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GaN基多量子阱红外探测器研究进展(特邀)

吴峰 戴江南 陈长清 许金通 胡伟达

吴峰, 戴江南, 陈长清, 许金通, 胡伟达. GaN基多量子阱红外探测器研究进展(特邀)[J]. 红外与激光工程, 2021, 50(1): 20211020. doi: 10.3788/IRLA20211020
引用本文: 吴峰, 戴江南, 陈长清, 许金通, 胡伟达. GaN基多量子阱红外探测器研究进展(特邀)[J]. 红外与激光工程, 2021, 50(1): 20211020. doi: 10.3788/IRLA20211020
Wu Feng, Dai Jiangnan, Chen Changqing, Xu Jintong, Hu Weida. Recent progress of GaN based quantum well infrared photodetector (Invited)[J]. Infrared and Laser Engineering, 2021, 50(1): 20211020. doi: 10.3788/IRLA20211020
Citation: Wu Feng, Dai Jiangnan, Chen Changqing, Xu Jintong, Hu Weida. Recent progress of GaN based quantum well infrared photodetector (Invited)[J]. Infrared and Laser Engineering, 2021, 50(1): 20211020. doi: 10.3788/IRLA20211020

GaN基多量子阱红外探测器研究进展(特邀)

doi: 10.3788/IRLA20211020
基金项目: 国家自然科学基金(61904184,61874043);上海市自然科学基金项目(18ZR1445900);中央高校基本科研业务费专项资金(5003187085)
详细信息
    作者简介:

    吴峰,男,1988年生,现为华中科技大学武汉光电国家研究中心副研究员,博士研究生学历。目前研究方向为半导体材料生长及光电子器件制备,包括第三代半导体氮化物外延生长、新型二维半导体生长表征,基于氮化物和二维半导体的发光器件和探测器件制备和机理研究

    通讯作者: wufeng123@hust.edu.cn
  • 中图分类号: O434.3

Recent progress of GaN based quantum well infrared photodetector (Invited)

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  • 摘要: 多量子阱红外探测器是一种新型的利用子带跃迁机制的探测器件,具有非常高的设计自由度。GaN/Al(Ga)N量子阱由于大的导带带阶,超快的电子驰豫时间,超宽的红外透明区域以及高的声子能量,使得其成为继GaAs量子阱红外探测器之后又一潜在的探测材料结构。文中详细综述了国内外关于GaN基量子阱红外子带吸收及其探测器件的研究进展。首先介绍了量子阱红外探测器的工作原理及其选择定则,接着从极性GaN基多量子阱、非极性或半极性GaN基多量子阱以及纳米线结构GaN基多量子阱三个方面回顾当前GaN基多量子阱红外吸收的一些重要研究进展,包括了从近红外到远红外甚至太赫兹波段范围的各种突破。最后回顾了GaN基多量子阱红外探测器件的研究进展,包括其光电响应特性和高频响应特性,并对其未来的发展进行总结和展望。
  • 图  1  (a)计算得到的GaN/AlN多量子阱能带图及其电子和空穴的波函数和能级,(b)计算得到的e2-e1和e3-e1跃迁能量与势阱厚度的关系,其中三角形为实验数据

    Figure  1.  The calculated wavefunction and energy level of electrons and holes iin GaN/AlN MQWs, (b) the calculated relationship of e2-e1 and e3-e1 transition energy and quantum well width, the triangle symbol is the experimental data

    图  2  (a) GaN/AlGaN单量子阱能带示意图,图中包含电子的第一能级e1和第二能级e2,(b)计算得到的子带吸收系数谱,case1、case2、case3、case4四个量子阱结构的极化电场分别为0、1.36、1和2.4 MV/cm

    Figure  2.  (a) Band energy diagram of GaN/AlGaN single quantum well, including the first energy level e1 and the second energy level e2, (b) the calculated intersubband absorption spectra of four different quantum wells, the polarization field in case1, case2, case3 and case4 quantum wells are 0, 1.36, 1 and 2.4 MV/cm, respectively

    图  3  (a) GaN/AlGaN量子阱中的子带跃迁吸收谱,(b) 1.55 μm通信波段子带跃迁吸收谱

    Figure  3.  The intersubband absorption spectra in GaN/AlGaN QWs, (b) intersubband absorption spectra at telecom wavelength at 1.55 μm

    图  4  (a) 蓝宝石衬底上不同势阱厚度的GaN/AlN多量子阱中的子带跃迁吸收谱,(b)蓝宝石和硅衬底上不同势阱厚度的GaN/AlGaN多量子阱中的子带跃迁吸收谱

    Figure  4.  (a) The intersubband absorption spectra of GaN/AlN MQWs grown on sapphire with different quantum well widths, (b) intersubband absorption spectra of GaN/AlGaN MQWs grown on sapphire and Si substrates with different quantum well widths

    图  5  (a) GaN/AlGaN阶梯型量子阱能带示意图,图中包含电子的第一能级e1和第二能级e2,(b) GaN/AlGaN阶梯型量子阱在太赫兹波段的透射谱

    Figure  5.  (a) The band energy diagram of GaN/AlGaN step quantum well, including the first energy level e1 and the second energy level e2, (b) the transmission spectra of GaN/AlGaN step quantum well at THz range

    图  6  (a)不同势阱厚度的GaN/AlGaN多量子阱中的子带跃迁吸收谱,(b)不同AlGaN模板上生长的GaN/AlGaN多量子阱中的子带跃迁吸收谱

    Figure  6.  (a) The intersubband absorption spectra of GaN/AlGaN MQWs with different quantum well widths, (b) intersubband absorption spectra of GaN/AlGaN MQWs grown on different AlGaN templates

    图  7  (a)不同掺杂浓度的GaN/Al0.2Ga0.8N (3 nm/3 nm)多量子阱的子带吸收谱,(b)不同掺杂浓度的GaN/Al0.1Ga0.9N (7 nm/4 nm)多量子阱的子带吸收谱,(c)不同掺杂位置的GaN/AlN (1.5 nm/3 nm)多量子阱的子带吸收谱

    Figure  7.  (a) The intersubband absorption spectra of GaN/Al0.2Ga0.8N (3 nm/3 nm) MQWs with different doping densities, (b) intersubband absorption spectra of GaN/Al0.1Ga0.9N (7 nm/4 nm) MQWs with different doping densities, (c) intersubband absorption spectra of GaN/AlN (1.5 nm/3 nm) MQWs with different doping locations

