量子阱红外探测器QWIP调研报告Word格式.docx

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如用焦平面探测器导引头拦截卫星；

②红外预警卫星及机载红外预警系统；

③巡航导弹、地地导弹、空地导弹、防空导弹、海防导弹及反舰导弹的红外制导系统的基本组成；

④地基（包括舰艇平台）红外制导站及红外搜索，跟踪系统；

⑤小型导弹制导及夜间瞄准；

④坦克、飞机、舰艇等运载工具的夜间观测、目标瞄准、自动跟踪等。

红外焦平面探测器早期实用的是Pbs，现在的重点是碲镉汞，Si：

Pt及半导体量子阱焦平面探测器。

其中半导体量子阱焦平面探测器，在五年内接近走完了碲镉汞（MCT）探测器30年的历程，现在虽然在探测度指标上还不如MCT，但经过进一步的攀登，这种完全靠科学家、计算机的，由MBE或MOCND技术制造的新一代焦平面器件可能成为现代国防的复眼。

无疑，今后哪个国家能抢占这个高地，这将在各国国防力量的对比方面产生重要的影响。

1、量子阱红外探测器的原理

1.1量子阱红外探测器基本原理简介

传统带间光吸收指电子吸收光子后，从价带跃迁到导带，从而产生一个光生电子空穴对，这些光生载流子在外加偏压的作用下，被收集形成光电流，这是传统基于带间吸收半导体光电探测器的基本原理。

这种吸收要求光子的能量大于材料的禁带宽度，因此对于红外光来讲，需要材料具有很小的禁带宽度才能发生这种光吸收。

比如要探测10m波长的红外辐射，需要材料的禁带宽度小于0.1eV。

因此基于传统带间吸收的红外探测器一般采用具有窄带隙的HgCdTe材料。

对于“宽”带隙材料构成的多量子阱结构，通过量子阱结构与掺杂的设计，在量子阱内形成特定的子能级，这样在红外光的作用下，可以发生量子阱内子能级之间或者子能级到连续态之间的跃迁（图1.1.1）[1]，这些受激发的载流子在偏压作用下被收集形成光电流。

这就是量子阱红外探测器（QWIP）的基本原理。

图1.1.1量子阱的能带结构与带内跃迁[1]

量子阱红外探测器利用半导体多量子阱（超晶格）材料制成,其机理是利用量子阱导带（或价带）内子能带间或子能带到扩展态间的电子（或空穴）跃迁。

根据探测波段的不同可分为：

以InP衬底上生长的InGaAs/InAlAsQWIP为代表的短波红外探测器；

以AlGaAs/GaAsQWIP为代表的中长波探测器。

电学结构方面，一般为N-I-N（n型）和P-I-P型（p型）。

比如，对于载流子为电子的n型QWIP，两端N型掺杂层作为接触层，中间的I区为低掺杂的多量子阱区域。

无光照时，电子被束缚在导带阱内，I区的电阻很高，在红外辐射下，I区的束缚电子跃迁到激发态，在偏压作用下被两端电极收集形成光电流。

1.2QWIP的几种跃迁模式

在量子阱结构设计中，从减小器件暗电流，提高探测器探测率角度出发，研究人员先后提出了四种跃迁模式[2][3]：

束缚态到束缚态（B-BQWIP）、束缚态到连续态（B-CQWIP）、束缚态到准束缚态（B-QBQWIP）以及束缚态到微带（B-MiniBQWIP）。

图1.2.1束缚态到束缚态跃迁的能带结构示意图[2]

