銻化物Ⅱ類超晶格中遠紅外探測器的研究進展

謝修敏，徐 強，陳 劍，周 宏,代 千，張 偉，胡衛英，宋海智,3*

(1.西南技術物理研究所，成都 610041； 2.中國兵器科學研究院,北京 100089; 3.電子科技大學 基礎與前沿研究院，成都 610054)

引 言

紅外輻射幾乎是一切常見物體的基本特征，特別是環境溫度在-30℃～1000℃時，常見物體輻射的能量峰值分布在2μm～12μm中遠紅外波段。針對該波段的探測可廣泛應用于環境監測、工業安全、隱身探測、高速反導等軍事和民用領域。但是由于水分和二氧化碳的吸收作用，中遠紅外能在大氣中遠程傳播的只有3μm～5μm的中紅外和8μm～12μm的遠紅外兩個波段，因此研制相關的高性能中遠紅外探測器顯得尤為重要。

目前研究最為廣泛的中遠紅外探測器材料是碲鎘汞(HgCdTe)，已成功研制出了多種響應波段且性能優異的單元和陣列探測器[1]。HgCdTe紅外探測器的突出性能主要體現在具有很高的量子效率，而且在當前制備工藝條件下，暗電流很小。但是HgCdTe材料也存在一些難以克服的缺點，例如Hg與Te之間的價鍵結合較弱，使得材料的穩定性和抗輻照性較差，材料生長過程中組分容易出現偏析,使得材料均勻性變差而難以實現大面陣應用，因此有必要尋找HgCdTe在中遠紅外應用的替代材料[2]。在此過程中，大家逐漸將目光集中到了容易實現大面積低缺陷材料生長、器件工藝成熟、性能優越、產業化優勢明顯的銻化物Ⅱ類超晶格(type-Ⅱ superlattice，T2SL)中遠紅外探測器。

1 銻化物半導體材料

銻化物半導體材料主要包括Al,Ga,In等Ⅲ族元素與Sb構成的Ⅲ-Sb二元化合物，以及結合其它Ⅴ族元素共同構成的InGaSb,AlGaSb,InGaAsSb,AlGaAsSb等三元和四元化合物。銻化物半導體塊體材料根據組分的不同在室溫下的禁帶寬度為1.7eV(AlSb)至0.1eV(InAsSb)，對應響應波長為0.73μm～12μm，如圖1所示[3]。由于GaSb,AlSb和x值較小的GaAsxSb1-x,InxGa1-xSb,AlAsxSb1-x等三元銻化物的晶格常數都在6.1?附近，因此它們通常與InAs一起被稱為“6.1? Ⅲ-Ⅴ族半導體材料”[4]。

圖1 銻化物及常見半導體材料的晶格常數和禁帶寬度[3]

除了晶格常數相近，6.1? Ⅲ-V族半導體材料還具有獨特的能帶結構，即不同的材料帶隙差異極大，且導帶和價帶的位置錯落交替，如InSb禁帶完全包含于AlSb之中，而GaSb的價帶則比InAs導帶還高，如圖2所示。由此通過不同的材料相互組合可以形成多樣的Ⅰ類(如AlSb/GaSb等)和Ⅱ類(如InAs/AlSb等禁帶

圖2 6.1? Ⅲ-Ⅴ族半導體材料能帶結構示意圖(0K)[5]

錯位型和InAs/GaSb等禁帶錯開型)能帶結構，為銻化物超晶格開展能帶工程設計提供了豐富的操作空間[5]。

2 銻化物T2SL

將構成Ⅰ類和Ⅱ類能帶結構的銻化物薄膜材料交替生長即可形成Ⅰ類和Ⅱ類兩種超晶格結構。其中以InAs/GaSb為代表的禁帶錯開型T2SL中InAs層的導帶低于GaSb層的價帶，因此該結構的電子主要集中在InAs層，空穴主要集中在GaSb層，由此實現了電子和空穴的物理隔離，從而使其表現出許多獨特的性質[6]。與體材料不同，由于T2SL的各層厚度(亞納米至幾納米)小于該材料中電子的德布羅意波長(幾十納米)，相鄰薄層中的電子(空穴)波函數將發生重疊，從而使各層中原本分立的能級相互作用形成微帶(第一導帶E1、第一重空穴帶(heavy hole，HH)HH1、第一輕空穴帶(light hole，LH)LH1等)。銻化物T2SL紅外探測器即利用電子在微帶間躍遷來實現對紅外入射光的探測，如圖3所示[7]。

