摘要：銻化物的研究開始于20世紀50年代，70年代隨著超晶格概念及后來能帶工程的出現(xiàn)，銻化物在紅外探測領域的潛力逐漸顯露。基于現(xiàn)實的需求，銻化物材料的生長外延及工藝處理技術取得了快速進步，這也得益于之前對III-V族材料的大量研究。II類超晶格（T2SL）的發(fā)展主要源于兩個主要原因：首先相對于HgCdTe材料，II類超晶格具有低成本、可重復性、可操作性、高均勻性等優(yōu)勢，尤其在長波紅外及以上波段，II類超晶格相對于HgCdTe的優(yōu)勢更明顯。其次與HgCdTe材料相比，II類超晶格具有很低的俄歇復合概率，這意味著II類超晶格紅外探測器具有比HgCdTe探測器更低的暗電流或更高的工作溫度，提高長波焦平面的工作溫度對于降低成像系統(tǒng)的功耗、尺寸及重量至關重要。另外，大氣窗口在8 ~ 14 μm有最高的透射率，同時溫度為室溫（300 K）的物體所發(fā)射的紅外輻射波長大約為10 μm。因此，長波紅外探測對于InAs/GaSbII類超晶格極具價值。理論上II類超晶格紅外探測器在等效截止波長下能提供同等或超越HgCdTe探測器的性能。但由于II類超晶格材料在少子壽命上與HgCdTe存在很大差距，導致II類超晶格探測器在耗盡區(qū)有很高的產生復合電流。為了抑制產生復合電流及其他機制暗電流，提出了各種結構并應用于II類超晶紅外探測器上，如PπMN結構、CBIRD以及單極勢壘型等，極大地降低了長波器件的暗電流，同時增加了器件阻抗及探測率。此外，InAs/InAsSb超晶格的提出，避免了由Ga在禁帶引入復合中心，有效地提高了少子壽命。隨著II類超晶格技術及理論的不斷完善，銻化物超晶格長波焦平面在可操作性、均勻性、穩(wěn)定性、可擴展性上的優(yōu)勢將更為明顯。

1引言

從第二次世界大戰(zhàn)開始，軍事裝備應用的迫切需求極大地促進了紅外探測器技術的發(fā)展，紅外焦平面探測器在各類軍用及民用紅外成像系統(tǒng)中發(fā)揮著關鍵的作用，如夜視偵查、戰(zhàn)略預警、目標識別與跟蹤、醫(yī)療診斷、氣象預告等。強化紅外焦平面的性能來滿足不斷提高的使用需求一直是紅外焦平面的研制重點。紅外探測器從1960年到目前為止發(fā)展到第四代。第一代是機械線掃系統(tǒng)；第二代是焦平面凝視電掃系統(tǒng)；第三代在前一代的基礎上實現(xiàn)高像素、大面陣及雙色探測；第四代進一步向更高像素、小像元和多色探測發(fā)展。隨著紅外探測器材料及器件制備工藝的不斷發(fā)展，各類紅外系統(tǒng)的性能得到快速提升，其應用領域越來越廣，已發(fā)展成為當代信息化社會、信息化軍事等諸多領域不可替代的重要技術裝備。

焦平面紅外探測器的像元數(shù)量發(fā)展與硅集成電路的信號讀取與處理能力成正比。紅外焦平面探測器中的像元數(shù)量的增長模式與集成電路中晶體管數(shù)量的增長模式類似，大概18個月像元數(shù)量翻倍，稍滯后于摩爾定律。目前，焦平面紅外探測器已開始向多色探測、更高像素、更小像元的第四代發(fā)展。同時，要求探測器具備更高工作溫度，使紅外成像系統(tǒng)具備更低的功耗、重量、尺寸。

各種商業(yè)型紅外探測主要集中在兩個大氣窗口，即3 ~ 5 μm的MWIR窗口及8 ~ 14 μm的LWIR窗口。在LWIR窗口，大氣透射最高，同時溫度為室溫（300 K）的物體所發(fā)射的紅外輻射波長約為10 μm。因此，對長波紅外探測的重要性顯而易見。

2長波紅外探測器的技術要求及挑戰(zhàn)

目前HgCdTe探測器已經發(fā)展出第四代。另外，量子阱紅外探測器（Quantum Well Infrared Photodetector，QWIP）和II類超晶格（T2SL）紅外探測器，正向第四代發(fā)展。事實上，第四代與第三代之間并沒有明確的定義與界定。第四代紅外成像系統(tǒng)要求擁有更多的像元數(shù)，更高的幀頻，更大的探測范圍，更好的熱分辨率及多色、多波段探測能力的同時，還需滿足更低的功耗、尺寸及重量，更高的工作溫度，從而降低紅外成像系統(tǒng)的使用成本。以VISTA計劃為例，在5 ~ 10 μm的波長范圍內，探測器在150 K及f/2.3的工作條件下，實現(xiàn)低于20 mK的噪聲等效溫差（Noise Equivalent Temperature Difference，NETD），同時像元數(shù)量達到8000 × 8000，像元尺寸減小至10 μm及以下。想要完成從第三代到第四代的轉變，必須從能帶等角度實現(xiàn)對器件結構的設計、優(yōu)化材料的生長條件以獲得最佳的材料質量、選擇合適的工藝流程參數(shù)、設計合理的讀出電路，全方位地提升紅外探測器的最終性能上限。

2.1長波紅外探測器主要材料體系發(fā)展概況

隨著軍事技術對抗快速發(fā)展的需要及民用紅外設備的普及，高性能紅外探測材料是發(fā)展高性能紅外成像系統(tǒng)的關鍵。運用于紅外焦平面探測器的材料主要分為兩大類，即III-V族半導體與II-VI族半導體。在20世紀50年代，就已經合成III-V族中的銦砷（InAs）和銦銻（InSb），InSb被運用于1 ~ 5 μm的紅外波段探測，從20世紀80年代開發(fā)出第一個58 × 62像素的InSb探測器到現(xiàn)在實現(xiàn)8000 × 8000像素的焦平面探測器，InSb焦平面的像元數(shù)量增加了超過3個數(shù)量級。但受限于InSb的帶隙寬度，其工作波長不超過5 μm。由于長波紅外探測的迫切需求，研究人員意識到需要開發(fā)適用于長波探測器的材料體系。1959年，英國Lawson等人提出了基于II-VI族與IV-VI族的三元化合物開發(fā)可變帶隙半導體材料碲鎘汞（Hg1?xCdxTe，MCT），為紅外探測器的設計提供了前所未有的自由度。10年后，HgCdTe以其優(yōu)異的性能很快超越并取代了PbSnTe材料體系，并于20世紀60年代和70年代分別發(fā)展出第一代機掃線列及第二代電掃焦平面系統(tǒng)，時至今日已成為紅外焦平面成像的首選材料。