    图  8  半极性(11-22)面GaN/AlN多量子阱中的子带跃迁红外吸收

    Figure  8.  The intersubband infrared absorption spectra of nonpolar (11-22) GaN/AlN MQWs

    图  9  非极性m面GaN/AlGaN多量子阱中的中波红外子带吸收与(a)势阱厚度的关系,(b)掺杂浓度的关系,(c)温度的关系

    Figure  9.  The quantum well (a), doping concentration (b) and temperature (c) dependent intersubband Mid-infrared absorption spectra of nonpolar m plane GaN/AlGaN MQWs

    图  10  (a)不同势阱厚度的c面、m面和a面GaN/AlN多量子阱中的短波红外子带吸收谱,(b)吸收峰与势阱厚度的关系,(c) m面GaN/AlGaN多量子阱中的中波红外子带吸收谱,(d)对应的c面GaN/AlGaN多量子阱中的中波红外子带吸收谱

    Figure  10.  (a) The intersubband short wavelength infrared absorption spectra of c, m and a plane GaN/AlN MQWs with different quantum well widths, (b) the relationship of QW with and absorption peak, (c) intersubband Mid-infrared absorption spectra of m plane GaN/AlGaN MQWs, (d) intersubband Mid-infrared absorption spectra of c plane GaN/AlGaN MQWs

    图  11  (a)不同势阱厚度非极性面GaN/AlGaN量子阱中的太赫兹波段子带吸收谱,(b)不同Si掺杂浓度非极性面GaN/AlGaN量子阱中的太赫兹波段子带吸收谱,(c)不同Ge掺杂浓度非极性面GaN/AlGaN量子阱中的太赫兹波段子带吸收谱

    Figure  11.  (a) The intersubband THz absorption spectra of nonpolar GaN/AlGaN MQWs with different quantum well widths, (b) the intersubband THz absorption spectra of nonpolar GaN/AlGaN MQWs with different Si doping concentrations, (c) the intersubband THz absorption spectra of nonpolar GaN/AlGaN MQWs with different Ge doping concentrations

    图  12  (a)和(b) GaN/AlN纳米线量子阱的TEM图,(c)不同Ge掺杂浓度的GaN/AlN纳米线量子阱的子带吸收谱,(d)不同势阱厚度的GaN/AlN纳米线量子阱的子带吸收谱

    Figure  12.  (a) and (b) The TEM image of GaN/AlN nanowire quantum wells, (c) the intersubband absorption spectra of GaN/AlN nanowire quantum wells with different Ge doping concentrations, (d) the intersubband absorption spectra of GaN/AlN nanowire quantum wells with different QW widths.

    图  13  (a)和(b) GaN/AlN纳米线量子阱的TEM图,(c)不同Si掺杂浓度和不同势阱厚度的GaN/AlN以及GaN/AlGaN纳米线量子阱中的子带吸收谱

    Figure  13.  (a) and (b) The TEM image of GaN/AlN nanowire quantum wells, (c) the intersubband absorption spectra of GaN/AlN and GaN/AlGaN nanowire quantum wells with different Si doping concentrations and QW widths

    图  14  (a) GaN/AlN纳米柱和(b) GaN/AlN微米柱的SEM图,(c)近红外样品和(d)中波红外样品的子带透射谱

    Figure  14.  (a) SEM image of (a) GaN/AlN nanopillar and (b) GaN/AlN micropillar, the intersubband transmission spectra of (c) near-infrared and (d) mid-infrared samples

    图  15  (a) GaN/AlN多量子阱红外探测器在不同温度下的光电流响应谱,(b)肖特基型GaN/AlN多量子阱红外探测器在不同温度下的光伏响应谱

    Figure  15.  (a) The photocurrent response spectra of GaN/AlN MQWs infrared detector under different temperatures, (b) the photovoltaic response spectra of Schottky GaN/AlN MQWs infrared detector under different temperatures

    图  16  (a) GaN/AlGaN/AlN量子级联探测器的能带示意图,(b) GaN/AlGaN/AlN量子级联探测器的透射谱和光伏响应谱,(c) GaN/AlGaN/AlN量子级联探测器的频率响应谱,(d) GaN/AlGaN量子级联探测器的频率响应谱

    Figure  16.  (a) The energy band diagram of GaN/AlGaN/AlN quantum cascade detectors, (b) the transimission and photovoltaic response spectra of GaN/AlGaN/AlN quantum cascade detectors, (c) the frequency response spectra of GaN/AlGaN/AlN quantum cascade detectors, (d) the frequency response spectra of GaN/AlGaN quantum cascade detectors

    图  17  (a)双阶梯型GaN/AlGaN量子阱太赫兹探测器的光电流响应谱,(b) m面InGaN/AlGaN量子阱长波红外探测器的光电流响应谱,(c) GaN/AlN纳米线量子阱近红外探测器的器件示意图及其量子阱能带示意图,(d) GaN/AlN纳米线量子阱近红外探测器的光电流响应谱

    Figure  17.  (a) The photocurrent response spectra of double step quantum well GaN/AlGaN MQWs THz detector, (b) the photocurrent response spectra of m-plane InGaN/AlGaN MQWs long wavelength infrared detector, (c) the schematic and energy band diagram of GaN/AlN nanowire quantum well near infrared detector, (d) photocurrent response spectra of GaN/AlN nanowire quantum well near infrared detector

    图  18  (a) GaN/AlGaN阶梯型量子阱光电导探测器的光谱响应,(b) GaN/AlN量子级联探测器的光谱响应

    Figure  18.  (a) The photocurrent response spectra of GaN/AlGaN step quantum well photoconductive detector, (b) photocurrent response spectra of GaN/AlN quantum cascade detector

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出版历程
  • 收稿日期:  2020-11-15
  • 修回日期:  2020-12-09
  • 网络出版日期:  2021-01-22
  • 刊出日期:  2021-01-25

GaN基多量子阱红外探测器研究进展(特邀)

doi: 10.3788/IRLA20211020
    作者简介:

