面; 而样品B采用了混合界面即一个为GaAs界面， 另一个为InSb界面[8]。 从图中可以看到， 样品A和B的50%截止波长分别为9.6 μm和10.0 μm， 峰值响应分别为3.2 A/W和2.2 A/W， 相应的峰值量子效率为51.6%和35%， 对应50%截止波长处的响应分别为1.6和1.1 A/W。 图7（b）插图为该器件的暗电流， 从图7（b）中可以得到， 零偏压下样品A和B的动态电阻与面积的乘积分别为1.56 Ω·cm2和1.43 Ω·cm2。 基于量子效率和动态电阻， 在77 K温度下， 样品A的峰值探测率为8.6×1010 cm·Hz1/2/W， 样品B的峰值探测率为3.6×1010 cm·Hz1/2/W。 最后从器件的性能来看， 可以发现采用双InSb界面的器件性能优于混合界面的器件， 主要是由于GaAs可能在材料中形成反位缺陷， 导致器件性能变差。

2.2.4甚长波波段

为了实现甚长波红外探测（波长大于14 μm）， 器件的本征吸收区采用InAs（45 ）/GaSb（30 ）的超晶格结构， 器件为p-i-n型， p和n欧姆接触层采用InAs（24 ）/GaSb（24 ）的超晶格结构[9]， 其X射线双晶衍射图谱如图1中VLW曲线所示。 在77 K温度下， 其对应的量子效率和光电流谱如图8所示， 从图中可以知道对应50%截止波长为14.5 μm， 相应的量子效率约为14%; 峰值波长为7.7 μm， 相应的量子效率约为50%。

为了实现更长的甚长波探测， 二类超晶格中的InAs由45 增加至54 ， 对应的GaSb层转变成在GaSb层中插入InGaSb， 降低能带和弥补54 厚的InAs带来的应变。 该器件为p-i-n型， p和n区采用了与器件本征吸收区完全一致的超晶格结构， 其器件的光响应谱如图9所示， 在10 K温度下， 其50%截止波长为23.5 μm， 100%截止波长约为26.5 μm， 接近太赫兹波段。

3双色器件

3.1短/甚长波双色

基于InAs/GaSb二类超晶格材料， 通过在甚长波p-i-n器件中的p和n区采用宽禁带的中波InAs/GaSb二类超晶格材料， 即InAs（21 ）/GaSb（21 ）， 研制了电压调制的短波-甚长波双色红外探测器[10]。 经过8带KP模型计算出要实现较长的甚长波如18 μm， 器件本征吸收区需要18个原子层厚的InAs，以调节波长， 具体需要18 ML InAs/13 ML GaSb超晶格结构， 也就是说需要大概1.8个原子层的InSb以弥补InAs引入的应变， 故我们采用了在GaSb中插入InGaSb的方法实现应变平衡， 即InAs （18 ML）/In0.4Ga0.6Sb （1 ML）/ 4×（（GaSb （2 ML）/ In0.4Ga0.6Sb （1 ML））超晶格结构。 引入In0.4Ga0.6Sb的原因：  （1）  In0.4Ga0.6Sb与GaSb衬底的应变相对InSb材料而言较小， 临界厚度增加， 不易形成三维岛状生长; （2） In0.4Ga0.6Sb材料的禁带宽度相比于GaSb材料的禁带宽度较小， 更易于实现更长的波长探测。 图10给出了该器件的光电流谱， 其中图10（a）～（c）分别为样品器件在0 V、 -0.05 V和-0.1 V偏压下的光电流谱， 图10（d）为参考器件样品B的光电流谱， 即p和n欧姆接触层都采用了与本征吸收区相同的超晶格结构。 在温度为10 K下， 外加较小的负偏压及0 V时， 其展示了短波探测特性， 对应50%截止波长为2.67 μm; 随着偏压增加， 短波波段光电流响应逐渐下降， 甚长波波段光电流逐渐增强， 当负偏压增加至-0.1 V或者更大偏压时， 其展示了甚长波探测特性， 对应的50%截止波长为17.8 μm。 而样品B无论在小偏压下还是较大偏压下， 其光谱一直为宽光谱特性， 对应的50%截止波长为17.8 μm。 电压调制特性主要是由于p和n区采用了较宽的InAs/GaSb二类超晶格材料， 在p-i和i-n界面处形成类似于三角势垒， 其光生电子空穴逃逸几率随着偏压的变化而变化。

