（物理学专业论文）谐振腔增强的gaas同质结远红外探测器量子效率的研究.pdf

摘要 同质结内发射远红外探测器是近些年发展起来的新型远红外探测 器，它具有截至波长任意可调的优点。量子效率是衡量探测器性能的 一个重要指标，提高量子效率是探测器迈向实用的关键。但已实现的 同质结探测器存在量子效率普遍偏低的问题。本文针对该问题，以 n g a a s 同质结远红外探测器为例，尝试将谐振腔结构应用到同质结远 红外探测器上，设计出适用于远红外探测器的反射镜。 首先根据探测器的多层结构，分别采用标量波方法和菲涅耳系数 矩阵法计算探测器腔体内的光吸收。研究表明，对同质结远红外探测 器而言，界面反射不能忽略，采用菲涅耳系数矩阵法可以更好地计算 光吸收。然后根据底部反射镜设计的三点要求，针对n g a a s 同质结远 红外探测器的实际情况，提出了三种底部反射镜的设计方案。结果表 明，无论是探测器本身的底部电极层还是分布式布喇格反射镜都不能 作为理想的底部反射镜。在此基础上，我们创新地提出了一种以非掺 杂掺杂的g a a s 为主要结构的底部反射镜，并通过菲涅耳系数矩阵法 的计算，在材料和工艺等客观条件允许的范围内优化反射镜的结构和 材料参量。优化后的底部反射镜的参数分别为：n 。：2 0 1 0 ”c m 一， d b k = 3 0 0 n m ，。= 3 0 1 0 ”c m ，d r ，= 1 4 5 t m ，d 。= 18 0 ，u m ，n = 1 。计 算结果表明尽管吸收并不能忽略，但这种底部反射镜效果良好。采用 这种底部反射镜后，在一个较宽的波长范围内，探测器腔体内的光吸 收比没有这种反射镜时有显著提高，6 0g m 时提高了两倍，相应的量子 效率也提高了两倍。为了验证谐振腔设计的实际效果，我们对没有谐 振腔和有谐振腔的n - g a a s 同质结远红外探测器以及单独的反射镜这三 块样品进行了实验测量。通过远红外反射光谱和透射光谱的测量，从 实验上验证这种设计的可行性。这种反射镜可以推广到其他远红外探 测器上，为远红外波段反射镜的设计提供新的思路。矿 a b s t r a c t t h en o v e lh o m o j u n c t i o nf a r - i n f r a r e d ( f i r ) d e t e c t o rh a sb e e n p r o p o s e da n dd e m o n s t r a t e ds u c c e s s f u l l yi nr e c e n ty e a r s t h eu n i q u e f e a t u r eo ft h e s ed e t e c t o r si st h a tt h ec u t o f fw a v e l e n g t hi st a i l o r a b e q u a n t u me f f i c i e n c y i sa k e yp a r a m e t e r t oc h a r a c t e r i z e t h e p e r f o r m a n c eo fd e t e c t o r s p r o g r e s si n t h ed e v e l o p m e n to ft h e s e h o m o j u n c t i o nf i rd e t e c t o r sh a sb e e ni m p e d e db yt h el i m i t a t i o no f r e l a t i v e l y l o wq u a n t u me f f i c i e n c y i nt h i s p a p e r ，w ea p p l yt h e r e s o n a n tc a v i t ye n h a n c e d ( r c e ) s t r u c t u r et on - g a a sh o m o j u n c t i o n f i rd e t e c t o r st oi n c r e a s et h eq u a n t u me f f i c i e n c yo fd e t e c t o r sa n d f o c u so nt h ed e s i g no f m i r r o r so f f i rd e t e c t o r s a tf i r s t ，t h es c a l a rw a v em e t h o da n df r e s n e lm a t r i xm e t h o da r e u s e dt oc a l c u l a t et h ep h o t o na b s o r p t i o ni nt h ec a v i t yo fd e t e c t o r s t h er e s u l ts h o w st h a tt h ei n t e r f a c er e f l e c t i o nc a n n o tb en e g l e c