InGaAs/GaAs 多量子阱近紅外光探測(cè)結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)與表征*

李林森，汪 濤，朱 喆

（華東微電子研究所 微系統(tǒng)安徽省重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，安徽 合肥 230088）

0 引言

光探測(cè)器是一種能夠?qū)⒐庑盘?hào)轉(zhuǎn)換成電信號(hào)的器件，因?yàn)榻t外光覆蓋的波長(zhǎng)范圍較寬（760 nm～2 526 nm），對(duì)其進(jìn)行探測(cè)分析具有潛在的軍民用價(jià)值，例如，可以通過(guò)近紅外光探測(cè)進(jìn)行敵我識(shí)別、戰(zhàn)略預(yù)警，紅外制導(dǎo)可以實(shí)現(xiàn)末端打擊，紅外夜視可用于單兵作戰(zhàn)，民用領(lǐng)域主要有近紅外光纖通信、工業(yè)探傷檢測(cè)、氣象探測(cè)與地球資源探測(cè)、安防監(jiān)控等[1-4]。正是因?yàn)榻t外探測(cè)的諸多應(yīng)用需求，使得全世界范圍內(nèi)的科研工作者傾注了大量的精力去研究近紅外特測(cè)材料、結(jié)構(gòu)及器件。近年來(lái)，隨著對(duì)固體物理、半導(dǎo)體物理的認(rèn)識(shí)不斷深入，以及先進(jìn)制造技術(shù)例如分子束外延（MBE）、金屬化合物氣相沉積（MOCVD）、原子層沉積（ALD）等的不斷發(fā)展，科研工作者可以根據(jù)半導(dǎo)體能帶結(jié)構(gòu)與特征設(shè)計(jì)一些新穎的結(jié)構(gòu)例如量子阱、量子點(diǎn)等以實(shí)現(xiàn)各探測(cè)波段的高性能，并通過(guò)先進(jìn)的半導(dǎo)體制程實(shí)現(xiàn)探測(cè)器的小尺寸和高可靠性。

半導(dǎo)體材料有明顯的內(nèi)光電效應(yīng)，所以絕大多數(shù)近紅外光電探測(cè)器采用半導(dǎo)體材料制作。半導(dǎo)體光探測(cè)器相對(duì)于光電真空管的主要優(yōu)點(diǎn)有：較低的偏壓、寬光譜響應(yīng)范圍、高峰值量子效率、寬工作溫度范圍、優(yōu)異的工作參數(shù)一致性以及對(duì)機(jī)械應(yīng)力有較高的耐受能力和可批量生產(chǎn)性[5]。目前應(yīng)用于紅外輻射探測(cè)的半導(dǎo)體材料體系主要包括：利用本征效應(yīng)的II-VI 族、III-V 族和IV-VI 族窄帶隙化合物半導(dǎo)體材料，利用非本征效應(yīng)的硅摻雜和鍺摻雜材料，還有近年來(lái)發(fā)展的量子阱和超晶格材料。表1 中總結(jié)了這幾類(lèi)紅外探測(cè)材料體系及其優(yōu)缺點(diǎn)[6-7]，從中可以看到目前最常用的HgCdTe 三元系金屬化合物屬于窄禁帶半導(dǎo)體材料，可通過(guò)對(duì)其組分的調(diào)控，進(jìn)而使得其探測(cè)器的工作波段分布于l μm～20 μm整個(gè)紅外波段，但是在用HgCdTe 制備短波探測(cè)器時(shí)，由于組分相差非常大，材料合成難度高，同時(shí)工藝溫度很高，產(chǎn)生的Hg 蒸汽壓高難以控制，此外材料的分凝現(xiàn)象嚴(yán)重，因此其體材料生長(zhǎng)的難度很大，器件的平面工藝也很困難。與之相比較而言，InGaAs/GaAs 體系的探測(cè)結(jié)構(gòu)在材料的生長(zhǎng)上則非常成熟，可以通過(guò)MBE 技術(shù)外延出大面積均勻的有源層，通過(guò)半導(dǎo)體工藝可以進(jìn)行大規(guī)模的集成，最為重要的是其在室溫下可以無(wú)需冷卻系統(tǒng)地工作，極大地提高了器件使用的自由度。另一方面，在探測(cè)波長(zhǎng)為2.5 μm 以下時(shí)，InGaAs/GaAs 器件已表現(xiàn)出比HgCdTe 器件更為優(yōu)異的性能。