    吴峰,男,1988年生,现为华中科技大学武汉光电国家研究中心副研究员,博士研究生学历。目前研究方向为半导体材料生长及光电子器件制备,包括第三代半导体氮化物外延生长、新型二维半导体生长表征,基于氮化物和二维半导体的发光器件和探测器件制备和机理研究

    通讯作者: wufeng123@hust.edu.cn
基金项目:  国家自然科学基金(61904184,61874043);上海市自然科学基金项目(18ZR1445900);中央高校基本科研业务费专项资金(5003187085)
  • 中图分类号: O434.3

摘要: 多量子阱红外探测器是一种新型的利用子带跃迁机制的探测器件,具有非常高的设计自由度。GaN/Al(Ga)N量子阱由于大的导带带阶,超快的电子驰豫时间,超宽的红外透明区域以及高的声子能量,使得其成为继GaAs量子阱红外探测器之后又一潜在的探测材料结构。文中详细综述了国内外关于GaN基量子阱红外子带吸收及其探测器件的研究进展。首先介绍了量子阱红外探测器的工作原理及其选择定则,接着从极性GaN基多量子阱、非极性或半极性GaN基多量子阱以及纳米线结构GaN基多量子阱三个方面回顾当前GaN基多量子阱红外吸收的一些重要研究进展,包括了从近红外到远红外甚至太赫兹波段范围的各种突破。最后回顾了GaN基多量子阱红外探测器件的研究进展,包括其光电响应特性和高频响应特性,并对其未来的发展进行总结和展望。

English Abstract

    • 红外探测器在诸多方面拥有广阔的应用,如光通信、红外夜视、红外测温、红外制导和告警、红外遥感、红外诊断和医疗、工业检测等等[1]。目前制备红外探测器主要采用半导体材料,如锑化铟(InSb)、硫化铅(PbS)、碲镉汞(HgCdTe)、砷化铟(InAs)等,以及相变材料氧化钒(VO2)等[2-3]。采用半导体材料制备红外探测器主要是利用电子带间跃迁原理,即红外光激发电子从价带跃迁到导带,使得半导体材料的电导率发生改变或者在内建电场下产生光生电势,分别对应于光电导探测器和光伏探测器。由于红外光子的能量较低,特别是中波、长波红外,其光子的能量低至几百甚至几十meV,因此需要采用带隙非常窄的半导体材料如InSb、HgCdTe。基于窄带隙半导体材料的红外探测器面临的一大挑战就是环境辐射热造成的背景噪声很大,因此大多数中长波红外探测器都需要在低温环境下工作。在20世纪70年代末,Esaki和Sakaki提出了一种全新的红外探测原理,即利用量子限制效应导致的子能级来实现红外光的探测[4]。这种全新的原理避免了材料固有带隙的限制,可以通过控制薄膜的厚度实现跃迁波长的连续改变,极大方便了探测器的设计。随后,Chiu、Smith、Coon等人从理论和实验方面对多量子阱中的电子子能级跃迁进行了探索和研究[5-8],West和Eglash则首次在多量子阱中观察到强的子能级跃迁吸收[9]。在此基础上,Levine制备了第一个基于子能级跃迁的多量子阱红外探测器(Multiquantum Well Infrared Photodetector,QWIP)[10]。起初,这种多量子阱红外探测器主要采用III-V族GaAs系列半导体材料制备,由于导带带阶和材料透过率的限制,GaAs基QWIP器件的波长探测范围很难做到3 μm以下的短波红外和近红外区域[11]。为了突破这个限制,宽禁带半导体材料氮化物(GaN、AlN、InN及其合金)基多量子阱结构引起了人们的关注和研究。研究表明,GaN/AlN量子阱的导带带阶可达1.8 eV[12],因此基于导带电子子能级跃迁的GaN/AlN多量子阱探测器可以覆盖近红外和短波红外区域,特别是光纤通信窗口1.3~1.55 μm。相较于GaAs系列材料,GaN系列材料在红外波段是透明的,除了9.6~ 19 μm的Rehstrahlen吸收带[13]。此外,氮化物的Г能谷与L和X能谷的能间距很大(大于2 eV),因此能谷间的散射作用非常弱,由此造成的噪声也非常低。Suzuki等人还发现GaN基量子阱中电子在子能级上的驰豫时间非常快,短至80 fs,因此非常适合制备高速光探测器、光调制器和光开光[14]。由于GaN的LO声子能量高达92 meV,是GaAs的三倍,而室温的环境热能大约为26 meV,因此GaN基多量子阱红外探测器理论上是可以室温工作的[11]。经过近二十年的研究,GaN基多量子阱红外探测器已取得了显著的成果,文中将首先简单介绍GaN基多量子阱红外探测器的工作原理及特点,接着从极性GaN基多量子阱、非极性或半极性GaN基多量子阱以及纳米线结构GaN基多量子阱三个方面回顾当前GaN基多量子阱红外吸收研究进展,最后对GaN基多量子阱红外探测器件的研究进展进行回顾并对其未来的发展进行展望。

    • 多量子阱红外探测器的工作原理是基于子能级跃迁的,或者说带内跃迁,以此区别带间跃迁。要想在量子阱中形成子能级,量子阱的厚度必须要小于电子的波尔半径,电子此时受到量子限制作用,从而形成分立的子能级。这里,我们采用最简单的单量子阱和单电子模型来描述多量子阱红外探测器的工作原理。根据Fermi黄金定则,电子从能态i到能态f的跃迁几率可由以下公式表述:

      $${W_{fi}} = \frac{{2\pi }}{\hbar }{\left| {\left\langle {{\psi _f}\left| {{H^\prime }} \right|{\psi _i}} \right\rangle } \right|^2}\delta \left( {{E_f} - {E_i} - \hbar \omega } \right)$$ (1)

      式中:${H^\prime }$是相互作用的哈密顿量;$\hbar \omega $是辐射能;$\psi $$E$是初态(i)和终态(f)的波函数和本征能量。由于在带间跃迁时辐射波长远大于晶格周期,在子带跃迁时辐射波长大于势阱宽度,因此可以采用偶极近似:

      $${H^\prime } = \frac{{{q^2}F_0^2}}{{4m{ * ^2}{\omega ^2}}}(\vec \varepsilon \cdot \vec p)$$ (2)

