基于p-n結(jié)中反常光電轉(zhuǎn)換現(xiàn)象的新型帶間躍遷量子阱紅外探測器?

劉潔2)# 王祿# 孫令2) 王文奇2) 吳海燕2) 江洋 馬紫光王文新 賈海強 陳弘?

1)(中國科學院物理研究所,清潔能源重點實驗室,北京 100190)

2)(中國科學院大學,北京 100049)

(2018年4月3日收到;2018年5月3日收到修改稿)

1 引 言

半導體材料中的光電轉(zhuǎn)換過程是光電探測器和太陽能器件的基礎(chǔ),也一直是半導體材料科學和物理學領(lǐng)域的研究熱點[1?3].包括太陽能電池和光伏型光子探測器在內(nèi)的大部分光伏器件都是利用p-n結(jié)的光伏效應來實現(xiàn)光電轉(zhuǎn)換的,這被廣泛應用在Si基太陽能電池、氮化物太陽能電池、GaAs基太陽能電池和光電探測器,以及CdTe薄膜太陽能電池,InAsSb、HgCdTe和InAs/GaSb超晶格紅外探測器等[4?8].

對于太陽能電池和光伏型探測器而言,大的吸收系數(shù)和高效的載流子抽取能力對于獲得高性能至關(guān)重要[9,10].為了充分吸收光能,太陽能電池和光電二極管探測器通常需要利用較厚的體材料[11].但是厚的異質(zhì)外延層不僅會增加成本,同時由于在失配外延過程中產(chǎn)生位錯等缺陷,引入非輻射復合中心,影響了器件的光電效率.這顯著降低了利用半導體材料進行光電轉(zhuǎn)換的能力.為了拓展光譜范圍,很多研究者開始將低維半導體材料應用于太陽能電池和光伏型探測器[12].

低維半導體材料因具有優(yōu)異的物理特性,此前一直被廣泛應用于電-光轉(zhuǎn)換器件中,例如發(fā)光二極管和激光器.在光-電轉(zhuǎn)換器件中,由于其厚度相對較薄,可實現(xiàn)應變外延,因此在光譜范圍拓展這一問題上具有一定優(yōu)勢.但由于量子限制效應的存在,如量子阱等低維材料很難應用于利用帶間躍遷的光-電轉(zhuǎn)換器件上.這是因為傳統(tǒng)半導體物理理論認為[11,13],在低維半導體材料中,光生載流子在形成后會弛豫到基態(tài),由于受到量子限制效應,光生載流子難以逃離限制勢壘形成有效的光電流.此外,低維半導體材料的厚度一般較薄,利用有限厚度的低維半導體材料實現(xiàn)光吸收也是難題.因此,傳統(tǒng)理論認為將低維半導體材料應用于光伏型探測器領(lǐng)域難以成功.然而,最近發(fā)現(xiàn)InAs/GaSb二類超晶格是一種很有競爭性的材料體系,但其暗電流仍然較高,需要制冷系統(tǒng)來實現(xiàn)較好的性能.

對于光電探測器而言,工作波長和暗電流是兩個衡量探測器工作水平的重要參數(shù),它們在器件結(jié)構(gòu)設(shè)計上很難達到平衡,尤其是對工作在紅外波段的探測器更是如此[14,15].探測器的工作波長決定于吸收區(qū)材料的帶隙,為了探測紅外信號,吸收層材料的帶隙應較窄.但是窄帶隙的材料會帶來較大的熱載流子生成,這會使得器件的暗電流比可見光探測器更大[16?19].而且通常工作波長超過3μm的探測器都需要在低溫下工作來獲得較好的信噪比,但制冷系統(tǒng)增加了整個器件的尺寸和重量,使成本上升[20?23].半導體低維材料用來作為長波長和低暗電流的探測器是一種很好的選擇,之前也有大量研究對此進行了嘗試.例如,基于量子阱子帶躍遷的量子阱紅外探測器(quantum well infrared detector,QWIP)得到了廣泛的研究并取得了較大的進展.該器件利用了一維有限深勢阱中產(chǎn)生的分立的子能級間躍遷,從束縛態(tài)到準連續(xù)態(tài)這種工作模式.其中,n類QWIP對垂直正入射光無法吸收,p類QWIP雖然可以吸收,但是由于空穴的載流子遷移率較低,傳輸特性和靈敏度受到限制,子帶光電探測器實質(zhì)上是非本征探測器,器件的量子效率較低[24,25].而利用低維材料的帶間躍遷則可能實現(xiàn)較好的性能.如果器件的大部分都是寬帶隙材料,可以降低暗電流、減小噪聲,利用量子阱中少部分的窄帶隙材料則可以實現(xiàn)對長波紅外的吸收.與傳統(tǒng)體材料探測器相比,在這種結(jié)構(gòu)中,由于窄帶隙材料的厚度減小,熱生成載流子的數(shù)目大幅減少,因此可以實現(xiàn)暗電流的降低.

但是半導體低維材料帶間躍遷的缺點也是顯而易見的,正如前文提到的,傳統(tǒng)半導體物理理論認為,由于光生載流子只能通過熱電子發(fā)射和隧穿從局域態(tài)進入連續(xù)態(tài)[26?28],所以半導體低維材料中的光生載流子由于勢壘的存在,大部分被限制在局域態(tài)中,不能有效地進入外電路形成光電流,所以器件的外量子效率很低.其次,對于大部分直接帶隙半導體材料來說,帶邊的吸收系數(shù)在103cm?1量級,這就需要吸收層材料的厚度達到數(shù)微米級才能完全吸收[29].然而如果進行失配外延,只能實現(xiàn)有限厚度的生長,否則就會形成失配缺陷,這會大大影響器件的性能[30?33].