表1 用于紅外光探測(cè)器的主要材料體系及其優(yōu)缺點(diǎn)

表2 列出了近紅外幾個(gè)波段下兩種器件的優(yōu)值因子RoA 值的比較[8]（300 K 對(duì)應(yīng)于室溫，220 K 對(duì)應(yīng)著四級(jí)熱電制冷的溫度）。從表2 可以看出，在相同的工作溫度下，對(duì)于同一個(gè)波段InGaAs 有源層的RoA 比HgCdTe材料高出了l～2 個(gè)數(shù)量級(jí)，室溫工作的InGaAs 甚至已經(jīng)達(dá)到熱電制冷溫度HgCdTe 器件的水平。

表2 InGaAs 和HgCdTe 的RoA 的比較

綜上所述，本文重點(diǎn)研究的是探測(cè)波長(zhǎng)為1 μm 左右的近紅外探測(cè)器材料與結(jié)構(gòu)，因此，選擇InGaAs/GaAs材料作為核心外延層，作者從理論計(jì)算開(kāi)始，通過(guò)設(shè)定合理邊界條件，利用軟件Mathematica 編寫(xiě)求解GaAs/InGaAs 單量子阱有限深勢(shì)阱的波函數(shù)方程，并據(jù)此設(shè)計(jì)出近紅外光上轉(zhuǎn)換器的GaAs/InGaAs 多量子阱的無(wú)機(jī)探測(cè)器結(jié)構(gòu)。參考計(jì)算結(jié)果，利用MBE 方法在N-GaAs 襯底上生長(zhǎng)GaAs/InGaAs 多量子阱的外延片，通過(guò)雙晶X 射線(xiàn)衍射、光致熒光光譜等分析手段，推算出量子阱結(jié)構(gòu)中In 的組分、勢(shì)壘與勢(shì)阱的厚度，實(shí)驗(yàn)結(jié)果與理論計(jì)算結(jié)果一致，具有很好的近紅外探測(cè)器研制價(jià)值。

1 InGaAs 材料體系

InGaAs 是一種典型的III-V 族三元化合物半導(dǎo)體材料，通過(guò)調(diào)整化合物中In、Ga 的比例，其禁帶寬度可在InAs 的0.35 eV 與GaAs 的1.43 eV 之間變化，對(duì)應(yīng)的探測(cè)截止波長(zhǎng)分別為3.5 μm 與0.87 μm，所以InGaAs 是制備短波紅外探測(cè)器的合適材料。InGaAs 材料最初應(yīng)用于光纖通信領(lǐng)域，由于In0.53-Ga0.47As 的禁帶寬度為0.75eV，截止波長(zhǎng)為1.7 μm，正好可以覆蓋光纖通信常用的1.31 μm、1.55 μm 波長(zhǎng)，同時(shí)它和InP 材料可以做到晶格完全匹配，因此通過(guò)外延工藝可以在InP 襯底上生長(zhǎng)出質(zhì)量很高的有源層結(jié)構(gòu)并制備出高質(zhì)量的器件。在光纖通信需求的推動(dòng)下，InGaAs 材料和器件技術(shù)有了很大的發(fā)展，技術(shù)日益成熟，已具備大規(guī)模生產(chǎn)的能力。此外，InGaAs 還具有一個(gè)很大的優(yōu)點(diǎn)，就是在常溫下也可具有很高的光響應(yīng)性能及低暗電流，這一優(yōu)點(diǎn)使得InGaAs 可以擺脫制冷的制約，在儀器的小型化、降低紅外系統(tǒng)的成本等方面具有很大的競(jìng)爭(zhēng)力[9]。