t e df o r h o m o j u n c t i o nf i rd e t e c t o r sa n dt h ef r e s n e lm a t r i xm e t h o dc a ng i v e ab e t t e rr e s u l tc o m p a r e dw i t ht h es c a l a rm e t h o d t h e n ，t h ed e s i g no f b o t t o mm i r r o r sf o rr e s o n a n t c a v i t ye n h a n c e d ( r c e ) n g a a s h o m o j u n c t i o nf a r - i n f i a r e d ( f i r ) d e t e c t o r s i s i n v e s t i g a t e d i nt h e f r a m e w o r ko ft h r e ep o s s i b l ep r o j e c t s t h er e s u l t ss h o wt h a tn e i t h e r t h eb o t t o mc o n t a c tl a y e ro ft h ed e t e c t o ri t s e l fn o rt h ed i s t r i b u t e d b r a g g r e f l e c t o rc a l l p e r f o r mw e l l a sb o t t o mm i r r o r sf o rf i r d e t e c t o r s ad e wk i n do fb o t t o mm i r r o r sb a s e do nu n d o p e d d o p e d g a a sl a y e r si sp r o p o s e da n do p t i m i z e d t h eo p t i m i z e dp a r a m e t e r s a r e ：虬k = 2 0 x 1 0 ”c m 一，d 6 f c = 3 0 0 n m ，n 。= 3 0 x 1 0 ”c m 。 d 。：1 4 5 删，d 。= 1 8 0 m ，n = 1 t h o u g h t h ea b s o r p t i o nc a n n o t b e n e 2 l e c t e d ，t h e b o t t o mm i r r o rs h o w s as a t i s f a c t o r ye f f e c t t h e r e s u l t i n ga b s o r p t i o np r o b a b i l i t y ( a sw e l l a st h eq u a n t u me f f i c i e n c y ) i nt h ed e t e c t o rc a v i t yi se n h a n c e ds i g n i f i c a n t l yf o rt h i sk i n do fr c e g a a sf i rd e t e c t o ri naw i d er a n g eo fw a v e l e n g t h a t6 0h mt h e a b s o r p t i o np r o b a b i l i t y i st w ot i m e sh i r 曲e rt h a nt h a to ft h en o r m a l g a a sh o m o j u n c t i o nf i rd e t e c t o rd e m o n s t r a t e d c o m p a r i n go p t i c a l m e a s u r e m e n t sh a v eb e e nc a r r i e do u to nn g a a sh o m o j u n c t i o nf i r d e t e c t o rs t r u c t u r e sw i t ha n dw i t h o u tt h eb o t t o mm i r r o r s ，a sw e l la sa s i n g l eo p t i m i z e db o t t o mm i r r o rs t r u c t u r e ( w i t h o u tt h e d e t e c t o rc a v i t y s t r u c t u r e ) t h ee x p e r i m e n t a lf i rr e f l e c t i o na n dt r a n s m i s s i o nr e s u l t s d e m o n s t r a t ew e l lt h et h e o r e t i c a ld e s i g n t h i sk i n do fb o t t o mm i r r o r d e s i g no p e n s an e ww a yt oi n c r e a s et h eq u a n t u me f f i c i e n c yi n h o m o j u n c t i o nf i r d e t e c t o r s 出站报告 谐振腔增强的g a a s 同质结远红外探测器量子效率的研究 1 引言 红外物理是研究红外辐射与物质相互作用的学科。