      式中:$q$是元电荷;$F_0^{}$是电场振幅;$m * $是有效质量;$\vec \varepsilon $$\vec p$分别是极化矢量和动量算符。将公式(2)代入公式(1),可以得到:

      $${W_{fi}} = \frac{{2\pi }}{\hbar }\frac{{{q^2}F_0^2}}{{4m{ * ^2}{\omega ^2}}}{\left| {\left\langle {{\psi _f}\left| {\vec \varepsilon \cdot \vec p} \right|{\psi _i}} \right\rangle } \right|^2}\delta \left( {{E_f} - {E_i} - \hbar \omega } \right)$$ (3)

      应用包络函数形式,电子波函数${\psi _i}(\vec r)$可以表示为周期性Bloch函数${u_\nu }(\vec r)$和缓慢变化的包络函数${f_n}(\vec r)$的乘积,其中$n$表示所研究体系的量子数。在假设所有组成材料的晶格周期函数都相同的条件下,可以得出仅用于包络函数的薛定谔方程:

      $$\frac{{ - \hbar }}{{2m * }}{\nabla ^2}{f_n}(\vec r) + V(\vec r){f_n}(\vec r) = {E_n}{f_n}(\vec r)$$ (4)

      式中:$V(\vec r)$是势能曲线;${E_n}$是能量本征值。在单量子阱中引入包络函数表达式:

      $${f_n}(\vec r) = \frac{1}{{\sqrt S }}\exp \left( {i{{\vec k}_ \bot } \cdot {{\vec r}_ \bot }} \right)\chi (z)$$ (5)

      式中:$S$是样本面积;$\chi ({\textit{z}})$是沿生长轴的包络函数分量;${\vec k_ \bot }$${\vec r_ \bot }$表示二维(2D)矢量(kxky)和(xy)。公式(4)的解推出以下形式的能量本征值:

      $${E_n}\left( {{k_ \bot }} \right) = {E_{n0}} + \frac{{{\hbar ^2}k_ \bot ^2}}{{2{m^ * }}}$$ (6)

      其中子带能量${E_{n0}}$取决于电势曲线$V({\textit{z}})$。对于具有无限深势垒的对称量子阱,可以得到以下本征值:

      $${E_n}\left( {{k_ \bot }} \right) = \frac{{{n^2}{\hbar ^2}k_ \bot ^2}}{{2m * {L^2}}} + \frac{{{\hbar ^2}k_ \bot ^2}}{{2{m^*}}}$$ (7)

      其中L是势阱厚度。回到公式(3),矩阵元素$\left\langle {{\psi _f}|\vec \varepsilon \cdot \vec p|{\psi _i}} \right\rangle $分解为:

      $$\left\langle {{\psi _f}|\vec \varepsilon \cdot \vec p|{\psi _i}} \right\rangle = \vec \varepsilon \cdot \left\langle {{u_\nu }|\vec p|{u_{{v^\prime }}}} \right\rangle \left\langle {{f_n}\mid {f_{{n^\prime }}}} \right\rangle + \vec \varepsilon \cdot \left\langle {{u_\nu }\mid {u_{{v^\prime }}}} \right\rangle \left\langle {{f_n}|\vec p|{f_{{n^\prime }}}} \right\rangle $$ (8)

      式中:$\nu $$\nu '$以及$n$$n'$分别是带间和子带终态和初始态的指数。第一项表示带间跃迁,在带内跃迁情况下此项为零。它由Bloch函数的偶极矩阵元(决定带间偏振选择规则)和包络函数的重叠积分组成,并决定了电子子能级和空穴子能级的跃迁选择定则。第二项表示子带跃迁过程,它由Bloch函数的重叠积分(当两个包络状态从同一能带中获取时,该积分不为零)以及包络函数的偶极矩阵元组成,该偶极矩阵元决定了子带跃迁的偏振选择定则:

      $$\left\langle {{f_n}|\vec \varepsilon \cdot \vec p|{f_{{n^\prime }}}} \right\rangle = \frac{1}{S}{\varepsilon _{\textit{z}}}\delta \left( {k_ \bot ^i - k_ \bot ^f} \right)\int {\rm{d}} {\textit{z}}\chi _n^*({\textit{z}}){p_{\textit{z}}}{\chi _{{n^\prime }}}({\textit{z}})$$ (9)

      因此,只有电场的z分量能耦合到子带跃迁中,即量子阱结构只对横磁(TM)偏振光有响应,这就需要使用表面光栅或波导装置来将光耦合到有源区域中。

      将公式(9)代入公式(3),并考虑到动量可以描述为${\vec p_{nn'}} = im * \omega {\vec r_{nn'}}$,则子带跃迁几率可以改写为:

      $$\begin{split}{W_{fi}} = & \frac{{2\pi }}{\hbar }\frac{{{q^2}F_0^2}}{4}\varepsilon _{\textit{z}}^2{\left| {\left\langle {{\chi _f}({\textit{z}})|{\textit{z}}|{\chi _i}({\textit{z}})} \right\rangle } \right|^2} \times\\& \delta \left( {k_ \bot ^i - k_ \bot ^f} \right)\delta \left( {{E_f} - {E_i} - \hbar \omega } \right)\end{split}$$ (10)

      if之间的子带吸收系数通常由单位时间和体积所吸收的电磁能量$\hbar \omega {W_{fi}}/V$与入射辐射强度的比值$I = \dfrac{1}{2}nc{\varepsilon _0}F_0^2$来定义,其中ε0是真空介电常数,n是材料的折射率,c是光速。

      $$\begin{split} \alpha (\omega ) = &\frac{{\pi {q^2}\left( {{E_f} - {E_i}} \right)}}{{nc{\varepsilon _0}\hbar V}} \times \varepsilon _{\textit{z}}^2\sum\limits_{i,f} 2 {\left| {\left\langle {{\chi _f}({\textit{z}})|{\textit{z}}|{\chi _i}({\textit{z}})} \right\rangle } \right|^2}\\& \left[ {f\left( {{E_i}} \right) - f\left( {{E_f}} \right)} \right]\delta \left( {{E_f} - {E_i} - \hbar \omega } \right) \end{split}$$ (11)

      式中:$f\left( E \right)$是费米函数。该求和可以表示为两个子带的载流子面密度之差$n_i^S - n_f^S$

      $$\sum\limits_{i,f} 2 \left[ {f\left( {{E_i}} \right) - f\left( {{E_f}} \right)} \right] = S\left( {n_i^S - n_f^S} \right)$$ (12)

