異質(zhì)結(jié)構(gòu)InSb-APD中波紅外探測(cè)器的設(shè)計(jì)與表征

蕭 生,葉 偉,邊寧濤,張 琦

(1.陜西理工大學(xué)機(jī)械工程學(xué)院,陜西 漢中 723001；2.輕工業(yè)鐘表研究所精密機(jī)電部,陜西 西安 710061)

1 引 言

隨著對(duì)先進(jìn)紅外探測(cè)技術(shù)的需求不斷增加,經(jīng)過(guò)幾十年的研究和高速發(fā)展,中波長(zhǎng)紅外(MWIR,3～5 μm)探測(cè)器的應(yīng)用范圍包括遙感、熱追蹤、氣體監(jiān)測(cè)和空間成像等重要領(lǐng)域[1-4]。目前,MWIR探測(cè)器中廣泛使用的材料和結(jié)構(gòu)主要包括HgCdTe(MCT)[5],量子阱與量子點(diǎn)[6-7],InSb焦平面陣列探測(cè)器[8],以InAs-GaSb為代表的銻基Ⅱ型超晶格焦平面陣列(FPAs)探測(cè)器[9]。然而,為了降低暗電流,提高信噪比[10],這些系統(tǒng)需要較低的環(huán)境溫度才能工作,因此必須配備制冷設(shè)備,這導(dǎo)致其體積大、復(fù)雜度高、成本高、適用性差[11]。

目前,室溫紅外探測(cè)器的最新研究方向,如石墨烯[12]、黑磷[13]等二維材料或納米線結(jié)構(gòu)[14],由于材料本身和制造工藝的局限,目前尚處于研究階段,還沒(méi)有大規(guī)模的工業(yè)生產(chǎn)能力。

InSb作為一種直接禁帶III-V半導(dǎo)體材料,具有量子效率高、響應(yīng)速度快、穩(wěn)定性高等優(yōu)點(diǎn)。與目前主流的MCT探測(cè)器相比,InSb襯底成本較低,制備工藝較為成熟,是一種理想的MWIR紅外探測(cè)器材料[15]。為了提高性能、解決窄禁帶半導(dǎo)體材料在室溫下復(fù)合速率高的問(wèn)題,nbn結(jié)構(gòu)、雪崩二極管(APD)、非平衡結(jié)構(gòu)等類型的InSb探測(cè)器已經(jīng)有了報(bào)道[16-18]。但是APD和非平衡結(jié)構(gòu)都采用的InSb同質(zhì)結(jié)構(gòu)。因此,在有源區(qū)外,俄歇(Auger)復(fù)合并沒(méi)有被抑制,同時(shí)重?fù)诫sN區(qū)和P區(qū)的高濃度雜質(zhì)會(huì)引起嚴(yán)重的Shockley-Read-Hall(SRH)復(fù)合。

本文設(shè)計(jì)了一種能在室溫下工作的異質(zhì)結(jié)構(gòu)的InSb APD紅外探測(cè)器。在P區(qū)和N區(qū)采用寬禁帶半導(dǎo)體材料,與同質(zhì)結(jié)構(gòu)相比降低了復(fù)合速率。同時(shí),I區(qū)被設(shè)計(jì)成吸收、倍增層分離(SAM)的雪崩區(qū)域以產(chǎn)生增益并放大光電流。

2 異質(zhì)結(jié)構(gòu)InSb APD的建模

本文采用TCAD軟件Atlas進(jìn)行數(shù)值模擬?；诎雽?dǎo)體物理模型,計(jì)算了輸運(yùn)方程和載流子連續(xù)方程。通過(guò)軟件的輸出和提取的內(nèi)部物理機(jī)制信息,探討了器件的光學(xué)、電學(xué)特性。

2.1 器件結(jié)構(gòu)參數(shù)

圖1為異質(zhì)InSb APD的結(jié)構(gòu)圖。該探測(cè)器由自上而下分別為:0.5 μm厚P型GaSb空穴傳輸接觸層；2 μm厚P型InSb吸收層,吸收紅外輻射并轉(zhuǎn)化為電子空穴對(duì)[19]；3 μm厚接收電子并維持光生載流子雪崩過(guò)程的N型非有意摻雜InSb倍增層；0.5 μm厚傳輸電子并隔絕襯底雜質(zhì)的N型InP緩沖層；以N型InP為襯底。

