红外探测II类超晶格技术概述(一)

尚林涛,王 静,邢伟荣,刘 铭,申 晨,周 朋

(华北光电技术研究所,北京 100015)

1 引 言

II类应力层超晶格(SLS)超晶格(T2SL)材料在探测器、激光器、调制器上具有广泛的应用,尤其在红外探测领域具有极大的潜力和优势,普遍认为可以替代目前主流的HgCdTe材料。相比MCT材料技术约60年的漫长积累和发展,二类超晶格技术从20世纪70年代末提出至今仍在持续快速发展。

1950年H.Kroemer提出异质结可以独立控制电子/空穴分布,但当时晶格匹配的体半导体有限,异质带的连续性较差或难以改变；直到1970年L.Esaki提出超晶格(SL)概念,异质结技术可以用于获得能级和能带的不连续控制和更大的灵活性；1977年,诺贝尔奖得主Sai-Halasz提出T2SL会成为激光、光电探测器和晶体等领域重要的材料体系,在红外领域会替代MCT；观点首先被Schulman和McGill在CdTe/HgTe SL材料系统中进行了检验,证实比MCT合金更具均匀性优势；Smith,McGill和Schulman重新研究了CdTe/HgTe SL理论,确定与体材料相比,T2SLs可以显著降低带-带隧穿,应力可有效增强T2SL中光学吸收,D.L.Smith提出T2SL具有大的电子有效质量和重轻空穴带分裂,俄歇复合速率低于体半导体。Grein,Young和哈佛大学的H.Ehrenreich团队进行了详细的理论计算并将这一概念置于坚实的理论基础之上。1987年,Smith和Mailhiot提出了被广泛认为是T2SL红外探测器理论和概念原型的InAs/GaxIn1-xSb T2SL；1990年,Chow和合作者报道了长波红外(LWIR)响应的高结构质量GaxIn1-xSb/InAs超晶格材料；1997年德国Fraunhofer IAF的Fuchs和同伴展示了77K截止波长8μm探测率靠近MCT的高性能InAs/GaInSb红外探测器二极管；聚焦于7～11μm,美国西北大学量子器件中心(CQD),美国海军实验室(NRL),Rockwell和其他机构开始在Sb基T2SL领域开展广泛的研究。

目前,世界主要的研究机构如CQD、德国、美国喷气推进实验室(JPL)、NRL、瑞典(IRnova)和以色列SCD等很多机构报道了T2SL材料、器件和FPA的研究进展,国内也积极开展了全面的研究。本文旨在简单归纳总结了T2SL材料的发展历史、材料特点和材料的基本结构。

2 T2SL理论

2.1 概 述

T2SL是III-V族6.1Å系Sb基材料,由晶格常数相互接近的InAs(6.0583Å),GaSb(6.09593Å)和AlSb(6.1355Å)及其化合物按照一定的层厚度、组分及顺序周期性交替堆叠而构成人工晶体,由于相互之间晶格失配小,因而可以生长复杂的二元或三元化合物。Sb基材料及相关化合物的能隙,从0.41 eV(InAs)到1.70 eV(AlSb),InAs和GaSb之间的异质结导致了II类“破带隙”交错排列,InAs导带比GaSb价带低约0.15 eV。InAs和GaSb在层中分别形成电子或空穴量子阱,电子和空穴分别束缚于InAs和GaSb(或InGaSb)量子阱层中,邻近阱间的隧穿形成导带或价带微带,微带或能态基本依赖于阱宽和势垒；带隙Eg由布里渊区中心电子微带E1和第一个重空穴态HH1能量差决定,并在一定范围内连续可调(如图1)。