      式中:S是晶体表面。因此,子带跃迁吸收系数可以写为:

      $$\alpha (\omega ) = \frac{{\pi \left( {{E_f} - {E_i}} \right)}}{{nc{\varepsilon _0}\hbar L}}\left( {n_i^S - n_f^S} \right)\varepsilon _z^2\mu _{if}^2\delta \left( {{E_f} - {E_i} - \hbar \omega } \right)$$ (13)

      其中,${u_{if}}{\rm{ = }}q\left\langle {{\chi _f}({\textit{z}})|{\textit{z}}|{\chi _i}({\textit{z}})} \right\rangle$是子带跃迁偶极矩阵元。

      偶极矩阵元仅涉及初始和最终子带的包络波函数。因此,由于z为奇数,在对称势阱中仅允许包络波函数具有相反奇偶性的子带之间的跃迁,但此选择规则不适用于非对称势能分布。

      当给定势能$V(\vec r)$分布,可以根据公式(4)求解得到量子阱中电子的包络波函数${f_n}(\vec r)$及其能量本征值${E_n}$图1(a)为Kandaswamy等人计算得到的GaN/AlN多量子阱中电子和空穴的波函数及能级[15]。由于强的量子阱限制作用,电子和空穴在量子阱中形成了分立能级,能级间距可由势阱的厚度等参数自由调控。利用分立能级上电子或空穴的跃迁,可以实现对红外光的探测。

      图  1  (a)计算得到的GaN/AlN多量子阱能带图及其电子和空穴的波函数和能级,(b)计算得到的e2-e1和e3-e1跃迁能量与势阱厚度的关系,其中三角形为实验数据

      Figure 1.  The calculated wavefunction and energy level of electrons and holes iin GaN/AlN MQWs, (b) the calculated relationship of e2-e1 and e3-e1 transition energy and quantum well width, the triangle symbol is the experimental data

    • 氮化物材料与其他常见半导体材料的很大不同在于其具有很强的自发极化和压电极化效应。在c-面(0001面)GaN多量子阱结构中,极化效应产生的极化电荷聚集在异质结界面处,这些电荷会在势阱和势垒当中产生很大的极化电场,从而使得量子阱的能带发生弯曲倾斜。因此,在设计量子阱子能级跃迁波长时,需要充分考虑极化效应的影响。华中科技大学的陈长清教授课题组从理论计算方面对极化效应的影响进行了详细的研究和分析[16]。如图2所示,由于极化电场的存在,量子阱结构原本水平的能带变得倾斜,且极化电场越大,能带倾斜越厉害。能带的倾斜会对子带跃迁波长产生显著影响,随着极化电场的增大,子带吸收波长逐渐蓝移。由于量子阱的有效势阱深度会随着极化电场的增大而增大,电子受到的量子限制作用增强,因此子能级e1和子能级e2之间的间距增大,跃迁波长变短。此外,还可以看到,随着极化电场的增大,子带吸收系数也会变大。

      图  2  (a) GaN/AlGaN单量子阱能带示意图,图中包含电子的第一能级e1和第二能级e2,(b)计算得到的子带吸收系数谱,case1、case2、case3、case4四个量子阱结构的极化电场分别为0、1.36、1和2.4 MV/cm

      Figure 2.  (a) Band energy diagram of GaN/AlGaN single quantum well, including the first energy level e1 and the second energy level e2, (b) the calculated intersubband absorption spectra of four different quantum wells, the polarization field in case1, case2, case3 and case4 quantum wells are 0, 1.36, 1 and 2.4 MV/cm, respectively

      在实验方面,国内外多个课题组相继报道了基于极性GaN多量子阱结构的子能带红外吸收。Suzuki等人首次在MOCVD生长的AlxGa1−xN/GaN多量子阱中观测到了子带间跃迁,并研究了极化电场对量子阱中子带间跃迁的影响[17],如图3(a)所示。实验发现,子带吸收波长会随着势阱宽度的增大而红移,吸收强度会随着量子阱个数的增加而增强。随后Gmachl等人利用MBE生长技术制备出了调制掺杂的AlxGa1−xN/GaN多量子阱,并首次观察到了1.55 μm的子带间吸收跃迁,证实了该类探测器可以应用在光通信领域[18],如图3(b)所示。此后,F. H. Julien和D. Hofstetter研究小组对GaN基多量子阱子带红外吸收进行了较为详细和系统的研究。如图4(a)所示,在Si掺杂的二元GaN/AlN多量子阱中可以观察到显著的TM偏振红外光吸收,吸收峰的半高宽在70~100 meV范围,而样品对TE偏振红外光则完全无吸收[15]。该吸收峰来自于量子阱中电子第一能级到第二能级的跃迁,即e1-e2跃迁,吸收峰的波长与理论计算的结果符合非常好,如图1(b)所示。此外,对于势阱较宽的GaN/AlN多量子阱样品,在长波长处出现一个相对较弱的吸收峰,该吸收峰可归因于量子阱中电子第一能级到第三能级的跃迁,即e1-e3跃迁。在理论上,对于对称的量子阱结构,该e1-e3跃迁是禁止的。然而,对于极性GaN/AlN多量子阱,由于极化电场的存在,量子阱能带的对称性遭到破坏,形成三角形势阱,因此存在e1-e3跃迁。采用二元GaN/AlN多量子阱,e1-e2跃迁波长可通过改变势阱和势垒厚度在1~3.5 μm范围内调节。如图1(b)所示,理论计算表明,由于极化电场的存在,通过简单增加势阱宽度来继续减小e1-e2跃迁能距是不可行的,因此需要通过降低势垒高度来减弱量子限制作用同时减小极化效应,从而缩减e1-e2跃迁能距,实现长波长吸收。采用AlGaN三元合金作为势垒在蓝宝石衬底上生长GaN/AlGaN多量子阱,可将子带跃迁波长提高到5.3 μm的中红外区域。然而,由于蓝宝石衬底在中长波红外是不透明的,因此,想要继续延长红外吸收波长,人们采用了红外透明的硅衬底,如图4(b)所示,硅衬底上GaN/AlGaN多量子阱的子带吸收波长可至10 μm[19]。进一步延长吸收波长,则需要设计新的量子阱结构来抵消势阱中的极化电场或者采用非极性GaN/AlGaN量子阱。F. H. Julien研究小组的Machhadani等人设计了一种新的阶梯型量子阱结构[20],如图5(a)所示,通过调控内部电场获得了一个平坦的势阱。图5(b)的透射谱测试结果表明该GaN/AlGaN阶梯型量子阱在2 THz处有一个明显的吸收峰,即吸收波长在150 μm左右,处于太赫兹波段范围。华中科技大学的陈长清教授课题组则从理论计算方面详细研究了GaN/AlGaN阶梯型量子阱在太赫兹波段的子带跃迁吸收规律,为实验生长制备提供了详细的结构参数指导[21]