圖1 異質(zhì)InSb APD探測(cè)器結(jié)構(gòu)圖

室溫下,GaSb和InP的帶隙分別為0.726 eV和1.344 eV,遠(yuǎn)大于InSb的0.17eV。因此,它們的俄歇與SRH復(fù)合系數(shù)遠(yuǎn)低于InSb[20]。吸收層被設(shè)計(jì)得較厚且重?fù)诫s以有效吸收正射的紅外輻射,考慮到PN結(jié)處的電場(chǎng)變化,摻雜濃度從5×1017cm-3漸變?yōu)?×1015cm-3。非有意摻雜的倍增層濃度為 1×1015cm-3的殘余N型摻雜。

將真空能級(jí)視為零,GaSb、InSb和InP的電子親和勢(shì)分別為4.06、4.59、4.4 eV[21]。室溫下的本征能帶圖如圖2所示,可見(jiàn)未摻雜的P區(qū)和N區(qū)在InSb兩側(cè)形成了勢(shì)壘。被阻擋的光生載流子將在界面處消耗,阻礙光電流的傳輸。同時(shí),由于費(fèi)米能級(jí)的不同,在形成異質(zhì)結(jié)時(shí),界面處的能帶會(huì)發(fā)生劇烈的彎曲,因此必須對(duì)GaSb和InP材料進(jìn)行摻雜。

圖2 本征能帶圖

在確定摻雜濃度時(shí),假定摻雜后GaSb和InP的費(fèi)米能級(jí)與InSb的相等。摻雜濃度可由以下方程式計(jì)算[22]:

對(duì)于P型半導(dǎo)體:

(1)

對(duì)于N型半導(dǎo)體:

(2)

其中,EF為費(fèi)米能級(jí);k為玻爾茲曼常數(shù);T為溫度;EV和EC為價(jià)帶和導(dǎo)帶能級(jí);NA和ND為施主與受主濃度;NV和NC為價(jià)帶和導(dǎo)帶的有效態(tài)密度。

在計(jì)算中,本征InSb的費(fèi)米能級(jí)遠(yuǎn)離價(jià)帶頂部,滿足玻爾茲曼分布的近似條件,因此,P型InSb吸收層的費(fèi)米能級(jí)可按式(1)計(jì)算,其值為-4.7 eV。因此P型GaSb的EF設(shè)為-4.7 eV。由于倍增層的本征InSb為簡(jiǎn)并半導(dǎo)體[23],玻爾茲曼分布不再滿足。為了便于計(jì)算,N型InP的EF設(shè)為本征InSb的費(fèi)米能級(jí)(-4.607 eV),考慮到重?fù)诫s下的能帶變窄,將N型InP的EC設(shè)為本征InSb的導(dǎo)帶能級(jí)(-4.59 eV)。

GaSb和InP的受主和施主摻雜濃度計(jì)算結(jié)果分別為6.6×1017cm-3與3×1017cm-3。GaSb/InSb/InP異質(zhì)結(jié)構(gòu)APD在熱平衡時(shí)(T=300 K,Vb=0 V)與負(fù)偏壓下(T=300 K,Vb=-0.4 V)的能帶圖如圖3所示。

在熱平衡狀態(tài)(圖3(a)),異質(zhì)結(jié)界面處的能帶趨于光滑,沒(méi)有形成明顯的勢(shì)阱。且異質(zhì)結(jié)構(gòu)分別在導(dǎo)帶和價(jià)帶側(cè)引入勢(shì)壘。因此,光生電子和空穴都不會(huì)受到阻礙,而多子的擴(kuò)散運(yùn)動(dòng)受到勢(shì)壘限制,從而抑制了擴(kuò)散電流引起的噪聲。

圖3 Vb=0 V和Vb=-0.4 V時(shí)異質(zhì)結(jié)構(gòu)能帶圖

在負(fù)偏壓(圖3(b))下,由于P區(qū)和N區(qū)中雜質(zhì)濃度較高,耗盡區(qū)基本在吸收層與倍增層界面處延伸。InSb有源區(qū)分擔(dān)了偏置電壓,這增強(qiáng)了內(nèi)建電場(chǎng),有利于光生載流子的快速分離,促進(jìn)電子進(jìn)入倍增層,開(kāi)始雪崩過(guò)程。