隨著低維半導體材料理論的完善及地位半導體材料生長技術的進步，提出了以鎵砷（GaAs）為基礎的GaAs/AlGaAs量子阱紅外探測器材料體系及以鎵銻（GaSb）為基礎的銻化物II類超晶格材料體系。量子阱紅外探測器基于非常成熟的III-V族半導體生長技術及標準化的GaAs半導體器件工藝，同時商業(yè)化的GaAs襯底具備大面積（6 in）、高均勻性、低成本的優(yōu)勢，非常適合用于大量生產低成本、高穩(wěn)定性、高可靠性的紅外焦平面產品，克服了HgCdTe材料體系生長困難、均勻性差、襯底尺寸小、成本高昂的缺點。目前覆蓋MWIR波段的應變層InGaAs/AlGaAs量子阱體系已進入應用階段。在較高的工作溫度下，由于量子阱紅外探測器極低的量子效率導致其無法提供能夠媲美HgCdTe探測器的性能。

由于InAs、InSb、GaAs/AlGaAs幾種紅外探測器材料在不同性能方面受到了較大的限制，近年來發(fā)展起來的銻化物II類超晶格（T2SL）材料同樣基于成熟的IIIV族半導體材料生長技術及器件工藝，避免了MCT材料生長困難及高成本，且擁有接近HgCdTe探測器的量子效率及寬譜響應等一系列優(yōu)點，成為替代HgCdTe及量子阱的紅外探測器的最優(yōu)選材料。

2.1.1 HgCdTe紅外探測器

軍事技術領域的應用一直主導著HgCdTe材料體系的發(fā)展，目前HgCdTe已成為紅外探測領域應用最廣泛的材料。HgCdTe是一種屬于閃鋅礦的偽二元合金直接帶隙半導體，由于其帶隙可調的特性，使HgCdTe逐漸發(fā)展成為紅外探測領域最重要的材料，隨著鎘（Cd）組分的增加，禁帶寬度由負值逐漸變?yōu)檎担采w從短波紅外（1 ~ 3 μm）至甚長波紅外（14 ~ 30 μm）。HgCdTe材料的光吸收系數(shù)大，量子效率最高可達到90%以上，同時器件具有較高的光響應率。HgCdTe擁有高電子遷移率和低的介電常數(shù)，可作高速響應器件。同時MCT的晶格常數(shù)隨組分變化不明顯，奠定了生長高質量HgCdTe材料的前提。

但是，MCT材料也存在非常明顯的缺陷，主要體現(xiàn)在：（1）MCT材料的化學鍵鍵能很弱，容易出現(xiàn)偏析現(xiàn)象，導致材料和器件的均勻性很差。（2）MCT材料的截止波長變化是通過改變鎘的比例控制，因此需要對鎘元素的含量精確控制，增加了材料生長難度，同時因為材料的均勻性較差，所以器件的穩(wěn)定性不能得到保證。（3）隨著HgCdTe器件截止波長的增大，器件的隧穿暗電流和產生復合暗電流呈幾何級數(shù)增加，且從材料本身并無有效的抑制手段。（4）MCT材料的外延是在碲鋅鎘（CdZnTe）襯底上進行的，但目前產品化的CdZnTe襯底最大直徑不超過90 mm，而且其成本高昂。想要提高MCT材料的外延尺寸同時降低成本，必須考慮使用Si或者GaAs等襯底替代，但是這樣會導致材料外延質量的大幅下降。上述四方面問題導致HgCdTe探測器的成品率極低，器件制備成本居高不下，無法滿足新一代紅外探測器對低成本的要求。

2.1.2量子阱紅外探測器

將兩種半導體材料薄層交替生長形成超晶格，在其界面有能帶突變，使得電子和空穴被限制在低勢能阱內，從而能量量子化形成量子阱。利用量子阱中能級電子躍遷原理可以做紅外探測器。其工作原理如圖1所示。

基于比較成熟的III-V族半導體技術、分子束外延（Molecular Beam Epitaxy，MBE）技術和金屬有機化學氣相沉積（Metal Organic Chemical Vapor Deposition，MOCVD）技術，目前GaAs/AlGaAs量子阱紅外探測器已經獲得穩(wěn)定生產并廣泛應用。目前GaAs襯底的尺寸可以達到6 in（150 mm）以上，同時成本較低，可滿足新一代紅外探測器大面陣、低成本的要求；GaAs/Al-GaAs材料化學穩(wěn)定性較高，可耐受空天裝備的高能離子輻射，適于制備空天裝備用紅外探測器。通過改變GaAs/AlGaAs中AlGaAs的組分、GaAs和AlGaAs的厚度，可以使器件的響應波長在3 ~ 30 μm變化，理論上甚至可以將截止波長增大到200 μm以上的太赫茲波段。

圖1 量子阱紅外探測器工作原理

量子阱紅外探測器的主要優(yōu)點是其材料生長基于成熟的III-V族材料生長技術及器件制備工藝能夠穩(wěn)定地提供高均勻性、低成本的大面陣焦平面芯片。由于量子阱紅外探測器可以直接利用現(xiàn)成的III-V族半導體生產線，使量子阱探測器的成本相對于HgCdTe探測器更具優(yōu)勢。量子阱紅外探測器屬于光電導型器件，但其高阻抗、高響應速率與低功耗均很好地滿足紅外焦平面的需要。但是量子阱探測器吸收的入射輻射中只有垂直于超晶格生長面的極化矢量起作用，光子利用率低；量子阱中基態(tài)電子濃度受摻雜限制，量子效率不高；響應光譜區(qū)窄；低溫要求苛刻。另外，由于躍遷矩陣元的選擇定則，只有平行于表面的入射光才能被量子阱吸收，因此需要在量子阱紅外探測器的像元上制備可以提高光吸收的精細光柵結構，這不僅增加了工藝上的難度同時也不能將量子效率恢復到接近HgCdTe探測器的水平。

在相同的積分時間和光學系統(tǒng)條件下，量子阱紅外探測器性能弱于HgCdTe探測器。為了提高其性能，量子阱紅外探測器需要將積分時間延長至HgCdTe探測器積的10 ~ 100倍，即5 ~ 20 ms，極大地犧牲了響應速率，所以量子阱長波紅外探測器只能滿足低幀頻的應用要求。

目前以18 μm像元尺寸工藝制備的1000 × 1000量子阱MWIR/LWIR雙色探測器實現(xiàn)了良好的成像效果。在95 K，f/2.5的條件下，中波量子阱探測器實現(xiàn)了17 mK的噪聲等效溫差，相應的長波探測器在70 K的工作溫度下具有13 mK的噪聲等效溫差。得益于量子阱極高的材料質量，目前世界上疊層數(shù)最多的探測器就是使用量子阱材料實現(xiàn)的四色探測，其陣列規(guī)模為640 × 512，獲得了較好的成像效果。國內也研制出了性能較好的320 × 256像元量子阱長波焦平面探測器，成像效果良好。

