基于量子阱子带间跃迁的红外探测器研究
TDLAS及QCL技术简介
TDLAS 技术简介
调谐半导体激光吸收光谱 (Tunable Diode Laser Absorption Laser，简称 TDLAS) 是一种利用
分子“选频”吸收形成吸收光谱的原理，实现高分辨率的分子浓度定量分析技术。
其基本方法
是通过调谐特定的半导体激光器波长，扫过被测气体分子的特定吸收光谱线，被气体吸收后
的透射光由光电探测器接收，经锁相放大模块提取透射光谱的谐波分量，反演出待测气体浓
度信息。
QCL 简介
1994 年诞生于著名的美国贝尔实验室，量子级联激光器(Quantum Cascade Laser，简称 QCL)
是基于电子在半导体量子阱中导带子带间跃迁和声子辅助共振隧穿原理的新型单极半导体激
光器，与传统近红外二极管激光器工作原理有本质不同，其激射波长可覆盖大部分中远红外
光谱区域。
在环境污染监测、工业过程高精度监测、痕量毒品和爆炸物检测等应用方向前景
广阔。
昕虹与美国普林斯顿大学合作，采用国际先进的半导体 QCL 作为中红外激光源，结
合专门研发的信号处理技术，可有效探测波长在中红外(波长3 到20 微米) 的分子基本能级，使基于TDLAS 的光学传感技术达到极高的精度和稳定性。
Al_xGa_1_x_N_GaN双量子阱的_省略_和掺杂浓度对子带间跃迁波长和吸
Al x Ga 1-x N P GaN 双量子阱的结构和掺杂浓度对子带间跃迁波长和吸收系数的影响*雷双瑛1)沈 波2)张国义2)1)(东南大学微电子机械系统教育部重点实验室,南京 210096)2)(北京大学物理学院,介观物理国家重点实验室,北京 100871)(2007年7月18日收到;2007年9月6日收到修改稿)用薛定谔方程和泊松方程自洽计算的方法研究了Al 0175Ga 0125N P GaN 对称双量子阱(DQWs)中子带间跃迁(ISB T )的波长和吸收系数对中间耦合势垒高度、中间耦合势垒宽度、势阱宽度和势垒掺杂浓度的依赖关系.研究发现,第一奇序子带S 1ood 与第二偶序子带S 2ev en ISBT 波长随着中间耦合势垒高度的降低而变短.当中间耦合势垒高度高于0162eV 时,S 1odd -S 2ev en ISBT 吸收系数随着中间耦合势垒的降低而增加.当减小Al x Ga 1-x N P GaN 的DQWs 中间耦合势垒宽度时,S 1odd -S 2even ISBT 波长将变短,其吸收系数变大.另一方面,当对称DQWs 的势阱宽度大于119nm 时,S 1odd -S 2even ISBT 波长随着势阱的变窄而减小,S 1odd -S 2even ISBT 吸收系数随着势阱的变窄而增加.当势垒中的掺杂浓度小于1018P cm 3时,S 1odd -S 2even ISB T 波长基本不随掺杂浓度变化,而吸收系数随掺杂浓度的增加而增加.这些结果对于利用DQWs 实现工作于光纤通信波段超快的、基于三能级或四能级系统的双色光电子器件的应用具有指导意义.关键词:自洽,Al x Ga 1-x N P GaN 双量子阱,子带间跃迁PACC :7115P,7865K,7280E*国家自然科学基金(批准号:60325413)、国家重点基础研究发展规划(批准号:2006CB604908)、教育部科学技术研究重大项目(批准号:705002)、北京市自然科学基金(批准号:4062017)资助的课题.E -mail:bshen@11引言近年来,光通信技术进展迅速,为了满足超快全光学开关和调制器对材料的需求,量子阱中子带间跃迁(ISB T)引起了研究者的极大关注[1)3].原因之一是Al x Ga 1-x N P GaN 异质结界面处具有很大的导带偏移,Al x Ga 1-x N P GaN 量子阱中ISB T 可以达到光通信波段(约为1155L m),因此可以满足超快全光学器件对波长的要求[4].第二个主要原因是Ga N 基材料具有很大的LO 声子能量(约为88me V)和很大的电子有效质量(约为012m 0)[5,6],Al x Ga 1-x N P GaN 量子阱中ISBT 的弛豫时间可达到亚皮秒量级[7)9],因此可以满足超快全光学器件对超快响应的要求.Al x Ga 1-x N P GaN 材料具有很强的压电极化和自发极化效应(约为106V P cm)[10,11],这种强的极化效应会造成导带沿生长方向两个不同位置之间出现能量差,从而使得Al x Ga 1-x N P Ga N 量子阱的导带不再是平带,这将使得Al x Ga 1-x N P GaN 双量子阱(DQWs)中ISB T 波长和吸收系数对其结构和掺杂浓度的依赖关系与Ga As 基系统不同.在本文中,我们系统地研究了Al x Ga 1-x N P GaN 的DQWs 结构参数和掺杂浓度对ISB T 波长和吸收系数的影响.这些参数包括DQWs 中间耦合势垒的高度、中间耦合势垒的宽度、势阱的宽度和势垒掺杂浓度等.这些研究结果对于利用DQWs 实现工作于光纤通信波段超快的、基于三能级或四能级系统的双色光电子器件的应用具有指导意义.21理论计算Al x Ga 1-x N P Ga N 的DQWs 中ISB T 的光学吸收系数主要由参与跃迁的两个子带波函数的重叠、较低子带上的电子浓度以及洛伦兹线型决定[12],即第57卷第4期2008年4月1000-3290P 2008P 57(04)P 2386-06物 理 学 报AC TA PHYSIC A SINICAVol.57,No.4,April,2008n 2008Chin.Phys.Soc.A(X)=Xw L0E0EEm>n|M mn|2@(N n-N m)(ÜP S)(E m-E n-ÜX)2-(ÜP S)2,(1)式中L0为真空磁化率,E0为真空介电常数,E为相对介电常数,w为一个周期DQWs的宽度,Ü为约化Planck常数,S为消相干时间(这里S取为0114ps),M mn为偶极矩阵元,N i为第i子带上的电子总数,E i和W i(i=m,n)分别表示第i子带的能级和波函数.它们可以通过自洽地求解薛定谔方程和泊松方程得到,-Ü22dd z1m*(z)dd zW i(z)+(V(z)+e<(z)+V xc(z))W i(z)=E i W i(z),(2)d d z E0E dd z<(z)=-e(N+D(z)-n2D(z)-n3D(z)),(3)V xc(z)=-0.985e24P E0En1P3(z)@1+0.023a*B n1P3(z)@ln[1+33.852a*B n1P3(z)],(4)式中z表示生长方向的空间坐标,m*(z)为依赖于位置的有效质量[13],V(z)为依赖于位置z的势能, <(z)为由泊松方程决定的静电势,V xc(z)为交换关联势[14],a*B为有效玻尔半径,N+D(z)为离化杂质浓度,n2D(z)为二维电子浓度,n3D(z)为三维电子浓度,n(z)为n2D(z)和n3D(z)的和.在平衡条件下,n2D(z),n3D和N i可以由下列公式给出:n2D(z)=E i n2D i(z)=E i m*kTPÜ2|W i(z)|2@ln1+exp E F-E ikT,(5)n3D(z)=N(z)F1P2E F-E ik T,(6)N i=Q n2D i(z)d z,(7)式中k为Boltzmann常数,T为绝对温度,E F为费米能级,N(z)和F1P2分别是三维态密度和Ferm-i Dirac积分.在计算中,假设Al x Ga1-x N P Ga N界面处的导带偏移是总的能带偏移的70%[15],并假设外加电压为零.在周期势模型的假设下,一个DQWs周期中电荷总数为零.计算中将Al x Ga1-x N P Ga N界面处的极化强度不连续($P)作为拟合参数,它和势垒以及势阱中极化电场的关系可以用下列公式表示:F bb=-(2E cb l w+E w l cb)$P bb+E w l cb$P cbE0(E w E cb l bb+2E b b E cb l w+E bb E w l cb),(8)F w=E cb l b b$P bb-E bb l cb$P cbE0(E w E cb l b b+2E bb E cb l w+E bb E w l cb),(9)F cb=(E w l b b+2E bb l w)$P cb+E w l bb$P bbE0(E w E cb l b b+2E bb E cb l w+E bb E w l cb),(10)式中F bb为体势垒中的电场,F w为势阱中的电场, F cb为中间耦合势垒中的电场,E bb为体势垒的介电常数,E w为势阱的介电常数,E cb为中间耦合势垒的介电常数,l bb为体势垒的厚度,l w为势阱的厚度, l cb为中间耦合势垒的厚度,$P bb表示体势垒和势阱界面处的极化场不连续,$P cb表示中间耦合势垒和势阱界面处的极化场不连续.31结果及讨论图1所示为DQWs的导带结构和波函数模平方分布的示意图,图中点线表示奇序子带的波函数,点划线表示偶序子带的波函数.