2.2 材料參數(shù)及仿真模型

作為載流子輸運(yùn)模型,漂移擴(kuò)散模型以下方程表示:

(3)

考慮到重?fù)诫s下的能帶變窄效應(yīng),非有意摻雜的InSb倍增層在室溫下為簡(jiǎn)并半導(dǎo)體。仿真中采用了費(fèi)米-狄拉克統(tǒng)計(jì)和BGN模型。

SRH復(fù)合模型描述了在禁帶內(nèi)的陷阱(或缺陷)中發(fā)生的通過(guò)復(fù)合中心的間接復(fù)合,可以用下面的方程來(lái)表示[24-25]:

(4)

其中,Etrap為陷阱能級(jí)與本征費(fèi)米能級(jí)之差；TL是晶格溫度；τn,p是電子和空穴的壽命；nie是本征載流子濃度。

俄歇復(fù)合作為一種重要的非輻射復(fù)合,其模型如下[26]:

(5)

其中,Cn和Cp俄歇復(fù)合系數(shù)。

通過(guò)將整個(gè)器件內(nèi)的SRH和俄歇復(fù)合速率進(jìn)行積分,可以得到生成-復(fù)合的總電流密度[27]:

(6)

為了更準(zhǔn)確地模擬隧穿過(guò)程,考慮到能帶的空間變化和差異,使用了非局域帶對(duì)帶(BTB)隧穿模型[28]。

對(duì)于碰撞電離模型,在模擬中使用了Grant碰撞電離模型[29],該模型通過(guò)劃分低、中、高電場(chǎng)區(qū)間來(lái)描述電子和空穴的電離。

表1總結(jié)了模擬使用的在300 K下GaSb、InSb和InP材料的主要參數(shù)[27,30-31]。

表1 300 K時(shí)的材料主要參數(shù)

3 結(jié)果與討論

3.1 電學(xué)性質(zhì)

圖4(a)和(b)分別展示了在200～300 K間,不同的溫度下暗電流密度(JDark)、微分電阻面積乘積(RdA)與負(fù)偏壓的關(guān)系。圖4(a)清晰地顯示了溫度對(duì)暗電流的影響,JDark-V特征曲線表明,由于熱激發(fā),JDark在較小的偏壓下即達(dá)到飽和狀態(tài),耗盡區(qū)中的JGR為漏電流的主要機(jī)制。相鄰曲線間的間隙距離隨溫度的升高而減小,表明熱激發(fā)的生成-復(fù)合速率的增長(zhǎng)隨溫度的升高而減慢。在較大的偏壓下,暗電流密度出現(xiàn)明顯增加,特別是在較高的溫度下。這一現(xiàn)象表明了帶間隧穿的溫度依賴性。

品質(zhì)因子(R0A)通常被視為光電二極管的一個(gè)評(píng)價(jià)指標(biāo),其值為零偏壓下RdA大小。RdA計(jì)算如下式[32]:

(7)

其中,J0為飽和暗電流密度。

RdA計(jì)算結(jié)果如圖4(b)所示,300 K時(shí)對(duì)應(yīng)的R0A值為0.02923 Ω·cm2。

圖4 暗電流密度和RdA在不同溫度200～300 K下與偏壓關(guān)系

為了進(jìn)一步研究室溫下暗電流的影響因素,圖5中分別給出了提取的JDark中各成分的影響。

室溫下,隨著反向偏壓的升高,JSRH迅速增加并達(dá)到飽和,這說(shuō)明著在小偏壓范圍內(nèi),SRH復(fù)合是JDark的主要影響因素。當(dāng)偏壓為-1.25 V時(shí),JBTB開(kāi)始迅速上升,在偏壓為-4 V時(shí),JBTB大小與JSRH基本相等,其對(duì)JDark有顯著的影響。從圖3(b)可看出,在器件雪崩區(qū)域有著強(qiáng)烈的能帶彎曲從而導(dǎo)致了帶對(duì)帶隧穿幾率的增加。此外,在300 K時(shí)InSb材料較窄的帶隙和吸收層的重?fù)诫s進(jìn)一步加劇了禁帶變窄效應(yīng)。如圖5所示,JAuger處于較低水平。這是由于反向偏壓的抽取作用使InSb有源區(qū)的自由載流子濃度較低,以及異質(zhì)結(jié)構(gòu)中使用的低復(fù)合率的寬禁帶材料。