图1 T2SL理论

通过调节构成SL周期中各阱层厚度可以独立调节导带和价带,进而调节带隙Eg(或者截止波长λ,λ=1.24/Eg),由于构成SL的体材料带隙大于SL有效带隙,相比相同截止波长的体材料,SL的暗电流较低,并具良好的材料强健性和可制造性,而且独立调节导价带更利于复杂的异质结构设计。早期验证了InAs/GaSb,后期也通过InAs/GaInSb进行了验证。截止波长可在1.5～30 μm范围调节,覆盖SWIR到VLWIR。实验上已经展示了截止波长2～32μm的超晶格[1]。电子微带相对较宽,电子有效质量比空穴小,能级对InAs阱的厚度更加灵敏；空穴能级靠近GaSb价带顶部,价带微带相对较窄,不易发生显著改变。因此,在超晶格(如InAs/GaSb)中,一般固定价带空穴阱(GaSb)宽度而改变导带电子阱(InAs)宽度来调节导带从而改变带隙宽度Eg。此外,由于电子阱中相对小的电子质量,电子波函数可以拓展越过界面与空穴波函数重叠,微带间电子-空穴复合的光学跃迁大多发生于电子和空穴波函数重叠最多的界面,较高的微带间吸收使其具有高的量子效率(QE),并且可以克服量子阱材料(QWIP)需要借助光栅和折皱并且只可吸收水平入射光的缺陷,超晶格材料也可以吸收垂直入射光,具有较高的QE优势,使得这一窄带隙Sb基超晶格探测器非常适合红外探测应用。通过设计适当的超晶格材料层厚和不同层间应力匹配的界面可以构筑灵活合理的能带结构设计,打开设计各种符合器件性能要求的新材料结构的可能性(如各种同质结p-i-n结构,双异质结DH、异质结W、M、N、BIRD、CBIRD、p-π-M-N、pbibn、nBn、XBp、pMp等结构),还可以集成吸收层堆栈在一个焦平面阵列(FPA)像元上实现集成多色/多带探测[2]。因此,T2SL探测器可以满足实现大面阵、高温工作、高性能、多带/多色探测的第三代红外探测器需求,尤其在长波红外(LWIR)和甚长波红外(VLWIR)及双色/多带探测上可以替代MCT。在通信、远程传感,天体观测,光谱辐射,医药检测[3-4]空间基宇航和陆地污染监控,空中监控,复杂环境中的目标确定,血管和癌症探测、工业过程监控[5]和疫情防控等军事和民用领域中具有重要作用。

2.2 T2SL相比MCT的优势

(1)带隙工程。控制Hg1-xCdxTe中的Cd的组分可以调制MCT探测器的波长。一个主要缺陷是随截止波长增加,波长调节难度加大,如图2,在7 μm截止波长时,组分改变Δx=0.002,截止波长仅改变0.12 μm,但15 μm时,波长改变量就已经增到了0.56 μm,因此在8 μm及以上的LW和VLW段制备是个挑战；而在II类超晶格中,仅通过改变InAs和GaSb层的厚度而不引入显著地晶格失配就可以连续调节带隙(如图2),从1.5 μm到半金属(零带隙)。还可以设计采用不同的超晶格变形结构来抑制不同的暗电流分量(如隧穿和G-R电流),通过精细调节能带结构实现复杂的器件结构。

图2 MCT带隙调节示意图

(2)大尺寸均匀性。MCT材料不仅在较长波长生长制备时有一定挑战,而且在生长过程中对束流和温度非常敏感,导致大尺寸材料组分空间均匀性不易控制,产量较低,如图3所示。

图3 大尺寸T2SL性能均匀性

II类超晶格截止波长受控于不同层的厚度而不是组分,受束流和温度的非均匀性而导致组分改变的影响较小,具有卓越的空间均匀性。Nguyen等在3英寸晶圆上生长的II类超晶格显示了卓越的跨直径性能均匀性(包括半峰宽FWHM、R0A、PL和截止波长),Mohseni等[1]已经证实T2SLs在VLWIR范围具有卓越的均匀性,使其具有大面阵FPA的制备优势。

(3)大的有效质量。根据凯恩(Kane)理论,半导体的有效质量大致正比于带隙,意味着小带隙半导体具有小的有效质量,导致大的隧穿电流,这是红外探测器中主要暗电流来源之一。在II类超晶格中,有效质量基本上不遵循凯恩规则,不随带隙下降而几乎保持恒定。例如在InAs/GaInSb SL中电子有效质量m*≈0.02-0.03m0,同样带隙Eg≈0.1 eV的HgCdTe合金m*=0.009m0,相比MCT,有效质量是其3倍多。随着波长增大带隙变小时大的有效质量更具优势,可显著降低探测器的隧穿电流[6-7]。

(4)俄歇复合抑制。通常俄歇复合在高温下占据主导,是实现高温工作的障碍。实验证实通过调节自旋-轨道价带,重空穴和轻空穴带可在带隙中分离(图4),降低了俄歇复合机率和数量,降低俄歇复合电流(除了耗尽的MCT),提高载流子有效寿命,提高器件性能。