2.2銻化物II類超晶格紅外探測器的特點

自從20世紀70年代提出銻化物II類超晶格的理論以來，基于InAs/Ga(In)Sb II類超晶格的紅外探測器受到了極大的關注。通過InAs層與GaSb層的重復交替排列形成一維周期性結構的超晶格。類似于周期性排列的晶格，超晶格周期性的長短變化使超晶格表現(xiàn)出從半金屬到窄帶隙半導體的特性。InAs/GaSb超晶格的特點是InAs與GaSb之間形成如圖2所示的二型離隙型能帶結構，電子與空穴被分別限制在InAs與Ga(In)Sb層中，相鄰InAs層中電子波函數(shù)的交疊導致在導帶中形成電子微帶，同樣地，相鄰Ga(In)Sb層中空穴波函數(shù)的交疊導致在價帶中形成空穴微帶。通過電子吸收光子在最高空穴微帶（重空穴帶）與最低電子微帶（第一電子微帶）之間的躍遷來實現(xiàn)對紅外輻射信號的探測。通過調節(jié)InAs層和Ga(In)Sb層的厚度以及超晶格的周期厚度，可以實現(xiàn)截止波長在3 ~ 30 μm連續(xù)變化，同時在甚長波波段，不會出現(xiàn)類似于HgCdTe的材料外延困難，因此超晶格材料非常適合新一代探測器對多色的要求。InAs/GaSb超晶格材料體系在紅外探測方面的主要優(yōu)勢在于：InAs/GaSb超晶格均有獨特的能帶結構，通過調節(jié)InAs層與GaSb層的厚度，可以靈活實現(xiàn)不同超晶格結構對波長3 ~ 30 μm的紅外輻射進行探測。由于電子與空穴分別位于InAs層與GaSb層中，可以通過分別調節(jié)InAs層與GaSb層對電子微帶與空穴微帶進行單獨調控，有利于超晶格結構設計，可以最大程度地優(yōu)化能帶偏調量。理論研究發(fā)現(xiàn)，因為II類超晶格中的電子有效質量決定于兩個InAs層之間電子波函數(shù)的交疊程度，而不像體材料那樣電子有效質量同時受價帶與導帶的影響，所以InAs/GaSb超晶格的電子有效質量基本不隨響應截止波長的變化而變化。根據(jù)經驗緊束縛模型計算的InAs/GaSb超晶格具有≥0.03 me的有效質量，高于HgCdTe材料0.01 me - 0.005 me的電子有效質量。因此InAs/GaSb超晶格紅外探測器相比HgCdTe紅外探測器具有更低的隧穿電流，尤其對于長波探測，InAs/GaSb超晶格在抑制隧穿電流方面更有優(yōu)勢。

圖2 InAs/Ga(In)Sb超晶格形成的離隙型能帶排列

（1）從能帶排列上看，InAs/GaSb超晶格的電子與空穴雖然分別處于InAs/GaSb層中，但超晶格的有效帶隙取決于電子與空穴形成的微帶，類似于通常半導體的帶隙由導帶與價帶決定。InAs/GaSb超晶格微帶的導帶最低點與價帶最高點處于k空間的同一位置，所以實際上InAs/GaSb II類超晶格是直接帶隙結構，直接帶隙能帶結構有較高的電子躍遷概率，保證了較高的光吸收系數(shù)，有利于材料對光子的吸收。不同于量子阱（Quantum Well，QW）和量子點（Quantum Dot，QD）只吸收特定入射方向的光子，由于InAs/GaSb超晶格電子波函數(shù)的離域化，可以吸收不同入射方向的光子，所以II類超晶格探測器不需要類似量子阱紅外探測器精密復雜的光柵結構就能達到遠高于量子阱體系的量子效率，接近HgCdTe材料體系紅外探測器的量子效率，在長波波段超晶格的吸收系數(shù)到達甚至超過HgCdTe材料，使其在長波及甚長波紅外波段的探測性能較HgCdTe材料體系有較大的優(yōu)勢。量子阱紅外探測器的響應譜屬于窄譜響應，而InAs/GaSb超晶格則屬于寬譜響應，只要光子能量大于超晶格有效帶隙就能被吸收。

（2）InAs/GaSb超晶格中的InAs與GaSb的晶格常數(shù)接近6.1? (InAs=6.0583 ?， GaSb=6.0954 ?)，所以InAs和GaSb連同AlSb均屬于6.1 ?材料家族，InAs與GaSb的晶格常數(shù)失配小于1%，有較高的臨界厚度，為InAs/GaSb超晶格的設計提供了很高的靈活性。由于InAs與GaSb的晶格常數(shù)存在差異，所以InAs/GaSb超晶格又屬于應變超晶格，GaSb層相對于InAs層受到壓應變，導致輕重空穴帶分離，因此降低了俄歇復合概率，從而降低了器件的產生復合暗電流。因此，理論上InAs/GaSb超晶格是獲得高溫（>110 K）紅外探測器的理想材料。

（3）銻化物超晶格基于成熟的III-V族化合物半導體生長技術及器件工藝，通過先進的分子束外延生長技術，可以實現(xiàn)原子層級的精度控制。同時III-V族化合物以共價鍵結合為主，其穩(wěn)定性超過以離子健結合的HgCdTe材料，避免了組分的偏析。在晶格匹配的GaSb襯底上，能夠外延生長得到大面積、高均勻性的InAs/GaSb紅外探測器，避免了HgCdTe因為襯底尺寸、均勻性、成本等問題帶來的生產問題。與目前器件工藝兼容性好、成熟度高， 預計規(guī)模化生產后器件成本將遠低于HgCdTe材料，同時具備了比肩甚至超越HgCdTe探測器的性能和III-V族半導體量產的優(yōu)勢，成為新一代紅外探測器中取代HgCdTe體系的最佳選擇。

綜上，InAs/GaSb II類超晶格相比HgCdTe和量子阱材料具有相近的量子效率、高響應率、高電子有效質量、低俄歇復合概率等優(yōu)點，更重要的是材料外延及器件工藝成熟穩(wěn)定，尤其對于長波及以上波段的紅外探測器來說更突出。

3銻化物II類超晶格長波紅外探測器的發(fā)展與現(xiàn)狀

從20世紀70年代開始研究人員用了近20年的時間對銻化物超晶格的理論和材料生長進行了研究，并獲得了突破性進展。國際上研究銻化物II類超晶格的主要機構有：德國應用固體物理研究所（Institute fürAngewandte Festk?rperphysik，IAF）、美國西北大學量子器件中心（Center for Quantum Devices，CQD）、新墨西哥大學高技術材料研究中心（Center for High Technology Materials）、空軍實驗室（AirForce Research Laboratory）、海軍實驗室（Naval ResearchLaboratory，NRL）、噴氣推進實驗室（JetPropulsion Laboratory）等。上述機構對InAs/GaSb超晶格的理論設計、材料生長、器件物理及焦平面工藝方面進行了詳細研究并取得了大量成果。開發(fā)了包括PIN、W結構、PπMN結構、BIRD、CBIRD結構以及單極勢壘型等多種器件結構的單元及焦平面探測器，主要體現(xiàn)在探測器制備規(guī)模的發(fā)展、器件暗電流和阻抗的改善、探測率和器件工作溫度提高等方面。

3.1 PIN型超晶格長波探測器

PIN結構是最基本的光伏型探測器結構，屬于同質結構（Homo-Structure）。美國西北大學量子器件中心采用13 ML InAs/7ML GaSb結構的超晶格外延PIN結構的長波器件。器件的50%截止波長為11 μm，對不同吸收層厚度對響應率及量子效率的影響進行了研究，擬合出量子效率隨吸收層厚度的變化關系。6 μm吸收層能實現(xiàn)54%的量子效率，如圖3所示，證明InAs/GaSb超晶格擁有僅次于相同截止波長的HgCdTe探測器的量子效率。R0A（零偏壓時電阻值和器件面積的乘積）為102 Ω cm2，探測率達到2.2 × 1011cm Hz1/2 W?1。雖然PIN型探測器結構簡單、生長簡便，但由于器件暗電流較大、阻抗較小，難以進一步提升器件的工作溫度及性能。因此需要發(fā)展更合適的器件結構來替代PIN結構。