世界上第一台QWIP就属于n型掺杂的B-BQWIP。

量子结构如图1.2.1所示，基态和第一激发态均为束缚态。

当探测器吸收红外辐射，位于基态的电子受光激发越迁到第一激发态，在偏置电场作用下隧穿出量子阱，形成光电流。

由于这里存在电子遂穿过程，所需的偏置电压较大（>

3V），并且势垒厚度也不宜过大，因此这种遂穿模式中基态电子遂穿引起的暗电流较大。

如果适当增加势垒厚度和高度可以减少引起暗电流的基态电子隧穿数目，从而提高器件的探测率。

通过减小阱宽，使B-BQWIP中的第一激发态成为连续态，即束缚态到连续态跃迁的QWIP（B-CQWIP），如图1.2.2所示[2]。

B-CQWIP的主要优点是电子直接被激发到连续态上，不需要隧穿过程，可以降低收集光电子所需的偏置电压从而降低暗电流。

另外不需要考虑势垒厚度对光电子收集效率的影响，可以通过增加势垒厚度有效地降低由基态电子隧穿引起的暗电流。

Levine等[4]早在1990年就基于这两个因素，使B-CQWIP的探测率达到3×

1010cmHz1/2/W，截至波长10m，工作温度68K。

图1.2.2束缚态到连续态跃迁的能带结构示意图[2]

一般认为，较低温（<

50K）时，暗电流基本由基态载流子的连续共振遂穿决定，在较小偏压下其值会大幅降低；

较高温（～77K）时，暗电流基本由载流子的热激发决定。

因此为了进一步降低暗电流，提高探测率，1995年加州理工学院的Gunapala等人设计了基态为束缚态，第一激发态为准束缚态的量子阱结构。

通过改变阱宽、势垒宽度和高度，使第一激发态位于量子阱的顶部（图1.2.3）。

如图1.2.4所示，在B-CQWIP中，对热激发而言势垒高度比光激发低，因此热激发的噪声较大；

而在B-DBQWIP中，热激发和光激发的势垒是一样大的，因此相比于B-CQWIP，大大降低了其暗电流，也就提高了器件的探测率。

图1.2.3束缚态到准束缚态跃迁的能带结构示意图[3]

图1.2.4B-CQWIP和B-DBQWIP能带结构示意图以及暗电流对比[2]

另一中跃迁模式为束缚态到微带（B-MiniBQWIP）的跃迁，如图1.2.5所示。

各量子阱内子能级之间的耦合产生了一定的微带，载流子从基态跃迁到这一微带中发生输运作用。

图1.2.5束缚态到微带跃迁的能带结构示意图[3]

1.3量子阱结构的选择

器件设计时，量子阱结构一般设计成对称的矩形结构，这样的优点是：

量子阱中能级的计算简单，便于材料结构和器件结构的设计。

但是对称的量子阱结构中，能级之间的跃迁选择性强，也就导致了响应波长相对单一，另外，设计对称的量子阱结构中可变的参数也相对较少。

非对称量子阱结构也被广泛用于QWIP器件中，它给设计带来了更多的自由度以及更多的可选跃迁波长。

比如对于图1.3.1中的阶梯量子阱[1]，我们可以观测到E1到E2以及E1到E3的跃迁，而在对称量子阱中，E1到E3的跃迁则是被跃迁禁止的。

图1.3.1阶梯量子阱能级以及能级间跃迁[1]

1.4QWIP的材料选择

目前量子阱红外探测器的研制绝大部分基于GaAs基的GaAs/AlGaAs多量子阱或者GaAs/InGaAs/AlGaAs多量子阱；

其中前者材料的晶格相匹配，有利于生长高质量的量子阱材料，后者在材料生长时应该考虑到晶格失配带来的应力问题，但是后者在量子阱结构设计方面的自由度更大，有利于实现不同红外波段的探测。

当然，在同一GaAs衬底上，也可以同时存在GaAs/AlGaAs量子阱和GaAs/InGaAs/AlGaAs量子阱，并且通过变化其中Al、In的组分以实现多色探测[5]。