圖5 總暗電流密度的分量與偏壓關(guān)系

不同偏壓下的載流子分布如圖6所示。由于顯著的熱激發(fā),非有意摻雜的倍增層在熱平衡時(shí)表現(xiàn)出本征半導(dǎo)體的特性,其電子與空穴濃度為1×1016cm-3。在反向偏壓升高時(shí),耗盡區(qū)載流子濃度比熱平衡時(shí)降低了近3個(gè)數(shù)量級(jí),這將導(dǎo)致俄歇復(fù)合速率降低,從而降低JAuger。

為了降低器件在室溫下的暗電流,模擬了不同殘余摻雜濃度下的SRH復(fù)合,其結(jié)果如圖7所示。由式(4)可知,隨著反向偏壓的增大,自由載流子濃度n、p不斷降低,pn-nie2的絕對(duì)值增大。即凈復(fù)合速率增加,非平衡載流子通過(guò)耗盡區(qū)的復(fù)合中心產(chǎn)生,形成暗電流,并隨著反向偏壓的增加而迅速上升。當(dāng)耗盡區(qū)擴(kuò)展到倍增層,此時(shí)n、p的值遠(yuǎn)低于nie,SRH復(fù)合速率與偏置電壓無(wú)關(guān),達(dá)到飽和值。當(dāng)半導(dǎo)體中存在雜質(zhì)時(shí),SRH復(fù)合速率與缺陷濃度正相關(guān)。

圖6 熱平衡和-2V偏壓時(shí)的載流子分布

圖7 不同殘余摻雜濃度下JSRH隨偏壓的變化

圖7表明,由于重?fù)诫s,InSb吸收層中SRH復(fù)合的影響不可忽略。將倍增層與吸收層作為一個(gè)整體降低雜質(zhì)濃度時(shí),JSRH明顯降低。盡管受到了器件結(jié)構(gòu)的局限,將吸收層的摻雜濃度設(shè)計(jì)成漸變型是一種可行的優(yōu)化方法。同時(shí),非有意摻雜倍增層中殘余摻雜濃度對(duì)器件的影響如圖8所示。

圖8 不同殘余摻雜濃度對(duì)器件的影響

耗盡層寬度由以下表達(dá)式計(jì)算[33]:

(8)

其中,ε0為真空介電常數(shù);εr為相對(duì)介電常數(shù);Vbi為內(nèi)建電場(chǎng);NB為輕摻雜側(cè)的濃度。結(jié)果表明,隨著倍增層中雜質(zhì)濃度的降低,耗盡層寬度變大,內(nèi)建電場(chǎng)趨于均勻,有利于雪崩過(guò)程,抑制了隧穿效應(yīng)的發(fā)生。

3.2 光學(xué)特性

GaSb和InP的室溫帶隙分別為0.726 eV和1.344 eV,其截止波長(zhǎng)分別為1.71 μm和0.92 μm,幾乎不能吸收3～5 μm的紅外輻射。在光電流的模擬中,設(shè)定了InSb材料的復(fù)折射率,采用強(qiáng)度為1 W/cm2的4 μm波長(zhǎng)的正射單色紅外輻射。圖9展示了零偏壓時(shí)的吸收光譜和相應(yīng)的外量子效率。

圖9 零偏壓時(shí)吸收光譜和外量子效率

InSb的禁帶為0.17 eV,截止波長(zhǎng)約為7.29 μm,吸收光譜表明,該器件的吸收峰在5.1 μm處,相應(yīng)的響應(yīng)率為2.16 A/W,入射紅外輻射的3μm波長(zhǎng)下,外量子效率為75.3 %,但隨入射紅外輻射波長(zhǎng)的增加而減小5μm波長(zhǎng)為53.5 %。