3.2“W”型超晶格長波探測器

為了進一步提升II類超晶格的響應率及量子效率，海軍實驗室（NRL）的Aifer等人提出一種能帶排列類似字母“W”的超晶格結構，其能帶排列為AlGaSb/InAs/GaInSb/InAs，因形似字母“W”所以被稱之為“W”結構，這種結構之前被用于量子阱激光器。其中用AlGaSb替代GaSb作電子勢壘降低電子的離域化，通過AlGaSb對電子波函數(shù)交疊的限制來增加超晶格中電子的有效質量。同時，在每層InAs層中插入GaInSb勢壘層，以增加超晶格中電子波函數(shù)與空穴波函數(shù)的交疊，起到增加光吸收的作用。

圖3 吸收層厚度1 ~ 6 μm的器件在77 K條件下測試的響應率、量子效率和探測率

從結果看，對于分別采用普通PIN結構和該“W”結構的探測器，當吸收層厚度均為1 μm時，“W”結構的量子效率相比普通結構增加了55%，當吸收層為4 μm時，量子效率相比普通結構增加了35%。“W”結構對增加器件的量子效率有一定的效果，但這種結構由于每層之間都需要人為控制形成界面，生長程序復雜，界面控制難度大，而且“W”結構的截止波長存在明顯的漂移，對波長的控制較為困難。由于InAs/GaSb超晶格生長過程中需要對界面進行控制，對于“W”結構而言，在InAs層中插入的GaInSb導致每個周期超晶格中的界面數(shù)量翻倍，無形中增加了超晶格的生長難度。

3.3“M”型勢壘超晶格長波探測器

在超晶格紅外探測器中，主要的暗電流機制有受溫度和摻雜影響的擴散電流（Diffusion Current，Jdiff）；受耗盡層寬度、帶隙寬度及復合中心濃度影響的產生復合電流（Generation-Recombination Current，Jgr）；受器件帶隙寬度、陷阱能級、工作偏壓影響的陷阱輔助隧穿電流（Trap Assisted Tunneling Current，Jtat）以及受器件帶隙和工作偏壓影響的帶間隧穿電流（Band to Band Tunneling Current，Jbtb）。尋找適當?shù)膭輭窘Y構可以有效降低Jgr及Jtat.在PπMN器件結構中，最關鍵的是作為勢壘層的“M”型結構超晶格。“M”型超晶格的能帶結構如圖4所示，通過在GaSb層中間插入AlSb層就形成了類似大寫字母“M”的能帶結構。AlSb相比GaSb有更高的導帶帶階，AlSb的價帶帶邊又稍高于InAs的價帶帶邊，帶階可以限制導帶的電子和價帶的空穴，起到抑制暗電流和提升阻抗的作用。AlSb層的插入還能增加超晶格的有效帶隙。此外，“M”結構超晶格還能進一步消除俄歇復合，同時M結構超晶格生長程序較簡便。半經驗緊束縛法或sp3s*軌道雜化法能夠求解“M”型超晶格的微帶。適當摻雜吸收層使其轉變?yōu)棣行停ㄈ鮌型）可以減少少數(shù)載流子在反偏電壓下的漂移電流。

圖4 “M”型超晶格的能帶結構

美國西北大學量子器件中心對“M”型超晶格中的AlSb層的厚度及AlSb層在GaSb層中位置的變化對器件性能的影響進行了詳細的研究，發(fā)現(xiàn)當InAs層厚和GaSb層厚不變時，隨著AlSb層厚度增加，第一價帶向下移動，而第二價帶由于兩個阱之間的相互作用較弱而向上移動。當AlSb處于一特定厚度時，第一價帶與第二價帶重合，形成價帶雙重簡并，增加了電子從價帶向導帶躍遷的概率，提高超晶格的光吸收能力。其次，當AlSb層位于GaSb層的非對稱位置時，AlSb層越靠近InAs層，InAs層中電子波函數(shù)受到的調制越強，并且AlSb層位置變化對空穴能級的影響大于阱寬對能級的影響。以12 ML InAs/7 MLGaSb的超晶格作P型接觸層和π型吸收層，18 MLInAs/3 ML GaSb/5 ML AlSb/3 ML GaSb的超晶格作M層和N型接觸層形成PπMN結構的長波器件。其中P區(qū)、π區(qū)和N區(qū)的厚度分別為0.5，2和0.5 μm。M區(qū)厚度為0.5 μm時有200 Ωcm2，相比沒有“M”型勢壘的器件，阻抗增加一個數(shù)量級。在50 mV的偏壓下，RAmax（電阻值和器件面積乘積的最大值）達到2000 Ω cm2，當施加偏壓超過200 mV時，M區(qū)厚度超過0.3 μm的器件，暗電流下降一個數(shù)量級。在采用M結構設計的器件中，隧穿電流在低偏壓下得到明顯抑制。R0Amax（零偏壓下電阻值和器件面積乘積的最大值）與R0Aave（零偏壓下電阻值和器件面積乘積的平均值）之間的差異也隨著M結構厚度的增加而增加。材料外延質量的提高并未完全等價于器件性能的提升，器件結構的設計對器件性能的影響更為重要，PπMN結構的器件在阻抗及暗電流方面比相同截止波長的PIN結構器件有明顯改善。

在80 K工作溫度下，320 × 256像素的PπMN結構長波焦平面實現(xiàn)了89%的平均量子效率，23 mK的噪聲等效溫差，低于3%的盲元率及良好的成像效果。2010年，美國西北大學量子器件中心在此基礎上，開發(fā)了PπMN結構的1024 × 1024像素的焦平面（Focal Plane Array，F(xiàn)PA），其中P型接觸區(qū)超晶格結構為7 ML InAs/11 ML GaSb，厚度0.5 μm；π型吸收區(qū)結構同樣為13ML InAs/7 ML GaSb，厚度4 μm；“M”型勢壘區(qū)結構為18 ML InAs/3 ML GaSb/5 ML AlSb/3 ML GaSb，厚度0.5μm；采用氧化硅硬掩模及ICP干法刻蝕的工藝形成臺面，臺面尺寸18μm，通過PECVD蒸覆氧化硅形成物理鈍化層。采用銦柱倒裝焊將FPA與讀出電路（Read Out Circuit，ROIC）連接。工作溫度81 K，偏壓25 mV下平均量子效率達到75%，截止波長11 μm，暗電流密度3.3× 10?4 A cm?2，阻抗224 Ω cm2，NEDT為23.6 mK。68 K的溫度下NEDT為22.5 mK，如圖5所示，F(xiàn)PA成像效果良好。