InAs 和GaAs 都具有閃鋅礦晶體結(jié)構(gòu)，它們能以任何配比形成InxGa1-xAs 固溶體，InxGa1-xAs 也具有閃鋅礦晶體結(jié)構(gòu)。其晶格常數(shù)隨組分的變化近似為線(xiàn)性，從GaAs 的5.653 3 ? 變化到InAs 的6.058 3 ?。

InxGa1-xAs 固溶體的禁帶寬度與組分x 和溫度T 有關(guān)，Paul[5]給出的經(jīng)驗(yàn)公式為：

式中，EgGaAs、EgInAs分別為GaAs 和InAs 在0 K 時(shí)的禁帶寬度，αGaAs、βGaAs、αInAs、βInAs為通過(guò)測(cè)量給出的擬合參數(shù)。

其截止波長(zhǎng)為：

InxGa1-xAs 本征載流子濃度與組分x 和溫度T 的關(guān)系可由Paul 給出的經(jīng)驗(yàn)公式求得：

式中，ε=Eg/KBT 為簡(jiǎn)約禁帶寬度，可由式（1）計(jì)算求得。

2 InGaAs/GaAs 多量子阱探測(cè)器結(jié)構(gòu)的設(shè)計(jì)

2.1 量子阱的能帶理論[10]

圖1 為典型單量子阱和多量子阱的能帶結(jié)構(gòu)以及波函數(shù)示意圖，在量子阱材料中，勢(shì)阱寬度已小到可與電子波長(zhǎng)相比，電子波動(dòng)性十分明顯，電子能量只能是少數(shù)幾個(gè)特定分離值。

圖1 量子阱材料的能帶結(jié)構(gòu)

計(jì)算有限深量子阱中的電子態(tài)，即阱寬為L(zhǎng)z，阱深為V0（V0=ΔEc或V0=ΔEv）的單一勢(shì)阱中的電子狀態(tài)。在沿勢(shì)阱的z 方向，由于勢(shì)壘V0的存在，電子被束縛在勢(shì)阱附近，其波函數(shù)按指數(shù)函數(shù)衰減。根據(jù)薛定諤方程式，電子在z 方向滿(mǎn)足：

式中，φ（z）為電子波函數(shù)，E 為能量本征值，m*為電子有效質(zhì)量。根據(jù)式（4），可以得到能量本征值滿(mǎn)足的方程為：

2.2 量子阱的應(yīng)變對(duì)帶隙的影響[10]

如圖2（a）所示，由于In 進(jìn)入GaAs 內(nèi)部使得InGaAs的晶格a 大于GaAs 的晶格a0，因此在剛生長(zhǎng)InGaAs/GaAs結(jié)構(gòu)時(shí)，InGaAs 晶格在界面平面處會(huì)被二維壓縮，從而與未應(yīng)變的GaAs 晶格匹配實(shí)現(xiàn)共格生長(zhǎng)，這時(shí)InGaAs層處于壓應(yīng)變下。另一方面，由于單胞結(jié)構(gòu)試圖維持它原始未應(yīng)變的體積不變（泊松效應(yīng)），InGaAs 晶格在垂直于界面的方向會(huì)被拉長(zhǎng)。當(dāng)外延層的層厚小于應(yīng)變臨界值時(shí)，InGaAs 晶格的彈性四角扭曲不會(huì)危及外延層的晶體質(zhì)量。如果InGaAs 應(yīng)變層厚度超過(guò)臨界厚度，失配位錯(cuò)會(huì)大量產(chǎn)生，最終導(dǎo)致彈性應(yīng)變通過(guò)位錯(cuò)的形成而弛豫。

圖2（b）展示了InGaAs 和其他閃鋅礦半導(dǎo)體中雙軸應(yīng)變的三個(gè)主要影響[11]：

圖2 GaAs/InGaAs 應(yīng)變量子阱的共格外延和能帶移動(dòng)