图4 MCT和T2SL材料俄歇复合示意图

Sb基T2SL理论预测探测率高于MCT(如图5a)。此外,III-V族材料系统固有的共价化学键比II-VI族MCT脆弱的Hg-Te离子键更强健坚固,材料质量更高,更稳定,使用寿命更长。外延SL材料缺陷一般较低,小于100个/cm2,而CdZnTe基HgCdTe外延材料为～1000个/cm2,良好的均匀性可支持大直径外延(2～6 in)生长,实现可重复批量生产(图5(b)),显著降低成本；在图像校正之前就具有平滑的初始成像质量(图5(c))[8]而且无毒、环境友好[9]。

图5 MCT与T2SL比较

3 T2SLs材料结构

3.1 建模计算

超晶格结构建模可以计算能带并预测电学和光学属性。由于生长方向上周期数和涉及的原子数较多,SL电子态的计算比一般体材料复杂。各种计算方法可分为经验方法和非经验方法两大类。非经验方法包括第一性原理(first principle)、从头计算(ab intio)等；经验方法包括Kronig-Penney(k.p)模型、经验紧束缚模型(ETBM)、赝势模型、包络函数近似(EFA)、转移矩阵法等。为了有效指导SL设计,美国西北大学CQD采用Yajun Wei等发起的强大的ETBM方法[1],该方法考虑每个原子,充分处理超晶格层中或界面中的组分变化,没有大量复杂的数值计算,在模型尤其考虑了应力、界面、Sb偏析以及后来GaSb层中As背景的吸收效应,进行了无数次实验,实验结果与理论计算符合一致。

3.2 界面问题

形成良好的界面是实现高质量超晶格材料生长的重要一步,为了从一种二元材料切换到另一种没有共同元素的二元材料,需要二个二元材料间具有一个共同元素的界面。对InAs/GaSb超晶格,界面可以是InSb或者GaAs(如图6)。界面的另一个作用是平衡应力和降失配,InSb与GaSb间为压应力(7 %),GaAs与GaSb间为张应力(-7 %)。对于LWIR设计,由于具有相对大比例的InAs层,需要插入两个InSb层以平衡应力；然而,对于MWIR设计,InAs层比例相对较少,两个InSb界面将造成太多的张应力,CQD采用了一个InSb界面和一个三元GaxIn1-xSb界面(生长速率由III族决定,相比SbxAs1-x型界面更可控和可重复)；在M势垒MWIR超晶格中,使用了一个GaAs和一个InSb界面以平衡应力[3]。InSb界面层扩展了II类带排列,允许更强的载流子隧穿和波函数重叠,而GaAs界面为电子和空穴制造了势垒,降低了空穴和电子波函数重叠,降低了光学吸收系数因而降低了超晶格的量子效率,一般要尽量避免使用GaAs界面。

图6 超晶格的两种主要界面和能带排列

图7 p-i-n型及其双异质结DH结构

3.3 超晶格几种主要结构

3.3.1 p-i-n结构

如图7所示,通常采用p-i-n结构替代简单的p-n结构,由同种超晶格材料构成时为同质结p-i-n结构[10],结构由P型和N型超晶格电极接触层以及超晶格吸收区i(π)层构成,最顶部为n型InAs或p型GaSb覆盖层。由于InAs和GaSb的固有掺杂行为,名义上未掺杂的超晶格通常基于两层的相对厚度为轻p型或轻n型,背景掺杂浓度在中1014cm-3。QE主要由三个参数决定:吸收系数、耗尽宽度和少子扩散长度。吸收系数决定光生少子速率,耗尽宽度和少子扩散长度是光生少子提取效率的主要因素,大多数光子载流子须具有足够长的扩散长度才能被电极收集[11]。InAs/GaSb T2SL一个重要特点是空穴迁移率沿生长方向比平面方向低,如果吸收层为n型(空穴为少子),则容易导致超晶格横向少子电流扩散(串扰)和差的光生少子收集效率。因此一般采用p型吸收层,并且电子(少子)有效质量小,迁移率相对较高,局域化少,少子寿命更高,扩散长度更长,QE较高[12]。为了与常规的读出电路ROIC互连时极性相匹配,通常采用极性反转的结构(p型在顶部)。

对于窄带隙长波或甚长波超晶格通常采用两个宽带隙接触层夹在吸收区两边来抑制超晶格活性区产生的暗电流以及反偏压下的隧穿电流,因此可以衍化为由不同种超晶格材料构成的p-i-n型双异质结DH结构。

