量子阱红外探测器 QWIP 调研报告文档格式.docx

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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10?

m波长的红外辐射，需要材料的禁带宽度小于。

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。

QWIP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10?

m，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]

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]

QWIP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1μm），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）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，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]。

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将发生大角度反射，这些角度大部分符合全反射条件，光束被捕获在量子区域，只有晶体反射锥角内小部分辐射逃逸，从而增加了可吸收路径次数，提高了量子效率和探测率。

无论对于大面积焦平面阵列还是单个器件，随机反射耦合都是一种比较优秀的耦合方式。

但是由于光刻工艺的制约，在光敏元台面面积较小的情况下，在台面上刻蚀反射单元比较困难，所以CRR耦合不太适合小面积的光敏元。

图1.5.3随机反射耦合示意图[2]

波纹耦合是由普林斯顿大学的科学家提出的（图1.5.4），它是通过化学的方法，在量子阱区域刻蚀出V型槽，刻蚀深度达到底层GaAs接触层，器件表面就由一些三角线组成。

如图示光路，光在AlGaAs和空气界面发生全反射，入射光束在量子阱区的路径几乎平行于量子阱生长面，有利于量子阱对辐射的吸收，提高器件量子效率。

波纹耦合的光耦合效率与V型槽的数目关系不大，因此波纹耦合更适于光敏元小的探测器。

在波纹耦合中全反射与探测器的波长没有关系，所以探测的波长范围可以从3μm~17μm，对于宽带探测和复色探测来说，波纹耦合是理想的光耦合模式。

图1.5.4波纹耦合结构示意图[2]

QWIP的性能参数

图1.6.1QWIP中量子阱结构示意图[8]

QWIP的性能一般由以下几个参数表征：

QWIP光电流：

，q为电子电量，F为入射光子流（1/s），

为量子效率，g为光电流增益：

（

为载流子漂移速度，

为上能级寿命，

为超晶格的总长度）。

暗电流：

较低温（<

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

较高温（～77K）时，基本由载流子的热激发决定，

，

为热激发到上能级的载流子密度，

）。

探测率：

，（单位：

，1瓦辐射功率入射到光敏面积1cm2的探测器上，并用带宽为1赫兹电路测量所得的信噪比。

）

背景限制温度BLIP：

在这一温度时，光电流与背景噪声大小相等。

噪声等效温度差分（NETD）：

能分辨的辐射源的最小温度变化。

量子阱周期数对器件性能的影响[9]

如果用阱捕获几率Pc的概念来考虑光增益g，把量子阱作为一个单一陷阱来对待，流经一个量子阱的总电流Ip将有一部分（PcIp）被捕获，剩下的部分（1-Pc）Ip传送到下一个周期，如图1.7.1所示，同时，还有一个由阱发射出的光电流ip。

由于电流连续性，必然有Ip=（1-Pc）Ip+ip，所以可以得到：

PcIp=ip，即：

阱中光激发的电流ip与阱捕获的电流相等，即增加阱的数目不能增加总光电流，QWIP的量子效率、响应度与阱的数目无关。

图1.7.1量子阱电流捕获和产生示意图

由于阱中基态的电子被激发后，基态会留下很多空的量子态，这会产生两个影响：

（1）大的补偿-复合电流：

被激发而输运走的电子必须要获得源源不断的补充，这依赖于前面阱中产生的光生载流子在流经这个阱区时被复合来进行补充，这就形成了一个大的补偿-复合电流，因此总光电流与阱数目无关；

（2）很强的复合过程，即激发态的光生载流子寿命很短（~1ps）。

量子阱数目越大，相应阱区总的宽度也越大，因此增益就越小，噪声也越小，因此提高量子阱的数目有利于增大器件的信噪比。

有人做了相应的实验对比[10]，在同一衬底上分别做了2周期和20周期的QWIP器件，分别测试了器件的响应度和暗电流，发现：

器件的响应度两者基本一致，甚至2周期的QWIP要稍大，而暗电流方面则是20周期的QWIP大大小于2周期的QWIP器件（图1.7.2）。

图1.7.2具有2周期和20周期量子阱的QWIP响应度和暗电流对比

QWIP的抗辐射机理与方法

红外探测技术在现代各种系统中的应用越来越广泛，其中一个重要方面就是作为各种空间系统的核心，进行天文观测，对地观察，导弹发射的侦察及追踪等。

器件在太空中工作时，不可避免地会受到太空中各种辐射的照射，所以研究红外探测器的辐照效应就有很重要的实际意义。

另外，该研究也对提高其他情况下，如核爆炸和光电对抗中，仪器的工作能力有很大帮助。

1.8.1物质辐照效应概述[11]

物质的辐射效应基本上分为两类，即位移效应和电离效应。

位移效应是入射粒子和被辐射材料的原子核发生碰撞而产生的一种效应。

晶格中的位移效应使晶格在已位移的原子的位置上留下一个空位，已位移的原子又会停留在晶格的某一间隙位置上。

这些空位间隙原子对，常被称弗伦克耳（Frenke1）缺陷，破坏了晶格的位能，在禁带中形成新的电子能级。

这是一种永久性损伤。

空位一间隙原子对会对电导率、载流子迁移率、特别是少数载流子寿命之类的参数产生影响。

电离效应是辐射粒子与材料中电子的相互作用，产生电子-空穴对而电离的过程。

此时辐射粒子有足够的能量传给电子，使电子脱离原子轨道。

不光电子，质子和其它带电粒子能产生电离效应，?