圖3 InAs/GaSb禁帶錯開型T2SL能帶結構示意圖[7]

對任何利用電子躍遷原理工作的光子型探測器而言，隨著工作溫度的升高，最終的性能極限都將受限于其中載流子的俄歇復合。而基于禁帶錯開型銻化物T2SL的紅外探測器由于理論上實現了電子和空穴的物理隔離，這樣可以極大地抑制俄歇復合，降低與之相關的暗電流，提高工作溫度，突破HgCdTe紅外探測器所能達到的性能極限，使其具有超越HgCdTe探測器性能的潛力。

除此之外，與其它紅外探測器相比，銻化物T2SL的優勢還有：(1)由于對紅外入射光的響應屬于帶間躍遷，因此可以吸收正入射，相比于量子阱探測器具有更高的量子效率和更加廣泛的應用場景；(2)銻化物T2SL的電子有效質量較大(如InAs/GaSb T2SL材料的電子有效質量為0.03m0，是HgCdTe的3倍，其中m0為電子靜止質量)，因此理論隧穿電流更小，可獲得的探測率更高；(3)銻化物T2SL的帶隙不依賴于材料自身的禁帶寬度，可通過簡單地改變材料的組分和各薄層厚度來調節，從而實現從2μm短波紅外到32μm超遠紅外波長的響應，特別適用于制備針對不同波段的單色、雙色及多色中遠紅外探測器件[8]。

理論計算結果顯示，在相同工作溫度下，銻化物T2SL探測率比HgCdTe更高，如圖4所示[9]。圖中的實線和虛線分別為HgCdTe和銻化物T2SL在不同溫度下對不同入射波長的熱限制探測率理論值，可見在相同溫度下銻化物T2SL探測器的理論性能優于HgCdTe。圖4中同時給出了國外相關實驗室報道的銻化物T2SL中遠紅外探測器探測率的實測結果。可以看到,實測值與理論計算結果相比還有較大差異，甚至遜色于當前HgCdTe的工程實驗數據，說明目前銻化物T2SL中遠紅外探測器在結構設計、材料生長以及器件工藝等方面還需進一步完善，特別是在低背景摻雜超晶格材料生長、表面鈍化工藝優化以及新型勢壘結構設計方面。

圖4 銻化物T2SL和HgCdTe探測器的探測率對比[9]

3 銻化物T2SL探測器結構

銻化物T2SL中遠紅外探測器結構主要包括基于PN結的光伏型器件，以及沒有PN結的類光導器件[10]。光伏型銻化物T2SL探測器結構主要有PIN結構[11-12]、W結構[13-14]、M結構[15-18]、雙異質結結構[19]、互補勢壘紅外探測器(complementary barrier infrared detector，CBIRD)結構[20]、PBIBN結構[21]等；類光導器件結構主要有NBN結構[22-25]和PMP結構[23,26]。

其中PIN超晶格結構即將傳統PIN的P,I,N層均替換成設計好單層厚度、總厚度和摻雜濃度的銻化物T2SL材料。銻化物超晶格最常用的P型摻雜為Be，N型摻雜為Si。采用PIN結構的銻化物T2SL探測器已經在部分中波紅外單元及陣列探測器中得到應用，但是由于該結構中沒有引入勢壘層，高性能器件對材料生長工藝要求極高，目前制備的器件一般暗電流較大，性能不佳。2007年，美國西北大學NGUYEN等人[11]采用PIN結構制備了響應波長覆蓋3μm～11μm的中遠紅外探測器，其量子效率隨吸收區寬度的增加而顯著增大，而R0A值(其中R0為探測器零偏壓下的電阻，A為光敏面積)受吸收區寬度影響不大。對于吸收區寬度為6μm的器件，峰值量子效率為54%(9.15μm)，但其暗電流較大，R0A值較小；對于50%截止波長11μm的探測器件，R0A值僅為12Ω·cm2。