按照能量从低到高, DQWs中的4个子带分别记为第一奇序子带S1odd、第一偶序子带S1even、第二奇序子带S2odd、第二偶序子带S2even.DQWs中能量最低的点为参考能量零点.图2)图5的计算中,所用的Al x Ga1-x N P GaN的D QWs结构是10nm Al0175Ga0125N P l w GaN P l cb Al x Ga1-x N P l w GaN P10nm Al0175Ga0125N.图2、图3和图5的计算中,势阱的宽度l w=2nm,图2、图4和图5的计算中,中间耦合势垒的宽度l cb=1nm.图3)图5的计算中,中间耦合势垒的Al组分x=017.图2)图5的计算中$P b b取为1108@10-6C P cm2,$P cb取为1100@10-6C P c m2.图2)图4的计算中,势垒中的掺杂浓度取为510@1018c m-3.图1给出的平带情况仅仅适用于低掺杂的GaAs基材料,对于Ga N基DQWs,由于GaN基材料具有强的压电和自发极化效应,势阱和势垒中的极化感应电场将导致不同位置的导带出现能量差[16],能量差除了使Al x Ga1-x N P Ga N23874期雷双瑛等:Al x Ga1-x N P GaN双量子阱的结构和掺杂浓度对子带间跃迁波长和吸收系数的影响的DQWs 导带结构变得不对称外,还使得DQWs 中的奇偶序子带能级之间发生Stark 平移.因而奇偶序子带能级之间的共振被解除,这也将改变奇偶序子带波函数在DQWs 中的分布,进而改变子带之间的ISB T 吸收系数以及各个不同的ISB T (如S 1od d -S 2odd ISB T,S 1odd -S 2even ISB T,S 1even -S 2odd ISB T,S 1even -S 2odd I SBT)吸收系数的相对大小,这使得我们可以通过调整各个不同的ISB T 吸收系数的相对大小来获得三能级系统(S 1odd -S 2odd ISB T,S 1odd -S 2even ISB T)或者四能级系统(S 1od d -S 2even ISB T,S 1even -S 2odd ISB T)[17].无论是获得三能级系统还是四能级系统,S 1od d -S 2even ISB T 都发挥着重要的作用,因而在以下研究中,本文主要关注S 1odd -S 2even ISB T 随Al x Ga 1-x N P Ga N 的DQWs 结构和掺杂浓度的变化.这对于利用GaN 基材料来实现工作于光通信波段的光电子器件,如子带结构的红外探测器、量子级联激光器、超快光学开关和调制器等具有一定的指导意义.图1 D QWs 的导带结构和波函数模平方的示意图 点线表示DQWs 的奇序子带,点划线表示D QWs 的偶序子带图2给出了DQWs 的中间耦合势垒高度对S 1od d -S 2even ISB T 波长和吸收系数的影响,其中空心方块表示S 1odd -S 2even ISB T 波长,实心三角表示S 1od d -S 2even ISB T 吸收系数.从图2可以看出,S 1odd -S 2even ISB T 波长随中间耦合势垒的增高而增加.当中间耦合势垒高度低于0162e V 时,S 1even -S 2odd ISBT 吸收系数随中间耦合势垒的增高而增大,当中间耦合势垒高度高于0162e V 时,S 1even -S 2od d ISB T 吸收系数随中间耦合势垒的增高而减小.当x 很小时,DQW s 可以近似看成单量子阱(SQW).随着中间耦合势垒的增高,SQW 逐渐变成DQWs,第一、第二、第三和第四子带依次变成DQWs 的S 1odd ,S 1even ,S 2odd 和S 2even .因此,随着中间耦合势垒的增高,DQWs 的S 1odd 和S 2od d 能量上升,而S 1even 和S 2even 能量下降,这将使得S 2even 与S 1odd 之间的能量差减小,从而使得S 1odd -S 2even ISB T 波长随中间耦合势垒的增高而增加.同时,当中间耦合势垒高度低于0162e V 时,随着中间耦合势垒的增高,中间耦合势垒中杂质的离化程度越来越大.另外,由于在中间耦合势垒高度较低的情况下,DQWs 可近似被看成SQWs,其他子带与S 1odd 之间的能量差较大,根据载流子的费米统计分布,载流子将主要分布在S 1odd 上,使得S 1od d 上载流子的占据数越来越多.因此S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数随着中间耦合势垒的增高而增加.当中间耦合势垒高度高于0162eV 时,S 1odd 波函数已被限制在左边量子阱从而变化不大,随着中间耦合势垒的增高,S 2even 波函数移向右边量子阱,从而导致S 1odd 和S 2even 波函数的重叠减小.因此S 1odd -S 2even ISBT 吸收系数随着中间耦合势垒的增高而减小.图2 Al x Ga 1-x N P GaN 的DQWs 中S 1odd -S 2ev en ISBT 波长和吸收系数对中间耦合势垒高度的依赖关系图3给出了Al x Ga 1-x N P GaN 的DQWs 的中间耦合势垒宽度对S 1odd -S 2even ISB T 波长和吸收系数的影响,其中空心方块表示S 1odd -S 2even ISB T 波长,实心三角表示S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数.从图3可以看出,S 1odd -S 2even ISBT 波长随l cb 的增加而增加,S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数随l cb 的增加而减小.由于势垒中的极化感应电场和势阱中的极化感应电场方向相反,随着DQWs 中间耦合势垒l cb 的增加,两个量子阱阱底间的能量差减小,两个量子阱中子带对间的Stark 位移减小.因此,S 1odd -S 2even ISB T 波长随l cb 的增加而减小.当中间耦合势垒变厚时,电子的隧穿概率减小,奇偶序子带波函数之间的重叠2388物 理 学 报57卷减小.因此,S 1odd -S 2even ISBT 吸收系数随l cb 的增加而减小.图3 Al x Ga 1-x N P GaN 的D QWs 中S 1odd -S 2even ISBT 波长和吸收系数对中间耦合势垒宽度的依赖关系图4给出了对称Al x Ga 1-x N P GaN 的DQWs 中S 1od d -S 2even ISB T 波长和吸收系数对DQWs 的势阱宽度的依赖关系,其中空心方块表示S 1odd -S 2even ISB T 波长,实心三角表示S 1od d -S 2even ISB T 吸收系数.从图4可以看出,S 1odd -S 2even ISB T 波长随势阱的变宽而增加,S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数先随势阱的变宽而增加,当势阱宽度大于119nm 时,S 1od d -S 2even ISB T 吸收系数随势阱的变宽而减小.随着DQWs 势阱的变宽,其基态和激发态之间的间距变小.因此,S 1od d -S 2even ISB T 波长随势阱的变宽而增加.影响S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数主要有两个因素,一是S 1odd 上所占据的电子数,二是S 1odd 波函数和S 2even 波函数之间的重叠.随着势阱的变宽,S 1od d 和S 2even 位置相对于参考能量零点下降.一方面,S 1od d 位置相对于费米能级下降,因而随着势阱的变宽,S 1od d 上所占据的电子数增加,这将导致S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数的增大.另一方面,S 2even 位置相对于中间耦合势垒下降,因而DQW s 的两个量子阱中的激发态之间的耦合减小,S 2even 波函数由起初在两个量子阱中都有分布变为主要集中分布在右边量子阱中,这将导致S 1odd 波函数和S 2even 波函数之间的重叠减小,从而导致S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数的减小.以上两个因素形成影响S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数大小的两个相互竞争的因素.当势阱宽度小于119nm 时,前一因素起主要作用,因此,S 1odd -S 2even I SB T 吸收系数先随势阱的变宽而增加.当势阱宽度大于119nm 时,后一因素起主要作用,因此,S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数随势阱的变宽而减小.