当前人们研制和应用的光电 器件主要有四大类型：红外探测器，红外光发射器，非线性光学元件，红外传输 元件。对这些红外光电元器件的研究物理及其应用，构成红外物理和技术研究的 重要内容。近年来，人们对各类器件，特别是大规模红外焦平面列阵、中红外波 段激光器、红外非线性器件等需求的增加，以及对各类器件性能最优化要求的提 高，使得对红外光电转化、电光转化、光光转化规律、元器件物理的研究也提出 了越来越高的要求。 红外和亚毫米波段( 3 0 一1 0 0 0 微米) 蕴藏着重要的信息，有着重要的意义。比 如半导体中的声子极化激元，自由载流子的吸收，以及各种带内跃迁过程，还包 含了天体运动和固体红外材料中的许多信息，如重要元素碳、氢、水的分子和原 子发射线，星际之间的辐射和载流子间的跃迁等，所以高性能的远红外探测器在 天体物理、红外物理和新材料探索等研究上具有广泛的应用前景，如在n a s a 的空 间红外望远镜建造计划( s 1 r t f ) 1 中的应用等。响应波长大于5 0 微米的探测器 大都很昂贵且较难研制。半导体光电探测器是红外探测中最灵敏、响应最快的一 类，探测率很高。随着晶体材料生长技术的不断完善，通过控制不必要的杂质和 改进电极的制造工艺，已能生产大量灵敏且又稳定的半导体探测器。这些改进一 方面依赖于半导体工业的发展，另一方面也是与红外天体物理的研究需求相适应 的。但是由于材料特性的限制，目前硅基非本征半导体红外探测器的截止波长最 长也只有4 0 微米。虽然人们已尽了最大的努力通过加压力使锗基非本征半导体红 外探测器的截止波长超过1 0 0 微米，但在制造大规模列阵方面锗具有许多技术上 的困难 2 。 f 出站报告 2 同质结内发射远红外探测器的简介及研究进展 红外探测器发展的主要目标之一是拓展探测器的探测范围和提高器件性能。近 年来，一种新型同质结内发射功函数远红外探测( h i w i p ) 概念的提出和实现极大地 丰富和发展了此领域【3 6 】，主要是用工艺成熟的g a a s 或s t 材料实现截止波长可 调的远红外探测器。这种同质结探测器从上到下由以下几部分组成：顶部电极层； 多周期的发射层本征层：底部电极层和基片。多周期的发射层本征层为探测器 的基本结构。发射层为重掺杂层，红外光吸收主要发生在这一部分。本征层为非 掺杂层，主要负载偏置电压。图l 所示为p 型同质结内发射远红外探测器的结构 示意图。 【一 、i 。：一 _ 7 一 。 曩 ：、j t i 。羔。点 + 图1p 型同质结内发射远红外探测器的结构示意图。p + + ，p + 和i 分别代表电极层、 发射层和本征层。 出站报告 2 1 探测器的探测机制 同质结远红外探测器的探测原理简单地说就是利用高掺杂和非掺杂同质结界面 上的功函数差异，通过内光发射实现远红外探测。其突出的优点是探测器与现有 器件材料工艺的相融合。下面以p - g a a s 同质结探测器为例来详细阐述。当发射层 的掺杂浓度高于m o r t 转变的浓度时，其杂质带就与价带连到了一起。但即使在这 种情况下，由于离掺杂浓度下带隙收缩的影响，发射层的费米能级仍然有可能高 于本征层的价带能级，如图2 所示。从功函数的表达式= e ，一e ：可以看出，随 着掺杂浓度的增加，发射层的费米能级进一步深入价带，功函数可以无限接近o ， 只有当掺杂层的浓度达到某一临界浓度n o 时，功函数= 0 。由于探测器的截止 波长五。= 1 2 4 , u m z x ，因此，从原理上讲，可以通过调节发射层的掺杂浓度来获得 不同的截止波长，并且探测器的截止波长可以无限增大。这就意味着我们可以测 量任意波长，同时运用g a a s 、s i 等成熟材料使探测器的研究相对简单了 7 ，8 。 目前，截止波长达1 0 0 “m ，响应率已达3 ia w ，探测率为5 9 1 0 加c m h z l 彪，w ， 工作温度为4 2 k 的o a a s 3 远红外探测器已成功实现。此探测器的性能已可与传 p + e 。” e p 图2 p 型同质结内发射远红外探测器的探测机制示意图。 出= 占报告 统的锗非本征光电探测器：9 ：和阻挡型杂质务测器( b i b ) 相比较：1 0 一1 3 ：。 2 2 需要解决的关键问题 量子效率1 1 是衡量探测器 生能的一个重要指标，它的物理意义是每吸牧一个入 射光子所产生的对探测电流有贡献的激发载流子的数目：提高量子效率是探测器 迈向实用的关键。从己实现的h i w i p 探测器来看，量子效率普遗编低，最高的 p - g a a sh i w i p 在远红外波段的量子效奎的缝值也汉为】2 7 3 】，并不是十分理想， 而且在截止波长附近量子效率明显偏小，不利于体现此平幸探测器截止波长长的特 点。