1.Microsystem and Terahertz Research Center, China Academy of Engineering Physics, Chengdu 610200, China 2.Insititute of Electronic Engineering, China Academy of Engineering Physics, Mianyang 621999, China
Fund Project:Project supported by the Science Challenge Project, China (Grant No. TZ2016003), and the National Natural Science Foundation of China (Grant Nos. 61804141, 61704163)
Received Date:12 May 2019
Accepted Date:08 July 2019
Available Online:01 November 2019
Published Online:20 November 2019
Abstract: The photodetection potential applications of III-nitride semiconductor are not only restricted in the ultraviolet range, but also extended to the infrared and even terahertz wave range through intersubband transition (ISBT) process between quantum-confined electronic states. The large conduction band offset (~1.75 eV for GaN/AlN heterostructures) and the strong electron-phonon interaction in these materials enable the III-nitride ISBT photodetectors to operate with ultrahigh speed for near-infrared telecommunication applications. Furthermore, due to the large energy of longitudinal optical phonons of nitride materials (~92 meV for GaN), the corresponding ISBT photodetectors are demonstrated as a promising candidate for operating in a specific terahertz (THz) range (5-12 THz) at high temperature, which is fundamentally in accessible to As-based devices. One of the major difficulties in realizing high performance III-nitride ISBT photodetectors is the existence of undesired polarization field inherited from conventional c-axis nitrides, which greatly makes the design complicated. In this paper, we theoretically study the influences of critical material structure parameters on the band structure, electron distribution, polarization field intensity, and tunneling effect based on near-infrared photovoltaic photodetectors and terahertz double-step photodetectors. III-nitride ISBT photodetectors operating in near-infrared are designed to be able to suppress the internal electric field in the active region, so that as many quantum wells as possible can be populated by electrons to enhance the absorption efficiency. It is found that with the increase of well periods and well doping concentration, a weaker average polarization field is observed, and as a result more wells will be populated with electrons. In addition, keeping the lattice constant of the contact layer material the same as the average lattice constant of the active region is beneficial to making more quantum wells effectively populated with electrons. On the other hand, the devices operating in a terahertz range require a more accurate design of energy band than the near-infrared ones due to its rather small energy interval. The design difficulties lie in how to ensure both the efficient absorption of photons and the following transportation of photo-excited electrons in the presence of polarization-induced field. The simulation results indicate that the polarization field in an active region is sensitive to the aluminum mole composition of barrier layer, the thickness of step well and step barrier layers, while even if the thickness of well and barrier layers change, the polarization field in barrier layer will stay the same. Moreover, reducing the aluminum mole composition of step barrier layer or appropriately increasing its thickness will be helpful in enhancing the photo-excited electrons tunneling. The above knowledge is beneficial to the optimal design of III-nitride ISBT photodetectors with high efficiency. Keywords:nitrides/ intersubband transition/ photodetector/ quantum well
针对工作于近红外波段的氮化物子带跃迁探测器, 为了获得极化场作用下器件真实的载流子浓度分布, 需要仿真包含有源区和电极接触层的完整材料结构. 该类型器件有源区由周期性GaN/AlN异质结材料构成, 已有的文献在建模时一般采用的吸收量子阱周期数不超过20[4,13], 而实际生长的器件结构为了获得足够强的吸收周期数至少为30—50. 因此, 我们以典型的光伏型GaN/AlN子带跃迁探测器为基础[22], 首先研究了吸收量子阱周期数对器件能带结构及载流子浓度分布的影响, 仿真结果如图1所示. 图中从左至右分别表示了量子阱数为10, 20, 50的情况, 下方区域为电子浓度分布, 上方为导带结构, 左下侧的插图为器件材料结构示意图. 图1所示的器件结构中, 底部接触层和顶部接触层均采用未掺杂的AlN材料, 吸收量子阱采用厚度为1.5 nm/1.5 nm的重复性GaN/AlN异质结材料单元, 势阱中n型掺杂浓度1 × 1019 cm–3. 吸收区量子势阱层和势垒层厚度均选取为1.5 nm, 是为了确保参与跃迁的基态能级与激发态能级的能量差刚好接近于1.55 μm的光通讯波长. 这类器件光响应信号的输出主要依赖于吸收光子后引起非对称量子阱结构中电势的变化, 从而改变整体外电路的电势差[23]. 图 1 典型光伏型GaN/AlN子带跃迁探测器量子阱周期数分别为10, 20, 50情况下的导带结构和电子浓度分布, 左下侧的插图为器件材料结构示意图 Figure1. Conduction band profile and electron distribution for typical photovoltaic nitride intersubband photodetectors, with ten periods, twenty periods and fifty periods of GaN/AlN quantum wells, respectively. The inset shows the schematic image of the sample structure.