图4 Al x Ga 1-x N P GaN 的D QWs 中S 1o dd -S 2even ISBT 波长和吸收系数对势阱宽度的依赖关系图5给出了Al x Ga 1-x N P GaN 的DQWs 势垒掺杂浓度对S 1odd -S 2even ISB T 波长和吸收系数的影响,其中空心方块表示S 1odd -S 2even I SB T 波长,实心三角表示S 1odd -S 2even ISB T 吸收系数.从图5可以看出,S 1odd -S 2even ISB T 波长随掺杂浓度的增加而增加,当掺杂浓度小于1018P cm 3时,S 1odd -S 2even ISB T 波长几乎不随掺杂浓度变化.S 1od d -S 2even I SBT 吸收系数先随掺杂浓度的增加而增加,当掺杂浓度大于9@1018P cm 3时,S 1od d -S 2even ISB T 吸收系数随掺杂浓度的增加而减小.图5 Al x Ga 1-x N P GaN 的D QWs 中S 1o dd -S 2even ISBT 波长和吸收系数对掺杂浓度的依赖关系在常温下,势垒中的杂质完全电离,因而随着势垒掺杂浓度的增大,DQWs 的导带向下弯曲越多,有效势垒高度变得越小,基态与激发态之间的能量间23894期雷双瑛等:Al x Ga 1-x N P GaN 双量子阱的结构和掺杂浓度对子带间跃迁波长和吸收系数的影响隔也会变小.因此,S1od d-S2even ISB T波长随势垒掺杂浓度的增加而增大.同时,随着势垒掺杂浓度的增加,基态上的电子浓度也随之增加.因此,S1odd-S2even ISB T吸收系数随势垒掺杂浓度的增加而增大.另外,当掺杂浓度大于9@1018P cm3时,由于S2even能级的位置高于体势垒,此时随着掺杂浓度的增加,S2even 的波函数由起初主要位于右边量子阱中变为主要位于体势垒弯曲所形成的/量子阱0中,因而S1odd波函数和S2even波函数之间的重叠减小.因此,当掺杂浓度大于9@1018P c m3时,S1odd-S2even ISB T吸收系数随掺杂浓度的增加而减小.41结论用薛定谔方程和泊松方程自洽计算方法研究了Al0175Ga0125N P GaN的DQW s中ISB T波长和吸收系数.研究发现,当变化中间耦合势垒的高度时,S1od d-S2even ISB T波长随着中间耦合势垒的降低而变短.当中间耦合势垒的高度高于0162eV时,S1odd-S2even ISB T吸收系数随着中间耦合势垒高度的降低而增大.而当中间耦合势垒高度低于0162eV时,S1od d-S2even ISB T 吸收系数随中间耦合势垒高度的降低而减小.当减小Al x Ga1-x N P Ga N的DQWs中间耦合势垒宽度时, S1odd-S2even ISB T的波长将变短,其吸收系数变大.另外,当对称DQWs的势阱宽度大于119nm 时,S1od d-S2even ISB T波长随着势阱的变窄而减小, S1odd-S2even ISBT吸收系数随着势阱的变窄而增加.当势垒中的掺杂浓度小于1018P cm3时,S1od d-S2even ISB T 波长基本不随掺杂浓度变化,而吸收系数则随掺杂浓度的增加而增加.这些结果对于利用DQW s实现工作于光纤通信波段超快的、基于三能级或四能级系统的双色光电子器件的应用具有指导意义.[1]Wu W G,Chang K,Jiang D S,Li Y X,Zheng H Z1998Chin.J.Semicond.19229(in Chinese)[吴文刚、常凯、江德生、李月霞、郑厚植1998半导体学报19229][2]Oz turk E,Sokmen I2004Chin.Phys.Lett.21930[3]Yu M F,Yang Y,Shen W Z,Zhu H J,Gong D W,Sheng C,Wang X1997Acta Phys.Sin.46740(in Chines e)[俞敏峰、杨宇、沈文忠、朱海军、龚大卫、盛篪、王迅1997物理学报46740][4]G machl C,Ng H M,Cho A Y2000Appl.Phys.Lett.77334[5]Othonos A1998J.Appl.Phys.831789[6]Rudin S,Reinecke T L1990Phys.Re v.B417713[7]Guo B,Wong K S,Ye Z Z,Jiang H X,Lin J Y2003Chin.Phys.Lett.20749[8]Suzuki N,Iizuka N1997Jpn.J.Appl.Phys.36L1006[9]G machl C,Frolov S V,Ng H M,Chu S N G,Cho A Y2001Elec tron.Lett.37378[10]Ma L,Wang Y,Yu Z P,Tian L L2004Chin.J.Se mic ond.251285(in Chinese)[龙、王燕、余志平、田立林2004半导体学报251285][11]Zhang Y F,Smorchkova Y,Els ass C,Keller S,Ibbetson J,Denbaars S,Mis hra U,Singh J2000J.Vac.Sci.Tec hnol.B182322[12]Hu Z H,Huang D X2005Chin.Phys.14812[13]de Paiva R,Al ves J L A,Nogueira R A,de Olivei ra C,Alves H WL,Scolfaro L M R,Leite J R2002Mate r.Sc i.Eng.B932[14]Hedin L,Lundqvis t B I1971J.Phys.C42064[15]Marti n G,Botchkarev A,R ockett A,Morkoc H1996Appl.Phys.Lett.682541[16]Lei S Y,Shen B,Cao L,Xu F J,Yang Z J,Xu K,Zhang G Y2006J.Appl.Phys.99074501[17]Lei S Y,Shen B,Cao L,Yang Z J,Zhang G Y2007J.Appl.Phys.1011231082390物理学报57卷Influence of structure and doping concentration of Al x Ga 1-x N P GaN double quantum wells on wavelength and absorptioncoefficient of intersubband transitions *Lei Shuang -Ying 1) Shen Bo 2) Zhang Guo -Yi 2)1)(Key L a bo ra to ry o f Micro Elec tromec han ica l S ystem o f Ministry o f Educa tion ,Sou thea st U ni versit y ,Na n jing 210096,Ch ina )2)(S ta te Ke y Labora tory o f Arti f ic ial Mic rostru ctu re a n d Me soscopic Ph ysics ,Sch ool o f Ph ysics ,Peking U ni versit y ,Bei jin g 100871,Ch ina )(Received 18J uly 2007;re vised manu scrip t received 6Sep temb er 2007)AbstractBy solving the Sc hr Êdinger and Poisson equa tions sel-f consistently,the ce ntral barrie r height,central barrier width,well width,and doping concentra t ion in the barriers of symmetric Al 0175Ga 0125N P GaN double quantum wells (DQWs)have bee n studied to investigate their influences on the wavelength and absorption coefficient of intersubband transitions (ISBTs).A smaller wavelength of the ISBT betwee n the first odd and the sec ond even orde r subbands (S 1odd -S 2e ve n ISBT )in Al 0175Ga 0125N P Ga N DQWs and a large r absorption coefficient of the S 1o dd -S 2ev en ISBT we re obtained with dec reased central barrier