3.4 CBIRD結構超晶格長波探測器

加州理工噴氣推進實驗室推出了CBIRD（Complementary Barrier Infrared Detector）結構的長波探測器，其能帶結構如圖6所示。結構中同時引入了電子勢壘層和空穴勢壘層，通過電子勢壘層承擔主要分偏壓，盡可能地減小吸收層的電壓降，同時降低產生復合暗電流，頂層的空穴勢壘用來阻擋空穴向P區(qū)擴散，在介電弛豫的作用下，使過剩空穴重新分布后與N區(qū)注入的電子復合。器件在77 K，200 mV的偏壓下峰值量子效率在8.2 μm處達到40%，吸收層厚4μm，50%截止波長9.9 μm，器件暗電流低于1 × 10?5 A cm?2，零偏阻抗達到1.4× 104 Ω cm2。87與101 K時探測器的背景限探測率分別為1.1×1011和2.6×1010 cm Hz1/2 W?1。一年后，基于該結構的長波焦平面制備成功，像元數(shù)量1024×1024，尺寸17.5 μm，截止波長11.5 μm，平均量子效率21%，盲元率低于4%，80 K時焦平面NEDT為53 mK。

圖5 PπMN結構的1024 × 1024長波焦平面成像效果圖。(a)工作溫度為81 K；(b)工作溫度為68 K。

2013年，該課題組開發(fā)了一種在吸收層與底接觸層之間具有雙破隙型p-n結的改良型CBIRD長波器件，旨在降低材料的生長難度。通過器件結構仿真發(fā)現(xiàn)，改良型CBIRD器件與原有結構相比，具有較低的導通偏壓。同時少數(shù)載流子的抽取效應有助于降低擴散限制CBIRD器件的暗電流。基于改良型CBIRD結構開發(fā)了320 × 256像素的焦平面探測器，截止波長9 μm，在78及65 K的工作溫度下，器件噪聲等效溫差分別為18.6及12 mK。

3.5其他結構InAs/GaSb超晶格長波探測器

Sundaram和Bundas基于InAs/AlSb超晶格作為勢壘層的長波FPA探測器。液氮溫度下，截止波長9.5 μm，平均量子效率50%，NEDT為30 mK，像元數(shù)量和尺寸分別為1024 × 1024和18 μm。

圖6 CBIRD器件的能帶結構

以色列研制了基于InAs/AlSb勢壘層及InAs/GaSb的吸收層的異質結PBπP長波紅外焦平面探測器，像元數(shù)量640 × 512，像元尺寸15 μm，平均量子效率>50%，噪聲等效溫差15 mK。該結構的焦平面在性能上已經非常接近HgCdTe長波焦平面探測器。

上述幾種II類超晶格長波紅外焦平面探測器的性能參數(shù)如表1所示。

表1 各種II類超晶格長波紅外焦平面探測器的性能參數(shù)

3.6 InAs/InAsSb超晶格長波探測器

在過去的10年中， 基于各種結構的兆像素長波紅外焦平面逐漸問世，在大約80 K的工作溫度下，噪聲等效溫差都保持在20 mK左右。在不超過80 K的工作溫度下，長波InAs/GaSb超晶格焦面在性能上逐漸靠近目前的HgCdTe焦平面性能。尤其是采用PπMN及CBIRD結構的長波焦平面。然而，II類超晶格仍然沒有達到其理論性能的極限。之前提到過，InAs/GaSb超晶格的俄歇復合概率遠低于HgCdTe，所以其暗電流應比HgCdTe探測器低，但在實際的InAs/GaSb超晶格器件中并未體現(xiàn)出來，主要原因是在InAs/GaSb超晶格材料中少數(shù)載流子壽命極低，典型的InAs/GaSb少子壽命低于100 ns，即使通過優(yōu)化InAs/GaSb超晶格界面，在InAs與GaSb之間引入InSb界面，InAs/GaSb超晶格中的少子壽命最多能到156 ns，仍遠低于HgCdTe中μs級甚至ms級的少子壽命。導致InAs/GaSb存在嚴重的Schockley-Read-Hall（SRH）復合現(xiàn)象。根據(jù)SRH機制的統(tǒng)計理論，當陷阱中心的能級越接近禁帶中央時，SRH復合概率越大。耗盡層形成的缺陷能級主要取決于費米能級的位置，在GaSb體材料中，穩(wěn)定的費米能級處于靠近價帶或禁帶中央的位置，而在InAs體材料中，穩(wěn)定的費米能級處于導帶底之上。因此位于GaSb禁帶中央附近的缺陷能級成為載流子復合通道，極大地增加了GaSb中的少子復合概率，而InAs中的缺陷能級則不會對SRH復合產生貢獻。這就表明InAs中的少子壽命高于GaSb中的少子壽命。可以假定，與GaSb有關的本征缺陷是導致InAs/GaSb超晶格中受SRH機制限制的低少子壽命的主要原因。由于Ga本身的原因，在InAs/GaSb超晶格中引入了大量的復合中心，從而引入了由SRH復合機制主導的產生復合暗電流，極大地降低了少子壽命。因此提出了不含Ga的InAs/InAsSb超晶格，旨在規(guī)避由禁帶中央缺陷能級產生的復合中心引起的產生復合暗電流，并將少子壽命提高到接近HgCdTe材料的水平。

在InAs/InAsSb超晶格材料體系中，少子壽命隨著InAsSb層中Sb含量的增加及InAsSb層厚度的減小而增加。與InAs/GaSb超晶格一樣，電子阱與空穴阱分別是InAs層及InAsSb層，所以InAs/InAsSb超晶格中電子與空穴的復合概率急劇降低。分子束外延生長的InAs/InAsSb超晶格已經能達到接近400 ns的少子壽命，相比InAs/GaSb超晶格有較大提高。

2012年，亞利桑那大學以InAs/InAs0.62Sb0.38超晶格作為吸收層及接觸層，以InAs/Al0.8Ga0.2As0.03Sb0.97作勢壘層，實現(xiàn)了nBn結構的長波紅外單元器件。nBn結構可以有效地降低器件中的產生復合電流，電子擴散電流，同時勢壘層還能抑制側壁漏電流。在77 K，12 μm，?0.3 V的偏壓下，器件峰值響應率0.24 A W?1，量子效率2.5%，0.3 V時阻抗為330 Ω cm2，由于極低的量子效率，器件在12 μm處達到的峰值探測率僅為1 × 108 cm Hz1/2W?1。