图8 “W”结构及其结构衍化

3.3.2 “W”结构

NRL的Meyer等最初开发“W”结构用于增强T2SL中红外激光器的增益,结构如图8所示,两个InAs“电子阱”位于InGaSb“空穴”阱两边,并对称束缚于AlSb(或AlGaInSb)“势垒”层两边,形状如字母“W”。势垒围绕空穴阱对称的限制了电子波函数,增加了电子-空穴波函数重叠同时近乎局域化了波函数,导致准二维态密度在WSL近带边强的吸附。 Fuchs等首次提出WSL用于LWIR和VLWIR单/双带探测,相比LWIR的MCT,WSL降低了暗电流约两个因子,R0A值可比于当时的HgCdTe。

第一代WSL采用AlSb层为“势垒”,第二代WSL使用不到60 %Al、最佳生长温度靠近InAs和InGaSb的四元势垒层(QBL)Al0.4Ga0.49In0.11Sb来取代AlSb势垒,降低与InAs的导带偏差,增大电子微带宽度,增强了垂直电子迁移率,增强了QE。通过一系列(8～10个)合适掺杂的转变WSLs逐渐拉低价带,同时保持空间电荷区(SCR)导带近乎平坦,可将高场空间电荷耗尽区移动到更宽带隙区,称为耗尽区梯度带隙WSL(GGW)二极管；增大了直接和陷阱辅助隧穿带间隧穿势垒,抑制了依赖于本征载流子浓度的俄歇和SRH的产生-复合过程,抑制暗电流而不衰退QE,暗电流改进一阶幅度；78 K、10.3 μm WSL展示外围QE=34 %(8.6 μm,80 K),平均R0A=216 Ω·cm2,可比于MCT；由于GGW结构的自钝化效应,边墙电阻率约为70 kΩ·cm。用更高垂直输运迁移率和均匀带隙吸收的三元InAs/InGaSbT2SL取代相同窄带隙WSL作为吸收区称为梯度带隙混合超晶格二极管(GGH)或HSL(TSL)二极管,去除势垒层,电子微带宽度增加四个因子,沿生长方向有效质量降低；由于周期界面数由四个降低为两个,界面散射降低,垂直扩散长度超过WSL近两个因子,在降低暗电流的同时极大的增加了QE。采用应力补偿的InAs/AlInSb SL势垒(ALSL-B)可以进一步增加WSLs耗尽区的价带偏差,理论上更易抑制G-R和隧穿暗电流；使用梯度带隙结的DH结构可以构筑浅刻蚀平台隔离(SEMI)结构以降低表面泄露电流。

图9 “M”结构及相关示意图

3.3.3 “M”结构

M势垒结构可以显著降低暗电流而不影响器件光学性能。为抑制标准p-n结扩散和带-带(BTB)隧穿电流,B-M.Nguyen等提出在i(π)和n区间插入M结构超晶格势垒。如图9,在M结构中,宽带隙AlSb层夹在GaSb层中间,有效阻挡邻近InAs阱中电子波函数相互接触重叠,降低隧穿机率,增大电子有效质量(ETBM计算),降低电子迁移率,阻止导带扩散机制。AlSb作为空穴势垒将GaSb空穴量子阱分裂成两个窄量子阱,降低GaSb层隧穿,AlSb层价带低于GaSb价带,更强的波函数束缚拉低了价带量子阱能级；并稍微抬高了导带微带(相比价带改变不显著),同时作为导带中空穴的势垒,推动其朝向InAs/GaSb界面,重轻空穴被上推束缚于GaSb层量子阱两边[3,13],导致强的空间电子波函数重叠,有利于光学吸收[13],提高了内部量子效率。M结构分裂GaSb成双阱使价带对GaSb层厚的改变非常灵敏,当AlSb增厚时,有效质量随能隙变小迅速增加。M结构有效降低π结耗尽区尖锐的三角型内置电场,拓宽p型和n型空间隧穿势垒,大电子有效质量使耗尽区扩散和隧穿输运电阻增大,暗电流降低,R0A改进一阶幅度。M结构保持着II类带排列,价带可下调推至价带(理论波长可低至1.5 μm),在 SWIR可设计出很多种高带隙材料[3,13]。二元结构的简化性易于与标准的InAs/GaSb超晶格集成,无晶格失配限制,生长灵活。隧穿电流的抵制允许适当的增加活性区p型掺杂级以抑制扩散电流以改进光电二极管性能。

