异质结构InSb-APD中波红外探测器的设计与表征

萧 生,叶 伟,边宁涛,张 琦

(1.陕西理工大学机械工程学院,陕西 汉中 723001；2.轻工业钟表研究所精密机电部,陕西 西安 710061)

1 引 言

随着对先进红外探测技术的需求不断增加,经过几十年的研究和高速发展,中波长红外(MWIR,3～5 μm)探测器的应用范围包括遥感、热追踪、气体监测和空间成像等重要领域[1-4]。目前,MWIR探测器中广泛使用的材料和结构主要包括HgCdTe(MCT)[5],量子阱与量子点[6-7],InSb焦平面阵列探测器[8],以InAs-GaSb为代表的锑基Ⅱ型超晶格焦平面阵列(FPAs)探测器[9]。然而,为了降低暗电流,提高信噪比[10],这些系统需要较低的环境温度才能工作,因此必须配备制冷设备,这导致其体积大、复杂度高、成本高、适用性差[11]。

目前,室温红外探测器的最新研究方向,如石墨烯[12]、黑磷[13]等二维材料或纳米线结构[14],由于材料本身和制造工艺的局限,目前尚处于研究阶段,还没有大规模的工业生产能力。

InSb作为一种直接禁带III-V半导体材料,具有量子效率高、响应速度快、稳定性高等优点。与目前主流的MCT探测器相比,InSb衬底成本较低,制备工艺较为成熟,是一种理想的MWIR红外探测器材料[15]。为了提高性能、解决窄禁带半导体材料在室温下复合速率高的问题,nbn结构、雪崩二极管(APD)、非平衡结构等类型的InSb探测器已经有了报道[16-18]。但是APD和非平衡结构都采用的InSb同质结构。因此,在有源区外,俄歇(Auger)复合并没有被抑制,同时重掺杂N区和P区的高浓度杂质会引起严重的Shockley-Read-Hall(SRH)复合。

本文设计了一种能在室温下工作的异质结构的InSb APD红外探测器。在P区和N区采用宽禁带半导体材料,与同质结构相比降低了复合速率。同时,I区被设计成吸收、倍增层分离(SAM)的雪崩区域以产生增益并放大光电流。

2 异质结构InSb APD的建模

本文采用TCAD软件Atlas进行数值模拟。基于半导体物理模型,计算了输运方程和载流子连续方程。通过软件的输出和提取的内部物理机制信息,探讨了器件的光学、电学特性。

2.1 器件结构参数

图1为异质InSb APD的结构图。该探测器由自上而下分别为:0.5 μm厚P型GaSb空穴传输接触层；2 μm厚P型InSb吸收层,吸收红外辐射并转化为电子空穴对[19]；3 μm厚接收电子并维持光生载流子雪崩过程的N型非有意掺杂InSb倍增层；0.5 μm厚传输电子并隔绝衬底杂质的N型InP缓冲层；以N型InP为衬底。

图1 异质InSb APD探测器结构图

室温下,GaSb和InP的带隙分别为0.726 eV和1.344 eV,远大于InSb的0.17eV。因此,它们的俄歇与SRH复合系数远低于InSb[20]。吸收层被设计得较厚且重掺杂以有效吸收正射的红外辐射,考虑到PN结处的电场变化,掺杂浓度从5×1017cm-3渐变为1×1015cm-3。非有意掺杂的倍增层浓度为 1×1015cm-3的残余N型掺杂。

将真空能级视为零,GaSb、InSb和InP的电子亲和势分别为4.06、4.59、4.4 eV[21]。室温下的本征能带图如图2所示,可见未掺杂的P区和N区在InSb两侧形成了势垒。被阻挡的光生载流子将在界面处消耗,阻碍光电流的传输。同时,由于费米能级的不同,在形成异质结时,界面处的能带会发生剧烈的弯曲,因此必须对GaSb和InP材料进行掺杂。

图2 本征能带图

在确定掺杂浓度时,假定掺杂后GaSb和InP的费米能级与InSb的相等。掺杂浓度可由以下方程式计算[22]:

对于P型半导体:

(1)

对于N型半导体:

(2)

其中,EF为费米能级;k为玻尔兹曼常数;T为温度;EV和EC为价带和导带能级;NA和ND为施主与受主浓度;NV和NC为价带和导带的有效态密度。

在计算中,本征InSb的费米能级远离价带顶部,满足玻尔兹曼分布的近似条件,因此,P型InSb吸收层的费米能级可按式(1)计算,其值为-4.7 eV。因此P型GaSb的EF设为-4.7 eV。由于倍增层的本征InSb为简并半导体[23],玻尔兹曼分布不再满足。为了便于计算,N型InP的EF设为本征InSb的费米能级(-4.607 eV),考虑到重掺杂下的能带变窄,将N型InP的EC设为本征InSb的导带能级(-4.59 eV)。