近期的實驗發(fā)現(xiàn),處于p-n結(jié)耗盡區(qū)中的低維結(jié)構(gòu)可以實現(xiàn)高效率的光-電轉(zhuǎn)換.本文采用共振激發(fā)光致發(fā)光光譜技術(shù),表征了受限光生載流子的逃逸過程,測量結(jié)果包含了熱、輸運、弛豫等多個過程的貢獻.局域載流子反常的高效抽取現(xiàn)象和吸收系數(shù)的增大解決了前文提到的工作波長和暗電流之間的矛盾,為低維半導體材料應用于光伏領(lǐng)域提供了理論基礎(chǔ),并為高溫工作紅外探測器的研制提供了一條新的技術(shù)路線.

2 實 驗

2.1 測試方案設(shè)計

低維半導體結(jié)構(gòu)的光致發(fā)光主要有兩種激發(fā)模式——非共振激發(fā)和共振激發(fā)[34,35].在非共振激發(fā)情況下,光生載流子不僅在勢阱中產(chǎn)生,而且還在勢壘中產(chǎn)生,所以光致發(fā)光熒光強度的變化不僅與勢阱中的非輻射復合強度相關(guān),還與載流子在勢壘中的輸運有關(guān).而在共振激發(fā)條件下,光生載流子只在勢阱中產(chǎn)生,而勢壘中沒有光生載流子產(chǎn)生.因此,在共振激發(fā)條件下,若忽略非輻射復合的影響,在開/短路條件下光致發(fā)光熒光強度的變化直接反映出在短路時光生載流子由局域態(tài)能級進入連續(xù)態(tài)的能力,如圖1所示.

圖1 實驗原理圖Fig.1.Schematic diagram of experimental principle.

為了進一步探索半導體低維結(jié)構(gòu)中產(chǎn)生的共振激發(fā)光生載流子光致發(fā)光光譜在短路條件下的淬滅現(xiàn)象,測量了不同入射光功率時開路和短路條件下光致發(fā)光光譜積分強度的變化情況.此后,測量了器件開路電壓和短路電流隨激發(fā)光功率的變化,得到此種結(jié)構(gòu)器件的工作模式.

2.2 實驗過程

InAs/GaAs多量子點樣品在VG V80H的分子束外延系統(tǒng)上生長而成.具有p-n結(jié)和n-n結(jié)的量子點樣品生長在半絕緣GaAs襯底上,樣品A在半絕緣GaAs襯底上生長10個周期的InAs量子點,由50 nm GaAs隔開,兩側(cè)是n-n結(jié).樣品B本征區(qū)結(jié)構(gòu)與樣品A一樣,只是兩側(cè)電極為p-n結(jié).兩個樣品的微觀結(jié)構(gòu)示意圖見圖2(a)和圖2(b).

InGaAs/GaAs多量子阱樣品C生長在半絕緣GaAs襯底上,GaAs p-n結(jié)中插入了20個周期的InGaAs量子阱結(jié)構(gòu),其結(jié)構(gòu)示意圖如圖2(c).

在實驗室自主搭建的熒光光譜設(shè)備上進行低溫熒光測試.熒光測試系統(tǒng)包括:半導體紅外激光器、聲光可調(diào)濾光器型近紅外光譜儀、金屬膜衰減片、平凸透鏡組件、斬波器、氦氣循環(huán)制冷可控溫杜瓦樣品平臺、光譜儀、光電探測器、SR830鎖相放大器、測試軟件等設(shè)備.樣品引出電極用縮醛膠粘到控溫冷頭上,機械泵抽真空,溫控儀和液氦壓縮機調(diào)節(jié)樣品溫度,漸變金屬膜衰減片調(diào)節(jié)激發(fā)激光功率密度.

光電流測試亦是采用實驗室自主搭建的測試系統(tǒng),包括:半導體紅外激光器、金屬膜衰減片、平凸透鏡組件、Keithley4200-SCS半導體參數(shù)分析儀等.

圖2 器件結(jié)構(gòu)示意圖[36] (a)具有n-n結(jié)的InAs/GaAs多層量子點結(jié)構(gòu);(b)具有p-n結(jié)的InAs/GaAs多層量子點結(jié)構(gòu);(c)InGaAs/GaAs多量子阱原型器件結(jié)構(gòu)Fig.2.Schematic of samples[36]:(a)InAs/GaAs multilayer quantum dots(QDs)structure within n-type and n-type GaAs;(b)InAs/GaAs multilayer quantum dots structure within n-type and p-type GaAs;(c)InGaAs/GaAs multilayer quantum well(QW)prototype photon detector.