GaAs基材料生长与器件制备工艺已经相当成熟，这非常有利于制备大面积的QWIP焦平面阵列（FPA）。

目前，GaAs基FPA已实现商品化，相对于HgCdTeFPA，在成品率和成本控制上具有很大优势。

GaAs基QWIP的优点主要有：

（1）波长连续可调；

（2）材料生长和器件制备技术成熟，可获得大面积、均匀性好、低成本、高性能的红外焦平面；

（3）光谱响应带宽窄，可控制（约为1µ

m），在不同波段之间的光学串音小，可以通过不同材料结构设计获得不同波段的响应，适合制作双色、多色焦平面探测器。

（4）抗辐射，适合于天基红外探测及其应用。

可以说，这些GaAs基QWIP的优点基本上代表了整个QWIP的优点。

目前，对InP基QWIP的研究也投入了相当的工作[6][7]，相对于GaAs基材料，InP基材料的优势主要有：

（1）In0.53Ga0.47As/In0.52Al0.48As异质结构与InP衬底晶格匹配，且其导带带阶为，高于GaAs/AlGaAs量子阱,因此易于制作短波长QWIP。

（2）InP基近红外（特别是光通信波段）探测器和激光器的发展相当成熟，In0.53Ga0.47As/InP异质结构晶格匹配，被广泛用于光通信光源和探测器并有着高度发展的制备工艺。

InP基QWIP易于实现近红外、中红外、远红外波段的多色探测。

（3）与GaAs/AlGaAs相比，InP基QWIP的响应度较高，因为电子在AlGaAs中的输运容易受到氧相关缺陷的影响，并且Al的氧化不利于某些器件制作工艺，而InP基InGaAsP/InP材料不存在这些问题，因此在In0.53Ga0.47As/InP材料中，热电子的平均自由程要远大于GaAs/AlxGa1-xGs材料，利于载流子输运，提高响应度。

当然InP基材料相对于GaAs基材料来说，其不足也很明显。

比如，InP基材料较为昂贵，制作大面积FPA方面成本较高；

另外InP材料易碎，给器件制备带来一定困难。

InAs/GaInSb超晶格结构具有Ⅱ型能带结构，如图1.4.1所示，其中分别形成了电子（E1）和空穴（HH1）的微带结构，这样整个超晶格结构的带隙基本在0~250meV之间变化，可以实现红外光探测。

当然，该材料体系被应用于红外光探测，其机理与QWIP完全不同。

图1.4.1InAs/GaInSb超晶格的能带结构示意图[8]

InAs/GaInSb超晶格结构对正入射光有很强的吸收，因此可以得到很高的响应度，目前基本已经达到HgCdTe材料的水平；

另外，光伏的工作模式、较高的工作温度也是其优势。

这种材料在第三代红外光探测系统中具有很强的竞争力。

但是这一材料体系，发展的较晚，在材料生长、器件制备工艺、衬底的选择方面都存在一定的问题[8]。

1.5入射光的耦合

根据量子跃迁选择定则，对于n型量子阱红外探测器，只有电矢量垂直于量子阱生长面的入射光才能被子带中的电子吸收由基态跃迁到激发态，所以需要进行光耦合才能使辐射被探测器吸收。

一种方法是让入射光线与量子阱成45°

角，即边耦合方式（图1.5.1），就是在器件的一边刻蚀出倾角为45°

的斜面，这种耦合方式只适用于线阵列和单个器件而且这种耦合方式也不够均匀。

图1.5.1边耦合结构示意图[2]

二维周期光栅耦合（CGW）是目前应用最广泛的耦合方式（图1.5.2），光栅在探测器表面的2个垂直方向上周期性重复。

红外光束在量子阱区经历1次衍射，2次反射。

虽然CGW耦合模式比边耦合模式好，但是光栅耦合依靠集合的衍射效应，光敏元台面越大耦合的量子效率和探测率越高，但为了提高器件的分辨率必须减小台面尺寸，而这样做会影响CGW耦合的性能参数。

并且CGW耦合对探测波长有选择性，这是由光栅耦合固有特性决定的。

这些因素都制约了光栅耦合技术在宽带探测和复色探测方面的应用。

图1.5.2二维周期光栅耦合示意图[2]

随机反射耦合（CRR）是针对不同的探测波长设计所需要的随机反射单元（图1.5.3），通过光刻技术在顶层GaAs接触面上随机刻蚀出反射单元，形成粗糙的反射面，垂直于衬底入射光束遇到反射面