W結構最初用于中紅外激光器中以增加輸出效率，后來被引入到了紅外探測器結構中。W結構為在常規T2SL的InAs/Ga(In)Sb/InAs結構兩端各插入一層薄的AlSb或AlGaInSb電子勢壘層。勢壘層將InAs層中的電子波函數限制在Ga(In)Sb空穴勢阱周圍，從而增加了電子和空穴波函數的重疊，增加了探測器的量子效率。2006年,AIFER等人[13]采用W結構制備了T2SL遠紅外探測器，其在液氮溫度下具有較高的量子效率。隨后該團隊進一步采用該結構結合吸收區能帶漸變的結構設計[14]，極大地降低了暗電流，制備了在78K下響應截止波長10.5μm的長波紅外探測器，多個器件的R0A中位數達到了216Ω·cm2，接近當時最好的HgCdTe探測器的水平。

通過在PIN結構的吸收區和N區之間加入InAs/GaSb/AlSb/GaSb/InAs的M結構超晶格勢壘層，即可得到M結構的銻化物T2SL。M結構超晶格勢壘層的引入增加了載流子的有效質量和價帶的不連續性，削弱了耗盡區的擴散和隧穿效應，提高了R0A值。2007年,NGUYEN等人[15]首次從理論上確認了在PIN結構中引入M結構超晶格勢壘層的可行性，并隨后在實驗上驗證了M結構對探測器性能的提升作用[16-17]。他們通過在PIN結構的InAs/GaSb超晶格探測器中引入厚度為500nm的M結構超晶格勢壘層，得到的探測器在77K下的響應截止波長為10.5μm，R0A為200Ω·cm2，比沒有M結構勢壘層時高1個數量級。

雙異質結結構通過巧妙設計各超晶格結構，兩端采用寬帶隙的N區和P區超晶格使其對遠紅外入射光完全透明，而中間的窄帶隙超晶格吸收區可響應遠紅外入射光，因此降低了表面效應對探測器的影響。2008年,DELAUNAY等人[19]首次報道了這種結構的長波紅外探測器，其響應截止波長為11μm，兩端接觸層帶隙對應波長為5μm，采用SiO2鈍化對探測器的性能幾乎沒有造成影響，但側壁電阻率增加了1個數量級。由該結構制成的焦平面陣列的在81K和61K下的噪聲等效溫差分別為26mK和19mK，量子效率高于50%。

CBIRD結構由底部接觸層、InAs/GaSb電子勢壘層、InAs/GaSb吸收層、InAs/AlSb空穴勢壘層以及頂部接觸層組成。在零偏壓或正偏壓下，吸收層中的光生電子通過擴散/漂移可以很容易通過空穴勢壘層而被頂部接觸層吸收；過剩的空穴則通過介電弛豫重新分布，并與底部接觸層注入到吸收層的電子復合，因而減小了產生復合電流和隧穿電流。2009年，TING等人[20]基于此結構成功研制了截止波長9.9μm長波紅外探測器，-0.2V偏壓、77K下的暗電流密度低至9.99×10-6A/cm2，在沒有鍍增透膜的情況下峰值響應度(7μm，8.5μm)達到了1.5A/W。

PBIBN結構為在PIN結構基礎上，在吸收層與兩端接觸層之間分別插入電子和空穴勢壘層。該結構的吸收層、接觸層和勢壘層均采用InAs/GaSb超晶格，只是組成各部分的超晶格薄層厚度不同而形成不同的能帶分布，因而有利于提高材料生長均勻性，有效抑制暗電流。2010年,GAUTAM等人[21]采用此結構制備的遠紅外探測器在77K溫度、-0.25V偏壓下的響應截止波長為10.8μm，暗電流密度僅為1.2mA/cm2。