      图  3  (a) GaN/AlGaN量子阱中的子带跃迁吸收谱,(b) 1.55 μm通信波段子带跃迁吸收谱

      Figure 3.  The intersubband absorption spectra in GaN/AlGaN QWs, (b) intersubband absorption spectra at telecom wavelength at 1.55 μm

      图  4  (a) 蓝宝石衬底上不同势阱厚度的GaN/AlN多量子阱中的子带跃迁吸收谱,(b)蓝宝石和硅衬底上不同势阱厚度的GaN/AlGaN多量子阱中的子带跃迁吸收谱

      Figure 4.  (a) The intersubband absorption spectra of GaN/AlN MQWs grown on sapphire with different quantum well widths, (b) intersubband absorption spectra of GaN/AlGaN MQWs grown on sapphire and Si substrates with different quantum well widths

      图  5  (a) GaN/AlGaN阶梯型量子阱能带示意图,图中包含电子的第一能级e1和第二能级e2,(b) GaN/AlGaN阶梯型量子阱在太赫兹波段的透射谱

      Figure 5.  (a) The band energy diagram of GaN/AlGaN step quantum well, including the first energy level e1 and the second energy level e2, (b) the transmission spectra of GaN/AlGaN step quantum well at THz range

      在国内,北京大学沈波教授课题组首先报道了基于极性GaN/AlGaN多量子阱的子带跃迁红外吸收[22]。他们采用MBE工艺生长了高质量的GaN/AlGaN多量子阱,观察到了大气窗口3~5 μm子带跃迁吸收,如图6(a)所示。后续他们还研究了极化效应对GaN/AlGaN多量子阱子带跃迁吸收的影响[23]。同时期,华中科技大学陈长清教授课题组报道了通过调节AlGaN模板的Al 组分来调控GaN/AlGaN多量子阱势阱中的应力,实现了红外吸收波长在4.62~5.14 μm范围内可调[24],如图6(b)所示。

      图  6  (a)不同势阱厚度的GaN/AlGaN多量子阱中的子带跃迁吸收谱,(b)不同AlGaN模板上生长的GaN/AlGaN多量子阱中的子带跃迁吸收谱

      Figure 6.  (a) The intersubband absorption spectra of GaN/AlGaN MQWs with different quantum well widths, (b) intersubband absorption spectra of GaN/AlGaN MQWs grown on different AlGaN templates

      掺杂也是影响GaN基多量子阱子带跃迁吸收的重要因素。根据第2节中的原理介绍,必须保证量子阱中电子基态能级上拥有足够的电子数目才能观察到子带吸收。Kandaswamy等人详细研究了Si掺杂浓度和掺杂位置对GaN基多量子阱子带跃迁吸收的影响规律[15, 25]。如图7(a)(b)所示,随着掺杂浓度的增大,子带跃迁吸收波长发生显著的蓝移,且吸收谱变宽。吸收波长的蓝移主要是由多体效应导致的,而吸收峰变宽则是因为高掺杂会导致量子阱界面更加粗糙,电子能级波动和散射也更加严重。此外,对不同掺杂位置的样品测试发现,不管是势垒掺杂还是势阱掺杂,相比于无故意掺杂样品,子带吸收强度都会显著增强,吸收峰同样蓝移且加宽,如图7(c)所示。

      图  7  (a)不同掺杂浓度的GaN/Al0.2Ga0.8N (3 nm/3 nm)多量子阱的子带吸收谱,(b)不同掺杂浓度的GaN/Al0.1Ga0.9N (7 nm/4 nm)多量子阱的子带吸收谱,(c)不同掺杂位置的GaN/AlN (1.5 nm/3 nm)多量子阱的子带吸收谱

      Figure 7.  (a) The intersubband absorption spectra of GaN/Al0.2Ga0.8N (3 nm/3 nm) MQWs with different doping densities, (b) intersubband absorption spectra of GaN/Al0.1Ga0.9N (7 nm/4 nm) MQWs with different doping densities, (c) intersubband absorption spectra of GaN/AlN (1.5 nm/3 nm) MQWs with different doping locations

    • 在第2节极性GaN基多量子阱子带吸收的研究进展中,可以看到极化电场对子带跃迁吸收有着重要的影响,特别是限制了吸收峰向长波长扩展,这给基于子带跃迁的器件设计带来了更高的难度。为了消除极化效应的影响,研究人员采用非极性或半极性GaN基多量子阱,实现了子带吸收从短波红外到中远红外甚至太赫兹波段范围的覆盖。非极性GaN的生长面包括m面和a面,也即(1-100)面和(11-20)面,半极性面GaN的生长面有很多,常见的有(11-22)面。相对于极性GaN,由于更大的晶格失配和表面各向异性,非极性和半极性GaN的晶体质量和表面形貌要差很多,因此,目前大多采用自支撑单晶GaN衬底来外延生长高质量的非极性GaN基多量子阱结构。Gmachl等人首先研究了r-面蓝宝石衬底上生长的a-面GaN基多量子阱中的子带吸收[26]。由于晶体质量的原因,2.1 μm处的子带吸收峰不是很明显,线宽也高达120 meV。Lahourcade等人则在m-面蓝宝石衬底上生长出质量相对较好的半极性(11-22)面GaN/AlN多量子阱[27]。如图8所示,半极性(11-22)面GaN/AlN多量子阱在短波红外表现出显著的子带吸收峰,与相同量子阱结构的极性样品对比,子带吸收峰发生了明显的红移,说明半极性量子阱中的极化电场强度大大降低。