2014年，西北大學量子器件中心開發(fā)了nBn結構的InAs/InAsSb超晶格長波探測器，其中N型接觸層及吸收層的超晶格結構為28 ML InAs/7 ML InAs0.45Sb0.55。增加InAsSb層中較高的Sb的含量能實現(xiàn)材料的響應波長，避免因增加InAs層提高響應波長帶來的量子效率下降的問題，該結構吸收層的峰值PL在9.7 μm處。在InAs層中插入寬帶隙的AlAs層形成勢壘層，其結構為6 ML InAs/2 ML AlAs/6 MLInAs/7 ML InAs0.45Sb0.55，避免了采用InAs/AlGaAsSb超晶格在能帶匹配及組分控制困難上的問題，同時勢壘層結構中的InAsSb層與吸收層結構中的InAsSb層保持厚度組分可以最大程度地減小勢壘區(qū)與吸收區(qū)之間的價帶帶階，由于AlAs層與InAs的晶格失配很大，AlAs層的厚度要限制在臨界厚度以內。77 K時，單元器件50%截止波長為9.7μm，6 μm厚的吸收層在90 mV偏壓下在7.9 μm的峰值響應率和峰值量子效率分別為3.47 A W?1和54%。在同樣的偏壓下，器件暗電流為4.4 × 10?4 A cm?2，動態(tài)阻抗為119 Ω cm2。峰值探測率達2.8 × 1011cm Hz1/2 W?1，10 μm處的探測率為5 × 1010 cm Hz1/2 W?1，110 K時成為背景限制探測器（Background-Limited InfraredPhotodetection，BLIP）。由于AlAs與InAs之間存在較大的失配，導致AlAs層的厚度被嚴格限制，限制了勢壘層的設計靈活性。用AlAs0.5Sb0.5代替AlAs層，提高勢壘層設計的靈活性。在該器件中，吸收層結構仍為28 ML InAs/7 ML InAs0.45Sb0.55，勢壘層結構變?yōu)? ML InAs/3 MLAlAs0.5Sb0.5/4 ML InAs/3 ML AlAs0.5Sb0.5/4ML InAs/9 ML InAs0.5Sb0.5，峰值響應偏壓為80mV， 77 K時，電流密度和阻抗分別為8 × 10?5A cm?2和664 Ω cm2。當溫度低于100 K時，漏電流受產生復合電流和擴散電流同時支配，當溫度高于100 K時，暗電流的主要機制轉變?yōu)閿U散電流。77 K， 80 mV偏壓下，7.5 μm的峰值探測率為4.7×1011 cm Hz1/2 W?1，成為背景限制探測器時的溫度高于110 K。

在上述器件中， 產生復合電流在較低溫度下仍然是主要的漏電機制，為了進一步遏制產生復合電流，采用了雙勢壘層的設計，其能帶結構如圖7所示，一層是AlAsSb/GaSb超晶格，另一層是InAs/InAsSb中波超晶格，雙勢壘層可以讓更多的偏壓降落在寬帶隙區(qū)域，減少耗盡區(qū)在吸收層的寬度，降低產生負荷電流。頂層用P型GaSb替代原來的N型InAs/InAsSb超晶格接觸層，形成CpDBn結構的器件。采用雙階梯臺面，減小吸收區(qū)與勢壘區(qū)的結面積，抑制產生復合電流。暗電流密度相比之前減小2.5倍，峰值探測率突破1012 cm Hz1/2 W?1，達到1.2×1012 cm Hz1/2 W?1。針對InAs/GaSb超晶格中復合中心的問題，Krishnamurthy和Yu采用第一性原理與經驗型緊束縛結合對InAs/GaSb超晶格組分與超晶格中缺陷能級的關系進行了詳細的研究，經過計算發(fā)現(xiàn)在某些特定的超晶格組分、超晶格的帶隙中由缺陷導致的復合中心消失。例如，組分為17 ML InAs/8 ML GaSb截止波長在11.6 μm的長波超晶格及20 MLInAs/9 ML GaSb截止波長在17.5 μm的甚長波超晶格的有效帶隙中均沒有致命的缺陷能級，說明這兩種結構的超晶格具有較長的少子壽命。

雖然InAs/InAsSb超晶格與InAs/GaSb超晶格相比有較長的少子壽命、較低的產生復合電流，但是與InAs/GaSb超晶格相比，InAs/InAsSb超晶格的吸收系數(shù)較低，導致InAs/InAsSb器件的量子效率偏低，最終導致InAs/InAsSb超晶格長波器件在性能上弱于InAs/GaSb超晶格的長波器件。這也可能是目前沒有出現(xiàn)關于InAs/InAsSb超晶格長波焦平面報道的原因。在InAs/InAsSb超晶格中由于Sb在InAs和InAsSb界面的存在擴散及偏析現(xiàn)象，導致InAs/InAsSb超晶格的吸收帶邊發(fā)生變化，InAsSb層中的Sb組分對溫度及束流波動或者溫度及束流的不均勻性較為敏感，較難滿足焦平面對材料均勻性要求較高的需求。

圖7 CpDBn結構的能帶示意圖

通過采用上述不同器件結構及超晶格組分來抑制Jdiff、Jgr、Jtat和Jbtb這類體內主要漏電機制。在紅外探測器中，除體內漏電外還有表面漏電流，表面漏電主要來自于器件臺面的側壁漏電通道。臺面刻蝕在側壁留下了大量的懸掛鍵，這些懸掛鍵形成了側壁漏電通道。采用表面硫化+蒸鍍二氧化硅鈍化層或者直接使用SU-8膠覆蓋的方式來填充臺面?zhèn)缺诘膽覓戽I，阻斷表面漏電溝道。在側壁蒸鍍柵電極，并在柵電極施加一個負電勢，使臺面?zhèn)缺诜葱停纬呻娮幼钃鯇幼钄啾砻媛╇姟?/p>

3.7 II類超晶格長波雙色及多色焦器件

雖然單一的長波紅外探測已經具有廣泛的應用，但在單色成像中，圖像的對比度僅僅是積分強度的差異。視場中的各物體可能具有不同的溫度或具有不同的發(fā)射光譜，但是在發(fā)射相同積分強度的物體之間界限并不明顯。在單一長波探測通道的基礎上增加一個額外探測通道，形成雙通道或者多通道探測。雙色或多色探測通過兩個或兩個以上不同的光譜窗口來增強對比度，同時可以區(qū)分具有不同發(fā)射譜的任何兩個物體。通過比較相對信號響應，雙色探測器能夠自校準并提供更高的靈敏度。雙色和多色成像的另一個優(yōu)點是它能夠在對比度過高的場景中顯示出細節(jié)豐富的特征。兩個黑體輻照度之間的對比度基本決定于波長，因此成像質量很大程度上取決于探測器收集信號的光譜范圍。

2011年，美國西北大學量子器件中心基于單色的PπMN長波器件開發(fā)了背靠背結構的長波雙色探測器，并在此基礎上開發(fā)了焦平面探測器。該長波雙色器件的藍色通道與紅色通道均為PπMN結構，其中藍色通道的吸收層超晶格結構為11 ML InAs/7 ML GaSb，截止波長9.5 μm，紅色通道吸收層的超晶格結構為13 MLInAs/7 ML GaSb，截止波長13 μm。吸收層均為2 μm，零偏下，藍色通道在4–8 μm有接近40%的量子效率，200 mV時，紅色通道在4–12 μm達到30%以上的量子效率。藍色通道與紅色通道在0與150 mV下的峰值探測率分別為5×1011和1×1011 cm Hz1/2 W?1。焦平面像素320 × 256，81 K時，藍色通道和紅色通道的NEDT分別為19.5和20.8 mK。“M”型勢壘結構降低了器件暗電流，提高了阻抗，為提高成像信噪比奠定了良好的基礎。

在器件材料、結構及制備條件不變的情況下，開發(fā)了更高像素的長波雙色焦平面，像素640×512，像元尺寸30 μm，81K時，藍色與紅色通道的積分時間分別為0.51和0.20 ms，等效噪聲溫差分別為15和20 mK。該結構的焦平面使實現(xiàn)高靈敏度的多光譜成像成為可能，即使在甚長波波段也很有可能實現(xiàn)相似的焦平面成像效果。