3 結(jié)果與分析

3.1 具有n-n結(jié)多層InAs/GaAs量子點結(jié)構(gòu)的載流子輸運特性

樣品A含有10個周期InAs/GaAs量子點的n-n結(jié)結(jié)構(gòu).在150 K條件下,分別在開路和外加0.7 V偏壓條件下,用波長為915 nm的激光照射,測試其共振激發(fā)光致發(fā)光光譜.圖3(a)是樣品A在150 K條件下,915 nm激發(fā)波長、激發(fā)光功率為65 mW時開路和外加0.7 V偏壓條件下的光致發(fā)光光譜.通過高斯擬合,InAs量子點光致發(fā)光光譜的半高全寬約為72.6 meV,符合量子點大小分布非均勻展寬特性.相比于樣品A在開路條件下的結(jié)果,在外加0.7 V偏壓條件下,共振激發(fā)的光致發(fā)光光譜的積分強度降低了7.3%,由于量子限制斯塔克效應,峰位紅移了2 nm,峰位的紅移也證明了外加偏壓已經(jīng)加到了量子點上.圖3(b)是樣品A在開路和外加0.7 V偏壓條件下改變?nèi)肷浼す夤β?其光致發(fā)光光譜積分強度和峰位的變化情況.樣品A在開路和外加0.7 V偏壓條件下光致發(fā)光光譜的積分強度隨激發(fā)功率呈線性變化.當激發(fā)功率從60 mW降低到5 mW,在0.7 V偏壓下的光致發(fā)光光譜強度與開路條件下強度的比例從90%降低到65%.隨著激光功率的增加,樣品A在開路和外加0.7 V偏壓條件下光致發(fā)光光譜峰位藍移.這是由于隨著激光功率增加,量子點中的能帶填充效應引起的.圖3(c)是樣品A在變功率開路條件下的光致發(fā)光光譜;圖3(d)是樣品A在外加0.7 V偏壓條件下,光致發(fā)光光譜隨激發(fā)激光功率的變化.

樣品A在開路和外加0.7 V偏壓的條件下,光致發(fā)光光譜強度變化較小,符合經(jīng)典半導體物理理論,量子點中共振激發(fā)的光生載流子由于量子限制效應不能逃逸出量子點勢阱而傾向于進行輻射復合發(fā)光.

圖3 樣品A在150 K,波長915 nm激光共振激發(fā)下的光致發(fā)光光譜[36,37] (a)樣品A在開路和外加0.7 V偏壓條件下的光致發(fā)光光譜;(b)樣品A在開路和外加0.7 V偏壓條件下不同激發(fā)光功率時的光致發(fā)光光譜積分強度和峰位變化情況;(c)樣品A在開路條件下光致發(fā)光光譜隨激發(fā)光功率的變化情況;(d)樣品A在外加0.7 V偏壓下光致發(fā)光光譜隨激發(fā)光功率的變化情況Fig.3.The photoluminescence(PL)spectra of sample A under resonant excitation at the wavelength of 915 nm at 150 K[36,37]:(a)The PL spectra of sample A measured for the open-circuit condition and with a 0.7 V bias respectively;(b)excitation-power-dependent PL integrated intensity and peak wavelength of the PL spectrum for the open-circuit and 0.7 V bias conditions;(c)excitation-power-dependent PL of sample A for the open-circuit condition;(d)excitation-power-dependent PL of sample A under 0.7 V bias conditions.

3.2 具有p-n結(jié)多層InAs/GaAs量子點結(jié)構(gòu)的載流子輸運特性

樣品B是含有10個周期InAs/GaAs量子點的p-n結(jié)結(jié)構(gòu).本征耗盡區(qū)結(jié)構(gòu)與樣品A相同,區(qū)別是樣品B具有p-n結(jié)結(jié)構(gòu),樣品示意圖見圖2(b).

測試了樣品B在開路和短路條件下的共振激發(fā)光致發(fā)光光譜.圖4(a)是樣品B在150 K、激發(fā)功率為65 mW、短路和開路下的共振激發(fā)光致發(fā)光光譜.從圖4(a)可以看出,在共振激發(fā)條件下,樣品B在開路條件下光致發(fā)光光譜強度高,峰形好,與樣品A在開路條件下相似.但是當在杜瓦外面將樣品B的p電極和n電極引出的線路短接時,樣品B的共振激發(fā)光致發(fā)光光譜積分強度出現(xiàn)了大幅下降,降低到開路條件下的12%,這意味著InAs量子點中大約有88%的共振激發(fā)光生載流子沒有參與輻射復合發(fā)光.在波長為915 nm、功率為65 mW的激光照射下,樣品B的光生開路電壓約為0.57 V,而樣品A的外加偏壓為0.7 V,略高于樣品B的開路電壓,但是在無p-n結(jié)的樣品A中沒有發(fā)生類似于樣品B中的光致發(fā)光光譜強度下降這一現(xiàn)象.

圖4 樣品B在150 K,波長915 nm激光共振激發(fā)下的光致發(fā)光光譜[36] (a)樣品B在開路和短路條件下的光致發(fā)光光譜;(b)樣品B在開路和短路條件下不同激發(fā)光功率下的光致發(fā)光光譜積分強度和峰位變化情況;(c)樣品B在開路條件下光致發(fā)光光譜隨激發(fā)光功率的變化情況;(d)樣品B在短路條件下光致發(fā)光光譜隨激發(fā)光功率的變化情況;(e)樣品B的短路電流和開路電壓隨激發(fā)光功率的變化情況;(f)樣品B外電路中加入不同阻值電阻,光致發(fā)光光譜積分強度與電流的關(guān)系Fig.4.The PL spectra of sample B under resonant excitation at the wavelength of 915 nm at 150 K[36]:(a)The PL spectra of sample B measured for the open-and short-circuit conditions respectively;(b)excitation-powerdependent PL integrated intensity and peak wavelength of the PL spectrum for the open-and short-circuit conditions;(c)excitation-power-dependent PL of sample B for the open-circuit condition;(d)excitation-power-dependent PL of sample B for the short-circuit condition;(e)excitation-power-dependent open-circuit voltage(Voc)and shortcircuit current(Jsc)at 150 K;the Jscis proportional to the incident light intensity,and the Vocis proportional to the logarithm of the incident light intensity;(f)inversely linearly related circuit current and PL intensity of sample B under a 65-mW excitation power at 150 K.