異質(zhì)結(jié)構(gòu)InSb-APD器件的增益根據(jù)以下表達(dá)式計(jì)算[34]:

(9)

其中,Idark(V)與Idark(0V)分別為在負(fù)偏壓和零偏壓下的暗電流;Iilluminated(V)和Iilluminated(0V)分別為光照條件下的負(fù)偏壓和零偏壓時(shí)的總電流。

300 K時(shí),由于InSb材料的禁帶寬度(0.17 eV)較窄,電子有效質(zhì)量(0.014m0)較小,其電子雪崩過(guò)程發(fā)生在較低的反向偏壓下[35]。由前文的分析知,低偏壓時(shí)SRH復(fù)合抑制了器件的增益,大偏壓時(shí)帶對(duì)帶隧穿也同時(shí)限制了器件的增益。如圖10所示,當(dāng)僅施加照明時(shí),器件的增益在小的偏置電壓下開(kāi)始線性上升。然而,當(dāng)SRH復(fù)合效應(yīng)出現(xiàn)后,增益受到限制,最終趨于飽和,其值為2。而在降低倍增層雜質(zhì)濃度后,由于暗電流減小、耗盡層寬度增加以及內(nèi)建電場(chǎng)均勻化的作用下,促進(jìn)了雪崩過(guò)程,增益明顯提高。優(yōu)化后增益為5.7。

圖10 不同條件下器件的增益和電流密度

作為一個(gè)重要的性能指標(biāo),歸一化探測(cè)率(D*)代表了光電探測(cè)器的靈敏度,它排除了帶隙、幾何結(jié)構(gòu)和器件面積的影響,以便更好地進(jìn)行比較。D*由下式定義:

(10)

其中,In為噪聲電流;A為器件面積;R為光響應(yīng)率。

考慮到噪聲電流(In)的均方值為零偏壓電阻R0在無(wú)偏壓和無(wú)外部光照的熱平衡下的Johnson-Nyquist噪聲:

(11)

歸一化探測(cè)率D*和品質(zhì)因子R0A的關(guān)系為[36]:

(12)

常溫下器件的D*由式(12)計(jì)算得到。其值為2.866×109cm·Hz1/2·W-1。與最近報(bào)道的在300 K下工作的其他MWIR探測(cè)器[18,37-39]相比,結(jié)果如圖11所示,本文所提出的異質(zhì)結(jié)構(gòu)InSb-APD有應(yīng)用于室溫下的MWIR檢測(cè)的潛力。

圖11 與最近報(bào)道的其他探測(cè)器的歸一化檢測(cè)率的比較

4 結(jié) 論

本文利用TCAD軟件Atlas研究了異質(zhì)結(jié)構(gòu)InSb-APD的光學(xué)和電學(xué)性質(zhì)。首先,從器件和能帶結(jié)構(gòu)兩方面著手研究了合適的異質(zhì)結(jié)摻雜濃度。能帶圖表明該結(jié)構(gòu)在導(dǎo)帶和價(jià)帶中分別引入了勢(shì)壘。光生電子和空穴不會(huì)受到阻礙,但多子擴(kuò)散受到限制。隨后,在室溫暗電流機(jī)理的研究中,異質(zhì)結(jié)有效地抑制了俄歇復(fù)合,證實(shí)了SRH復(fù)合在低偏壓下起主要影響,并且隨著反向偏壓的增加,帶對(duì)帶隧穿效應(yīng)變得顯著。降低非有意摻雜的倍增層雜質(zhì)濃度可以有效地?cái)U(kuò)寬耗盡區(qū),調(diào)節(jié)內(nèi)部電場(chǎng),更有利于雪崩過(guò)程。最后,對(duì)器件進(jìn)行了光學(xué)性能仿真,結(jié)果表明,該異質(zhì)結(jié)構(gòu)在3～5 μm的MWIR范圍內(nèi)具有良好的吸收能力。300 K時(shí),器件的增益發(fā)生于較低的反向偏壓下,但隨著偏壓的增加,增益受到暗電流的限制。歸一化探測(cè)率的計(jì)算與比較結(jié)果顯示了該探測(cè)器在常溫下工作的潛力。