Huang等人于2012年開發(fā)了n-p-p-n“背靠背”結構的中長波雙色焦平面探測器，其中中波吸收區(qū)結構7.5 ML InAs/10 ML GaSb，長波吸收區(qū)為13 MLInAs/7 MLGaSb， 長波通道及中波通道均帶有“M”型勢壘結構。通過偏壓選型的連續(xù)工作模式分別實現(xiàn)對中波和長波信號的探測。中波和長波的截止波長分別為5和12 μm，飽和響應偏壓分別為0和200 mV。零偏下中波在2.5–5 μm的探測率保持在1012以上，長波在5–11 μm探測率在1011以上。焦面像素320×256，像元尺寸30 μm，77 K時，中波與長波的NEDT分別為10和30 mK，如圖8所示，紅藍通道均成像良好。不同波段之間的信號串擾是雙色或多色探測器通常需要表征的指標，該器件的串擾較低，僅17%，表明中波通道對5 μm波長以下的紅外輻射吸收較為徹底。

美國西北大學量子器件中心開發(fā)了基于InAs/In-AsSb/AlSb超晶格的中長波雙色單元探測器，其中長波通道吸收層的超晶格結構為28 ML InAs/7 ML InAs0.48Sb0.52， 中波通道吸收區(qū)的超晶格結構為6 ML InAs/2 ML AlAs/6 ML InAs/7 ML InAs0.48Sb0.52，在兩個吸收層之間是結構為4 ML InAs/2 ML AlAs/4 ML InAs/7 ML InAs0.48Sb0.52的勢壘層，用來防止兩個波段之間的串擾，下接觸層為N型，形成nBn結構的中長波雙色探測器。中波吸收層與長波吸收層的厚度均為2 μm，中波通道和長波通道的響應飽和偏壓分別為100和150 mV，50%截止波長分別為5.1和9 μm，在4和7 μm處的峰值量子效率分別為45%和40%，對應偏壓下的器件阻抗分別達到106和75 Ω cm2。該器件中波及長波的峰值探測率分別為8.2×1012和1.6×1011 cmHz1/2 W?1，但是該nBn中長雙色器件的的串擾較明顯，選擇比較低。

此外，其他機構也報道了對銻化物超晶格長長波雙色及中長波雙色探測器的研究成果。

圖8 不同偏壓下的導帶排列示意圖

三色及以上的多色探測是第四代焦平面的發(fā)展目標，新墨西哥大學2011年研制了短波/中波/長波三色探測器，其中短波和中波組成nBn結構，長波為單獨的NBπP結構。在中波和短波兩端有N型接觸層，通過施加偏壓選型來控制中波和短波響應，在長波底部是P型接觸層，頂部與中波通通道共用N型接觸層，在長波通道的頂部和底部分別施加正偏和反偏，實現(xiàn)長波通道的響應。通過三個電極來提取短波、中波及長波波段的響應信號。中波與短波吸收層的超晶格結構分別為5 ML InAs/10 ML GaSb和8 ML InAs/8 ML GaSb，短波和中波之間的勢壘層為100 nm的Al0.2Ga0.8Sb體材料， 長波通道中N型接觸層: 16 ML InAs/7 ML GaSb，勢壘層: 16 ML InAs/4 ML AlSb，吸收層: 14 ML InAs/7 MLGaSb及P型接觸層: 5 ML InAs/10 MLGaSb。中波與短波的飽和偏壓分別為0.5和0.6 mV，截止波長分別在4.7和3 μm，短波、中波和長波在2.5，4和8.9 μm處的量子效率分別為14.9%，12.7%和10.7%。飽和偏壓下的中波和短波通道暗電流密度分別是3 × 10?5和2 × 10?6 A cm?2。長波通道在10 mV的偏壓下達到飽和響應，截止波長10 μm，暗電流密度1.8×10?4 A cm?2。77 K時，短波、中波和長波的峰值探測率分別為1.4×1010，1.8×1010和1.5×109 cm Hz1/2 W?1。該器件在世界上首次實現(xiàn)II類超晶格的三色探測器，但該器件的長波與短波之間串擾較明顯，需要繼續(xù)改進器件結構。

2016年，美國西北大學量子器件中心開發(fā)了兩電極偏壓選型的II類超晶格三色器件，整個器件的能帶設計類似于PNP結構，如圖8所示，當施加正偏時，中波和長波通道導通并輸出信號；當施加反偏時，短波通道導通。由于該器件的中波與長波通道均在正偏時導通，通過控制正偏的大小來實現(xiàn)中波和長波的分別響應。在77 K下，短波、中波與長波的飽和偏壓分別為?2，1和4.5 V，短、中、長波的峰值響應率分別為0.54 A W?1 (1.7 μm)， 0.8 A W?1(4 μm)，1 A W?1(7.2 μm)，對應的暗電流密度分別為1.9×10?9，2.1×10?4，7.6×10?3 A cm?2。在77 K和飽和響應偏壓的條件下，短波、中波和長波的峰值探測率分別為3×1013，1.0×1011和2.0×1010 cm Hz1/2 W?1。雖然該結構三色探測器的中波與長波通道串擾較大，但通過巧妙的能帶設計已經能夠實現(xiàn)兩電極對三個波段的偏壓選型控制，極大地降低了器件工藝難度，有利于多色焦平面的制造。

4國內銻化物超晶格探測器的發(fā)展概況

相比國外銻化物超晶格材料器件的研究，國內研究起步較晚，特別是面對西方國家在紅外技術方面的封鎖，我國自身半導體紅外技術產業(yè)發(fā)展不成熟，在很多產業(yè)鏈的關鍵環(huán)節(jié)、關鍵設備上依然要依賴進口。盡管如此，從2007年開始中國科學院半導體研究所率先在國內開始超晶格探測器的研究，隨后國內多個研究機構也逐漸開展銻化物材料的研究工作，主要包括：中國科學院上海技術物理研究所、中國空空導彈研究院、昆明物理研究所、哈爾濱工業(yè)大學、長春理工大學等. 受限制于國內銻化物材料研究基礎薄弱，國內研究機構的研究內容涉及GaSb基片材料、InAs/GaSb超晶格材料及探測器、銻化物量子阱材料及激光器、銻化物高遷移率電子學材料及InAs/AlSb溝道高電子遷移率（High Electron MobilityTransistor，HEMT）器件等多個方面. 特別是中國科學院上海技術物理研究所和半導體研究所近年來相繼在銻化物InAs/GaSb超晶格探測器與焦平面器件的研究工作中取得階段性成果。如2007年中國科學院半導體研究所報道了GaAs基InAs/GaSb超晶格材料和光導探測器，2010和2011年先后實現(xiàn)了5和9 μm波段光伏探測器等。2013年半導體研究所和上海技術物理研究所相繼制備完成128×128像元焦平面探測器和長波單元探測器。