為了進一步探索樣品B InAs量子點共振激發(fā)產(chǎn)生的光生載流子在短路條件下的淬滅現(xiàn)象,我們使入射激光功率從5 mW到60 mW之間均勻變化,測試其開路和短路條件下光致發(fā)光光譜積分強度和峰位的變化情況,如圖4(b)所示.從圖4(b)可以看出,樣品B在開路條件下,隨著激發(fā)功率從5 mW增加到60 mW,光致發(fā)光光譜積分強度基本呈線性增加.但是,在短路條件下,光致發(fā)光光譜強度呈拋物線增加.隨著激發(fā)功率的增加,樣品B在短路條件下的光譜積分強度與開路條件下的積分強度的比值從5%增加到11.6%.這表明樣品B在短路條件下的光致發(fā)光光譜淬滅現(xiàn)象于不同功率激發(fā)條件下普遍存在.圖4(c)是樣品B在開路條件下光致發(fā)光光譜隨激發(fā)光功率變化情況.圖4(d)是樣品B在短路條件下光致發(fā)光光譜隨激發(fā)光功率變化情況.

為了探索樣品短路條件下沒有參與輻射復合發(fā)光的那部分共振激發(fā)光生載流子的去向,在915 nm激光照射下測試了樣品B隨入射激光功率增加時的開路電壓和短路電流變化情況,如圖4(e)所示.從圖4(e)可以看出,樣品B的短路電流Jsc隨著入射激光功率的增加呈線性增加,而開路電壓Voc與入射激光功率的增加呈對數(shù)關(guān)系.對于帶隙為Eg的p-n結(jié)太陽能電池,光電流為

從(1)式可以看出,光電流與入射光通量成正比.在本實驗中,光電流,即樣品B的短路電流與入射激光強度呈線性關(guān)系.p-n結(jié)太陽能電池光照下的典型I-V特性,開路電壓為

其中,IS是飽和電流,與p-n結(jié)摻雜和材料帶隙有關(guān).可以認為樣品B中的飽和電流是固定值,開路電壓與光電流呈對數(shù)關(guān)系.由于上面算出光電流與入射光功率成正比,可依此推算出p-n結(jié)太陽能電池的開路電壓與入射光功率呈對數(shù)關(guān)系.從圖4(e)可以看出,樣品B在915 nm激光共振激發(fā)下,短路電流和開路電壓隨光功率的變化遵循經(jīng)典p-n結(jié)太陽能電池的I-V特性.但是按照經(jīng)典半導體理論,量子點具有三維量子限制效應,共振激發(fā)的載流子不能逃逸出載流子而傾向于進行輻射復合發(fā)光.該實驗現(xiàn)象與之前的理論相悖.

為了得到光生載流子的逃逸路線,我們將一個滑動變阻器串聯(lián)到樣品B的電路中,調(diào)節(jié)滑動變阻器電阻,改變整個電路的電流,測試其共振激發(fā)熒光強度變化,如圖4(f)所示.從圖4(f)可以看出,短路電流和光致發(fā)光熒光強度呈線性負相關(guān).根據(jù)以上結(jié)果可以推斷出從InAs量子點中逃逸的共振激發(fā)光生載流子主要用于產(chǎn)生光電流,這預示著具有p-n結(jié)的量子點結(jié)構(gòu)可以應用于太陽能電池和光電探測器.

從以上實驗可以看出,在短路條件下,樣品B量子點中共振激發(fā)的光生載流子直接逃逸出量子點產(chǎn)生光伏效應.然而,在n-n結(jié)的樣品A通過加0.7 V外偏壓模擬樣品B的內(nèi)建電場,但是量子點中共振激發(fā)的光生載流子傾向于弛豫到基態(tài)進行輻射復合.因為樣品A和樣品B具有相同的勢壘高度和厚度,所以熱電子發(fā)射和隧穿理論不能用來解釋共振激發(fā)載流子從量子點中逃逸出電路形成電流這種現(xiàn)象[28,38?40].

3.3 逃逸機理分析

我們通過計算和比較載流子漂移出量子點的時間和弛豫回基態(tài)的時間來估算量子點中共振激發(fā)載流子直接逃逸出量子點而不弛豫到基態(tài)輻射復合發(fā)光的概率.根據(jù)文獻[41]中的描述,量子點中激發(fā)態(tài)電子弛豫到基態(tài)大約有幾百皮秒.而樣品B在短路條件下,分辨出量子點中激發(fā)態(tài)自由載流子渡越出量子點還是弛豫到基態(tài)能級對于解釋實驗現(xiàn)象非常重要.自由激發(fā)態(tài)載流子渡越出耗盡區(qū)的量子點的時間為

其中,h表示量子點的高度,v表示電子或者空穴的漂移速度.電子在InAs和GaAs中的遷移率都大于2000 cm2·V?1·s?1, 空穴遷移率大于100 cm2·V?1·s?1[42]. 經(jīng)過計算, 電子或者空穴逃逸出量子點的時間在飛秒量級.因此共振激發(fā)的激發(fā)態(tài)自由載流子逃逸出量子點而不是弛豫回基態(tài)進行復合發(fā)光,是存在時間上的可能性.

