1 引言

随着光电子技术的发展，HgCdTe光电探测器在**和国民经济的各个领域都有广泛的应用。光电探测器一般工作在线性响应区，其输出信号与入射光强成正比，当入射光强超出光电探测器线性工作范围后，器件出现饱和效应，噪声限制了器件所能探测的最小光功率，饱和限制了器件所能探测的最大光功率。研究者们在致力于研究如何降低线性工作范围下限实现微弱信号探测的同时，也在研究如何提高线性工作范围上限。但由于空间电荷效应^［1-3］和热效应等因素，光电探测器很难直接探测大功率的入射光。

大功率入射光辐照光电探测器，当入射光产生的非平衡少数载流子浓度接近或者超过原来的平衡状态下的多数载流子浓度时，耗尽区内的光生载流子浓度非常高，由于空穴的迁移率比电子的迁移率低，残留在耗尽层中的大量空穴产生了空间电荷效应，降低PN结的内建电场，使得PN结达到电子-空穴对的分离上限，输出电流出现饱和。所以，提高光电探测器的工作范围上限，使其承受更大功率的入射光，需要减弱大注入下空穴堆积引起的空间电荷效应，从而减少空间电荷效应对结区电场的干扰。研究者们提出多种器件结构来减少或消除空间电荷效应，如采用分布或边耦合结构，通过减少光生载流子的漂移空间距离来降低光电探测器的空间电荷效应^［4-5］；通过将p型高掺杂吸收层与收集层分离，使电子成为单行载流子，减少空穴堆积引起的空间电荷效应^［6］。

由于组分梯度产生的内建电场可以影响载流子的分布和运动^［7-8］，本文将组分梯度产生的内建电场引入HgCdTe探测器设计中，将PN结制备在HgCdTe外延薄膜材料的高Cd组分端，利用组分梯度产生的内建电场对电子和空穴产生电场力，影响结区附近的光生载流子运动，探索降低空间电荷效应的方法。本文通过对制备在不同组分梯度下的器件变温响应光谱和变温响应率分析，研究组分梯度产生的内建电场对光生载流子运动的影响，并提出一种大注入下提高器件饱和阈值的设计思路。

1　具有组分梯度的HgCdTe外延薄膜材料

HgCdTe是三元系合金半导体（Hg_1-xCd_xTe），其禁带宽度等光电参数会随着材料的组分发生变化，所以具有组分梯度的HgCdTe外延薄膜材料体内的组分分布会引起能隙带边的偏移，使得HgCdTe中存在一个由渐变带隙形成的内建电场。

为了获得HgCdTe外延薄膜材料组分梯度信息，可以利用多层模型和膜系传递矩阵对材料的红外透射光谱进行拟合，提取材料内纵向组分分布曲线，本文中采用的组分分布模型为^［9-10］：

式（1）中：x（z）为距离衬底界面为z处的组分；x_s、d、s和Δ z分别为外延层的表面组分、厚度、组分梯度以及扩散区宽度，erf 为误差函数。拟合过程中，考虑到透光区透过率受表面不平整性、背景干扰和载流子浓度等影响较大，透光区的拟合以干涉条纹周期和相位为准，吸收边的拟合取自透过率开始下降到透过率为1％的波段。图1给出HgCdTe外延薄膜材料的透射光谱的拟合曲线图1（a）和Cd组分的纵向分布曲线图1（b），并提取材料的厚度、组分梯度和组分互扩散区厚度等信息。

图 1. HgCdTe外延薄膜材料（a）透射光谱的拟合曲线 ，（b）Cd组分的纵向组分分布曲线

Fig. 1. HgCdTe epitaxial material (a) transmission spectrum and theoretical fitting line, (b) longitudinal composition profile of Cd concentration

下载图片 查看所有图片

HgCdTe外延薄膜材料在z方向上的Cd组分分布会引起禁带宽度在z方向上的变化，进而会产生内建电场：

其中，E_g是禁带宽度，E_g与组分、温度的关系采用Hansen-Schmit提出经验公式计算^［11］，q 是单位电荷。图2是通过提取的Cd组分分布曲线计算出的内建电场分布。由图2可知，组分梯度产生的内建电场可分为两个区域，一是Cd组分的非线性分布区，由外延的HgCdTe薄膜和CdZnTe衬底之间的互扩散引起的，该区域产生的内建电场较大，最高可达10^{4V/cm量级；二是Cd组分的线性分布区，组分梯度产生的内建电场随着距衬底的距离增加趋于定值。}

图 2. 组分梯度产生的内建电场分布

Fig. 2. Distribution of built-in electric field

下载图片 查看所有图片

2　实验

等温气相外延生长是利用CdTe和HgTe的互扩散形成具有组分梯度的HgCdTe薄膜，其生长原理决定了所生长的材料存在着较大的纵向组分梯度。实验中样品A和样品B采用等温气相外延技术在CdZnTe衬底上生长P型Hg_1-xCd_xTe薄膜外延材料，300 K下汞空位掺杂的浓度为1×10¹⁷ cm^-3，通过红外透射光谱测试获得的样品A和样品B的x分别为0.32和0.316，图3给出了从红外透射光谱拟合中提取的样品A和样品B中Cd组分的纵向分布曲线图3（a）和计算的组分梯度产生的内建电场图3（b）。从图中明显看出，样品A中Cd组分线性分布区的组分梯度大于样品B，且由互扩散导致的Cd组分非线性分布区域厚度接近4 μm。