height,when the central barrier height was large r than 0162e V.The wavelength of the S 1odd -S 2eve n ISB T decreases,and the absorpt ion c oefficient of the S 1o dd -S 2e ven ISBT increase s,when the width of the central barrie r is reduced.On the other hand,decreasing the width of the well will result in smaller wavelength of the S 1odd -S 2eve n I SBT and larger absorption c oefficient of the S 1odd -S 2e ve n ISBT whe n the width of the well is narrower than 119nm.When doping c oncentration in the barrie rs is smaller than 1018P c m 3,the wavelength of the S 1o dd -S 2e ve n ISBT is unc hanged,while the absorption coefficient of the S 1odd -S 2eve n I SBT increases with the doping c oncentration.These results provide useful guidance for realization of ultrafast two -color optoelec tronic de vices operating in the optical co mmunica tion wavelength range.Keywords :sel-f c onsistent,Al x Ga 1-x N P GaN double quantum wells,intersubband transition PACC :7115P,7865K,7280E*Projec t supported by the National Natural Science Foundation of China (Grant No.60325413),the State Key Development Progra m for Basic Researc h of Chi na (Grant No.2006CB604908),the Key Progra m of Science and Technol ogy Research of Minis try of Educati on,China (Grant No.705002)and the Natural Science Foundation of Beijing,China (Grant No.4062017).E -mail:bshen@23914期雷双瑛等:Al x Ga 1-x N P GaN 双量子阱的结构和掺杂浓度对子带间跃迁波长和吸收系数的影响。
光电探测器的几种类型
光电探测器的几种类型红外辐射光子在半导体材料中激发非平衡载流子电子或空穴、，引起电学性能变化。
因为载流子不逸出体外，所以称内光电效应。
量子光电效应灵敏度高，响应速度比热探测器快得多，是选择性探测器。
为了达到性能，一般都需要在低温下工作。
光电探测器可分为：1、光导型：又称光敏电阻。
入射光子激发均匀半导体中的价带电子越过禁带进入导带并在价带留下空穴，引起电导增加，为本征光电导。
从禁带中的杂质能级也可激发光生载流子进入导带或价带，为杂质光电导。
截止波长由杂质电离能决定。
量子效率低于本征光导，而且要求更低的工作温度。
2、光伏型：主要是p－n结的光生伏特效应。
能量大于禁带宽度的红外光子在结区及其附近激发电子空穴对。
存在的结电场使空穴进入p区，电子进入n区，两部分出现电位差。
外电路就有电压或电流信号。
与光导探测器比较，光伏探测器背影限探测率大于40％；不需要外加偏置电场和负载电阻，不消耗功率，有高的阻抗。
这些特性给制备和使用焦平面阵列带来很大好处。
3、光发射－Schottky势垒探测器：金属和半导体接触，典型的有PtSi/Si结构，形成Schottky势垒，红外光子透过Si层为PtSi吸收，电子获得能量跃上Fermi能级，留下空穴越过势垒进入Si衬底，PtSi层的电子被收集，完成红外探测。
充分利用Si集成技术，便于制作，具有成本低、均匀性好等优势，可做成大规模1024×1024甚至更大、焦平面阵列来弥补量子效率低的缺陷。
有严格的低温要求。
用这类探测器，国内外已生产出具有像质良好的热像仪。
PtSi/Si结构FPA是早制成的IRFPA。
4、量子阱探测器QWIP：将两种半导体材料A和B用人工方法薄层交替生长形成超晶格，在其界面，能带有突变。
电子和空穴被限制在低势能阱A层内，能量量子化，称为量子阱。
利用量子阱中能级电子跃迁原理可以做红外探测器。
90年代以来发展很快，已有512×512、640×480规模的QWIPGaAs/AlGaAs焦平面制成相应的热像仪诞生。
红外探测Ⅱ类超晶格技术概述(一)
第５１卷 第４期 激光与红外Ｖｏｌ．５１，Ｎｏ．４ ２０２１年４月 ＬＡＳＥＲ ＆ ＩＮＦＲＡＲＥＤＡｐｒｉｌ，２０２１ 文章编号：１００１ ５０７８（２０２１）０４ ０４０４ １１·综述与评论·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）摘 要：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６１?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。
关键词：ＩＩ类超晶格；Ｔｙｐｅ ＩＩ；Ｔ２ＳＬ；ＳＬＳ；材料结构中图分类号：ＴＮ２１５ 文献标识码：Ａ ＤＯＩ：１０．３９６９／ｊ．ｉｓｓｎ．１００１ ５０７８．２０２１．０４．００２Ｏｖｅｒｖｉｅｗｏｆｉｎｆｒａｒｅｄｄｅｔｅｃｔｉｏｎｔｙｐｅ ＩＩｓｕｐｅｒｌａｔｔｉｃｅｔｅｃｈｎｏｌｏｇｙ（Ｉ）ＳＨＡＮＧＬｉｎ ｔａｏ，ＷＡＮＧＪｉｎｇ，ＸＩＮＧＷｅｉ ｒｏｎｇ，ＬＩＵＭｉｎｇ，ＳＨＥＮＣｈｅｎ，ＺＨＯＵＰｅｎｇ（ＮｏｒｔｈＣｈｉｎａＲｅｓｅａｒｃｈＩｎｓｔｉｔｕｔｅｏｆＥｌｅｃｔｒｏ Ｏｐｔｉｃｓ，Ｂｅｉｊｉｎｇ１０００１５，Ｃｈｉｎａ）Ａｂｓｔｒａｃｔ：Ｔｈｅｄｅｖｅｌｏｐｍｅｎｔｈｉｓｔｏｒｙ，ｂａｓｉｃｔｈｅｏｒｙ，ａｄｖａｎｔａｇｅｓｏｖｅｒＭＣＴｍａｔｅｒｉａｌｓａｎｄｂａｓｉｃｓｔｒｕｃｔｕｒｅｏｆｉｎｆｒａｒｅｄｄｅｔｅｃ ｔｉｏｎｔｙｐｅ ＩＩｓｕｐｅｒｌａｔｔｉｃｅｍａｔｅｒｉａｌｓａｒｅｓｕｍｍａｒｉｚｅｄｉｎｔｈｅｐａｐｅｒ Ｔｈｒｏｕｇｈｔｈｅｄｅｓｉｇｎ６ １?ｓｕｐｅｒｌａｔｔｉｃｅｍａｔｅｒｉａｌｓｓｙｓｔｅｍｏｆａｐｐｒｏｐｒｉａｔｅｌａｙｅｒｔｈｉｃｋｎｅｓｓａｎｄｍａｔｃｈｉｎｇｉｎｔｅｒｆａｃｅｓｔｒｅｓｓｂｅｔｗｅｅｎｌａｙｅｒｓｃａｎｂｕｉｌｄｆｌｅｘｉｂｌｅｒｅａｓｏｎａｂｌｅｂａｎｄｓｔｒｕｃ ｔｕｒｅ，ｏｐｅｎｔｈｅｐｏｓｓｉｂｉｌｉｔｙｏｆｄｅｓｉｇｎｉｎｇｎｅｗｍａｔｅｒｉａｌｓｔｒｕｃｔｕｒｅｔｈａｔｃｏｎｆｏｒｍｔｏｔｈｅｒｅｑｕｉｒｅｍｅｎｔｓｏｆｔｈｅｄｅｖｉｃｅｐｅｒｆｏｒｍ ａｎｃｅ（ｓｕｃｈａｓａｖａｒｉｅｔｙｏｆｈｏｍｏｊｕｎｃｔｉｏｎｐ ｉ ｎｓｔｒｕｃｔｕｒｅ，ｄｏｕｂｌｅｈｅｔｅｒｏｊｕｎｃｔｉｏｎＤＨ，ｈｅｔｅｒｏｊｕｎｃｔｉｏｎＷ，Ｍ，Ｎ，ＢＩＲＤ，ＣＢＩＲＤ，ｐ π Ｍ Ｎ，ｐＢｉＢｎ，ｎＢｎ，ＸＢｐ，ｐＭｐ，ｅｔｃ），ａｌｓｏｃａｎｉｎｔｅｇｒａｔｅｍｕｌｔｉｌａｙｅｒａｂｓｏｒｐｔｉｏｎｌａｙｅｒｓｔａｃｋｏｎｏｎｅｆｏｃａｌｐｌａｎｅａｒｒａｙ（ＦＰＡ）ｐｉｘｅｌｔｏｒｅａｌｉｚｅｉｎｔｅｇｒａｔｅｄｍｕｌｔｉｃｏｌｏｒ／ｍｕｌｔｉｂａｎｄｄｅｔｅｃｔｉｏｎ Ｔ２ＳＬｄｅｔｅｃｔｏｒｃａｎｍｅｅｔｔｈｅｒｅｑｕｉｒｅｍｅｎｔｓｏｆｔｈｅｔｈｉｒｄ ｇｅｎｅｒａｔｉｏｎｉｎｆｒａｒｅｄｄｅｔｅｃｔｏｒｗｉｔｈｌａｒｇｅａｒｒａｙ，ｈｉｇｈｏｐｅｒａｔｉｎｇｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ，ｈｉｇｈｐｅｒｆｏｒｍａｎｃｅ，ｍｕｌｔｉｂａｎｄ／ｍｕｌｔｉｃｏｌｏｒｄｅｔｅｃｔｉｏｎ，ｅｓｐｅｃｉａｌｌｙｃａｎｒｅｐｌａｃｅＭＣＴｉｎｔｈｅｌｏｎｇｗａｖｅｉｎｆｒａｒｅｄ（ＬＷＩＲ），ｔｈｅｖｅｒｙｌｏｎｇｗａｖｅｉｎｆｒａｒｅｄ（ＶＬＷＩＲ）ａｎｄｔｈｅｔｗｏ ｃｏｌｏｒ／ｍｕｌｔｉ ｂａｎｄｄｅｔｅｃｔｉｏｎＫｅｙｗｏｒｄｓ：ｃｌａｓｓＩＩｓｕｐｅｒｌａｔｔｉｃｅ；ｔｙｐｅ ＩＩ；Ｔ２ＳＬ；ＳＬＳ；ｍａｔｅｒｉａｌｓｔｒｕｃｔｕｒｅ作者简介：尚林涛（１９８５－），男，硕士，工程师，研究方向为红外探测器材料分子束外延技术研究。