對于樣品A,當外加一個偏壓在量子點結(jié)構(gòu)上時,本征區(qū)中電場分布是均勻的,載流子漂移速率與電場和載流子遷移率成比例.電子的遷移率比空穴的遷移率高,導致電子的漂移速率大于空穴的漂移速率,從而導致了過量的空穴聚集在器件本征區(qū)形成一個大的正電場,阻止了后續(xù)載流子逃逸,即產(chǎn)生了庫侖阻塞效應.然而,對于樣品B,在耗盡區(qū),電場隨著結(jié)的距離線性增加,達到最大值后線性減小,最后減小為零.電場的斜率可以通過調(diào)節(jié)p區(qū)或者n區(qū)的摻雜濃度來調(diào)節(jié),如圖5所示.p-n結(jié)可以調(diào)節(jié)電場分布來使空穴充分被抽取走,達到一個較好的電中性條件.p-n結(jié)的這種獨特性質(zhì)緩解了庫侖阻塞效應,使量子點中的載流子持續(xù)逃逸到外電路中.

圖5 樣品A和樣品B中本征區(qū)的電場分布[37]Fig.5.Distribution of the electric field of intrinsic region of sample A and sample B[37].

盡管p-n結(jié)中受限光生載流子逃逸的清晰物理圖像尚未建立,但仍有必要對其光電轉(zhuǎn)換能力進行評估.在樣品B中,當入射激光功率為65 mW時,實測短路電流為2.82 mA,因此光電轉(zhuǎn)換效率為5.9%,計算得到10層InAs量子點吸收系數(shù)約為104cm?1.我們在計算吸收系數(shù)時沒有減去反射的入射光,并且認為p-n結(jié)的載流子抽取效率為100%,因此實際的吸收系數(shù)應大于該數(shù)值.盡管如此,104cm?1的數(shù)值仍遠大于理論計算得到的量子點材料的光吸收系數(shù)(約100 cm?1)[43,44],并接近于GaAs體材料在其帶隙處的吸收系數(shù)[45].考慮到零維半導體材料低的態(tài)密度和局域態(tài)波函數(shù),我們認為p-n結(jié)的加入增加了InAs量子點的吸收系數(shù),證明量子點可以應用于太陽能電池和光電探測器.

根據(jù)以上結(jié)果,我們提出了一個可能的模型來解釋上述現(xiàn)象.具有p-n結(jié)結(jié)構(gòu)的量子點中在短路條件下的光生載流子的終態(tài)是自由激發(fā)態(tài),在內(nèi)建電場的作用下直接逃逸出量子點進入勢壘導帶,進而流入外電路形成短路電流,如圖6(b)所示.在樣品A中,具有n-n結(jié)的外加偏壓下,量子點中的光生載流子弛豫到基態(tài)進行輻射復合發(fā)光,而沒有流出外電路,如圖6(a)所示.

根據(jù)量子力學的微擾理論,吸收系數(shù)與態(tài)密度和載流子終態(tài)的波函數(shù)有關(guān)[46],在量子點中,載流子的終態(tài)應該是局域態(tài)的基態(tài).但是,在本實驗中,具有p-n結(jié)的量子點在短路條件下的終態(tài)卻是自由態(tài).這種物理屬性的改變增加了具有p-n結(jié)的量子點在短路條件下的吸收系數(shù),在這種情況下,不能認為吸收系數(shù)是一個常數(shù),這對應用于太陽能電池和探測器具有很重要的啟示.

圖6 InAs量子點中光子吸收和載流子輸運模型[36] (a)樣品A外加0.7 V偏壓時,InAs量子點的光子吸收和載流子輸運過程;(b)樣品B在短路條件下,InAs量子點的光子吸收和載流子輸運過程Fig.6.Sketch of the photon absorption and carrier transportation processes of InAs quantum dots embedded in GaAs with a p-n junction[36]:(a)Schematic diagram of the established photon absorption and carrier transportation processes;(b)schematic diagram of the new photon absorption and carrier transportation processes.

3.4 具有p-n結(jié)多層InAs/GaAs量子點結(jié)構(gòu)的吸收系數(shù)增強特性

在具有p-n結(jié)的InAs/GaAs量子點結(jié)構(gòu)短路條件下,光致發(fā)光光譜發(fā)生淬滅,同時測量短路電流,推斷在短路條件下量子點中共振激發(fā)光生載流子不弛豫到基態(tài)進行輻射復合,而是逃逸出外電路,估算該結(jié)構(gòu)在短路條件下吸收系數(shù)增加,可達104cm?1.InAs量子點吸收系數(shù)的增加表明在太陽能電池和光電二極管探測器方面具有廣闊的應用前景.探測器主要是在反偏條件下探測光電轉(zhuǎn)換.為了測量樣品B在外加偏壓下吸收系數(shù)和外加偏壓的關(guān)系,我們測量了樣品的透射光.激光器入射光線與樣品垂直平分面呈30?,同時用兩個功率計測試反射光和透射光,改變外加偏壓,同時測量透射光功率和外電流的變化,測試結(jié)果如圖7所示.半導體中的吸收系數(shù)和透射光功率的關(guān)系為[46]

圖7 (a)樣品B的光電流和暗電流譜;(b)樣品A的光電流和暗電流譜[37]Fig.7.(a)Current-bias curves of InGaAs/GaAs quantum well photo diode measured under 915 nm illumination and dark condition of sample B;(b)currentbias curves of InGaAs/GaAs quantum well photo diode measured under 915 nm illumination and dark condition of sample A[37].