低的量子效率限制了探测器的实际使用，因此，进步大幅提高探测器远红 外波段的量子效率已成为当务之急：对h 1 w i p 探测嚣而言信号的收集( 光电流 探测) 涉及到三个步骤 3 】：首先光在重掺杂的发射层被吸收产生自由载流子，然 后自由载流子被输运到发射层和本征层之闯的界面对近，最后载流子在黾场的作 用下越过界面势垒被收集，如图2 所示：因此，探测器的总量子效率n 也应该是 光吸收率a ，内部量子效率m ，以及势垒收集率n ：这三部分的柔积，朝1 1 。l = a q b q 。应当注意，只有探测器腔体内( 除去电极层和基片的那部分) 的光吸收才 对光电流才有贡献，所以a 也j 立该是探测器腔淬内的光吸收率：内箭量子效率 r 。= e x p ( 一d 他二) ，其中l ：为非弹性散射的平均自由程，一段为2 0 0 3 0 0a ；势 垒收集率仉= e x p ( - x 。，) ，其中x 。，= 9 11 6 e r g o s 、f ，f 为本征区的电场，l ；为载 流子在本征区的散射长度。由于n 。并不包含任何与光吸发相关的参数，因此在本 文中我们将不讨论m 的影响，而是假定r l 。= 1 ( i 口对 立于最高量子教室的情况j ， 这样量子效率t 1 。= a q b 。 从量子效率的表达式我们可以看出，提高量子效奎的个摄有效的方法就是提 高探测器的腔体内的光吸收率。经研究发现，在光电探溺j 器上煎= 一对更射浣掏 成谐振腔( r c e ) 结构能够显著遗提高燕演4 嚣的量子效童 14 ：r c e 的物理原理人 们早在近1 0 0 年前就已经了解 1 5 、1 6 ，它的原理是谐振腔舞掏使入射光在控体中多 j 出站报告 次反射并经过吸收区域，从而被充分吸收。最早在半导体器件上观察到谐振腔增 强现象是大约二十年前 1 7 1 。目前，这种谐振腔结构已经在许多其他类型的光电探 测器上得以实现，如p i - n 光电二极管 1 8 ，雪崩二极管 1 9 1 ，以及肖特基光电二极 管 2 0 1 等，都取得了良好的效果，有的量子效率甚至高达9 0 ，显示出良好的效果 和结构的通用性。但至今为止r c e 的应用通常只局限在近红外和中红外探测器， 远红外探测器上尚没有这方面的尝试。这是由于在远红外波段波长长( 4 0 9 m ) ， 而且存在自由载流子吸收。这些因素使得构成谐振腔的反射镜不能简单采用近红 外和中红外探测器上常用的d i s t r i b u t e db r a g gr e f l e c t o r ，而需要开辟新的思路，从 而使得谐振腔在远红外探测器上的实施遇到了一定的困难，限制了量子效率。另 外，由于上述两个特点也使得远红外探测器量子效率的计算比近红外和中红外探 测器要复杂，界面反射以及驻波效应不能忽略。因此研究谐振腔在g a a s 同质结远 红外探测器上的应用，无论是从物理还是器件研究的角度来看，都有很重要的意 义。 在研究中，我们以n - o a a s 同质结远红外探测器为例，尝试将谐振腔结构应 用到同质结远红外探测器上，设计适用于同质结探测器的反射镜。首先通过理论 计算，在材料和工艺等客观条件允许的范围内调整反射镜的结构和材料参量，使 得在探测器腔体内的光吸收率最高：然后根据计算得到的反射镜参数制备得到谐 振腔增强的n - o a a s 同质结远红外探测器：最后通过测量样品的远红外反射和透 射光谱，从实验上验证计算结果的可靠性，最终获得量子效率提高二至三倍的远 红外探测器，并为此类探测器进一步推广至p - o a a s 以及s i 同质结远红外探测器 的实际应用开发提供依据。 3 理论模型 谐振腔增强的同质结探测器具有多层膜结构。与最初未加谐振腔结构的同质结 远红外探测器相比，这种探测器多了一对反射镜，包括顶部反射镜和底部反射镜。 5 出站报告 在研究过程中为了简化设计，我们认为由空气和半导体形成的界面构成了简单的 顶部反射镜，因此不讨论顶部反射镜的设计。这样整个谐振腔增强的结构可以简 单地分为两部分，即探测器腔体和底部反射镜，如图3 所示。所有底部电极层以 n 【a c 【 图3 谐振腔增强的同质结探测器结构示意图 上的部分构成了探测器的 腔体，底部电极层以下( 包 括底部电极层) 构成了底 部反射镜。对于给定的探 测器，谐振腔的设计也就 简化为底部反射镜的设 计。由于只有探测器腔体 内的光吸收才对光电流有 贡献，因此本文中所计算 的光吸收率a 也仅限于这 部分。目前，计算多层介 质内部的光吸收( 或量子 效率) 最常用的有标量波 方法 2 1 和菲涅尔系数矩 阵法。标量波方法能够给出解析表达式，因此可以很直观而清晰地反映出各个量 的影响，但计算过程中一般会有一些假定和近似。相对于标量波方法，菲涅尔系 数矩阵法不能给出解析解，只能数值求解，但可以比较精确而客观地计算。但无 论采用哪种方法计算光吸收率，材料的折射率总是必须知道的一个重要参数。因 此，我们首先要知道远红外波段折射率( 或介电函数) 的计算方法。 3 1 远红外波段的介电函数 计算光吸收涉及到一个很重要的参数就是材料的复数折射率万。