红外传感器工作原理、种类、特点以及应用详解
红外传感器工作原理、种类、特点以及应用详解先看一条两年前的资讯：“据悉，今年秋天，罹患渐冻症逾半个世纪的著名物理学家史蒂芬-霍金将出版一部回忆录，坦诚地透露71年来的生活细节。
据称，这是第一部霍金未借助他人帮助、完全依靠自己写成的书籍。
那么，一直以来，霍金是如何与他人进行交谈和发表演讲的呢？原来，霍金轮椅下方和后方安装的电脑包含一个音频放大器和声音合成器，它们受到霍金眼镜上的红外传感器控制，能够对因面部运动而产生的光线变化作出反应……”从上面我们可以看出，现如今，红外传感器技术已经非常成熟，已经融入到人们的日常生活，并且发挥着巨大的作用。
在了解红外传感器之前，首先，我们应该了解一下，什么是红外线，或者叫红外光。
我们知道，光线也是一种辐射电磁波，以人类的经验而言，通常指的是肉眼可见的光波域是从400nm（紫光）到700nm（红光）可以被人类眼睛感觉得到的范围。
如图所示我们把红光之外、波长760nm到1mm之间辐射叫做红外光，红外光是肉眼看不到的，但通过一些特殊光学设备，我们依然可以感受到。
红外线是一种人类肉眼看不见的光，所以，它具有光的一切光线的所有特性。
但同时，红外线还有一种还具有非常显著的热效应。
所有高于绝对零度即－273℃的物质都可以产生红外线。
因此，简单地说，红外线传感器是利用红外线为介质来进行数据处理的一种传感器。
红外传感器的种类红外线是一种人类肉眼看不见的光，所以，它具有光的一切光线的所有特性。
但同时，红外线还有一种还具有非常显著的热效应。
所有高于绝对零度即－273℃的物质都可以产生红外线。
根据发出方式不同，红外传感器可分为主动式和被动式两种。
主动红外传感器的工作原理及特性主动红外传感器的发射机发出一束经调制的红外光束，被红外接收机接收，从而形成一条红外光束组成的警戒线。
当遇到树叶、雨、小动物、雪、沙尘、雾遮挡则不应报警，人或相当体积的物品遮挡将发生报警。
主动红外探测器技术主要采用一发一收，属于线形防范，现在已经从最初的但光束发展到多光束，而且还可以双发双受，最大限度的降低误报率，从而增强该产品的稳定性，可靠性。
锑基_类超晶格红外探测器_第三代红外探测器的最佳选择_史衍丽
〈综述与评论〉锑基Ⅱ类超晶格红外探测器——第三代红外探测器的最佳选择史衍丽（昆明物理研究所，云南昆明 650223）摘要：以多色、大面阵、高性能、低成本为特征的第三代红外探测器是当前红外探测器的发展方向及目标。
InAs/GaInSbⅡ类超晶格探测器因为独特的断代能带结构以及自身存在的材料和器件优势，在大面阵长波红外探测器、高温中波红外探测器、中波双色探测器以及甚长波红外探测器领域显示出优异的器件性能和技术成熟性，成为第三代红外探测器技术的最佳选择之一，在世界各国引起了高度的重视和发展。
就InAs/GaInSbⅡ类超晶格材料的优越性、存在的问题及近期的发展状况进行了介绍，旨在促进我国InAs/GaInSbⅡ类超晶格技术的发展。
关键词：第三代红外探测器；InAs/GaInSbⅡ类超晶格；断代能带结构；低维红外探测器中图分类号：TN215 文献标识码：A 文章编号：1001-8891(2011)11-0621-04Type-II InAs/GaInSb Superlattices Infrared Detectors-one ofthe Best Choices as the Third Generation Infrared DetectorsSHI Yan-li(Kunming Institute of Physics, Kunming 650223, China)Abstract：The Third-Generation infrared detectors characterized as multicolor, large array, high performance and low cost have become the development goal of the infrared detectors. InAs/GaInSb Type-II infrared materials has special broken band structure and materials merits, furthermore, the materials has been widely applied in the area of large array long wavelength infrared detectors、high temperature mid-wavelength infrared detectors、middle wavelength dual-band infrared detectors and ultra-long wavelength infrared detectors. The superior devices performance with high detectivity and excellent uniformity verified the technology superiority and maturity. It has become one of the best choices as the Third-Generation infrared detectors in the world. In this paper the material advantages, the technique issues and development status has been introduced in order to advance the development of InAs/GaInSb type-Ⅱ technology in our country.Key words：the Third-Generation infrared detectors，InAs/GaInSb Type-II superlattices，broken band structure，low-dimension infrared detectors引言红外探测器在经历了扫描型的第一代红外探测器、小规模凝视阵列的二代红外探测器的发展，在20世纪90年代提出了对第三代红外探测器的发展需求。
史衍丽：第三代红外探测器的发展与选择
〈综述与评论〉第三代红外探测器的发展与选择史衍丽1,2（1.昆明物理研究所，云南昆明 650023；2.微光夜视技术重点实验室，陕西西安 710065）摘要：随着军事应用对高性能、低成本红外技术的需求，红外探测器像元数目从少于100元的一代发展到10万元中等规模的二代，到百万像素的三代，何谓第三代？在众多的材料和器件中，可作为第三代红外探测器的材料以及器件有哪些？在红外探测器技术飞速发展的今天，我们该作如何的选择？结合以上问题，对当前国际上作为第三代红外探测器选择的碲镉汞、量子阱以及Ⅱ类超晶格探测器材料、器件进行了分析，总结了第三代红外探测器的特征，为国内第三代红外探测器的发展提供选择与参考。
关键词：第三代红外探测器；碲镉汞；量子阱；Ⅱ类超晶格中图分类号：TN215 文献标识码：A 文章编号：1001-8891(2013)01-0001-08 Choice and Development of the Third-Generation Infrared DetectorsSHI Yan-li1,2（1.Kunming Institute of Physics, Kunming 650223, China;2.Science and Technology on Low-light-level Night Vision Laboratory, Xi’an 710065, China）Abstract：With the requirement of military application and development of the infrared detectors toward high performance and low cost, infrared detectors continuously develop from the first generation with low density pixel number below 100 to second generation with middle number of pixel about 100 000 till to third Generation with megapixel number. What is the third generation infrared detector? How to choose the device and material as the third generation infrared detector? HgCdTe, quantum well infrared detectors and type-II superlattices infrared detectors have been thought as third generation infrared detectors in the world, the corresponding materials and devices were discussed in order to understand the characterization of the three kinds detectors, the aim is to advance the development of our third generation infrared technology.Key words：third generation infrared detectors，HgCdTe，QWIPs，type-Ⅱ superlattices0引言红外探测器技术是红外技术的核心，红外探测器的发展引领也制约着红外技术的发展。