其中,λ是入射激光的波長,Sn是能量為E附近|0,n?每單位能量的態(tài)密度,c是光速.如果樣品B在短路條件下,InAs量子點的能級處于連續(xù)態(tài)而不是局域態(tài),態(tài)密度Sn會變大,進而增加吸收系數(shù).

圖8 (a)In0.2Ga0.8As/GaAs多量子阱樣品在開路和短路下的光致發(fā)光光譜;(b)In0.15Ga0.85N/GaN多量子阱樣品在開路和短路下的光致發(fā)光光譜;(c)In0.53Ga0.47As/In0.52Al0.48As/InP復合多量子阱樣品在開路和短路下的光致發(fā)光光譜[47,48]Fig.8.(a)The PL spectra of In0.2Ga0.8As/GaAs multiple quantum well structure under open-and short-circuitconditionsrespectively; (b)thePL spectra of In0.15Ga0.85N/GaN multiple quantum well structure under open-and short-circuit conditions respectively; (c) the PL spectra of In0.53Ga0.47As/In0.52Al0.48As/InP compositemultiple quantum wellstructure underopen-and short-circuit conditions respectively[47,48].

光電二極管型探測器主要是在外加反向偏壓下工作,圖7(a)和圖7(b)分別是樣品A和樣品B在915 nm激光照射下的光電流I-V圖和暗電流I-V圖.對比圖7(a)和圖7(b)可以看出,樣品B在反偏條件下吸收系數(shù)和凈光電流大,暗電流小,信噪比高.因此具有p-n結(jié)的InAs量子點在近紅外探測領(lǐng)域具有很好的應用前景.

3.5 實用性驗證:普適性和重復性

除了在InAs量子點結(jié)構(gòu)中發(fā)現(xiàn)光生載流子高效抽取現(xiàn)象,我們還在In0.2Ga0.8As/GaAs量子阱和In0.15Ga0.85N/GaN量子阱以及In0.53Ga0.47As/In0.52Al0.48As/InP量子阱中得到了相同的實驗結(jié)果,如圖8(a)—(c)所示.

在含有p-n結(jié)的In0.2Ga0.8As/GaAs量子阱結(jié)構(gòu)中,我們觀察到87.3%的光生載流子通過p-n結(jié)從量子阱中逃逸出來形成光電流而非弛豫到量子阱的基態(tài)能級;在In0.15Ga0.85N/GaN量子阱中,超過95%的光生載流子形成光電流而不是輻射復合發(fā)光;在In0.53Ga0.47As/In0.52Al0.48As/InP量子阱結(jié)構(gòu)中,則是有62%的光生載流子逃逸出量子阱.以上的結(jié)果表明,p-n結(jié)中低維半導體結(jié)構(gòu)中光生載流子高效抽取現(xiàn)象在各種材料體系中是普遍存在的,具有普適性和重復性.

3.6 實用性驗證:InGaAs/GaAs帶間躍遷量子阱紅外探測器原型器件

利用p-n結(jié)中低維半導體結(jié)構(gòu)載流子高效抽取現(xiàn)象,制備了帶間躍遷量子阱紅外探測器(interband transition quantum well infrared detector,IQWIP)原型,其器件結(jié)構(gòu)如圖2(c)和圖9所示.20個周期的In0.2Ga0.8As/GaAs多量子阱插于GaAs p-n結(jié)中,光致發(fā)光熒光譜和響應光譜如圖10所示,光致發(fā)光峰位于956 nm處,位于肩部869 nm處的峰是GaAs體材料的峰.從響應光譜中可以看出,位于GaAs體材料吸收峰長波方向的是InGaAs量子阱的吸收峰,吸收峰相對熒光峰有明顯的藍移.不同光照強度下的電流電壓曲線和不同光功率密度下的量子效率如圖11(a)和圖11(b)所示.在無表面減反射膜的實驗條件下,利用僅100 nm的有效吸收厚度實現(xiàn)了31%的外量子效率;實測表面反射率為40%—50%,故實際量子效率水平接近60%.基于該數(shù)值推算得到量子阱的光吸收系數(shù)達到3.7×104cm?1,該數(shù)值高于傳統(tǒng)透射實驗測量結(jié)果一個數(shù)量級.

圖9 光學顯微鏡下器件形貌圖Fig.9.Morphology of the device under optical microscope.

圖10 InGaAs/GaAs多量子阱原型器件光致發(fā)光熒光譜和響應光譜[49]Fig.10.The PL spectra and response spectra of In-GaAs/GaAs multiple quantum well prototype[49].

根據(jù)原有的理論,低維半導體結(jié)構(gòu)載流子的抽取效率低,吸收系數(shù)較小,在光電轉(zhuǎn)換應用的性能較差.而我們的實驗表明,通過在低維半導體結(jié)構(gòu)外加優(yōu)化的p-n結(jié),可以實現(xiàn)大于90%的抽取效率,吸收系數(shù)大于相應的體材料,可以很好地用于光電轉(zhuǎn)換.