在DH结p-i-n结构的超晶格活性区i层和n型接触层之间插入M结构可构成p-π-M-n结构,高带隙M势垒可避开对靠近吸收层截止波长的吸收,仅聚焦于器件电学性能的改进,是MWIR、LWIR和VLWIR的选择。高带隙接触区阻止了器件边墙载流子电荷反转,降低了体和表面隧穿泄露电流,改进了器件QE。通过选择合适的M结构能级,降低π区/M结构界面附加的导带不连续性弯曲效应[13]或者调整势垒的掺杂级来降低势垒宽度,增大p边到n边的导带隧穿,可在M势垒结构的VLWIR p-π-M-n结构中抑制隧穿电流,阻挡大多数空穴载流子而不影响光学性能,在p-π-M-n结构中获得截止波长14.3 μm,没有钝化和涂抗反涂层,QE=37 %,R0A=2.1,D*=～4×1010(77 K),等效于最好的MCT。

图10 “N型”结构

3.3.4 “N”结构

为了提高探测器的工作温度和增加探测率,土耳其Bilkent大学的Omer Salihoglu[14]于2012年报道了N型结构,如图10所示,两层AlSb作为电子势垒非对称的插在InAs和GaSb层之间,连续的材料能带排列很像大写字母“N”,故称为N型结构。N型设计旨在增加反偏压下电子和空穴波函数重叠。N型结构的设计类似于超晶格pin结构,但与对称的M结构不同,在非对称势垒中,吸收增加而没有任何附加损失。阻止高温工作的障碍为相对低的吸收系数和增加的暗电流,大于吸收层带隙的N型单极势垒可在降低扩散电流的同时保持光电流。在偏压下,标准pin二极管中的电子和空穴波函数朝相反方向偏移。当AlSb对称插入GaSb层中间构成M结构时导致AlSb势垒低能级边的InAs/GaSb界面处波函数重叠增加,而更高能级边InAs/GaSb界面处重叠变小；当AlSb势垒非对称N型插入GaSb和InAs之间时,电子和空穴波函数从AlSb势垒界面处被推开,在GaSb/InAs界面处重叠增加。计算表明,使用AlSb势垒时界面吸收增加约25 %。势垒可以增加光学吸收并通过阻挡热生电子降低扩散电流。AlSb势垒阻挡了两个连续电子-空穴对间的相互作用,降低了隧穿机率并增加了电子有效质量。尽管InAs和AlSb间没有共同的原子很难获得完美的晶格匹配,但可以像M结构一样降低暗电流。N型结构SL在LWIR工作时效果更好。

3.3.5 单/双极势垒结构(nBn/XBn和pMp/XBp、CBIRD和pBiBn、CpDBn)

异质结概念自引入以来在窄带隙红外探测领域被证实也具有强大应用。1963年描述互补单极势垒DH激光器可降低吸收层扩散暗电流；1987年A.M.White在MCT结构中引入宽带隙“单极势垒”以改进光导阻抗而不降低QE；2000年以来nBn、pBp、XBn、CBIRD等“B”形式单极势垒出现[15]；Shimon Maimon2003年描述了nBn和XBn的工作原理；2006年,Maimon和Wicks提出和证明了影响深远(十年内引用达200多次)的nBn光电探测器结构[16]。

广义上异质结超晶格或者基于nBn/pBp/XBn设计,或者是DH设计的变形。第一类包括:单双带超晶格nBn、pMp、pBn；第二类包括:DH、p-π-M-N、PbIbN、CBIRD(JPL开发的DH设计的变形)[17]。传统III-V族材料具有较多耗尽暗电流以及缺乏良好钝化而较多的表面泄露电流,得益于1958年以来大量MCT的知识和经验,单极势垒探测器BIRD概念(如MCT的DLHJ)也可应用于III-V族Sb基T2SL外探测器,已经应用于体InAs、InSb、InAsSb、InGaAsSb、InAsPSb和HgCdTe以及InAs/GaSb和InAs/InAsSb T2SL[15,18]。BIRD可以阻止一种载流子(电子或空穴)而不阻止另一种,强烈抑制SRH过程的G-R暗电流,增加光生少子收集效率[15,17,19]；窄带隙吸收层被宽带隙势垒覆盖,无需钝化可降低表面泄露电流[15,18],使得Sb基LWIR探测器暗电流已经接近MCT的水平。6.1Å系Sb基SL材料系统构筑异质结具有强大的灵活性,如BIRD结构,提供了高性能MWIR和LWIR高温工作和低背景探测器应用的巨大潜力[19-20]。