此外, 在图1所示的50个周期吸收阱器件结构的基础上, 通过改变底部接触层和顶部接触层Al(Ga)N材料的Al组分, 仿真获得了不同Al组分情况下器件的能带结构和电子浓度分布, 如图3所示. 其中, 势阱层掺杂浓度设置为1 × 1019 cm–3. 从图中可以看出, 当Al组分从100%降低至50%时(接触层从AlN材料变为Al0.5Ga0.5N材料), 靠近底部接触层本来倾斜的量子阱能带变成了平带状态, 有源区极化电场受到抑制. 当Al组分从50%进一步降低至0时(接触层从Al0.5Ga0.5N材料变为GaN材料), 靠近顶部接触层的部分量子阱能带反而发生了倾斜, 造成该量子阱区域内电子的耗尽. 可见采用GaN材料和AlN材料作为接触层时在有源区内将产生方向相反的极化电场, 导致不同区域势阱中电子的耗尽, 而采用Al0.5Ga0.5N材料可以消除极化电场的影响, 使更多的量子阱被电子填充. 该仿真结果表明, 器件设计时接触层材料的Al组分应选取为与有源区吸收量子阱区域的平均Al组分相同, 此时各区域的(平均)晶格常数保持一致, 能最大程度抑制压电极化效应的影响. 图 3 典型光伏型GaN/AlN子带跃迁探测器分别采用GaN, Al0.5Ga0.5N和AlN材料作为接触层情况下的导带结构和电子浓度分布 Figure3. Conduction band profile and electron distribution for typical photovoltaic nitride intersubband photodetectors, with GaN, Al0.5Ga0.5N and AlN contact layers, respectively.
23.2.太赫兹波段子带跃迁探测器 -->
3.2.太赫兹波段子带跃迁探测器
设计太赫兹波段的氮化物子带跃迁探测器, 通常量子势阱的厚度需要足够大(~10 nm)才能确保基态能级与激发态能级的能量差与太赫兹波的能量相近. 如果采用单一的量子阱结构, 强的极化电场作用将导致跃迁能级均位于三角形势阱底部, 如图4(a)所示. 该情况下, 剧烈倾斜的势阱和势垒能带一方面使得两个跃迁能级的波函数中心在空间位置上不重合导致跃迁效率降低, 另一方面使得光生载流子想要逃离出势阱被外电路收集变得更困难. 双台阶结构子带跃迁探测器是在量子势阱层和势垒层中分别插入一层极化调控层以调节各层材料电场强度的分布, 构建出近似于“方形”的量子势阱, 以解决上述效率降低的问题. 图 4 基于(a)单一量子阱结构和(b)双台阶量子阱结构的太赫兹波段氮化物子带跃迁探测器能带结构和电子波函数分布 Figure4. Conduction band profile and squared envelope functions for terahertz intersubband photodetectors based on (a) a single barrier and a single well structure and (b) a double-step structure.
图4(b)展示了理想情况下的双台阶结构子带跃迁探测器有源区能带示意图和电子波函数分布, 此时势垒层和势阱层中的极化电场基本被消除, 能带表现为平带状态. 该结构一个基本周期内包含了1.6 nm厚的GaN台阶势阱层、7 nm厚的Al0.08Ga0.92N势阱层、1.5 nm厚的Al0.16Ga0.84N台阶势垒层和12 nm厚的Al0.08Ga0.92N势垒层, 基态能级与激发态能级的能量差约为12 THz. 器件工作时载流子主要经历了子带跃迁、连续态上的输运、隧穿通过或是热激发越过台阶势垒层等几个动力学过程. 要保证光生载流子具有高的输运效率, 一是希望势垒层中的极化电场尽可能小, 二是希望载流子能高效隧穿通过台阶势垒层. 因此, 分析各层材料参数对器件极化电场的影响以及台阶势垒层对光生载流子隧穿的影响对于指导器件设计非常重要. 为了获得准确的极化电场数值(即能带结构分布), 在仿真设计时至少需要覆盖三个周期的吸收阱结构, 以避免边界的人为截断导致极化电场不连续. 虽然以下仿真中没有包含接触层材料, 但后续实际生长器件时只要确保接触层材料的晶格常数与有源区材料的平均晶格常数一致即可忽略由接触层带来的极化效应的影响. 在图4(b)所示材料结构参数的基础上, 首先分析了势垒层电场及势阱层电场随势垒层Al组分(xbr)变化的规律, 分别如图5(a)和图5(b)所示, 正负值分别代表相反的电场方向. 台阶势垒层Al组分(xsbr)始终固定为势阱层Al组分(xw)的2倍是因为在单台阶结构器件中该组分配比下可以获得低的跃迁能量和高的跃迁效率[15]. 图 5 双台阶结构器件中势垒层电场(a)和势阱层电场(b)随势垒层Al组分变化的关系 Figure5. (a) Barrier layer polarization fields and (b) well layer polarization fields as a function of Al mole composition of barrier layer (xbr) for double-step devices.