我们知道 6 出站报告 元2 = 孑，复数折射率反映了光与材料的相互作用。在远红外波段，入射光子能量 不足以引起带间跃迁吸收或形成激子，半导体可以发生与晶格振动态的激发或带 内电子跃迁等过程相联系的光吸收现象。自由载流子吸收是重要的和最普通的一 种带内电子跃迁光吸收过程，它对应于同一能谷内载流子从低能态跃迁到高能态 的过程。显然这是一种间接跃迁过程，只有在其他准粒子参与以满足动量守恒选 择定则时才会发生，这种准粒子可以是声子，也可以是电离杂质 2 2 1 ， 对h i w i p 探测器而言，存在很高的掺杂浓度和载流子浓度。在足够高的载流 子浓度情况下，必须考虑简并载流子气的集合运动，高密度简并载流子气情况下， 自由载流子电极化率将对材料的介电函数有重要的贡献，并且，自由载流子引起 的电流与光频电场间存在相位滞后，若计及弛豫项，即包括自由载流子的散射弛 豫，则有 制钉卜1 禹l 式中 础。= ( 呦j 7 岛s ；m + ) m 为等离子激元的频率，, r e 为掺杂浓度，m 为载流子的 有效质量，= l r ，f 为自由载流子的弛豫时间，、为低频介电常数 另外，除了光子和电子态之间的相互作用外，入射电磁波也可以和半导体中的 晶格振动状态互相作用或耦合，从而导致涉及声子态的跃迁和光吸收过程。在此 我们仅讨论完整晶体中涉及到单个声子激发的光电磁渡一晶格振动互作用( 单声 子过程) 。只有布里渊区原点附近的光学声子，或者说光学支晶格振动，才有可能 和入射光电磁波场发生耦合，即红外光子只能激发布里渊噩原点附近的光学声子。 此外，辐射电磁波场具有横场特性，这样辐射电磁场和晶裔振动之间的祸合只能 在它和横光学模( t o ) 晶格振动之间发生。然而对极性晶体来说，这种相互耦合 是很强的，以致在和光学模晶格振动特征频率相对应的狭窄频率范围内，反射率 可以接近1 0 0 。这样，利用极性晶体，通过多次反射，可以从白光光谱中滤出这 出站报告 狭窄频段的光带，人们称之为剩余射线，并把这一强吸收或强相互作用频段叫 做晶体的剩余射线区域。 考虑振动模式间的非简谐相互作用，我们可以得到半导体晶体相对介电函数与 频率的关系， 。( 国) ：氏+ 粤堕掣 c o c o 一翻一l yn 式中y 。称为阻尼常数，。为横光学声- 子( t o 声子) 的圆频率 因此，在剩余射线带，忽略了多声子效应，对于重掺杂的发射层，我们有 2 3 ，2 4 】 胃2=苔=气【-一；i：；毛二万】+乏j2端-(02- 3 2 标量波方法 标量波方法是计算多层介质内部的光吸收( 或量子效率) 最常用的一种处理方 法。它是将光看作一个标量波，并且通常假定两种不同介质的界面上的反射是可 以忽略的。对于许多应用于近红外或中红外波段的探测器而言，该假设是近似成 立的。在所适用的波段，这些探测的吸收介质与非吸收介质的折射率一般相差不 大，忽略层间反射不会对光吸收率( 量子效率) 的计算造成明显的影响。为了弄 清在远红外波段是否也可以用这种简单的方法来计算光吸收，我们首先要计算层 问反射率的大小。对同质结探测器而言，在垂直入射的情况下，发射层与本征层 界面上的反射振幅反射率k = 1 ( i 一玩) ( f + 苋】，其中 和瓦分别为本征层和反 射层的复数折射率。图4 给出了n g a a s 同质结探测器中，当发射层的掺杂浓度分 别为2 i o ”c m 。和1 1 0 ”c y 。时，发射层与本征层界面的振幅反射率随波长变化 的关系。从图中可以看出在波长较短的近红外和中红外波段，随着波长减小一趋 近于0 ，但在远红外波段( 4 0t a n ) 界面的振幅反射率明显增高，尤其在高掺杂 出站报告 浓度例如2 x l o ”c 。3 的情况下，界面的振幅反射率甚至高达7 0 左右。由于同质 0 8 o 6 l ”o 4 o 2 o 0 l1 01 0 0 九( m ) 图4n ，o a a s 同质结探测器中，发射层与本征层界面上的振幅反射率随 波长变化的关系。发射层的掺杂浓度分别为2 1 0 ”c m ，1 l o ”c m 一。 结远红外探测器中存在多周期的发射层本征层，也就有多个界面，高的层间反射 率使得每层界面间形成了种类似微腔的结构，导致光场在探测器内部的分布更 复杂。在这种情况下，忽略与不忽略层间反射必然会导致的完全不同的光吸收。 因此，对同质结远红外探测器而言，层间反射显然不能忽略。在层间反射不能忽 略的情况下，如果继续采用标量波方法，并考虑驻波效应，计算就会使变得很复 杂。这种情况下最好的解决方法就是采用菲涅耳系数矩阵来计算。 3 3 多层薄膜的菲涅耳系数矩阵法 2 5 2 7 】 在本文中我们只考虑光线垂直入射的简单情况。根据麦克斯韦方程的边界条 9 出站投告 件，对于一个如图5 所示的多层膜系，我们有 鼢圭 。+ 盟b f 1瓦jl 。一盟b t l曩jl 式中：j = o 、1 、2 、3 、k e j 表示折射率为n j 的薄膜的正向电矢量；e j 表示表示折射率为n j 的薄膜的反 向电矢量： 占川= 2 癖+ - z 。为第j + 1 层介质导致的相位延迟。瓦一为第j + l 层的复 数折射率。