碲镉汞红外探测器量子效率计算研究
第４９卷 第７期 激光与红外Ｖｏｌ．４９，Ｎｏ．７ ２０１９年７月 ＬＡＳＥＲ ＆ ＩＮＦＲＡＲＥＤＪｕｌｙ，２０１９ 文章编号：１００１ ５０７８（２０１９）０７ ０８７１ ０５·红外材料与器件·碲镉汞红外探测器量子效率计算研究王 亮，杨 微（华北光电技术研究所，北京１０００１５）摘 要：首先分析了量子效率计算的相关方法，然后分析红外碲镉汞探测器测试过程。
对器件进行电学性能测试及光谱响应测试基础上，利用测试方法和测试数据计算出探测器产生的电子数。
再将实际电子数与理论分析的光子数相比，计算出探测器对不同红外波段量子效率，最高可达６６％，达到了国外同类型器件响应的量子效率指标。
本文的研究为评价碲镉汞探测器的光电转换性能提供了一种有效的方法。
关键词：碲镉汞；量子效率；电性能测试；光谱响应中图分类号：ＴＮ２１３ 文献标识码：Ａ ＤＯＩ：１０．３９６９／ｊ．ｉｓｓｎ．１００１ ５０７８．２０１９．０７．０１５ＳｔｕｄｙｏｎｔｈｅｑｕａｎｔｕｍｅｆｆｉｃｉｅｎｃｙｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｏｆＨｇＣｄＴｅｉｎｆｒａｒｅｄｄｅｔｅｃｔｏｒＷＡＮＧＬｉａｎｇ，ＹＡＮＧＷｅｉ（ＮｏｒｔｈＣｈｉｎａＲｅｓｅａｒｃｈＩｎｓｔｉｔｕｔｅｏｆＥｌｅｃｔｒｏ Ｏｐｔｉｃｓ，Ｂｅｉｊｉｎｇ１０００１５，Ｃｈｉｎａ）Ａｂｓｔｒａｃｔ：Ｆｉｒｓｔ，ｔｈｅｍｅｔｈｏｄｏｆｑｕａｎｔｕｍｅｆｆｉｃｉｅｎｃｙｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｉｓａｎａｌｙｚｅｄｉｎｔｈｅｐａｐｅｒ Ｔｈｅｎ，ｔｈｅｔｅｓｔｐｒｏｃｅｓｓｏｆＭＣＴｄｅｔｅｃｔｏｒｉｓａｎａｌｙｚｅｄ Ｂａｓｅｄｏｎｔｈｅｔｅｓｔｒｅｓｕｌｔｓｏｆｅｌｅｃｔｒｉｃａｌｐａｒａｍｅｔｅｒｓａｎｄｓｐｅｃｔｒａｌｒｅｓｐｏｎｓｅｏｆｔｈｅｄｅｖｉｃｅ，ｔｈｅｎｕｍｂｅｒｏｆｅｌｅｃｔｒｏｎｓｐｒｏｄｕｃｅｄｂｙｔｈｅｄｅｔｅｃｔｏｒｉｓｃａｌｃｕｌａｔｅｄｂｙｔｈｅｔｅｓｔｍｅｔｈｏｄａｎｄｔｅｓｔｄａｔａ Ｂｙｃｏｍｐａｒｉｎｇｔｈｅａｃｔｕａｌｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｎｕｍｂｅｒｗｉｔｈｔｈｅｔｈｅｏｒｅｔｉｃａｌｐｈｏｔｏｎｎｕｍｂｅｒ，ｔｈｅｑｕａｎｔｕｍｅｆｆｉｃｉｅｎｃｙｏｆｉｎｆｒａｒｅｄｄｅｔｅｃｔｏｒｆｏｒｄｉｆｆｅｒｅｎｔｂｒａｎｄｓｉｓｃａｌｃｕｌａｔ ｅｄ，ｗｈｉｃｈｃａｎｂｅｕｐｔｏ６６％，ｒｅａｃｈｉｎｇｔｈｅｑｕａｎｔｕｍｅｆｆｉｃｉｅｎｃｙｉｎｄｅｘｏｆｔｈｅｒｅｓｐｏｎｓｅｏｆｔｈｅｓａｍｅｔｙｐｅｏｆｄｅｖｉｃｅｓａ ｂｒｏａｄ．ＴｈｉｓｓｔｕｄｙｐｒｏｖｉｄｅｓａｎｅｆｆｅｃｔｉｖｅｍｅｔｈｏｄｆｏｒｅｖａｌｕａｔｉｎｇｔｈｅｐｈｏｔｏｅｌｅｃｔｒｉｃｃｏｎｖｅｒｓｉｏｎｐｅｒｆｏｒｍａｎｃｅｏｆＨｇＣｄＴｅｄｅ ｔｅｃｔｏｒＫｅｙｗｏｒｄｓ：ＨｇＣｄＴｅ；ｑｕａｎｔｕｍｅｆｆｉｃｉｅｎｃｙ；ｅｌｅｃｔｒｉｃａｌｐｅｒｆｏｒｍａｎｃｅｔｅｓｔ；ｓｐｅｃｔｒａｌｒｅｓｐｏｎｓｅ作者简介：王 亮（１９８６－），男，工程师，主要从事红外探测器测试及评价研究。
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基于量子阱子带间跃迁的红外探测器研究荣新;王新强【摘要】红外探测器广泛应用于夜视、热成像、通讯、制导、遥感控制等领域,在民用和军事上都有重要研究意义.本文从基本原理出发,介绍研究方法、实验设计思路及北京大学在本领域近年的研究进展,着重展示科研中遇到的困难及解决方法,力图以此引导研究性实验教学,为相关科研提供参考.【期刊名称】《物理实验》【年(卷),期】2018(038)004【总页数】10页(P1-9,15)【关键词】子带间跃迁;红外探测器;量子阱结构;氮化物半导体;分子束外延【作者】荣新;王新强【作者单位】北京大学物理学院,北京 100871;北京大学物理学院,北京 100871【正文语种】中文【中图分类】TN2151 量子阱子带间跃迁的基本原理1.1 红外探测器简介红外探测器的发展历史[1]如图1所示，最早的红外探测器是利用红外线的热效应进行探测的，称为红外热探测器. 1940年前后，利用红外线光子效应的光电探测器逐渐成为主流，并在军事的需求促进下得以快速发展，红外光电探测器以碲镉汞(MCT)和铟镓砷(InGaAs)等材料发展并逐渐成熟[1]. 红外探测器的响应波段可以针对不同的光谱范围，按照波长从短到长依次为近红外(NIR)、短波红外(SWIR)、中波红外(MWIR)、长波红外(LWIR)、超长波红外(VLWIR)、太赫兹波(THz)等，波长越长的红外光光子能量越小，因此探测的难度也随之增大，器件制作成本大幅上升. 红外光电探测器按其探测原理可以分为光伏型和光导型2种：光伏型光电探测器利用光生伏特效应，在零偏压下仍有电信号响应；光导型光电探测器需要外加偏压，要考虑抑制暗电流以增加信噪比. 当前红外探测器已经发展至第三代探测器，以高空间分辨率和智能多色识别为显著特征，在超低暗电流、超宽谱探测、室温工作、小型化、柔性化等方面快速发展. 例如使用碲镉汞长波-中波红外双色探测器可以同时捕捉LWIR和MWIR波段信号，根据普朗克黑体辐射定律，不同温度的物体对应的辐射光子能量极值不同，双色探测意味着可以提高系统的探测能力，在导弹制导、预警以及目标追踪等方面意义重大，此外还包括红外-可见、红外-紫外等多种类型的双色探测器.图1 红外探测器发展历史1.2 子带间跃迁及其光电器件由于碲镉汞和铟镓砷等红外材料的组分均匀性控制方面的难题不利于其大面积红外焦平面阵列成像，同时器件工作温度偏低限制了其器件小型化、低成本、便携等方面的应用和发展. 为此，近年发展了基于量子结构的子带间跃迁(Intersubband transition，ISBT)原理制备的红外探测器[2-3]. 通常LED、半导体激光器等光电器件均是依据带间跃迁(Interband transition)的原理制成. 与此不同，子带间跃迁是指电子(或空穴)在导带(或价带)量子阱中不同子带能级之间的跃迁，如图2所示. 从高能级到低能级的ISBT可用于制备发光器件，如量子级联激光器(QCL)等[4]，从低能级向高能级的ISBT可用于制备光电探测器，如光导型的量子阱红外探测器(QWIP)和光伏型的量子级联探测器(QCD)等[5-7]. 根据量子跃迁理论，ISBT需要满足跃迁选择定则[2]，即ISBT只能吸收p光(TM光)，对s光(TE光)没有响应.图2 子带间跃迁与带间跃迁原理比较1.3 氮化物材料的子带间跃迁Ⅲ族氮化物(Ⅲ-Nitride)半导体材料包括二元系材料[氮化镓(GaN)、氮化铝(AlN)、氮化铟(InN)等]、三元合金(InxGa1-xN和InxAl1-xN及AlxGa1-xN等)以及多元合金，属于第三代半导体材料[8-10]. GaN的晶体结构主要为六方纤锌矿结构，纤锌矿GaN的晶体结构和能带结构[8,9]如图3所示，从能带结构中可知GaN为宽禁带半导体材料，禁带宽度为3.4 eV，为直接禁带半导体. 氮化物材料的发光特性较好，以其制备的蓝光LED引发了白光照明革命，当前LED光效高、亮度大、寿命长，大大节省了电力能源，减少了环境污染，日本科学家Akasaki(赤崎勇)等人因此贡献获得2014年诺贝尔物理学奖[11]. 同时，氮化物广泛应用于深紫外器件、太阳能电池、高电子迁移率晶体管(HEMT)、子带间跃迁器件等光电子器件或电子器件领域[12-14]. 