射线和x射线特别容易产生电离效应而产生电子-空穴对。

当?

光子穿透物质时，它会产生光电子和康普顿电子。

光子将其全部能量传给电子时，会产生光电子，而使原子电离。

当仅把一部分能量传给原子中的电子时，便产生康普顿散射电子，而光子本身又变成低能光子。

康普顿散射电子依赖于入射光子的能量，通常会获得足够多的能量，沿这一方向进一步产生二次电离效应，甚至使原子产生位移，在这条道上产生弗伦克耳缺陷。

电离效应主要导致材料性能（主要指电导率）的瞬态变化，也可在绝缘体材料内建立空间电荷和在绝缘体／半导体界面产生界面态，使表面器件性能产生半永久性变化。

1.8.2红外探测器的辐照效应研究

（1）HgCdTe器件[11]

早期的HgCdTe红外探测器为单元器件。

对这些单元器件进行钝化可以稳定它们的性能，但钝化层不作为器件的一部分。

所以器件的性能退化主要由位移损伤造成，总剂量效应不是很重要。

红外探测器由单元发展到多元。

为了提高性能，对敏感元列阵进行了表面钝化。

在HgCdTe多元列阵光伏探测器中，最常见的结构是光敏元列阵上再加一层沉积的ZnS作为钝化层。

ZnS捕获电荷的能力很强，这使总剂量诱导的永久性损伤对性能的影响比位移损伤更大。

20世纪80年代末到90年代初，在HgCdTe列阵的制造中开始使用CdTe钝化层。

这种钝化层的性能比ZnS及其它早期使用过的钝化层的性能要好得多。

CdTe钝化层的出现大大提高了探测器的性能和敏感元列阵的质量（更少的坏元）。

因为CdTe钝化层的使用，它的抗总剂量辐射性能也有了很大的提高．

CdTe钝化层的使用不仅是技术发展的一个巨大进步，更重要的是使抗总剂量辐射能力增强了很多。

加了CdTe钝化层的HgCdTe探测器在>

1Mrad（HgCdTe）的辐照下仍能工作。

这意味着混成结构的探测器的抗辐射能力不再由其敏感元列阵决定，而主要由CMOS读出电路决定。

敏感元列阵和读出电路通过铟柱焊接在一起，敏感元列阵必须工作在低温下，所以读出电路也在低温下工作。

由于氧化层的电荷捕获作用在低温下得到加强，CMOS在低温下的总剂量效应变得比室温时更严重。

敏感元列阵与未经过抗辐射加固的读出电路组成的器件在数十Krad（SiO2）的辐射下就会失效。

低温下抗辐射剂量达Mrad（SiO2）的读出电路也可以生产，但这样器件的成本会很高，有生产能力的生产线也很少．目前一些商用CMOS电路也有一定的抗辐射能力，这样在一些商用生产线上生产该探测器就成为可能。

这样生产出来的器件就可以适应空间辐射环境。

（2）量子阱红外探测器

量子阱红外探测器，采用了“宽”带隙的多量子阱结构，其材料本身的抗辐照性能要大大好于HgCdTe材料。

但是在?

射线等电离辐射的轰击下，量子阱红外探测器的量子阱价带中的电子会吸收这些高能射线后跃迁到导带中，产生出电子-空穴对，即产生了辐照的电离效应。

然而，量子阱红外探测器是利用导带中电子吸收红外辐射光子，发生子带跃迁而产生光电流信号。

高能射线引起的电子和空穴电流，成为量子阱红外探测器中的主要噪声来源。

有研究表明[12]，InGaAsQWIP经不同剂量的?

射线辐照后，器件的响应光谱和信号没有发生明显的变化，而器件的暗电流和噪声则随着辐照剂量的增大而增大，零偏阻抗逐渐减小，表明器件经?

射线辐照后探测率变小，性能下降（图1.8.1所以）。

图1.8.1QWIP经辐照后光电流和暗电流的变化

量子阱红外探测器抗辐照的方法和措施，主要有器件结构的特殊设计和采取涂覆钝化吸收层两个方面。

如图1.8.1所示[13]，在量子阱红外探测器的顶部增加一个p-n结，其中p型接触层可以收集高能射线引起的空穴，n型接触层可以收集高能射线引起的电子。

通过测量空穴电流大小，并从测得的电子电流中扣除和空穴电流一样大小的电子电流，从而消除了高能射线引起的噪声信号，可得到量子阱红外探测器吸收红外辐射产生的光电流信号。

图1.8.1器件能带以及载流子输运示意图[13]

对于从衬底入光的量子阱红外探测器，可以在衬底上生长CdTemicron）,Si3N4（1micron）和类金刚石材料micron）（图1.8.2）。

这些抗反射层可以吸收高能射线，避免了高能射线在量子阱红外探测器中产生电子-空穴噪声信号，阻挡了高能粒子和射线对量子阱红外探测器的轰击，而且对红外辐射光子几乎是完全透明的[14]（图1.8.3）。

图1.8.2几种钝化吸收材料的性质

图1.8.3钝化结构示意图

参考文献：

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