图11 单/双极势垒结构(nBn/XBn和pMp/XBp、CBIRD和PbIbN、CpDBn)

如图11,nBn(或XBn)结构在n型(或p型)接触层和n型吸收层之间插入势垒B,使得吸收层和势垒间的n-B异质结具有高的导带偏差和零价带不连续,阻挡多数载流子暗电流(噪声),允许光生空穴光电流(信号)通过[15,18]；类似的,pMp(XBp)结构在p型(或n型)接触层和p型吸收层间插入势垒B(或M),使得吸收层和势垒间具有高的价带偏差和零导带不连续,阻挡p型多子空穴暗电流输运而允许少子电子通过,电子扩散长度更长,QE比nBn高,而且p型材料比n型更稳定。nBn和pMp均是少子单极势垒器件,是传统光伏和光导器件的混合体。无B(或M)势垒结构时为传统的光导,有B(或M)结构时工作类似于光伏。不仅继承了简单光导无内置电场和电场低的优点,而且偏压下电场均匀落在大有效质量高阻抗势垒区,显著解决隧穿问题,尤其在LW和VLW上具有优势。单极势垒器件设计简化是偏压可选的双色探测器件的候选。

CBIRD结构采用一对互补的空穴势垒(hB)SL和电子势垒(eB)SL将InAs/GaSb吸收层夹在中间,相对吸收层分别具有零导带和零价带偏差。hB SL降低了陷阱相关的隧穿,与吸收层间的单极势垒Np结降低了SRH相关暗电流；eB SL防止了底部接触额外的电子注入。称顶部收集电子和空穴的CBIRD器件分别为n-CBIRD和p-CBIRD(通常使用的ROICs为p-on-n器件,从顶部收集空穴。因此CBIRD结构可以显著降低带-带隧穿、G-R和扩散电流,并且设计具有零开启偏压和高的QE,暗电流密度仅约2.5倍于Rule07[17]。

New Mexico大学设计了超晶格基nBn结构,并在传统PIN型超晶格结构的P型和N型接触电极附近分别插入电子势垒(EB)和空穴势垒(HB)设计了PbIbN结构,导致10.8 μm的LW二极管暗电流下降二阶幅度。SCD设计的XBp超晶格[21]探测器已经实现商业应用。美国西北大学还设计了称为p型接触双势垒n型吸收区结构(CpDBn)的双电子势垒结构来降低探测器的体和表面泄露电流[9,22]。

法国Chriostol也报道了77 K、11 μmXBp结构的LWIR InAs/GaSb T2SL单元器件性能[23]。美国伊利诺斯州大学(芝加哥)Kazemi[24]报道了截止波长5 μm高QE MWIR nBp二极管,InAs/GaSb/AlSb SL,InAs/AlSb SL势垒,80 K、零偏QE=62 %(4.5 μm),暗电流 8.5×10-9A/cm2,150 K、50 mV截止波长5.3 μm,QE=64 %(4.5 μm),1.07×10-4A/cm2。结果在多个AFRL实验室进行了确定。

图12 多带集成探测示意图

3.4 超晶格多波段集成

通过设计适当的超晶格材料层厚和不同层间应力匹配的界面可以构筑灵活合理的能带结构设计,结合各种新的材料结构可以在一个焦平面阵列(FPA)像元上集成吸收层堆栈实现集成多色/多带探测(如图12)。

4 结 论

本文简单归纳总结了红外探测II类超晶格材料的发展历史、基本理论、相比MCT材料的优势和材料的基本结构。通过设计6.1Å系超晶格材料适当的层厚和不同层间应力匹配的界面可以构筑灵活合理的能带结构,打开设计各种符合器件性能要求的新材料结构的可能性(如各种同质结p-i-n结构,双异质结DH、异质结W、M、N、BIRD、CBIRD、p-π-M-N、pbibn、nBn、XBp、pMp等结构),还可以在一个焦平面阵列(FPA)像元上集成吸收层堆栈实现集成多色/多带探测。T2SL探测器可以满足实现大面阵、高温工作、高性能、多带/多色探测的第三代红外探测器需求,尤其在长波红外(LWIR)和甚长波红外(VLWIR)及双色/多带探测上可以替代MCT。