由于纤锌矿氮化物中每个原子周围最近邻4个异类原子并不完全对称，因此存在自发极化，同时由于异质外延等的应力的原因存在压电极化[8]，如Ga面[(0001)面]和N面面]为典型的极性面，沿该方向生长的量子阱具有很强的极化场(～MV/cm)，如沿a面或m面生长，则为非极性面生长，量子阱中不存在极化场，同理r面为半极性面，晶格极性是氮化物中的重要属性，会大幅影响材料生长和器件性能.(a)Ga面GaN (b)N面GaN(c)能带结构图3 纤锌矿GaN的晶体结构和能带结构当前基于ISBT的QWIP研究较成熟的体系为GaAs基材料[5]，然而其器件工作通常需低温制冷，实现室温工作红外成像尚不成熟. GaN基材料属于宽禁带半导体材料，施主类型杂质电离能较大可有效抑制电子室温热激发，因此GaN基ISBT红外探测可实现室温工作[15-16]. AlGaN带间跃迁可实现紫外探测，利用AlGaN量子阱的ISBT可实现红外探测，因此采用单一氮化物体系可实现单片集成的紫外-红外双色探测[17]，如图4所示，通过AlGaN/GaN多量子阱ISBT实现红外探测，一定组分的AlGaN薄膜实现紫外探测，同时通过3个接触层防止紫外和红外信号的相互串扰. 氮化物ISBT的弛豫时间较小可制备超快器件，氮化物异质结构导带带阶大可实现几乎全红外波段光谱ISBT[18]，此外，氮化物半导体的物理、化学性质稳定，抗辐射性能强，适用于极端环境. 当前，氮化物ISBT研究主要在法国、瑞士、日本、美国、以色列、中国等国家开展研究，目前的研究热点是非极性面/半极性面材料生长和器件制备、紫外-红外双色探测器、提升中红外波段器件工作温度等. 目前已经取得了一定进展，但由于氮化物高的位错密度(c面GaN位错密度约为108 cm-2)导致较大的暗电流，同时强的极化场降低了载流子的纵向输运等原因仍然进展有限，需要深入研究其机理及相应解决方案. 本文主要研究3～5 μm大气窗口波段的氮化物ISBT及其QWIP器件.图4 典型氮化物单片集成紫外-红外双色探测器结构2 研究方法概述2.1 氮化物材料的MBE生长方法国际主流的Ⅲ族氮化物外延生长方法可分为3类：金属有机化学气相沉积(MOCVD)、分子束外延(MBE)以及氢化物气相外延(HVPE). MBE是远离平衡态的生长方式，生长温度低可有效防止界面原子互扩散，生长速度慢可实现原子级的精确控制，生长室真空度高适宜进行超高质量高纯材料的制备，在单原子层、数字合金、短周期超晶格、低密度量子点、纳米线量子结构等生长方面优势明显. 在量子力学中的有限深平底势阱等结构可以通过MBE生长半导体材料的方法完美实现，一种半导体材料对应一定的禁带宽度，如图2所示，当不同材料的界面达到单原子层的锐利度且存在导带带阶时，可以实现量子阱结构，其阱宽和势垒高度可以分别通过改变材料厚度和组分的方法实现. 但MBE是超高真空系统，设备维护成本和材料制备成本较高. MBE是在20世纪60年代末美国贝尔实验室的A. Y.Cho(卓以和)等人开创的[19]，常见的MBE系统一般包括真空系统、生长控制系统、原位监控系统、测试系统等，通过真空泵(机械泵、分子泵、离子泵、钛升华泵、低温泵等)创造超高真空生长环境，生长控制系统包含源炉(Cell)和相应的快门(Shutter)、控温系统、样品控制台等. 源炉中存放高纯源材料，通过控制Cell温度控制束流大小，通过控制Shutter精确控制源材料的生长顺序，原位表征系统主要有反射高能电子衍射仪(RHEED)等，可以实时观察样品表面的生长模式. 材料生长需要关注生长区间相图(Growth regime)，即材料制备过程中保持特定生长模式的条件范围，包括生长温度、源束流比例等，生长区间的掌握对于晶体生长极具指导性作用. GaN和AlN生长时通常考虑金属的再蒸发过程，在一定生长温度下控制Ⅲ/Ⅴ束流比可导致不同的生长区间，可分为：富N生长区间(N-rich regime)、平衡态生长区间(Intermediate regime)和富金属-液滴生长区间(Droplet regime)，平衡态生长区间对生长最为有利，温度越高该生长窗口越大. InN情况与此不同，通常需要考虑InN的分解，而生长温度下In金属的再蒸发很弱，主要考虑边界生长温度[20]，生长应维持在边界生长温度附近，大于该温度InN分解过程严重，无法生长.2.2 材料表征技术Ⅲ族氮化物常用的表征方法有：原子力显微镜(AFM)表征样品表面微观形貌；X射线衍射(XRD)表征材料物相、晶体质量、应力以及多量子阱等信息. 拉曼谱(Raman)可表征声子振动模式、缺陷、层数成分鉴定、应力状态等；光致荧光谱(PL)、电致荧光谱(EL)和吸收谱(Photo-absorption)可表征材料能带性质；阴极荧光谱(CL)可空间分辨表征样品光学性质；同时大多数光学表征方法又可扩展为微区分辨、时间分辨、变温、变激发功率等模式. 扫描电子显微镜(SEM)表征纳米柱形貌、样品表面开裂情况等；透射电子显微镜(TEM)表征样品局域晶体质量、缺陷等，表征量子阱区域的界面锐利度，准确计算材料晶格常量及原子排布等.常见AFM型号为Bruker Icon等. AFM工作模式有接触模式(contact mode)、非接触模式(non-contact mode)和轻敲模式(tapping mode). AFM除了可测试样品表面形貌外，常见的其他模式还有C-AFM(Conducting AFM)，开尔文探针力显微镜(Kelvin probe force microscopy, KPFM)等. 本文工作采用的XRD型号为Bruker D8 高分辨X射线衍射仪，X射线的波长是0.154 nm(Cu的Kα线). 对于半导体材料可认为XRD为材料无损表征技术，其工作原理可分为运动学理论和动力学理论，动力学理论常见的资料很少涉及，运动学理论即满足布拉格方程 . XRD 主要有3种模式，ω-2θ联动扫描、ω扫描(Rocking curve)、倒易空间图(RSM). 对于多量子阱(或超晶格)样品，ω-2θ扫描会出现卫星峰，从卫星峰和厚度干涉条纹通过拟合可以得到多量子阱的结构信息，如势垒组分和势阱厚度等. 通过0级卫星峰可以计算多量子阱的等效组分，但应注意0级卫星峰并不总是卫星峰中最强的峰，特殊情况下该峰甚至有可能消光，如理论计算表明，InN/AlN按4 nm/4 nm方式生长多周期将出现0级卫星峰消光，GaN/AlN按12.4 nm/12.4 nm方式生长也将出现0级卫星峰消光. 常见SEM型号为FEI NanoSEM 430等. 其原理是测试聚焦电子束(能量一般在5～35 keV)与样品相互作用发射出的低能二次电子(Secondary electron)信号. 由于衍射极限的原因，电子显微镜的分辨率远高于光学显微镜. SEM是在扫描线圈的驱动下在样品表面按一定顺序作栅网式扫描，因此其成像不是各像素同时成像，而是探头对样品不同位置逐个像素扫描得到的. 本文工作的TEM型号为Tecnai F30场发射透射电镜，并配置了EDS能谱模块，TEM 是通过面阵CCD成像的，因此其成像是同时成像，其原理可以和阿贝成像与空间滤波实验相比拟，分为实空间像和倒空间像. TEM根据光阑对衍射斑点的选取可分为明场像和暗场像，暗场像中的弱束暗场像可以大大提高成像质量.TEM,XRD,RHEED彼此也有联系，他们都是晶格结构对电子衍射的结果.2.3 ISBT红外探测器的制备及器件响应首先通过傅里叶变换红外光谱仪(FTIR)进行红外光吸收测试，如果其响应波段与设计一致可以考虑制备QWIP原型器件，如图5所示，器件的台面结构分为3步：刻蚀台面、蒸镀电极和侧面钝化. 最后选取Ⅳ特性较好的样品进行红外光电流测试，红外光吸收和光电流测试的FTIR装置示意图如图6所示.(a)台面工艺截面图(b)器件测试示意图图5 氮化物红外探测器台面工艺(a)红外光吸收测试装置(b)红外光电流测试装置图6 FTIR红外光吸收和电流测试装置FTIR的主要光学部件是迈克耳孙干涉仪[21-22]，光源通常为宽谱红外光源(复色光)，其发出的红外光入射到分光板(Splitter)上被分成2束，一束透射(T)到动镜上再反射(R)射向样品，另外一束反射(R)到定镜上再透射(T)射向样品，射向样品的光是2束干涉光：TR和RT. FTIR的频率分辨率可简单地认为是动镜扫描长度的2倍的倒数，如动镜扫描距离为5 cm时，分辨率为0.1 cm-1(～3 GHz)，与传统光栅分光相比FTIR既提高了分辨率又缩短了测量时间. 动镜有2种扫描模式，一种是以恒定的速度运动，称为连续扫描或线性扫描，另一种是每运动到一个位置停留一段时间再运动到下一个位置，称为步进扫描(Step-scan). 为了放大光电流响应谱，通常需要结合斩波器和锁相放大器，由于斩波器机械斩波的调制频率有限，一般光电流谱测试时需要采用步进扫描模式. 研究型FTIR光谱仪一般配置外置光源入口和光源输出窗口，以及外置电学信号入口和电学信号导出口. 随着动镜位置的变化，TR和RT干涉光相应的光程差随之变化，使得一系列频率的光干涉增强或减弱，干涉光入射到样品时某些波长的光被吸收，探测器采集到含样品信息的电信号，该电信号的原始数据是响应信号随动镜实空间位置的变化，经软件傅里叶变换后就得到信号随波数的变化关系，即响应谱. 