长波量子阱红外探测器的不同光栅耦合机制研究

The Study of Different Grating Coupling Based on Long Wavelength Quantum Well Infrared Photodetector Focal Plane

摘要: 量子阱红外光电探测器(QWIP)中的材料由各向异性材料组成，QWIP中的光吸收对应于QWIP子带之间的跳跃。由于n型QWIP材料(如GaAs)中导带Γ能谷电子的有效质量是各向同性的，因此器件无法吸收垂直于表面的入射光。为了吸收入射光，需要设计特殊的衍射耦合结构。为了比较不同衍射耦合对光响应的影响，在320 × 256规模QWIP焦平面阵列上设计了160 × 256个凹光栅和160 × 256个凸光栅的新结构。采用有限差分时域(FDTD)算法对两个光栅进行仿真，并计算出两个光栅的光响应。得到了不同偏置下QWIP凹面光栅耦合的焦平面阵列和凸光栅耦合的焦平面阵列的噪声、NETD和平均响应度等性能参数。结论是凸光栅焦平面阵列的响应大于相同背景水平下凹光栅焦平面阵列的响应。凸光栅焦平面阵列的平均响应度为20.99 mV/K，凹光栅焦平面阵列的平均响应度为10.1 mV/K。凹光栅焦平面阵列的非盲元率为99.4%，凸光栅焦平面阵列的非盲元率为99.5%。

Abstract: The materials in a quantum well infrared photodetector (QWIP) are composed of heterogeneous materials and the light absorption in a QWIP corresponds to a jump between the sub-bands of the QWIP. Since the effective mass of the conduction band Γ-energy valley electrons in n-type QWIP materials such as GaAs is isotropic, the devices are unable to absorb incident light perpendicular to the surface. In order to absorb the incident light, special diffraction coupling structures need to be designed. In this paper, in order to compare the effect of different diffraction coupling on the light response, a new structure consisting of 160 × 256 concave gratings and 160 × 256 convex gratings has been designed on a 320 × 256 scale QWIP focal plane array. The two gratings are simulated by finite difference time domain (FDTD) algorithm, and the light response of the two gratings is calculated. The performance parameters such as noise, NETD and average responsivity of QWIP coupled with concave gratings and convex gratings at different bias are obtained. The conclusion is that the response of the convex gratings focal plane array is greater than the response of the concave gratings focal plane array for the same background level. The average responsivity of the convex gratings focal plane array is 14.2 mV/K, and the average responsivity of the concave gratings focal plane array is 10.1 mV/K. The operable pixel factor of the concave gratings focal plane array is 99.3%, the operable pixel factor of the convex gratings focal plane array is 99.5%.

1. 引言

在过去的二十年中 [1] ，由于晶体生长、光刻和半导体蚀刻技术的进步，量子阱红外探测器(QWIP)技术取得了重大进展 [2] ，从而产生了大幅面焦平面阵列。这种量子阱红外探测器可以应用于红外遥感、医疗技术、红外侦查等领域，以取代传统的红外探测器 [3] 。传统的碲镉汞红外探测器材料制备比较困难以及大面积均匀性比较差 [4] ，使其发展达到瓶颈，量子阱红外探测器其使用的III-V族材料均匀性好、工艺简单等具有许多优势，也成为研究人员研究的热点。根据量子阱子带间跃迁的选择规则，必须增加光耦合结构，以便吸收正常入射的光 [5] 。二维介质光栅是量子阱红外探测器中常见的光耦合结构之一 [6] 。但是，在工艺制备过程中容易出现各种误差，因此无法比较不同形状的光栅耦合性能。为了比较不同形状的光栅耦合性能，设计了320 × 256规模的量子阱焦平面探测器，其中一半为凸光栅耦合，一半为凹光栅耦合，并对制备的器件进行了测试。

2. 材料参数设计

利用分子束外延的方法在半绝缘的GaAs衬底的晶向(100)上生长量子阱材料 [7] ，先生长一层厚度为300 μm的Al_0.55Ga_0.45As作为腐蚀阻挡层，在生长一层Si掺杂浓度为1.0 × 10¹⁸ cm⁻³厚度为1.2 μm的GaAs底部接触层，在底部接触层上生长20个周期的45 nm Al_0.18Ga_0.82As势垒和20个周期的6 nm掺杂浓度为0.7 × 10¹⁸ cm⁻³的GaAs势阱层组成量子阱，最后生长一层掺杂浓度1.0 × 10¹⁸ cm⁻³厚度为1.3 μm的GaAs顶部接触层，器件结构如表1所示：

Table 1. Device material characterization

表1. 器件材料表征

3. FDTD仿真

FDTD算法主要是将麦克斯韦方程的旋度微分方程转换为一阶方程的形式 [8] 。它的麦克斯韦方程的核心表达式为：

$\begin{array}{l}\nabla \times H=\epsilon {\epsilon }_0\frac{\partial E}{\partial t}+J\\ \nabla \times E=-\mu {\mu }_0\frac{\partial H}{\partial t}\end{array}$ (1)

在仿真中把量子阱层的生长方向设置为z轴 [9] ，器件平面设置为x-y面，x-y面的中心为x = 0，y = 0并且把n型底部接触层的底部设置为z = 0 [10] ，光从衬底方向垂直入射，则量子阱的耦合效率表达式为 [11] ：