      图  8  半极性(11-22)面GaN/AlN多量子阱中的子带跃迁红外吸收

      Figure 8.  The intersubband infrared absorption spectra of nonpolar (11-22) GaN/AlN MQWs

      对于非极性m面或a面GaN基多量子阱,目前基本上采用自支撑GaN衬底来生长。日本东京大学的Teruhisa Kotani等人详细研究了非极性m面GaN/AlGaN多量子阱中中波红外子带吸收与势阱厚度、掺杂浓度以及温度的关系[28-30]。如图9所示,随着势阱厚度增大,子带吸收波长发生红移,但红移的程度要比极性面样品小。此外,掺杂会使子带吸收峰蓝移,且线宽变宽,说明掺杂会使量子阱界面变粗糙。变温测试发现量子阱的子带吸收峰非常稳定,与温度变化关系不大。

      图  9  非极性m面GaN/AlGaN多量子阱中的中波红外子带吸收与(a)势阱厚度的关系,(b)掺杂浓度的关系,(c)温度的关系

      Figure 9.  The quantum well (a), doping concentration (b) and temperature (c) dependent intersubband Mid-infrared absorption spectra of nonpolar m plane GaN/AlGaN MQWs

      Lim等人详细对比研究了c面、m面和a面GaN/AlN和GaN/AlGaN量子阱在短波、中波以及长波红外围内的子带吸收[31]。如图10所示,当势阱厚度较小时,如1.3 nm,此时非极性面和极性面GaN/AlN量子阱的子带吸收差别不大。当势阱厚度增大时,非极性面和极性面的差别就逐渐体现出来,主要表现在非极性面的子带吸收峰相对于极性面会发生红移。对于GaN/AlGaN量子阱中波红外子带吸收,非极性面的子带吸收峰与势阱厚度变化关系不大,且只观察到e1-e2子带跃迁,而极性面的子带吸收峰与势阱厚度变化关系很大,除了e1-e2子带跃迁,还出现了e1-e3子带跃迁。最近,Monavarian等人通过改善非极性面GaN/AlGaN量子阱的界面质量,获得了超窄线宽的中波红外子带吸收,其线宽低至38 meV[32]

      图  10  (a)不同势阱厚度的c面、m面和a面GaN/AlN多量子阱中的短波红外子带吸收谱,(b)吸收峰与势阱厚度的关系,(c) m面GaN/AlGaN多量子阱中的中波红外子带吸收谱,(d)对应的c面GaN/AlGaN多量子阱中的中波红外子带吸收谱

      Figure 10.  (a) The intersubband short wavelength infrared absorption spectra of c, m and a plane GaN/AlN MQWs with different quantum well widths, (b) the relationship of QW with and absorption peak, (c) intersubband Mid-infrared absorption spectra of m plane GaN/AlGaN MQWs, (d) intersubband Mid-infrared absorption spectra of c plane GaN/AlGaN MQWs

      除了红外吸收之外,Lim等人还将非极性面GaN/AlGaN量子阱的子带跃迁扩展至太赫兹波段[33-35]。如图11(a)所示,在太赫兹波段,子带吸收谱非常宽,可能是由多个子能带吸收峰组成造成的。此外,他们还研究了Si掺杂浓度对子带吸收的影响,如图11(b)所示,随着掺杂浓度的增大,吸收峰蓝移且变宽。图11(c)为Ge掺杂的m-面GaN/AlGaN量子阱的子带吸收谱,相比于Si掺杂,Ge掺杂对子带吸收的影响要小得多。

      图  11  (a)不同势阱厚度非极性面GaN/AlGaN量子阱中的太赫兹波段子带吸收谱,(b)不同Si掺杂浓度非极性面GaN/AlGaN量子阱中的太赫兹波段子带吸收谱,(c)不同Ge掺杂浓度非极性面GaN/AlGaN量子阱中的太赫兹波段子带吸收谱

      Figure 11.  (a) The intersubband THz absorption spectra of nonpolar GaN/AlGaN MQWs with different quantum well widths, (b) the intersubband THz absorption spectra of nonpolar GaN/AlGaN MQWs with different Si doping concentrations, (c) the intersubband THz absorption spectra of nonpolar GaN/AlGaN MQWs with different Ge doping concentrations

    • 对于氮化物材料,纳米线结构可以有效降低晶体中的位错密度和应力,甚至可以得到无错位和应力的纳米线材料,这对实现更强的子带跃迁吸收尤为重要。Beeler等人详细研究了Ge掺杂GaN/AlN纳米线量子阱中的子带跃迁吸收[36]。如图12(a)(b)所示,他们采用PAMBE生长了无位错和应力的高质量GaN/AlN纳米线量子阱。FTIR透射谱表明该GaN/AlN纳米线量子阱在1~3 μm范围内有明显的非常宽的吸收峰,高的吸收线宽主要是由纳米线的尺寸分布不均匀导致的。此外,GaN/AlN纳米线量子阱的子带吸收波长随着掺杂浓度的增大而蓝移,随着势阱厚度的增大而红移,如图12(c)(d)所示。Ajay等人则研究了不同Si掺杂浓度和不同势阱厚度的GaN/AlN以及GaN/AlGaN纳米线量子阱中子带吸收[37]。如图13(c)所示,样品表现出高斯型分布的吸收峰。

      图  12  (a)和(b) GaN/AlN纳米线量子阱的TEM图,(c)不同Ge掺杂浓度的GaN/AlN纳米线量子阱的子带吸收谱,(d)不同势阱厚度的GaN/AlN纳米线量子阱的子带吸收谱

      Figure 12.  (a) and (b) The TEM image of GaN/AlN nanowire quantum wells, (c) the intersubband absorption spectra of GaN/AlN nanowire quantum wells with different Ge doping concentrations, (d) the intersubband absorption spectra of GaN/AlN nanowire quantum wells with different QW widths.