GaSb和InP的受主和施主掺杂浓度计算结果分别为6.6×1017cm-3与3×1017cm-3。GaSb/InSb/InP异质结构APD在热平衡时(T=300 K,Vb=0 V)与负偏压下(T=300 K,Vb=-0.4 V)的能带图如图3所示。

在热平衡状态(图3(a)),异质结界面处的能带趋于光滑,没有形成明显的势阱。且异质结构分别在导带和价带侧引入势垒。因此,光生电子和空穴都不会受到阻碍,而多子的扩散运动受到势垒限制,从而抑制了扩散电流引起的噪声。

图3 Vb=0 V和Vb=-0.4 V时异质结构能带图

在负偏压(图3(b))下,由于P区和N区中杂质浓度较高,耗尽区基本在吸收层与倍增层界面处延伸。InSb有源区分担了偏置电压,这增强了内建电场,有利于光生载流子的快速分离,促进电子进入倍增层,开始雪崩过程。

2.2 材料参数及仿真模型

作为载流子输运模型,漂移扩散模型以下方程表示:

(3)

考虑到重掺杂下的能带变窄效应,非有意掺杂的InSb倍增层在室温下为简并半导体。仿真中采用了费米-狄拉克统计和BGN模型。

SRH复合模型描述了在禁带内的陷阱(或缺陷)中发生的通过复合中心的间接复合,可以用下面的方程来表示[24-25]:

(4)

其中,Etrap为陷阱能级与本征费米能级之差；TL是晶格温度；τn,p是电子和空穴的寿命；nie是本征载流子浓度。

俄歇复合作为一种重要的非辐射复合,其模型如下[26]:

(5)

其中,Cn和Cp俄歇复合系数。

通过将整个器件内的SRH和俄歇复合速率进行积分,可以得到生成-复合的总电流密度[27]:

(6)

为了更准确地模拟隧穿过程,考虑到能带的空间变化和差异,使用了非局域带对带(BTB)隧穿模型[28]。

对于碰撞电离模型,在模拟中使用了Grant碰撞电离模型[29],该模型通过划分低、中、高电场区间来描述电子和空穴的电离。

表1总结了模拟使用的在300 K下GaSb、InSb和InP材料的主要参数[27,30-31]。

表1 300 K时的材料主要参数

3 结果与讨论

3.1 电学性质

图4(a)和(b)分别展示了在200～300 K间,不同的温度下暗电流密度(JDark)、微分电阻面积乘积(RdA)与负偏压的关系。图4(a)清晰地显示了温度对暗电流的影响,JDark-V特征曲线表明,由于热激发,JDark在较小的偏压下即达到饱和状态,耗尽区中的JGR为漏电流的主要机制。相邻曲线间的间隙距离随温度的升高而减小,表明热激发的生成-复合速率的增长随温度的升高而减慢。在较大的偏压下,暗电流密度出现明显增加,特别是在较高的温度下。这一现象表明了带间隧穿的温度依赖性。

品质因子(R0A)通常被视为光电二极管的一个评价指标,其值为零偏压下RdA大小。RdA计算如下式[32]:

(7)

其中,J0为饱和暗电流密度。

RdA计算结果如图4(b)所示,300 K时对应的R0A值为0.02923 Ω·cm2。

图4 暗电流密度和RdA在不同温度200～300 K下与偏压关系

为了进一步研究室温下暗电流的影响因素,图5中分别给出了提取的JDark中各成分的影响。

室温下,随着反向偏压的升高,JSRH迅速增加并达到饱和,这说明着在小偏压范围内,SRH复合是JDark的主要影响因素。当偏压为-1.25 V时,JBTB开始迅速上升,在偏压为-4 V时,JBTB大小与JSRH基本相等,其对JDark有显著的影响。从图3(b)可看出,在器件雪崩区域有着强烈的能带弯曲从而导致了带对带隧穿几率的增加。此外,在300 K时InSb材料较窄的带隙和吸收层的重掺杂进一步加剧了禁带变窄效应。如图5所示,JAuger处于较低水平。这是由于反向偏压的抽取作用使InSb有源区的自由载流子浓度较低,以及异质结构中使用的低复合率的宽禁带材料。

图5 总暗电流密度的分量与偏压关系

不同偏压下的载流子分布如图6所示。由于显著的热激发,非有意掺杂的倍增层在热平衡时表现出本征半导体的特性,其电子与空穴浓度为1×1016cm-3。在反向偏压升高时,耗尽区载流子浓度比热平衡时降低了近3个数量级,这将导致俄歇复合速率降低,从而降低JAuger。

为了降低器件在室温下的暗电流,模拟了不同残余掺杂浓度下的SRH复合,其结果如图7所示。由式(4)可知,随着反向偏压的增大,自由载流子浓度n、p不断降低,pn-nie2的绝对值增大。即净复合速率增加,非平衡载流子通过耗尽区的复合中心产生,形成暗电流,并随着反向偏压的增加而迅速上升。当耗尽区扩展到倍增层,此时n、p的值远低于nie,SRH复合速率与偏置电压无关,达到饱和值。当半导体中存在杂质时,SRH复合速率与缺陷浓度正相关。