NBN結構主要由薄的窄帶隙N型接觸層、寬帶隙電子勢壘層和厚的窄帶隙N型吸收層組成，因此電極兩側的多子(電子)被勢壘層隔開而光生少子(空穴)能夠自由移動。NBN結構由于不存在耗盡層，因此基本上可以消除間接復合效應(shockley-read-hall，SRH)產生的復合電流和表面電流，提高探測器的工作溫度。2007年,RODRIGUEZ等人[22]報道了基于銻化物T2SL的NBN型結構的紅外探測器，其在0.2V偏壓、300K溫度下的截止波長為5.2μm，對4.5μm入射波長的量子效率約為18%，由散粒噪聲限制的探測率約為1.0×109cm·Hz1/2·W-1。隨后該團隊又于2010年[24]基于NBN結構成功研制了長波紅外探測器，其在0.1V偏壓、77K溫度下對7μm入射光的探測率為7.15×109cm·Hz1/2·W-1，0.2V偏壓下的量子效率為21.3%，響應度為1.28A/W。由于目前基于NBN結構的中紅外探測器中的電子勢壘層依然采用的是AlGaSb塊體材料，整個結構的價帶連續性不是很好，光響應依然和偏壓有關，這一定程度上限制了該結構性能的發揮。

PMP結構與NBN結構相對應，由薄的窄帶隙P型接觸層、寬帶隙M結構空穴勢壘層和厚的窄帶隙P型吸收層組成。和NBN結構類似，PMP結構同樣能夠減小產生復合電流和表面漏電流，只是NBN結構的少子為空穴，而PMP結構的少子為電子，且M結構空穴勢壘層也為超晶格結構，更能發揮帶隙靈活可調的優勢。與空穴相比，光生電子的收集效率更高，因此理論上基于PMP結構探測器的量子效率也更高，性能更優。此外由于PMP結構的吸收區為P型摻雜，空穴的有效質量遠大于電子，隧穿通過空穴勢壘層的幾率很小，因此隧穿電流也能得到極大的抑制。2009年，NGUYEN等人[23]報道了基于PMP結構的T2SL遠紅外探測器，其在77K溫度、50mV偏壓下的響應截止波長為14μm，暗電流密度為3.3mA/cm2，峰值響應度為1.4A/W(9.6μm)，探測率為4×1010cm·Hz1/2·W-1。

基于以上改進的銻化物T2SL結構，人們已經成功研制了多種中遠紅外焦平面探測器。例如，2010年，美國西北大學RAZEGHI團隊首次在GaAs襯底上，分別采用M結構和PMP結構制備了320×256陣列規模的銻化物T2SL中紅外和遠紅外焦平面探測器，并得到了高質量的成像圖，如圖5所示[26]。

圖5 美國西北大學在GaAs襯底上制備的320×256陣列規模的銻化物T2SL焦平面探測器成像效果圖[26]

2017年，中國科學院半導體所NIU團隊采用M結構制備了320×256陣列規模的銻化物T2SL超遠紅外焦平面探測器，其在77K下的50%截止波長為15.2μm，-20mV偏壓下的峰值探測率達到了5.89×1010cm·Hz1/2·W-1，并得到了包含桌面倒影的清晰圖像，如圖6所示[27]。

2018年，美國西北大學RAZEGHI團隊又基于NBN結構制備了向短波紅外擴展響應的320×256陣列規模的銻化物T2SL焦平面探測器，其在150K溫度、-400mV偏壓下對1.78μm入射波長的探測率高達2.82×1012cm·Hz1/2·W-1；在300K溫度、-200mV偏壓下對1.78μm入射波長的探測率仍然達到了8.55×109cm·Hz1/2·W-1，說明在室溫下依然具有很高的應用價值。圖7為該探測器在不同溫度下的成像效果圖[28]。

圖6 中國科學院半導體所制備的320×256陣列規模的M結構超遠紅外銻化物T2SL焦平面探測器成像圖[27]

圖7 美國西北大學制備的基于NBN結構的向短波紅外擴展響應的320×256陣列規模的銻化物T2SL焦平面探測器在不同工作溫度下的成像效果圖[28]