注意到在最后一层出射介质nk 1 中只有正向波( 折射光) 。没有反向波 ( 反射光) ，即瓦。= o ，于是我们得到： f e i 1 2 丁 - 3 ji f ； 兰量i 奎 m 仃t li 刮 0 + p p e e 、，hijhj 4 一_一_ 一 + 出站报告 卧击 ，：呱篓瓤r i 砸e x p 训( i c r t ) e x p ( i o - k )r ke x p ( i a k ) l le ：+ l he x p ( 一i c r k ) e x p ( 一f 吼) j l0j 令 吣 一= 兰为界面k + 1 的振幅透射、反射率。 。 胛一1 + n j 卟l lr 唧e x p ( 笛t c r e x p 。( ! i i c 3 rj i 一 。j 一 。) 式中：m = 1 、2 、3 、k 因此式( 3 3 0 ) 可以写成： 踺k ：警降0 “ = 击t 眨甜眦0 1 1 e if o ，l “ f o i 卢2 12 20 式中：吐： = 斑m 。，所以我们得到 目 ：j l 岳j to t l 于是多膜系的振幅反射率r 为 。：墅：堕 e jh i l 多膜系的光强反射率r 为： r ：r r ：些型兰盐 乩 藉 i | f中 式 1，j + + 联瓦 hh一 一k 出站报告 多膜系的振幅透射率t 为： t ：鱼：垫s 目p l l 多膜系的光强透射率t 为 ( t o t 肛 在菲涅耳系数矩阵方法中，多层膜系中的每一层介质都对应于一个2 2 的矩 阵，这样我们可以方便地求出膜系中各界面的电场( 包括正向电矢量和反向电矢 量) 情况。从而膜系中各界面的振幅反射率r 和振幅透射率t ，多层膜的光强反射 率r 、光强透射率t 和光吸收率a = 1 - r t 也可以很方便地得到。 图6r = 0 9 ，v = o 1t c 时，探测器腔体内的光吸收率随波长的变化。 实心点为采用菲涅耳系数矩阵法得到的结果，空心点为标量波方法得到 的结果。 根据菲涅耳系数矩阵方法，具有多层膜结构的整个的底部反射镜可以等效为一 1 2 出站报告 个振幅反射率为r ，相位移为v 的一层界面。图6 为假定底部反射镜的r = o 9 ，v = o 1 兀时，分别采用标量波方法和菲涅耳系数矩阵法计算得到的探测器腔体内的光 吸收率随波长的变化。计算中用到的探测器腔体的材料和结构参数取自文献 2 2 中的2 0 个周期的p - g a a s 样品。实心点为采用菲涅耳系数矩阵法得到的结果，空 心点为标量波理论的结果。很明显，正如前面所述，采用这两种方法计算得到的 探测器腔体内的光吸收率确实存在较大的差别。我们认为这种差别是由不可忽略 的层间反射引起的。 l 0 0 , 8 龆o 6 0 1 4 0 2 1 0 0 8 0 。6 弼 o 4 0 2 1 0 0 8 越o 6 o 4 0 2 0 0 吐一_ ，妻f w a v en u m b e r ( e r a 1 ) 图7 不同的同质结探测器样品的反射谱。( a ) ( b ) p g a a s ：( c ) n g a a s 。实 线为通过菲涅耳系数矩阵法计算得到的结果，虚线为实验结果。( a ) ( b ) 的实验结果取自文献f 2 2 】。 出站报告 图7 给出了采用菲涅耳系数矩阵法计算实际的同质结探测器样品反射谱的实 例。实线是实验结果( 实验结果取自文献 2 2 ) ，虚线为采用菲涅耳系数矩阵法计 算得到的结果。可以看出计算结果与实验结果符合得很好，说明采用菲涅耳系数 矩阵法可以很好地拟合实验结果，同时也说明我们的计算是完全可靠的。因此， 以下所有的计算将采用菲涅耳系数矩阵法。 4 谐振腔增强的n g a a s 同质结远红外探测器反射镜的设计 以分子柬外延方法生长的n g a a s ( s i 掺杂) 同质结远红外探测器为例设计底部 反射镜。探测器的具体结构如下如图8 所示：衬底为半绝缘的g a a s 。在2 0 个周 期的g a a s ( 2 0a ) a i o3 0 g a o7 0 a s ( 2 0 a ) 的超晶格( s l ) 缓冲层上，生长7 0 0 0 a 的底 部电极层( 浓度2 1 0 1 8c m 。) 及1 0 个周期的探测器主体结构( 发射层( n + ，3 0 0 a ， 1 1 0 1 7c m 。3 ) 和非掺杂本征层1 0 0 0a ) ，然后覆盖3 0 0 0a 的顶部电极层( 掺杂浓 度为2 1 0 1 8c m 一3 ) 。 n +2 1 0 l e 咖- 3g a a s 1 0 0 0 直 i n i x1 0 1 7 c m og a a s 2 0 0 0 直 i g a a s 1 0 0 0 a n lx 1 0 1 7 叫3g a a s 3 0 0 a 1 0p 龇。d 8 一 i g a a s 1 5 0 0 a r tl 1 0 1 7 c m - zo a a s 2 0 0 0 量 n +2 1 0 1 8 c z o _ - 3g a a s 5 0 0 0 直 虬直a 3 s 帕姐稚s2 2 0 薹 2 岍0 n d s g a a sb u f f e r 1 6 0a g a a ss i s u b 图8l q g a a s 样品生长结构图 出站报告 在应用菲涅耳系数矩阵方法和介电函数模型计算n g a a s 探测器腔体内的光吸 收率时我们应用了以下的参数 2 3 ：a ( 0 t o = 3 3 2 5m e v ，。