测光吸收和光电流时电信号的来源不同，测光吸收时样品透射光通过系统自带的红外探测器(如低温制冷的MCT等)转化成电信号，测光电流时样品(即器件)直接产生电信号，或再通过锁相放大后形成信噪比增强的电信号.实际测试中根据跃迁选择定则，ISBT只对p光有响应，对s光没有响应，在入射样品的p光与s光强度一致的情况下，以s光入射时的透射谱Is(λ)为参考，用p 光入射时的透射谱Ip(λ)与s光的透射谱Is(λ)相除，就可以扣除样品反射、光源随波长的强度分布、探测器随波长的响应谱的影响，进而可计算吸收系数谱α(λ)，设光线经过吸收区的有效路径为t，根据比尔朗伯定律有Ip(λ)=I0exp [-αp(λ)t]，Is(λ)=I0exp [-αRef(λ)t]，可得即吸收系数α(λ)正比于实际光电流信号很好时还可以进一步测试黑体谱，得到红外器件的比探测率D*、响应率R、响应时间τ以及量子效率η等特征参量.3 实验研究进展3.1 量子阱子带间跃迁的材料体系制备有源区量子阱结构首先需要选取合适的材料，氮化物中主要有AlGaN/GaN，InAlN/GaN，GaN/InGaN等结构[23-25]，区别在于前两者GaN为势阱，后者GaN为势垒. 同时由于晶格结构中按照AlN,GaN,InN顺序晶格常量依次变大，因此高质量AlGaN相比于InAlN更易制备，MBE生长中二元材料相比于三元材料生长质量高，由于通常宽势垒结构中势垒的输运是主要考虑的，因此势垒采用二元GaN有一定的优势. 调制ISBT跃迁的能量可以通过调节量子阱的阱宽或势垒材料组分等方法实现，理论与实验研究表明改变阱宽时调制的幅度更明显，如图7所示，通过改变势阱宽度，ISBT能量可以在很大范围内调制. 图7(a)中为AlGaN/GaN体系红外吸收谱，同时AlGaN薄膜部分的紫外吸收谱对应280 nm 日盲区，即实现了紫外-红外双色吸收，图7(b)为GaN/InGaN体系的红外吸收谱[24-25]，图中的吸收谱的测试需要对样品进行3个面的抛光，以实现波导结构.(a)AlGaN/GaN体系红外吸收谱和AlGaN紫外吸收谱(b)GaN/InGaN体系的红外吸收谱图7 光吸收谱如果不进行多次优化，通常实验中测试的信号会很弱，解决方法是需要从材料制备和测试两方面找原因，比如材料制备方面考虑晶体生长质量、量子阱界面及周期控制、势阱n型掺杂浓度等是否合适，测试方面考虑优化最佳光路、适当的光阑遮挡、偏振片的控制、抛光的平整度等.3.2 量子阱结构的设计及优化电子吸收特定波段的红外光从基态跃迁到激发态，光激发电子在外加偏压下纵向输运形成光电流. 需要指出的是激发态的电子同样有机会弛豫回基态，而且除了光激发电子纵向输运外，势垒热激发电子纵向输运形成暗电流，基态电子纵向隧穿也贡献一小部分暗电流，器件设计的原则是要尽量提升光电流，抑制暗电流. 通常氮化物ISBT结构的设计为如图8(a)所示，这种结构中由于氮化物的极化场导致导带边倾斜，进而形成三角形势垒，基态载流子吸收红外线后优先跃迁到能量较低的态，此时三角形势垒不利于激发态电子的纵向输运，需要着重解决极化场问题[26].(a)传统量子阱无偏压(b)传统量子阱有偏压(c)台阶量子阱无偏压(d)台阶量子阱有偏压图8 氮化物量子结构的导带边及电子能级示意图一种可能的解决方法是设计如图8(c)的台阶量子阱结构，在该结构中，基态载流子吸收红外线后直接跃迁到准连续态，而尖峰势垒厚度一般小于2 nm，便于载流子的纵向输运，同时平带势垒可以抑制暗电流增加信噪比. 平带势垒的形成需要基于等效组分原理，即在AlGaN多层结构中保持平带势垒的Al组分与单周期平均Al组分一致. 如图9[27]对不同材料厚度进行了分别计算，结果表明，当GaN厚度为6～9 MLs(原子层)时，第二子带位于平带势垒之上，此时随着GaN厚度的增加量子限制效应减弱，第一子带能级下移，第二子带位置几乎不变，从而ISBT能量变大. 当GaN厚度≥10 MLs时，第二子带进入量子阱内，此时随着GaN厚度的增加，第二子带比第一子带下移的幅度大，ISBT能量减小. 当GaN增大到26 MLs时，其ISBT能量为248 meV，ISBT能量减小的趋势逐渐减缓，此时由于极化效应各子带逐渐进入三角阱区域，增加阱宽对量子限制效应的影响已经不明显. 注意到GaN厚度≥10 MLs时，第二子带进入量子阱内，此时已经不适合做纵向输运，台阶量子阱与传统MQWs相比的优势几乎消失，所以认为GaN厚度为6～9 MLs比较合适. 综合考虑3～5 μm响应波段，设计生长了7～8MLs的样品，其TEM测试结果如图9(c). 图10根据等效组分原理进一步设计了新型台阶量子阱结构，该结构中形成了双能级共振，有利于电子的ISBT.(a)台阶量子阱厚度优化计算(b)ISBT能量随势阱厚度的变化(c)AlGaN台阶量子阱的TEM图图9 AlGaN台阶量子阱结构的设计及材料生长图10 新型台阶量子阱结构，存在双能级共振3.3 量子阱结构对探测器输运性质的影响制备红外探测器需要制备如图5(a)的台面结构，然后将其中的电极通过打线机等方式引到相应导电板上，再在导电板上焊接必要的转接头，如图11所示，最后转接头与FTIR光谱检测设备相连接. 尽管目前氮化物已经实现室温近红外探测，但氮化物中红外波段制备的红外器件响应通常很弱，如图6(b)所示，需要将器件放置于低温腔室(Chamber)中进行测量，通常既可以测变温暗(光)电流IV特性，也可以测变温FTIR红外光电流响应.宽势垒量子阱对器件输运性质的影响[28]：如图12(b)所示，通过对比窄势垒结构和宽势垒结构，发现宽势垒结构中暗电流降低了约2个数量级，可以明显提高信噪比. 从图12(a),(c),(d)可以发现，宽势垒量子阱中ISBT可以分成3种跃迁类型，分别为e1→E2，e1→E3，e1→E4，分别对应光吸收谱和光电流谱中的3个峰，光吸收只需考虑ISBT，能量越低越容易发生ISBT，因此光吸收谱中e1→E2最强，光电流的产生既需要ISBT又需要电子纵向输运，而电子输运量子隧穿概率随势垒的变高呈指数规律衰减，因此光电流谱中e1→E4最强.图11 氮化物红外探测器原型器件实物图及响应的探测单元台阶量子阱对器件输运性质的影响[27]：如图13所示，台阶量子阱中电子的纵向输运相对容易，光吸收和光电流谱中可以看到唯一响应峰，对应电子基态到准连续态的ISBT，其中，光吸收峰位为4 μm，光电流峰位为3.4 μm，光电流响应对应光吸收响应存在60 meV的蓝移. 综合分析认为其主要原因为：光吸收通常对应量子阱第一子带到第二子带的ISBT；而光电流可以对应第一子带到更高能级子带的ISBT，因为基态电子跃迁到更高的能级时，尽管吸收系数更小但有利于纵向输运，实际光电流的ISBT应主要取决于二者的平衡，即综合考虑吸收系数和纵向输运隧穿的最佳值，这与本结构中存在准连续态是一致的.由于氮化物材料质量相对较差和极化场影响等原因，光电流的测试通常信号很弱，需要持续采谱约30～40 min. 从样品角度解决方法是采用自支撑衬底提高材料质量或通过非极性面、半极性面生长等降低极化场. 其中非极性面和半极性面生长可以通过该衬底制备薄膜结构，也可以通过纳米柱结构生长，金属极性氮化物纳米柱结构的顶部通常为半极性面，侧面为非极性m面，而且纳米柱结构中由于应力释放通常可以提高材料的晶体质量. 从测试角度解决方法是适当优化FTIR步进扫描的速度、斩波器的转速、外置偏压的大小、优化光源与样品耦合、改变测试温度、更换被测台面单元、优化器件台面工艺等.(a)氮化物宽势垒结构的导带边及电子能级(b)宽势垒与窄势垒暗电流的对比(c)宽势垒结构的光吸收谱(d)宽势垒结构的光电流谱图12 宽势垒量子阱对器件输运性质的影响(a)氮化物台阶量子阱结构的导带边及电子能级(b)台阶量子阱结构的光吸收和光电流谱图13 台阶量子阱对器件输运性质的影响4 结束语本文通过对ISBT结构中势垒厚度的研究降低了器件暗电流，提高了探测信噪比，通过台阶量子阱结构和纳米柱核-壳结构调制了极化场，部分解决了ISBT红外探测中电子纵向输运难题，实现了氮化物3～5 μm红外探测器原型器件，同时验证了单片集成紫外-红外双色吸收. 该工作主要在北京大学宽禁带半导体研究中心完成，量子阱结构在北京大学MBE实验室生长制备.开展科学研究通常面临结果未知或理论设计效果不理想等客观问题，要正确对待. 实验中会遇到材料生长和器件测试方面的各种难题，如果探测信号响应较弱或没有信号应该通过对比样品、控制变量等方法查看相应结果如何变化，或者通过估算、多维度优化、查文献、探讨交流等方式积极寻找原因，该过程有利于对研究对象的性质有基本的判断，提升实验技能、积累实验经验，为实验的后续进展做充分准备. 当前大学物理实验教学内容越来越注重综合性、设计性和研究性，让学生尽早掌握科学的研究方法、分析问题的思路和解决问题的能力，为学生以后独立开展科研创新做了准备，希望本文能对相关实验教学提供借鉴.[1] Rogalski A. Infrared detectors: status and trends [J]. Progress in Quantum Electronics, 2003, 27(2):59-210.。