作者所在團隊系統總結了銻化物T2SL結構與暗電流的關聯關系[29]，成功研制了響應波長覆蓋2μm～12μm的T2SL中遠紅外寬光譜探測器，120K下平均探測率高于1×1011cm·Hz1/2·W-1。

除此之外，美國噴氣推進實驗室、雷神公司，德國夫瑯和費實驗室、AIM(Infrarot-Module GmbH)等單位均對銻化物T2SL中遠紅外探測器進行了深入研究，研究成果在世界范圍處于先進水平，且產品已在部分中遠紅外成像和預警裝備上得到了應用。

4 銻化物T2SL中遠紅外雪崩探測器

由于銻化物T2SL具有超越HgCdTe探測器性能的潛力，基于此結構用于探測微弱中紅外信號的雪崩光電探測器(avalanche photodetector，APD)也開始受到了關注和研究。最早的銻化物APD是日本富士通公司的MIURA等人[30]于1989年報道的AlGaSb，其響應波長為近紅外波段的1.3μm～1.5μm。隨后關于銻化物APD又有零星報道，且響應波長逐漸向更長的波長方向移動。目前對銻化物APD研究最多的是美國麻省理工學院(MIT)林肯實驗室和伊利諾伊大學。2007年，美國MIT林肯實驗室的DUERR等人[31]首次報道了工作在蓋革模式下的銻化物(InGaAsSb/AlGaAsSb)APD，其響應截止波長為2μm。2008年，該團隊又首次報道了響應波長達到中紅外波段，工作在蓋革模式下的銻化物(AlGaAsSb)APD，其對中波3.39μm響應靈敏[32]。隨后在2010年，該團隊分別采用InGaAsSb和InAsSb作為吸收層制備了響應短波(2μm)和中紅外波長(3.4μm)的工作在蓋革模式下用于光子計數的APD，并用該短波紅外APD制成了32×32的焦平面陣列，且實現了激光3維成像，如圖8和圖9所示[33]。

圖8 美國林肯實驗室制備的32×32銻化物APD焦平面探測器[33]

圖9 32×32銻化物APD焦平面探測器在蓋革模式下的3維成像圖[33]

對于銻化物T2SL APD，2007年，美國伊利諾伊大學的MALLICK等人[34]首次報道了采用InAs/GaSb T2SL的中紅外APD，其在77K下的響應截止波長為4.14μm，-20V偏壓下的倍增增益達到了600。同年，該團隊通過優化工藝減小了探測器噪聲，提高了探測器性能，將響應截止波長延伸到了4.92μm，其增益為300時的過剩噪聲因子在0.8～1.2之間，并確認了倍增區為單電子注入[35]。2009年，該團隊通過改變超晶格結構，使空穴主導雪崩過程，期望利用空穴較大的有效質量以減小隧穿電流。這部分工作將APD的響應截止波長延伸到了6.3μm，但該探測器的其它性能指標還有待提升[36]。2011年，英國謝菲爾德大學的DANIEL等人[37]報道了采用InGaAs/GaAsSb T2SL作為吸收層，InAlAs為倍增層的APD結構，其吸收截止波長為2.5μm，對于2μm入射光的響應度為0.47A/W，且擊穿電壓對溫度不敏感。2013年，美國伊利諾伊大學的HUANG等人[38]進一步設計了一種雙載流子高增益低噪聲的InAs/GaSb T2SL結構，但只給出了該結構的性能仿真結果，未見相關實驗結果報道。除此之外，銻化物T2SL中紅外APD鮮見其他團隊的報道。實際上在整個世界范圍，該研究領域也尚處于剛剛起步的階段，距離實際應用還有很大的距離；銻化物T2SL遠紅外APD則尚無人涉獵。

5 結束語

銻化物T2SL材料由于其特殊的能帶結構和優異的器件性能，在需求日益緊迫和廣泛的中遠紅外探測領域具有極大的發展空間和應用前景。銻化物T2SL中遠紅外探測器材料結構和性能影響因素已經有了較為充分的研究，且在國際國內都實現了較大規模焦平面陣列的應用演示，但在針對中遠紅外波段微弱光雪崩探測方面還有很長的路要走。