= 1 2 8 5 ， 。= 1 0 8 8 ( 3 0 0 k ) ，h 7 = o 2 5 m e v ，并且估计在本征层中自由载流子浓度为 l 1 0 ”c m 。对n g a a s 材料，载流子弛豫时间和载流子浓度之间的关系满足t = y o + a le x p ( - n d t 1 ) ，其中n d 的单位是c l t i 一。参数y o = 5 7 1 1 0 “4s ，a i = 2 2 3 1 0 “s t l = 7 6 2 1 0 1 6c m 3 2 8 。 4 1 探测器内部的能流分布 谐振腔设计的最重要的目标就是增强探测器腔体中的光吸收，因此在设计谐振 腔前，首先了解未加谐振腔的情况下探测器中各部分的光吸收情况是很有必要的。 计算能流可以对每一层中的吸收情况给出直观而清晰的图象。图9 是在波长为 6 0 9 m ，未加谐振腔的情况下，探测器内部从顶部电极层到底部电极层之间的能流 薹 蛊 ， 塞 星 t i - i c k n e s s ( m n ) 图9 不同载流子浓度下的g a a s 多层n + 一i 结构样品能流图 出站报告 分布。实际上，各层中的曲线斜率正是表现了介质对于光线的吸收情况。可以很 清晰的看出，在整个的n - - g a a s 探测器中吸收最大的是顶部和底部电极层，发射 层的吸收并不是非常的明显。这是因为两层电极层的掺杂浓度最高，达到了 2 1 0 ”c m ，而发射层的掺杂浓度只有1 1 0 ”c m 。附图放大了其中的一部分能 流分布。阶梯状的分布显示相对于发射层来说本征层中的吸收几乎可以忽略。为 了证明掺杂浓度对于每一层中吸收的影响，图9 还给出了将n - - g a a s 探测器中发 射层的掺杂浓度变为2 1 0 ”c m 。3 时的能流图像。可以看到其主要的特征还和前一 条相似。然而，探测器主要结构( 多周期发射层体征层) 中的吸收却大大的增强 了。从前一条曲线的1 1 上升到了6 1 。在这条曲线中，虽然发射层和顶部、底 部电极层的掺杂浓度相同。但是各层的吸收却是不同的。随着光线入射到探测器 结构内部，每一个发射层的能流曲线斜率越来越小，也就是说发射层中的吸收变 得越来越小。这种现象的原因很容易理解，就是光场在不同层中的不同分布。基 于相同的原因，虽然两条曲线中顶部电极层的掺杂是相同的。但进入g a a s 多层 n + - i 结构的光能并不相等，分别为6 3 3 和3 0 6 。所以在探测器的设计中，光场 在探测器中的分布是一个很重要的因素。我们可以通过底部反射镜的设计和优化 对其进行调节。 4 2 底部反射镜的设计 谐振腔设计的主要目的就是尽量提高探测器腔体内的光吸收率，设计的关键是 反射镜。根据菲涅耳系数矩阵方法，具有多层膜结构的整个的底部反射镜可以等 效为一个振幅反射率为r ，相位移为v 的一层界面。对一个给定的探测器而言，底 部反射镜的结构和材料不同，振幅反射率r 和相移t c ，也就不同。为对底部反射镜对 探测器腔内光吸收的影响有一个整体的了解，我们计算了已知结构的n g a a s 同质 1 6 出站报告 结远红外探测器腔体内的吸收率a 随底部反射镜的r 和v 变化的关系。从图l o 我 们可以看出，并非底部反射镜的振幅反射率r 越高，探测器腔体内的光吸收就越高。 只有当相移、i ，在一个较小的范围内( 一o 3 7 r c 左右，我们姑且称这一相位为匹配相位) 变化时，整个探测器腔体内才能获得较高的光吸收率，并且随着振幅反射率增加 光吸收增强。当反射镜提供的相移v 远离这一区域时，即使振幅反射率达到1 ，也 不可能获得理想的光吸收。 图1 0 n g a a s 同质结远红外探测器腔体内的吸收率a 随r 和v 变 化的关系。 由此可见，设计反射镜时须考虑以下三点：( 1 ) 选取的反射镜材料必须与探测器 材料形成很好的晶格匹配；( 2 ) 反射镜能够在探测器适用的波段提供高的反射率 和与之相匹配的相位；( 3 ) 反射镜本身对光的吸收应尽可能的低。 1 7 出站报告 根据上述三点要求，针对n g a a s 同质结远红外探测器的实际情况，我们提出 了三种底部反射镜的设计方案，下面将逐个加以分析和讨论。 4 2 1 采用底部电极层作为反射镜 由于底部本征层与底部电极层问的界面反射率很高( 对我们的n g a a s 探测器 在6 0 t m 时高达8 2 ) ，因此很自然首先会考虑到直接采用底部电极层作为谐振腔 的底部反射镜。为了验证这个方案是否理想，我们在底部电极层允许的结构和材 料参数变化范围内改变其厚度d b 。以及浓度n b 。研究探测器腔体内的吸收情况。 从图1 l a 可以看出，在整个范围内探测器腔内的光吸收率都普遍偏低，无论底部电 极层参数如何变化，最高吸收率也只有5 5 ，这显然不够理想。这就说明单单底 部电极层本身并不能作为理想的底部反射镜使用。