（1）簡(jiǎn)并的J=3/2，mj=1/2 和J=3/2，mj=-3/2 價(jià)帶邊的分裂；

（2）導(dǎo)帶邊的移動(dòng)；

（3）空穴有效質(zhì)量的各向異性。

在雙軸壓應(yīng)變層中，導(dǎo)帶邊和mj=3/2 的價(jià)帶邊定義了帶隙。凈的帶隙移動(dòng)為：

形變勢(shì)α 為：

這里C11和C12是彈性常數(shù)，a 和b 分別是流體靜壓力和剪切形變勢(shì)。ε 是應(yīng)變（對(duì)壓應(yīng)變是負(fù)值）。對(duì)于負(fù)的應(yīng)變，ΔE 一般是正值，相當(dāng)于在雙軸應(yīng)變下一個(gè)凈的帶隙增加。

如果InGaAs 層處于應(yīng)變中并且沒(méi)有發(fā)生應(yīng)變弛豫，那么：

dSub是GaAs 襯底的晶格常數(shù)（對(duì)應(yīng)圖2 中的a0），dEpi是InGaAs 層的晶格常數(shù)（對(duì)應(yīng)圖2 中的a）。

在壓應(yīng)變下，量子阱中電子和重空穴的阱深分別為：

通過(guò)將ΔEc和ΔEg代入到上一小節(jié)的超越方程，可以得到導(dǎo)帶和價(jià)帶的第一束縛能級(jí)Ee1和Ehh1。

量子阱的總躍遷能為：

Eg是無(wú)應(yīng)變的體材料InGaAs 的帶隙。

量子阱的發(fā)光波長(zhǎng)為：

式中，h 是普朗克常數(shù)，c 是真空光速。

2.3 InGaAs 應(yīng)變層的臨界厚度

在設(shè)計(jì)InGaAs 應(yīng)變量子阱層結(jié)構(gòu)時(shí)，要考慮到外延層不應(yīng)超過(guò)臨界層厚度，以防止彈性應(yīng)變被破壞而形成位錯(cuò)和缺陷影響外延層質(zhì)量，最終導(dǎo)致器件性能不良。Matthews 和Blakeslee 首先提出力平衡模型來(lái)計(jì)算應(yīng)變量子阱的臨界厚度。力平衡模型認(rèn)為[12]：襯底施加在位錯(cuò)線(xiàn)上的力和外延層施加在位錯(cuò)線(xiàn)上的力不相等時(shí)，就會(huì)產(chǎn)生位錯(cuò)。當(dāng)外延層InxGa1-xAs 的厚度小于臨界厚度時(shí)，應(yīng)變是彈性的，不會(huì)導(dǎo)致失配位錯(cuò)的產(chǎn)生；當(dāng)大于臨界厚度時(shí)，應(yīng)變則會(huì)馳豫，并產(chǎn)生失配位錯(cuò)。Matthews 等人對(duì)各種組分的GaAs/InGaAs 應(yīng)變量子阱進(jìn)行了詳細(xì)的研究，得到了一個(gè)與實(shí)驗(yàn)結(jié)果相當(dāng)吻合的臨界厚度的表達(dá)式：

其中，b是Burgers矢量值；ν是泊松比；f為失配度，對(duì)應(yīng)于式（8）中的ε；α為Burgers矢量與位錯(cuò)線(xiàn)的夾角；λ是界面內(nèi)垂直于滑移面和界面交線(xiàn)的方向與滑移方向的交角。通過(guò)結(jié)算超越方程（13），得到了在GaAs（100）襯底上外延InGaAs 隨著In 組分變化的關(guān)系圖，如圖3 所示。

圖3 GaAs 襯底上外延InxGa1-xAs 層In 含量與臨界層厚度的關(guān)系

從圖3 中可以看到，隨著InxGa1-xAs 層中In 組分的增加，外延層和襯底的失配度也增加，InxGa1-xAs 應(yīng)變層臨界厚度逐漸減小。臨界厚度隨著In 組分變化關(guān)系的確定，對(duì)于設(shè)計(jì)應(yīng)變量子阱結(jié)構(gòu)具有非常重要的指導(dǎo)意義。