3.2长/甚长波双色

通过采用n-i-p-i-n背靠背式结构实现了窄带长波、 甚长波双色红外探测器， 其器件详细结构如文献[11]所描述， 首先在非有意掺杂的GaSb（001）衬底上生长一层GaSb缓冲层， 然后依次生长n型的InAs（24 ）/GaSb（24 ）超晶格层（InAs层中使用Si掺杂）， 甚长波本征吸收区InAs（48 ）/GaSb（31 ）超晶格层， 以及中间p型的InAs（45 ）/GaSb（30 ）超晶格层（GaSb层中使用Be掺杂）、 长波本征吸收区InAs（39 ）/GaSb（26 ）超晶格层以及上层的n型InAs（24 ）/GaSb（24 ）超晶格层（InAs层中使用Si掺杂）， 最后表层生长200 InAs层， 使用Si掺杂。 通过对每层进行不同波段的吸收， 实现了窄带双色的特性， 其响应谱和量子效率谱如图11（a）～（b）所示。 从图中可以看出， 在加偏压情况下（下端n型加正偏压是为正）， 甚长波波段的p-i-n器件处于工作状态， 50%截止波长为16.0 μm， 峰值波长处于13 μm， 对应的量子效率和响应率分别为5.9%和0.61 A/W， 光谱的δλ/λ为44%。 当外加偏压为-0.1 V时， 长波p-i-n器件处于工作状态， 50%截止波长为10.0 μm， 峰值波长处于8.0 μm， 对应的量子效率和响应率为50%和3.2 A/W， 光谱的δλ/λ为44%。 同时研究发现， 两个波段相互之间的光学串音控制在10%左右。

3.3中/短波双色

为了实现中/短波双色红外探测， 本文中采用了nBn的结构， 其中短波波段本征吸收区采用InAs（12 ）/GaSb（21 ）超晶格结构， 中波波段本征吸收区采用InAs（21 ）/GaSb（21 ）超晶格结构， 势垒B层采用Al0.2Ga0.8Sb结构， 两端n层采用与短波吸收区相同的超晶格结构， 其详细器件结构如文献[12]描述。 图12（a）～（b）分别给出了器件在90 K和300 K温度下的光电流谱， 从图中可以看出， 通过改变器件的偏置电压， 可以实现电压极性调制短中波双色。 在90 K温度下， 对应短波波段的50%截止波长为3.05 μm， 对应的中波波段响应的50%截止波长为3.96 μm。 当温度升高至室温时， 对应的短波波段的响应50%截止波长红移至3.62 μm， 中波波段的響应50%截止波长红移至4.91 μm。

图13给出了器件在90 K和300 K温度下的量子效率， 响应率和探测率。 在90 K温度下， 偏压为 -0.1 V时， 短波波段的峰值量子效率为53%， 对应的响应率为1.09 A/W; 偏压为0.1 V时， 中波波段的峰值量子效率为31%， 对应的响应度为0.91 A/W。 在0 V偏压下， 短波波段的峰值探测率为3.74×1011 cm·Hz1/2/W， 0.05 V偏压下， 中波波段的峰值探测率可达2.2×1011 cm·Hz1/2/W。 温度为300 K下， 偏压为0 V时， 短波波段的峰值量子效率为114%， 超过了100%， 主要是由于光图13短、 中波双色器件的器件性能

導型的光学增益[12]， 对应的响应率为3.07 A/W， 对应的峰值探测率为5.12×1010 cm·Hz1/2/W; 偏压为0.1 V时， 中波波段的峰值量子效率为17%， 对应的响应度为0.62 A/W， 峰值量子效率为3.94×1010 cm·Hz1/2/W。

3.4焦平面阵列

基于以上的中波波段二类超晶格红外探测器材料和单元器件的测试结果， 完成了384×288红外焦平面阵列[13]， 单元面积为25×25 μm2。 在77 K温度下， 其光电流谱如图14所示， 50%截止波长为4.1 μm， 当温度从77 K改变至100 K时， 其红外探测器组件噪声等效温度差仅为18 mK， 并且可以实现了清晰的室内和室外成像， 如图15所示。

4结论

本文介绍了本课题小组通过MBE设备生长了高质量的锑化物InAs/GaSb二类超晶格红外探测器材料， 同时实现了短波、 中波、 长波和甚长波单色红外探测， 其中短波波段包括50%截止波长为1.1， 1.9和2.7 μm等， 中波3～5 μm， 长波9.6和10.0 μm以及甚长波波段（50%截止波长为14.5 μm以及23.5 μm）等， 器件具有较好的性能。 同时完成了384×288中波红外焦平面阵列探测器组件， 在77～100 K温度下， 其噪声等效温差为18 mK， 实现清晰的室内外成像。 另外成功制备了高性能的中短双色红外探测器， 窄带双色长/甚长波双色红外探测器以及单吸收层的短波、 甚长波双色红外探测器。

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