      图  13  (a)和(b) GaN/AlN纳米线量子阱的TEM图,(c)不同Si掺杂浓度和不同势阱厚度的GaN/AlN以及GaN/AlGaN纳米线量子阱中的子带吸收谱

      Figure 13.  (a) and (b) The TEM image of GaN/AlN nanowire quantum wells, (c) the intersubband absorption spectra of GaN/AlN and GaN/AlGaN nanowire quantum wells with different Si doping concentrations and QW widths

      除了采用外延生长方式获得纳米线结构以外,还可以利用自上而下的刻蚀方式获得纳米线结构。Lähnemann等人采用ICP刻蚀获得了GaN/AlN纳米柱和微米柱[38],如图14(a)(b)所示。FTIR透射谱测试表明,近红外样品具有较窄的吸收峰,而中波红外样品的吸收峰则非常宽,如图14(c)(d)所示。

      图  14  (a) GaN/AlN纳米柱和(b) GaN/AlN微米柱的SEM图,(c)近红外样品和(d)中波红外样品的子带透射谱

      Figure 14.  (a) SEM image of (a) GaN/AlN nanopillar and (b) GaN/AlN micropillar, the intersubband transmission spectra of (c) near-infrared and (d) mid-infrared samples

    • 前面几节中总结了GaN基多量子阱中的红外子带吸收,而没有涉及到器件层面。事实上,基于GaN多量子阱的红外探测器也是同步发展的,并取得了一些里程碑式的研究进展。在GaN基多量子阱红外探测器方面,Hofstetter等人进行了大量详细的开创性研究。他们制备了第一个GaN/AlN多量子阱红外探测器,峰值响应波长在1.55 μm,比探测率达2×109 (cm2 Hz)1/2/W,工作温度可至170 K[39],如图15(a)所示。在此基础上,他们采用肖特基结器件结构,实现了室温可工作的光伏模式红外探测器[40],如图15(b)所示。此外,他们还详细研究了器件的高频响应特性,为其在高速光通信中的应用提供了依据[41-44]

      图  15  (a) GaN/AlN多量子阱红外探测器在不同温度下的光电流响应谱,(b)肖特基型GaN/AlN多量子阱红外探测器在不同温度下的光伏响应谱

      Figure 15.  (a) The photocurrent response spectra of GaN/AlN MQWs infrared detector under different temperatures, (b) the photovoltaic response spectra of Schottky GaN/AlN MQWs infrared detector under different temperatures

      为了避免暗电流大带来的信号提取困难,提高器件室温工作的性能,Vardi等人提出了GaN/AlGaN/AlN量子级联探测器(quantum cascade detector,QCD)[45],如图16(a)所示。在此结构中,有源区量子阱中激发态上的电子通过级联结构的内部电场作用可以驰豫到下一个有源区量子阱的基态上,从而在器件中形成电流而无需外加偏压。该量子级联探测器可在光伏模式和室温下工作,避免了暗电流大导致器件灵敏度低的问题。频率响应测试发现该类型探测器在1.55 μm处的3dB带宽可达11.4 GHz[46],如图16(c)所示。通过进一步优化器件结构和减小器件面积,Sakr等人实现了3dB带宽高达42 GHz的GaN/AlGaN量子级联探测器[47],如图16(d)所示,为其在高速光通信中的应用奠定了实验基础。

      图  16  (a) GaN/AlGaN/AlN量子级联探测器的能带示意图,(b) GaN/AlGaN/AlN量子级联探测器的透射谱和光伏响应谱,(c) GaN/AlGaN/AlN量子级联探测器的频率响应谱,(d) GaN/AlGaN量子级联探测器的频率响应谱

      Figure 16.  (a) The energy band diagram of GaN/AlGaN/AlN quantum cascade detectors, (b) the transimission and photovoltaic response spectra of GaN/AlGaN/AlN quantum cascade detectors, (c) the frequency response spectra of GaN/AlGaN/AlN quantum cascade detectors, (d) the frequency response spectra of GaN/AlGaN quantum cascade detectors

      除了实现近红外和中波红外探测以外,研究人员还将探测波长延长至太赫兹波段,在器件层面实现了光电流信号的获取[48],如图17(a)所示。Pesach等人则在非极性m面上实现了InGaN/AlGaN量子阱长波红外探测器[49],如图17(b)所示。Lähnemann等人则实现了GaN/AlN纳米线量子阱近红外探测器[50],如图17(c)(d)所示。

      图  17  (a)双阶梯型GaN/AlGaN量子阱太赫兹探测器的光电流响应谱,(b) m面InGaN/AlGaN量子阱长波红外探测器的光电流响应谱,(c) GaN/AlN纳米线量子阱近红外探测器的器件示意图及其量子阱能带示意图,(d) GaN/AlN纳米线量子阱近红外探测器的光电流响应谱

      Figure 17.  (a) The photocurrent response spectra of double step quantum well GaN/AlGaN MQWs THz detector, (b) the photocurrent response spectra of m-plane InGaN/AlGaN MQWs long wavelength infrared detector, (c) the schematic and energy band diagram of GaN/AlN nanowire quantum well near infrared detector, (d) photocurrent response spectra of GaN/AlN nanowire quantum well near infrared detector

      在国内,北京大学沈波教授课题组实现了基于GaN/AlGaN阶梯型量子阱结构的中波红外光电导型探测器[51]。如图18(a)所示,由于蓝宝石衬底上生长的样品晶体质量不及GaN体单晶衬底,器件的红外响应并不是很明显。最近,他们通过优化器件结构设计,在GaN/AlN量子级联探测器中实现了超宽光谱响应,从可见光550 nm一直到中波红外4.1 μm[52],如图18(b)所示。

      图  18  (a) GaN/AlGaN阶梯型量子阱光电导探测器的光谱响应,(b) GaN/AlN量子级联探测器的光谱响应

      Figure 18.  (a) The photocurrent response spectra of GaN/AlGaN step quantum well photoconductive detector, (b) photocurrent response spectra of GaN/AlN quantum cascade detector

    • GaN基量子阱红外探测器经过近二十年的研究,目前已实现了光电导、光伏以及量子级联型探测器原型器件的制备,相比于目前已经商业应用的GaAs基量子阱红外探测器,GaN基量子阱红外探测器在器件的响应度、比探测率以及工作温度方面等还需要进一步提高。目前来看,影响器件性能的主要因素是材料的晶体质量,开发高质量低成本的体单晶衬底是未来的重要方向之一。此外,器件结构也是影响其性能的重要方面,设计和优化器件结构,充分利用氮化物的极化效应,可有望实现更高的探测性能以及实现新的多功能器件。未来,高性能的GaN基量子阱红外探测器有望在近红外的光通信方面取得应用。

参考文献 (52)

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