图6 热平衡和-2V偏压时的载流子分布

图7 不同残余掺杂浓度下JSRH随偏压的变化

图7表明,由于重掺杂,InSb吸收层中SRH复合的影响不可忽略。将倍增层与吸收层作为一个整体降低杂质浓度时,JSRH明显降低。尽管受到了器件结构的局限,将吸收层的掺杂浓度设计成渐变型是一种可行的优化方法。同时,非有意掺杂倍增层中残余掺杂浓度对器件的影响如图8所示。

图8 不同残余掺杂浓度对器件的影响

耗尽层宽度由以下表达式计算[33]:

(8)

其中,ε0为真空介电常数;εr为相对介电常数;Vbi为内建电场;NB为轻掺杂侧的浓度。结果表明,随着倍增层中杂质浓度的降低,耗尽层宽度变大,内建电场趋于均匀,有利于雪崩过程,抑制了隧穿效应的发生。

3.2 光学特性

GaSb和InP的室温带隙分别为0.726 eV和1.344 eV,其截止波长分别为1.71 μm和0.92 μm,几乎不能吸收3～5 μm的红外辐射。在光电流的模拟中,设定了InSb材料的复折射率,采用强度为1 W/cm2的4 μm波长的正射单色红外辐射。图9展示了零偏压时的吸收光谱和相应的外量子效率。

图9 零偏压时吸收光谱和外量子效率

InSb的禁带为0.17 eV,截止波长约为7.29 μm,吸收光谱表明,该器件的吸收峰在5.1 μm处,相应的响应率为2.16 A/W,入射红外辐射的3μm波长下,外量子效率为75.3 %,但随入射红外辐射波长的增加而减小5μm波长为53.5 %。

异质结构InSb-APD器件的增益根据以下表达式计算[34]:

(9)

其中,Idark(V)与Idark(0V)分别为在负偏压和零偏压下的暗电流;Iilluminated(V)和Iilluminated(0V)分别为光照条件下的负偏压和零偏压时的总电流。

300 K时,由于InSb材料的禁带宽度(0.17 eV)较窄,电子有效质量(0.014m0)较小,其电子雪崩过程发生在较低的反向偏压下[35]。由前文的分析知,低偏压时SRH复合抑制了器件的增益,大偏压时带对带隧穿也同时限制了器件的增益。如图10所示,当仅施加照明时,器件的增益在小的偏置电压下开始线性上升。然而,当SRH复合效应出现后,增益受到限制,最终趋于饱和,其值为2。而在降低倍增层杂质浓度后,由于暗电流减小、耗尽层宽度增加以及内建电场均匀化的作用下,促进了雪崩过程,增益明显提高。优化后增益为5.7。

图10 不同条件下器件的增益和电流密度

作为一个重要的性能指标,归一化探测率(D*)代表了光电探测器的灵敏度,它排除了带隙、几何结构和器件面积的影响,以便更好地进行比较。D*由下式定义:

(10)

其中,In为噪声电流;A为器件面积;R为光响应率。

考虑到噪声电流(In)的均方值为零偏压电阻R0在无偏压和无外部光照的热平衡下的Johnson-Nyquist噪声:

(11)

归一化探测率D*和品质因子R0A的关系为[36]:

(12)

常温下器件的D*由式(12)计算得到。其值为2.866×109cm·Hz1/2·W-1。与最近报道的在300 K下工作的其他MWIR探测器[18,37-39]相比,结果如图11所示,本文所提出的异质结构InSb-APD有应用于室温下的MWIR检测的潜力。

图11 与最近报道的其他探测器的归一化检测率的比较

4 结 论

本文利用TCAD软件Atlas研究了异质结构InSb-APD的光学和电学性质。首先,从器件和能带结构两方面着手研究了合适的异质结掺杂浓度。能带图表明该结构在导带和价带中分别引入了势垒。光生电子和空穴不会受到阻碍,但多子扩散受到限制。随后,在室温暗电流机理的研究中,异质结有效地抑制了俄歇复合,证实了SRH复合在低偏压下起主要影响,并且随着反向偏压的增加,带对带隧穿效应变得显著。降低非有意掺杂的倍增层杂质浓度可以有效地扩宽耗尽区,调节内部电场,更有利于雪崩过程。最后,对器件进行了光学性能仿真,结果表明,该异质结构在3～5 μm的MWIR范围内具有良好的吸收能力。300 K时,器件的增益发生于较低的反向偏压下,但随着偏压的增加,增益受到暗电流的限制。归一化探测率的计算与比较结果显示了该探测器在常温下工作的潜力。