3.7 實用性驗證:InAsSb/GaSb IQWIP原型器件

擴展波長短波紅外和中波紅外探測器由于暗電流較大,通常需要工作在低溫下,利用p-n結(jié)中載流子的高效抽取效應,實現(xiàn)了基于InAsSb/GaSb材料的帶間躍遷擴展波長短波紅外量子阱探測器,在室溫下性能優(yōu)異.

圖11 (a)不同光照強度下的電流電壓曲線;(b)不同光功率密度下的量子效率[49]Fig.11. Illumination powerdependenton the(a)current-bias curve and(b)quantum efficiency of the In0.2Ga0.8As/GaAs quantum well photodiode[49].

10個周期的InAs0.91Sb0.09/GaSb多量子阱置于GaSb p-n結(jié)中,器件結(jié)構(gòu)如圖12(a)所示.通過計算得到5 nm厚的InAs0.91Sb0.09量子阱的帶隙約為0.53 eV(2.35μm),可以覆蓋從短波紅外到長波紅外的整個波段.此器件有較窄的波長響應范圍,從2μm到2.3μm,在2.1μm處達到峰值,如圖12(b),左側(cè)1.87μm處是GaSb勢壘的吸收峰;而右側(cè)位于2.1μm處的峰對應于InAsSb量子阱帶間躍遷.

器件的變溫暗電流譜如圖12(c)所示.當溫度從300 K降低到200 K時,暗電流隨溫度迅速減小,這是由于擴散電流被抑制引起的.溫度繼續(xù)降低,暗電流減小緩慢,這是因為溫度低于200 K后,產(chǎn)生復合電流成為主要的暗電流源.

在無減反膜的條件下,其峰值響應度在?500 mV時為0.4 A/W,對應量子效率為23.8%.300 K時,?400 mV和零偏的暗電流分別為6.05×10?3A/cm2和3.25×10?5A/cm2,峰值探測率出現(xiàn)在零偏條件下,為6.91×1010cm·Hz1/2·W?1. 這個結(jié)果已經(jīng)優(yōu)于目前大部分的III/V族紅外探測器,并與HgCdTe探測器性能相當,如果繼續(xù)優(yōu)化材料,可以期待有更好的性能.

圖12 (a)InAs0.91Sb0.09/GaSb多量子阱紅外探測器結(jié)構(gòu)圖;(b)InAs0.91Sb0.09/GaSb多量子阱紅外探測器樣品的響應光譜;(c)InAs0.91Sb0.09/GaSb紅外探測器樣品的變溫暗電流曲線[50]Fig.12.(a)Schematic diagram of the InAs0.91Sb0.09/GaSb QWs photodetector;(b)typical normalized relative photocurrent spectral response curves of InAs0.91Sb0.09/GaSb QWs;(c)dark current densities versus applied bias voltage of the photodetector for di ff erent temperatures[50].

4 結(jié) 論

實驗上在多種材料體系中均觀察到p-n結(jié)中受限光生載流子的反常高效抽取效率和反常吸收系數(shù)增加兩個現(xiàn)象,利用該現(xiàn)象研制了近紅外900 nm波段工作原型器件,計算得到的吸收系數(shù)達到3.7×104cm?1,比先前報道的高一個數(shù)量級.利用p-n結(jié)對載流子高效抽取效應,設(shè)計了新型IQWIP器件并進行了近紅外波段的原型器件驗證.在IQWIP器件中,實現(xiàn)了保持較低暗電流水平的同時將響應波長增大,且在拓展的波段范圍仍具有較好的量子效率.盡管目前的實驗結(jié)果僅為近紅外波段,但利用GaSb基窄禁帶半導體材料或HgCdTe材料,有望將器件的工作波長拓展至中波紅外范圍.此外,由于IQWIP的新穎工作原理和特殊的結(jié)構(gòu)特征,該器件還有望實現(xiàn)新型高性能光電晶體管、低成本高性能太陽能電池等器件.

[1]Goetzberger A,Hebling C,Schock H W 2003 Mater.Sci.Engineer.R:Rep.40 1

[2]Jenny D,Loferski J,Rappaport P 1956 Phys.Rev.101 1208

[3]Chapin D M,Fuller C,Pearson G 1954 J.Appl.Phys.25 676

[4]Gloeckler M,Sankin I,Zhao Z 2013 IEEE J.Photovolt.3 1389

[5]Chirilǎ A,Buecheler S,Pianezzi F,Bloesch P,Gretener C,Uhl A R,Fella C,Kranz L,Perrenoud J,Seyrling S 2011 Nat.Mater.10 857

[6]Rogalski A 2005 Rep.Prog.Phys.68 2267

[7]Callewaert F,Hoang A,Razeghi M 2014 Appl.Phys.Lett.104 053508

[8]Liu S T,Quan Z J,Wang L 2017 Chin.Phys.B 26 038104

[9]Nelson J 2003 The Physics of Solar Cells(London:World Scienti fi c Publishing Company)pp19–37

[10]Rogalski A 2010 Infrared Detectors(Florida: CRC Press)pp295–338

[11]Basu P K 1997 Theory of Optical Processes in Semiconductors:Bulk and Microstructures(Vol.4)(Oxford:Clarendon Press)pp80–122

[12]Dahal R,Pantha B,Li J,Lin J,Jiang H 2009 Appl.Phys.Lett.94 063505

[13]Grundmann M 2015 The Physics of Semiconductors:An Introduction Including Nanophysics and Applications(Heidelberg:Springer)