2.4 InGaAs/GaAs 多量子阱探測(cè)器關(guān)鍵參數(shù)的計(jì)算和結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)

通過(guò)對(duì)上述理論知識(shí)的綜合與應(yīng)用，作者使用數(shù)學(xué)軟件Mathematica 編寫(xiě)求解InGaAs/GaAs 單量子阱波函數(shù)方程，用以確定探測(cè)結(jié)構(gòu)的關(guān)鍵參數(shù)，如量子阱中In的組分、量子阱的阱寬、量子阱中第一能級(jí)的位置和阱對(duì)應(yīng)的探測(cè)截止波長(zhǎng)等。在程序里加入了溫度對(duì)參數(shù)的影響，但為了計(jì)算的方便，并沒(méi)有考慮量子阱的應(yīng)變對(duì)帶隙的影響，此外最終的器件為多量子阱結(jié)構(gòu)，這里也沒(méi)有考慮量子阱之間可能存在的耦合情況（勢(shì)壘足夠?qū)?，阱間耦合作用小，可以忽略）。具體器件結(jié)構(gòu)如圖4所示。

圖4 InGaAs/GaAs 多量子阱探測(cè)器結(jié)構(gòu)示意圖

按照?qǐng)D4 中的設(shè)計(jì)參數(shù)代入程序中，算得量子阱的發(fā)射波長(zhǎng)λc=981 nm，結(jié)果可以與后期材料生長(zhǎng)后外延層結(jié)構(gòu)的表征來(lái)對(duì)比確定計(jì)算模擬的準(zhǔn)確性。圖4 中量子阱的層數(shù)N 可以根據(jù)需要紅外探測(cè)器需要的性能進(jìn)行控制。

3 InGaAs/GaAs 多量子阱外延結(jié)構(gòu)的制備與表征

3.1 InGaAs/GaAs 多量子阱外延結(jié)構(gòu)的生長(zhǎng)

InGaAs/GaAs 多量子阱器件結(jié)構(gòu)使用EPI GEN-Ⅱ型MBE 設(shè)備（圖5）進(jìn)行生長(zhǎng)。關(guān)于InGaAs/GaAs 應(yīng)變量子阱的生長(zhǎng)，科研工作者已經(jīng)進(jìn)行了相當(dāng)廣泛的研究。由于當(dāng)超過(guò)600 ℃的時(shí)候，In 的偏析現(xiàn)象比較嚴(yán)重，因此這種材料體系的生長(zhǎng)溫度一般不會(huì)超過(guò)600 ℃。但是當(dāng)生長(zhǎng)溫度過(guò)低時(shí)，器件光學(xué)特性也會(huì)下降。所以一般的生長(zhǎng)溫度區(qū)間為400 ℃～600 ℃。對(duì)單量子阱來(lái)說(shuō)，典型的生長(zhǎng)方式有三種：（1）緩沖層（buffer）在600 ℃及600 ℃以上生長(zhǎng)，然后降溫到520 ℃，生長(zhǎng)InGaAs 量子阱層及壘層[13-15]；（2）緩沖層在600 ℃及600 ℃以上生長(zhǎng)，隨后開(kāi)始降溫到520 ℃，繼續(xù)生長(zhǎng)一定厚度的GaAs 壘層，然后停頓20 s 再生長(zhǎng)InGaAs 量子阱層，隨后再停頓20 s 再生長(zhǎng)蓋層，20 s 的停頓時(shí)間可以使得界面更加平滑[16]；（3）與（1）類(lèi)似，但阱層及壘層生長(zhǎng)溫度為540 ℃～560 ℃。InGaAs 的生長(zhǎng)速度一般為0.5～1 μm/h，V/III束流比為十幾比一。

圖5 EPI GEN-Ⅱ型MBE 設(shè)備

多量子阱材料的生長(zhǎng)工藝過(guò)程與上面介紹的單層量子阱類(lèi)似，采用在600 ℃生長(zhǎng)的300 nm 的n-GaAs 緩沖層，然后在As 保護(hù)下開(kāi)始降溫到520 ℃，繼續(xù)生長(zhǎng)一定厚度的GaAs 作為隔離層（spacer），再生長(zhǎng)InGaAs 量子阱層，然后開(kāi)始對(duì)襯底升溫并生長(zhǎng)GaAs 壘層，在生長(zhǎng)完設(shè)計(jì)周期的量子阱層后，最后生長(zhǎng)一層p-GaAs 作為蓋層。