通过计算这种底部反射镜的振 出站报告 图1 1 ( a ) 探测器腔体内的光吸收率a 随底部电极层的厚度和浓度变化的关 系曲线。( b ) 底部电极层的厚度和浓度对探测腔体与底部电极层界面上的 振幅反射率r 和相位移t g 的影响。 幅反射率和相位移就不难理解图1 l a 的结果。从图1 1 b 可以看出尽管随着掺杂浓 度的增加底部电极层的振幅反射率提高 例如，当掺杂浓度为4 5 x 1 0 ”c m 。3 时 但与之相对应的相位移却远离匹配位相。 底部电极层提供的振幅反射率r 为o 5 0 6 ，而与之对应的相位移约为一0 9 丌，远远偏离了图1 0 所给出的匹配位相0 3 7 n 。 根据图1 0 的结果，当相移v 远离匹配相位移区域时，即使振幅反射率达到l ，也不 可能获得理想的光吸收，只有当反射镜能够提供高的振幅反射率和与之相匹配的 相位时才可能在腔体内获得高的光吸收率。当掺杂浓度为1 0 1 0 ”c m ，厚度为 5 0 0 n m 时，r 和相对较匹配( 接近谐振情况) ，腔内的吸收也就到达了最高5 5 。 出站报告 4 2 2 采用分布式布喇格反射镜作为反射镜 分布式布喇格反射镜在谐振腔增强的近红外和远红外探测器上有广泛的应用， 并且效果良好。它是由两种折射率不同的材料交替生长的多周期结构，其中每层 材料的厚度为l o 4 n ( h 为探测器的工作波长，n 为材料的折射率) 。但是对远红外 探测器而言，由于其所适用的波段波长长( 4 0 p m ) ，情况就会变得截然不同。以 g a a s 同质结探测器为例，根据上述设计探测器的要求1 ) 和2 ) ，最理想的反射镜 材料应该是非掺杂的g a a s a i a s 。这是由于它可以与g a a s 探测器材料形成很好的 晶格匹配，并且在远红外波段的吸收可以忽略。然而非掺杂的g a a s 和a l a s 之间 的折射率差值很小，需要生长多个周期才可能获得较高的振幅反射率。而远红外 波段的波长长，即使只生长一个周期( 每层厚为九o 4 n ) ，那么反射镜的厚度也会超 过1 0 9 m ，这显然超过探测器生长所用的m b e 方法的制备范围。因此，非掺杂的 g a a s a i a s 不能作为理想的反射镜材料。 4 2 3 采用非掺杂掺杂的g a a s 作为反射镜 从图1 2 所示的不同载流子浓度下折射率和消光系数与波数之间的关系可以看 出高掺杂情况下的n 和k 随波数( 波长) 的变化和本征层中的很不相同。这种对 比导致了两种结果：一方面，随着掺杂浓度的增加，掺杂层的吸收将会增强。另 一方面，因为不同层之间n 、k 的巨大差距，层间的反射也将增强。这使得每层 在一定程度上成为了微共振腔结构。既然底部反射镜设计的最终目标是为了提高 探测器腔体内的光吸收率，因此，我们借鉴d b r 结构，采用掺杂的g a a s 层替代 上一方案中的a l a s 层，即采用多周期的非掺杂掺杂的g a a s 作为探测器的底部反 射镜。尽管反射镜中掺杂的g a a s 的吸收并不能忽略，但掺杂和非掺杂的g a a s 之间大的折射率差值也提供了获得高反射率的可能。这种底部反射镜的结构示意 图如图1 3 所示。下面我们将详细讨论并优化这种反射镜。 2 0 堂塑堕一 图1 2n - g a a s 中不同载流予浓度下折射率和消光系 数与波数之间的关系图 b o t t o mc o n t a c t u n d o p e d g a a s d o p e dg a a s 一 ，一 i n p e r i o d j 图1 3 底部反射镜结构示意图。 2 出站报告 需要优化的参数包括底部反射镜的结构( 具体包括非掺杂掺杂g a a s 的厚度和 生长周期数，底部电极层的厚度) 和材料参数( 包括掺杂g a a s 层的浓度、底部电 极层的浓度) 。图1 4 ( a ) 为当非掺杂掺杂g a a s 的生长周期数n = i ，掺杂层的浓度 为n 。，= 2 0 1 0 ”c m ，底部电极层采用原有的参数时，探测器腔体内的光吸收率 a 随非掺杂掺杂g a a s 的厚度变化的关系曲线。从这张图可以看出当非掺杂层 ( d 。) 和掺杂层( 厶。) 的厚度分别为l2 2 0g m 和1 5 3 0i t m 的范围内变化 时，探测器腔体内的光吸收率变化大。考虑到m b e 方法生长材料的厚度范围，非 掺杂层d 。= 1 4 5 m 和掺杂层厶。= 1 。8 0 p , m 是比较合适的。根据最初的设计，底部 反射镜应该包含多周期数的非掺杂掺杂o a a s ，但图1 4 ( b ) 中进一步的计算表明当 非掺杂掺杂g a a s 的周期数n = i 时，探测器腔体内的光吸收率最高，过多的周期 数不仅不利于提高腔体内的光吸收，还会导致吸收率降低。也就是说生长一个周 期的非掺杂掺杂g a a s 就足够了。这一点与d b r 反射镜有所不同。确定完非掺杂 掺杂g a a s 的结构参数我们还需要寻找合适掺杂的o a a s 层的掺杂浓度。图1 4 ( c 1 的结果表明随着掺杂的g a a s 层的掺杂浓度的提高，探测器腔体内的光吸收增强。