$\eta \left(z\right)=\frac{{\displaystyle \iiint E_z^2\left(x,y,z\right)\text{d}x\text{d}y}}{{\displaystyle \iiint E_{in}^2\left(x,y,z\right)\text{d}x\text{d}y}}$ (2)

其中E_z为x-y平面上Z点处的Z向电分量，E_in为入射光的电场。计算过程中，上层接触层和下层接触层均采用GaAs材料 [12] 。多量子阱区被视为各向异性材料。其介电常数被描述为 ${\epsilon }_{QW}=diag\left({\epsilon }_x,{\epsilon }_y,{\epsilon }_z\right)$ ， ${\epsilon }_x={\epsilon }_y={\epsilon }_{\text{GaAs}}$ ， ${\epsilon }_z={\epsilon }_{\text{GaAs}}+{\epsilon }_z^{*}i$ 。

${\epsilon }_z^{*}$ 的具体测试方法为首先测得45˚单元器件的光电流谱，可以得到量子阱材料的吸收系数如图1所示。 ${\epsilon }_z^{*}$ 和 $\alpha \left(\lambda \right)$ 之间的关系是

${\epsilon }_z^{*}=\alpha \left(\lambda \right)\times n_{\text{GaAs}}\times \frac{\lambda }{2\pi }$ (3)

$n_{\text{GaAs}}$ 代表GaAs的折射率， $\lambda$ 表示入射光的波长。

由于计算机计算能力有限，在模拟中只计算了一个光栅，光栅周期为3.5 µm，在x和y方向设置周期性边界条件 [13] ，在z轴上设置PML边界条件 [14] 。仿真结果如图2所示。

横坐标表示波长，纵坐标表示量子阱有源区对E_z分量的吸收。从图中可以看出，当波长为10.6 μm时，凸光栅耦合结构和凸光栅耦合结构对E_z的吸收最大，同样可以看出凸光栅和凹光栅的光响应是不同的。

Figure 1. Quantum well absorption coefficient as a function of wavelength

图1. 量子阱吸收系数与波长的关系

Figure 2. Light response of concave gratings and convex gratings as a function of wavelength

图2. 凹光栅与凸光栅的光响应与波长的关系

4. 结果与分析

通过制冷机对量子阱红外探测器制冷改变不同偏压对量子阱焦平面阵列进行测试，将QWIP器件的工作偏压从5.88 V提高到5.94 V。由于QWIP是一种光导器件，它对偏置电压的依赖性很强。两种耦合结构的量子阱焦平面器件在45 K温度下的响应度与偏置关系如图3所示。

Figure 3. The relationship between bias and responsivity

图3. 响应度与偏压的关系

从图中可以看出，两种光栅结构的响应度随着偏置的增大而增大。由于量子阱器件中载流子的浓度会随着偏压的增加而增大，单位时间内激发电子空穴的数量也会随着偏压的增加而增加，从而导致响应增加。

同样，改变偏置电压，观察偏压与NETD的关系，如图4所示。可以看出，NETD随着偏置电压的增加而减小，凹光栅耦合的焦平面阵列的NETD明显大于凸光栅耦合的焦平面阵列的NETD。NETD随偏置增大而减小的原因可以从三个方面解释：一方面，当偏置增大时，量子阱的响应度增大，可以检测到更小的信号；另一方面，随着偏置的增加，量子阱内部载流子的浓度增加，这将降低器件内部的热噪声，从而提高器件的信噪比。第三方面是偏压增大可以增加探测器的灵敏度，可以更好的探测细微的温度变化，从而减小NETD。

Figure 4. The relationship between bias and NETD

图4. 偏压与NETD的关系

测试噪声和偏压之间的关系。当偏置电压增大时，器件噪声也相应增大，如图5所示。由于偏置电压的增加导致器件内部载流子跃迁的增加，暗电流也会增加，从而提高噪声水平。另一方面由于载流子会与声子相互作用，导致能量的散射，这个过程是随机的，导致载流子的热运动也是随机的，偏压增大，导致热噪声也会增大。

Figure 5. The relationship between bias and noise

图5. 偏压与噪声的关系

为了比较不同耦合结构的性能，比较了两种耦合结构在同一背景水平下的响应度。当温度处于293 K和308 K处凹光栅耦合焦平面阵列和凸光栅耦合焦平面阵列的响应度。在相同背景下，凸光栅的响应度为20.99 mV/K，凹光栅的响应度为10.1 mV/K。可以得出凸光栅的响应度比凹光栅的响应度大，仿真结果与实验结果都表明凸光栅耦合的响应大于凹光栅耦合的响应。此外通过测试测得凹光栅阵列的非盲元率为99.4%，凸光栅的非盲元率为99.5%。

5. 结论

利用FDTD计算了两种光栅的光响应，仿真结果表明凹光栅的光响应小于凸光栅的光响应。并在测试中比较了不同光栅耦合的响应度、噪声以及NETD。测试结果表明凸光栅耦合的响应度比凹光栅耦合的响应度大。以此证明凸光栅耦合的性能优于凹光栅耦合的性能。

NOTES

^*通讯作者。