在實(shí)際的外延生長(zhǎng)過(guò)程中，重點(diǎn)通過(guò)控制Ga/In 的束流比來(lái)調(diào)節(jié)量子阱層中的In、Ga 組分，達(dá)到結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)中的要求。作者通過(guò)控制Ga/In 束流比為2，按照?qǐng)D4 的外延層設(shè)計(jì)結(jié)構(gòu)在2 英寸N 型GaAs 襯底上外延生長(zhǎng)了10 個(gè)周期的InGaAs/GaAs 多量子阱外延結(jié)構(gòu)H-10T。

3.2 InGaAs/GaAs 多量子阱外延結(jié)構(gòu)的表征

3.2.1 雙晶X 射線(xiàn)衍射的表征

作者對(duì)InGaAs/GaAs 多量子阱外延結(jié)構(gòu)H-10T 進(jìn)行雙晶X 射線(xiàn)衍射分析以評(píng)估GaAs/InGaAs 應(yīng)變量子阱的生長(zhǎng)質(zhì)量，圖6 是H-10T 的雙晶搖擺曲線(xiàn)圖。從圖中不難發(fā)現(xiàn)除了一個(gè)最強(qiáng)的GaAs 襯底峰（Bragg 峰）外，在其兩側(cè)還出現(xiàn)了一系列（約十多個(gè)）衛(wèi)星峰，這就是多量子阱結(jié)構(gòu)的干涉條紋。干涉條紋出現(xiàn)的必要條件是：（1）外延薄膜的結(jié)晶完整性好；（2）外延膜的厚度要均勻。當(dāng)外延膜處于部分弛豫狀態(tài)時(shí)，由于存在失配位錯(cuò)，會(huì)使Bragg 峰加寬，并且干涉條紋也會(huì)變?nèi)?，甚至消失。即使外延膜與襯底為共格生長(zhǎng)，但如果膜厚不均勻，也會(huì)使干涉條紋變?nèi)趸蛳АD6 中衛(wèi)星峰出現(xiàn)的個(gè)數(shù)比較多，并且每個(gè)峰都比較尖銳，這說(shuō)明H-10T 中InGaAs/GaAs 多量子阱結(jié)構(gòu)的外延生長(zhǎng)質(zhì)量和界面性質(zhì)是非常好的。

圖6 InGaAs/GaAs 多量子阱結(jié)構(gòu)H-10T 雙晶搖擺曲線(xiàn)

通過(guò)雙晶搖擺曲線(xiàn)的分析，可以獲得量子阱的周期厚度、InGaAs 層中In 的組分及每周期中InGaAs 和GaAs各層的厚度等重要參數(shù)。

從衛(wèi)星峰的角間距Δθ 可以得到超晶格的周期厚度d[17]：

采用CuKa 輻射源，λ=0.154 056 nm，θB為布拉格衍射角33.025°、Δθ 為637.7 arcseconds。代入式（14）計(jì)算得到量子阱的周期厚度為29.7 nm，與設(shè)計(jì)的厚度28 nm 接近。

從襯底衍射角與量子阱零級(jí)衍射峰的角度差ΔθB可以得到界面失配應(yīng)變?chǔ)牛?/p>

其中a 和a0分別是外延層和襯底的晶格常數(shù)，ΔθB是外延層和襯底的Bragg 衍射峰的角距離（即兩者的Bragg衍射角之差661.1 arcseconds）。將襯底的晶格常數(shù)a0=代入上式算得a=5.681 2?。

由此可以算出外延層的In 平均組分為0.069。

設(shè)d 為多量子阱的周期厚度，d1和d2分別是GaAs壘和InGaAs 阱層的厚度，x 為阱層中In 的組分，則有[18]：

假設(shè)GaAs 和InGaAs 層的生長(zhǎng)時(shí)間分別是t1和t2，則參考GaAs/GaAlAs 超晶格的生長(zhǎng)[19]，有：