从计算结果来看, 势垒层组分将同时影响势垒层自身和势阱层的电场, 且电场强度值均随势垒层组分变化呈线性关系. 当台阶势垒层Al组分不高于20%时, 势垒层Al组分刚好为其1/2的情况下可以使得势垒层和势阱层中的极化电场基本得到全部消除. 而当台阶势垒层Al组分较大程度地高于20%时, 势垒层Al组分在略偏离其1/2的情况下才能使得势垒层和势阱层的极化电场为零, 且偏离量随台阶势垒中Al组分的增大而增大. 出现该现象可能的原因是台阶势垒层Al组分增加到一定程度后, 压电极化效应成为主要的影响因素, 而决定压电极化效应的晶格失配量随Al组分变化并不是严格的线性关系. 该仿真结果说明在上述特定材料厚度下, 应尽量控制台阶势垒层Al组分不超过20%, 同时势阱层和势垒层Al组分约为其1/2时可以基本消除这两层材料中的极化电场, 构建出较为理想的“方形”势阱结构. 因此, 在后续器件设计时, 若各层材料厚度以及台阶势垒层和势阱层组分已确定, 需要通过计算选取优化的势垒层组分同时使得势垒层和势阱层中的极化电场强度尽可能小. 接下来, 仍以图4(b)所示的材料结构为基础, 分析了有源区各层材料厚度对势垒层极化电场的影响规律, 如图6所示. 左侧纵坐标代表势垒层的Al组分, 每一个数据点的选择是为了保证势垒层中的极化电场始终保持为零, 右侧纵坐标表示为势垒层中的极化电场值. 可以看到, 当台阶势垒层厚度和台阶势阱层厚度发生改变时, 势垒层中的极化电场将发生较为剧烈的变化, 需要对势垒层中的Al组分进行调节才能维持其极化电场值为零. 另一方面, 即使势阱层和势垒层的厚度发生改变, 势垒层中的极化电场都不会受到影响, 因此势垒层的Al组分不需要改变就可以保持势垒层中的极化电场始终为零. 实际上, 在台阶势垒层和台阶势阱层中本身就存在强的极化电场(~MV/cm), 当其厚度发生改变时, 将导致整个有源区的电场分布都会受到比较大的影响. 根据以上仿真结果可知, 在材料组分确定的情况下, 势阱层和势垒层的厚度可以任意调节以获得期望的跃迁能级分布, 而在这过程中并不会影响势垒层的电场分布. 然而, 如果台阶势阱层和台阶势垒层的厚度发生了改变, 则需要对材料组分重新设计. 图 6 双台阶结构器件中势垒层极化电场随各层材料厚度变化的关系(右侧纵坐标), 以及为了保持势垒层中极化电场始终为零, 势垒层Al组分随厚度的变化关系(左侧纵坐标) Figure6. The influence of each layer thickness on the barrier layer polarization fields (right ordinates) and the change of Al mole composition of barrier under the condition that the polarization field in barrier layer is kept at zero (left ordinates) for double-step devices.
根据双台阶结构器件工作原理, 光生载流子的输运不仅受势垒层极化电场的影响, 还受到台阶势垒层所引起的阻挡作用. 因此, 进一步对光生载流子隧穿通过台阶势垒层的过程进行了分析. 图7(a)和图7(b)所示分别为台阶势垒层的Al组分和厚度不同时, 载流子隧穿透过率随能量的变化关系, 图7(b)中不同厚度下势垒层的Al组分发生改变是为了保证势垒层中的极化电场始终为零. 从图中可以看出, 当光生载流子获得足够高的能量后, 隧穿透过率曲线将趋于饱和, 即所有的载流子都能通过台阶势垒层. 而在透过率曲线的上升阶段, 光生载流子能量相同的情况下, 台阶势垒层的Al组分越高、材料厚度越薄, 载流子的隧穿透过率越低. 理论上, 台阶势垒层作为阻挡结构, 其阻挡效果直接与势垒高度成正比, 即与Al组分的大小成正相关, 因此容易理解更高Al组分的台阶势垒层载流子隧穿透过率更低. 另外, 更薄台阶势垒层下光生载流子隧穿透过率反而更低的情况, 与常规方形势垒的隧穿规律不同. 这主要是由于台阶势垒层中具有极强的极化电场, 形成了三角形隧穿势垒, 而且随着厚度的增加极化电场在增强, 导致三角形隧穿势垒的倾斜程度更大, 反而使得有效隧穿势垒高度降低. 根据上述分析, 光生载流子为了获得高的隧穿效率, 器件设计时需要控制台阶势垒层中的Al组分尽量低, 同时厚度在一定范围内可以适当增加. 图 7 双台阶结构器件台阶势垒层Al组分(a)和厚度(b)不同时载流子隧穿透过率随载流子能量的变化关系 Figure7. Transmission coefficient as a function of energy for double-step devices: (a) With different Al mole compositions of step barrier layer; (b) with different thicknesses of step barrier layer.