[14]Qiu W,Hu W,Lin C,Chen X,Lu W 2016 Opt.Lett.41 828

[15]Bai Z Z,Xu Z C,Zhou Y,Yao H C,Chen H L,Chen J X,Ding R J,He L 2015 J.Infrared Millim.Wave 34 716(in Chinese)[白治中,徐志成,周易,姚華城,陳洪雷,陳建新,丁瑞軍,何力2015紅外與毫米波學報34 716]

[16]Rogalski A,Antoszewski J,Faraone L 2009 J.Appl.Phys.105 091101

[17]Hu W D,Liang J,Yue F Y,Chen X S,Lu W 2016 J.Infrared Millim.Wave 35 25(in Chinese)[胡偉達,梁健,越方禹,陳效雙,陸衛(wèi)2016紅外與毫米波學報35 25]

[18]Liu D,Lin C,Zhou S,Hu X 2016 J.Electron.Mater.45 2802

[19]Ye Z,Zhang P,Li Y,Chen Y,Zhou S,Huang Y,Sun C,Lin C,Hu X,Ding R 2014 Opt.Quantum Electron.46 1283

[20]Rogalski A 2003 Prog.Quantum Electron.27 59

[21]Maimon S,Wicks G 2006 Appl.Phys.Lett.89 151109

[22]Chakrabarti S,Sti ff-Roberts A,Bhattacharya P,Gunapala S,Bandara S,Rafol S,Kennerly S 2004 IEEE Photon.Technol.Lett.16 1361

[23]Freundlich A,Lombez L,Sugiyama M 2016 Proc.SPIE 9743 974301

[24]Rogalski A 2003 J.Appl.Phys.93 4355

[25]Levine B 1993 J.Appl.Phys.74 R1

[26]Ridley B 1991 Rep.Prog.Phys.54 169

[27]Luque A,Martí A 2011 Nat.Photon.5 137

[28]Xu Z Y,Lu Z D,Yang X,Yuan Z,Zheng B,Xu J,Ge W,Wang Y,Wang J,Chang L L 1996 Phys.Rev.B 54 11528

[29]Casey Jr H,Sell D,Wecht K 1975 J.Appl.Phys.46 250

[30]Green M A 2008 Solar Energy Materials and Solar Cells 92 1305

[31]Mooney P,LeGoues F,Terso ffJ,Chu J 1994 J.Appl.Phys.75 3968

[32]Jain S,Willander M,Maes H 1996 Semicond.Sci.Technol.11 641

[33]Dunstan D,Young S,Dixon R 1991 J.Appl.Phys.70 3038

[34]Chatterjee S,Ell C,Mosor S,Khitrova G,Gibbs H M 2004 Phys.Rev.Lett.92 067402

[35]Kaindl R A,Carnahan M A,Hagele D,Lovenich R,Chemla D S 2003 Nature 423 734

[36]Wang W,Wang L,Jiang Y,Ma Z,Sun L,Liu J,Sun Q,Zhao B,Wang W,Liu W,Jia H,Chen H 2016 Chin.Phys.B 25 097307

[37]Wang W Q 2017 Ph.D.Dissertation(Beijing:University of Chinese Academy of Sciences)(in Chinese)[王文奇2017博士學位論文(北京:中國科學院大學)]

[38]Li T,Bartolo R E,Dagenais M 2013 Appl.Phys.Lett.103 141113

[39]Antolín E,Marti A,Farmer C,Linares P,Hernández E,Sánchez A,Ben T,Molina S,Stanley C,Luque A 2010 J.Appl.Phys.108 064513

[40]Kapteyn C,Heinrichsdor ffF,Stier O,Heitz R,Grundmann M,Zakharov N,Bimberg D,Werner P 1999 Phys.Rev.B 60 14265

[41]Heitz R,Veit M,Ledentsov N N,Ho ff mann A,Bimberg D,Ustinov V M,Kop’ev P S,Alferov Z I 1997 Phys.Rev.B 56 10435

[42]Harrison J,Hauser J 1976 J.Appl.Phys.47 292

[43]Luque A,Mellor A,Ramiro I,Antolín E,Tobías I,Martí A 2013 Solar Energy Materials and Solar Cells 115 138[44]Mellor A,Luque A,Tobías I,Martí A 2014 Adv.Funct.Mater.24 339

[45]Sturge M 1962 Phys.Rev.127 768

[46]Elliott R 1957 Phys.Rev.108 1384

[47]Sun Q L,Wang L,Jiang Y,Ma Z G,Wang W Q,Sun L,Wang W X,Jia H Q,Zhou J M,Chen H 2016 Chin.Phys.Lett.33 106801

[48]Wu H Y,Ma Z G,Jiang Y,Wang L,Yang H J,Li Y F,Zuo P,Jia H Q,Wang W X,Zhou J M,Liu W M,Chen H 2016 Chin.Phys.B 25 117803

[49]Liu J,Wang L,Jiang Y,Ma Z G,Wang W Q,Sun L,Jia H Q,Wang W X,Chen H 2017 J.Infrared Millim.Wave 36 129(in Chinese)[劉潔,王祿,江洋,馬紫光,王文奇,孫令,賈海強,王文新,陳弘2017紅外與毫米波學報36 129]

[50]Sun L,Wang L,Lu J L,Liu J,Fang J,Xie L L,Hao Z B,Jia H Q,Wang W X,Chen H 2018 Chin.Phys.B 27 047209