2015年，半導體研究所制備了基于PπMN結構的長波焦平面探測器，器件結構和對應的能帶圖如圖9所示，采用干法刻蝕工藝形成臺面，硫化和濺射二氧化硅形成側壁鈍化。焦平面像素320×256，像元尺寸30 μm。響應飽和偏壓50 mV，77 K時器件的峰值量子效率為35%，零偏壓時的阻抗為224 Ω cm2，最終的探測率為4.2×1010 cm Hz1/2 W?1. 焦面噪聲等效溫差為40.7 mK時的成像效果如圖10所示。

2016年，進一步研制出基于PπMN背靠背結構、320×256像素的中長波雙色焦平面探測器，中波和長波通道的飽和偏壓分別為0和?170 mV，77 K時，中波和長波通道的截止波長分別為4.5和10 μm，峰值量子效率分別為53%(3.2 μm)和40% (9.1 μm)。中波和長波通道在飽和偏壓下的阻抗分別為7×104和14 Ω cm2， 峰值探測率分別為2.2×1012和2.3×1010 cmHz1/2 W?1。77 K時焦面中波和長波通道的等效溫差分別為18和36 mK。該中長波雙色焦平面的成像效果圖如圖11所示，其中圖11(a)為中波通道成像，圖11(b)為長波通道成像，可見成像清晰。

基于PπMN結構的320×256及640×512像素的InAs/GaSb超晶格甚長波紅外焦平面紅外探測器也相繼研制成功，像元尺寸分別為30和15 μm，等效噪聲溫差由54 mK提升到32 mK，其中640×512焦平面實際成像效果如圖12所示。

圖9 器件結構和對應的能帶示意圖

圖10 320×256像素長波焦平面在77 K時的成像效果

圖11 溫度為77 K時，320×256雙色焦平面成效效果圖。(a)中波通道; (b) 長波通道

圖12 640×512像素甚長波焦平面成像效果

此外，上海技術物理研究所、哈爾濱工業(yè)大學等單位對應用于不同波段的超晶格材料及器件開展了不同程度的研究，并取得一定成果。

由于紅外成像在軍用方面的迫切需求，美國啟動了針對II類超晶格紅外焦平面探測器的VISTA計劃，旨在實現(xiàn)超高性能、超大陣面的II類超晶格長波探測器和高性能、大陣面、小像元的中長波雙色焦平面探測器。通過采用橫向整合的合作模式，在該計劃中分別由JPL負責器件結構設計，IQE和IET完成器件外延，Raythoen公司提供讀出電路，最后由HRL完成焦平面工藝并與讀出電路進行整合。2017年完成了1280×720像素的超晶格中長波雙色高性能焦平面探測器。更重要的是驗證了焦平面的可靠性、穩(wěn)定性和外延及工藝的重復性。在該項目中，相關研究機構通過大量借鑒或直接采用HgCdTe焦平面探測器的合作模式和經驗，直接或間接啟用HgCdTe焦平面制造領域的專家，同時摒棄了之前HgCdTe焦平面探測器的縱向合作模式，極大地加快了項目進度。借鑒VISTA計劃的合作模式可以加快國內單位在超晶格焦平面探測器領域由科研走向生產的速度，實現(xiàn)產學研的真正結合。

5銻化物超晶格材料與器件技術瓶頸與展望

在長波紅外探測應用領域，基于III-V銻化物的探測器技術作為HgCdTe探測器材料的最佳替代方案正在快速發(fā)展。在破隙型II類超晶格中獨立地調整導帶和價帶邊緣位置的特點有利于單極勢壘型器件中的能帶設計。單極勢壘型中的勢壘結構，用于提高光生載流子的收集概率并減少耗盡層的產生復合電流而不抑制光電流。在過去的10年中，基于銻化物超晶格的長波及長波雙色焦平面技術在較短的時間內達到接近HgCdTe長波的水平。II類超晶格技術的快速成熟及突破不僅取決于III-V族材料外延生長理論及技術的進步及III-V族器件成熟的工藝，更重要的是取決于各種合理的器件設計方案。銻化物紅外焦平面技術仍處于技術發(fā)展階段，依靠能帶工程改進器件結構將繼續(xù)開發(fā)銻化物超晶格紅外探測器的潛力。理論上來說，雖然III-V族銻化物紅外探測器具有超越HgCdTe探測器的潛力，但由于在產生復合電流、隧穿電流及表面鈍化等方面還需要進一步提高，所以目前銻化物II類超晶紅外焦平面的性能還無法達到理論預計水平。

從性能上看，銻化物超晶格的擴散電流限制的焦平面可以達到接近HgCdTe探測器的水平，但所需要的工作溫度較低。然而，降低紅外成像系統(tǒng)的最終成本只能通過實現(xiàn)耗盡電流限制的焦平面在室溫下工作來實現(xiàn)，同時其像元密度需要與光學系統(tǒng)的背景限和衍射限相匹配。大陣面、超小像素衍射限和背景限的HgCdTe中波和長波紅外焦平面探測器預計將在未來10年實現(xiàn)室溫工作的目標。克服InAs/GaSb超晶格的產生復合電流過大的缺點將是今后II類超晶格的突破重點。提高InAs/GaSb的少子壽命相當困難，雖然InAs/In-AsSb的少子壽命較高，但其低下的量子效率又成了新的問題。通過對InAs/GaSb超晶格組分的調整來優(yōu)化超晶格的能帶結構，避免在禁帶中形成缺陷能級是一個比較有潛力的研究方向，增加少子壽命，減小由SRH機制引起的產生復合電流，使InAs/GaSb超晶格焦平面的工作溫度達到理論預計水平。此外具備更高響應率的異質結晶體管（Heterojunction Phototransistor，HPT）也是紅外探測器的重要發(fā)展方向，目前已成功應用于中波紅外探測器，將該結構應用于長波紅外探測器是下一個目標。縮小像元尺寸和優(yōu)化F-number可以在提高焦平面性能的同時進一步滿足紅外成像裝置對小型化、低功耗的不斷追求。

6結論

銻化物超晶格材料本身具有低于1 μs的少子壽命，基于銻化物體材料和超晶格的紅外焦平面探測器需要設計成帶勢壘層的異質結結構，如“M”型勢壘、單極勢壘等，且在較低的溫度下才能具有較好的工作狀態(tài)，因此在較低的工作溫度下銻化物超晶格紅外焦平面探測器的擴散電流受到限制。理論上，銻化物超晶格探測器在等效截止波長下能提供與HgCdTe相當?shù)男阅埽陂L波及以上波段甚至能超越HgCdTe探測器，但由于少子壽命的固有差距，導致銻化物超晶格焦平面探測器難以達到理論預期水平。而在銻化物超晶格焦平面工藝方面，其面臨的主要難點在臺面刻蝕、臺面?zhèn)缺阝g化、圖形轉移精度、臺面?zhèn)缺趽p傷及臺面高效鈍化等方面。

銻化物超晶格高質量、高均勻性和穩(wěn)定性的優(yōu)勢依然明顯。因此，基于銻化物超晶格的紅外焦平面在可操作性、空間均勻性、穩(wěn)定性、可擴展性、可生產性、可重復性和成本方面更有優(yōu)勢。過去10年中，銻化物超晶格的快速發(fā)展表明，銻化物材料體系極有希望替代HgCdTe材料體系，成為未來紅外成像系統(tǒng)的主要材料體系。

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