同時(shí)又有：

通過(guò)查找MBE 生長(zhǎng)過(guò)程中的參數(shù)，確定時(shí)間t1和t2，代入以上幾式求出x、d1和d2。最后的結(jié)果為InGaAs 的In 組分為0.24，厚度為8.5 nm，GaAs 層的厚度為21.2 nm，這一結(jié)果和設(shè)計(jì)的結(jié)構(gòu)非常匹配。

3.2.2 光致發(fā)光譜的表征

為了進(jìn)一步確定和驗(yàn)證所生長(zhǎng)的H-10T 中的In 組分及樣品的質(zhì)量，對(duì)它們進(jìn)行了常溫下的光致發(fā)光譜（PL）測(cè)試，圖7 為H-10T 的PL 譜圖。

圖7 H-10T 的PL 譜（室溫）

從圖7 中可以看到，H-10T 的量子阱發(fā)光峰分別位于983 nm，和用Mathematica模擬出來(lái)的量子阱第一子能級(jí)發(fā)射波長(zhǎng)981 nm 相當(dāng)接近，也相互印證了設(shè)計(jì)的模型和實(shí)驗(yàn)的一致性。從發(fā)光峰的半高寬來(lái)看，H-10T 的半高寬僅為11 nm，這說(shuō)明外延片H-10T 的量子阱周期結(jié)構(gòu)中各周期的厚度非常均勻一致，其界面質(zhì)量也很好，同時(shí)，也充分說(shuō)明了InGaAs 應(yīng)變層始終處于應(yīng)變狀態(tài)，未影響到界面微觀結(jié)構(gòu)與性質(zhì)。

3.2.3 原子力顯微鏡對(duì)樣品表面的表征

因?yàn)槎嗔孔于逄綔y(cè)器外延片最終需要通過(guò)半導(dǎo)體工藝實(shí)現(xiàn)圖形及歐姆接觸的制作，因此其表面狀態(tài)直接影響后續(xù)器件的制作。原子力顯微鏡對(duì)樣品表面的觀測(cè)具有非常高的橫向分辨率和縱向分辨率，正常情況下，橫向分別率可以達(dá)到0.1～0.2 nm，縱向分辨率高達(dá)0.01 nm，而且是實(shí)空間的三維成像，有極大的景深和對(duì)比度。圖8是H-10T 的原子力顯微鏡圖像（AFM），但從圖中，可以清晰地看到外延片的表面仍相當(dāng)平整，其均方根粗糙度（RMS）僅為0.78 nm。雖然采用AFM 進(jìn)行測(cè)量表征的是p-GaAs 的表面形貌，但如果下面的InGaAs/GaAs 多量子阱結(jié)構(gòu)由于應(yīng)力釋放出現(xiàn)較大弛豫，表面仍會(huì)產(chǎn)生較大影響。

圖8 H-10T 的AFM 形貌圖

4 結(jié)論

本文介紹了可用于近紅外光探測(cè)的InGaAs 材料體系，從理論計(jì)算入手，利用軟件Mathematica 編寫(xiě)求解出InGaAs/GaAs 單量子阱有限深勢(shì)阱的波函數(shù)方程，并根據(jù)此結(jié)果（InGaAs 阱層中In 組分為0.2，厚度為8 nm，量子阱的第一子能級(jí)發(fā)射波長(zhǎng)λc=981 nm）設(shè)計(jì)出可用于近紅外光探測(cè)的InGaAs/GaAs 多量子阱結(jié)構(gòu)。之后采用MBE 設(shè)備外延生長(zhǎng)出10 周期多量子阱結(jié)構(gòu)，對(duì)其進(jìn)行了雙晶X 射線(xiàn)衍射、光致發(fā)光譜等結(jié)構(gòu)表征，并推算出量子阱中In 的組分為0.24，厚度為8.5 nm，GaAs 層的厚度為21.2 nm，與設(shè)計(jì)值高度吻合，具有很好的指導(dǎo)意義和價(jià)值，為后續(xù)近紅外探測(cè)器的研制奠定了堅(jiān)實(shí)的理論與實(shí)驗(yàn)基礎(chǔ)。