图 3. 样品A和样品B (a) Cd组分纵向分布，（b）组分梯度产生的内建电场分布

Fig. 3. Sample A and sample B (a) longitudinal composition profile of Cd, (b) distribution of built-in electric field

下载图片 查看所有图片

实验将PN结制备在HgCdTe外延材料的高组分端，即外延薄膜材料和CdZnTe衬底的界面处，见图4，组分梯度产生的内建电场E的方向由材料的高Cd组分端指向低Cd组分端，和入射光方向一致，电子和空穴在该内建电场下均受指向器件下表面的电场力。为了在结区附近构建两种不同大小的内建电场，样品A在器件制备中保留部分非线性组分区，样品B的非线性组分区全部去掉。

图 4. 器件制备位置示意图

Fig. 4. The schematic diagram of preparation position in epitaxial material

下载图片 查看所有图片

结合图4中制备器件的位置，图5给出了样品的处理过程，首先要在HgCdTe外延薄膜材料的生长面上利用热蒸发生长8 000 Å CdTe，然后用环氧树脂胶将钝化过的生长面贴在蓝宝石衬底上。依次通过粗抛、精抛和衬底腐蚀液进行去除衬底工艺，直至表面呈现花斑条纹，然后用1％溴乙醇腐蚀液漂洗，得到光亮表面。实验中对样品A和样品B的界面腐蚀时间分别是15 s和90 s，腐蚀结束后，样品A厚度为~7.6 µm，样品B为~3.7 µm。

图 5. 样品的处理过程 （a）HgCdTe 外延薄膜，（b）表面钝化，（c）贴片，（d）去除衬底

Fig. 5. The treatment process of sample （a）HgCdTe epitaxial layer，（b）passivating surface，（c）pasting onto sapphire，（d）removing substrate

下载图片 查看所有图片

器件采用常规的N-on-P型平面结构，通过硼离子注入在样品上形成N区，硼离子注入能量为100 keV，注入剂量为1.5×10¹⁴ cm^-2，之后在热蒸发设备中生长CdTe/ZnS钝化膜1 000 Å/2 000 Å，接着完成开电极孔、金属沉积等一系列工艺，制备完成后，样品被封装在真空杜瓦中进行性能测试。

响应光谱测试在Varian公司的FTS3100型傅里叶光谱仪上完成，样品在900 K黑体下进行响应率测试。通过杜瓦中的铂电阻确定样品温度，并采取液氮下自然升温的方法进行不同温度点的响应光谱和响应率测试。

3　结果和讨论

3.1　归一化响应光谱

图6是两个样品在115 K、215 K和300 K下的归一化响应光谱，300 K下样品A和样品B的光谱形状是有差异的。样品A在300 K下的光谱峰值响应范围比较宽，且截止波长附近存在很多干涉峰，而样品B的光谱峰值响应比较窄，没有干涉峰，推测应该和样品的厚度有关。随着入射光波长的增加，HgCdTe的吸收系数是减小的。对于小于材料截止波长的入射光，HgCdTe的吸收系数很大，入射光基本全部被吸收，不会出现干涉。当波长接近材料截止波长时，入射光在材料中的吸收系数变小，入射光不能被充分吸收，没有被材料吸收掉的入射光会在吸收层下表面，即蓝宝石衬底处发生反射，然后到达吸收层前端的互扩散界面后再次发生反射，使得吸收层的两个面形成微弱的光学谐振腔^［12］，导致样品A响应光谱中出现干涉峰。而样品B经界面处理后的吸收层厚度太薄，并没有形成一个完整的干涉周期，因此没有干涉峰的存在。

图 6. 115 K、215 K和300 K的归一化响应光谱（a）样品A，（b）样品B

Fig. 6. Normalized response spectra at 115 K, 215 K and 300 K (a) sample A, (b) sample B

下载图片 查看所有图片

除了干涉峰差异外，还可以观察到样品A在短波方向有比较大的响应，是因为短波光子在样品A表面处产生的大量光生载流子，在非线性组分分布产生的内建电场作用下，加速向下方的结区漂移，减少了表面复合^［13-14］，提高了短波方向的响应。通过样品A和样品B光谱差异可推断，样品B表面所处的线性组分分布产生的内建电场并未形成对表面光生载流子的有效加速。

另外，两个样品的归一化响应光谱在115 K、215 K和300 K下随温度的变化趋势也是不一样的。图7给出了传统HgCdTe器件响应光谱的截止波长随温度的变化规律^［15］，即随着温度的降低，截止波长变长，响应光谱向长波方向偏移。可见，图6（b）中样品B的截止波长随温度的变化符合传统HgCdTe器件的变化规律，而样品A的截止波长随温度的降低却呈现了相反的变化趋势，且光谱形状也发生了明显改变，见图6（a），在300 K时，样品A光谱峰值响应范围比较宽，随着温度的降低，长波方向响应下降，干涉峰减少，峰值位置逐渐向短波方向移动，到了115 K时，干涉峰基本消失，且截止波长接近短波段。根据样品A的器件结构，Cd组分沿着入射光的方向是逐渐减小的，光生载流子在组分梯度产生的内建电场中受指向器件下表面的作用力。300 K时，光谱中长波方向的响应来自材料中低Cd组分区，即蓝宝石衬底附近产生的光生载流子，尽管在组分梯度产生的内建电场中受到反向作用力，光生电子仍能通过扩散到达结区，产生光响应。随着温度的降低，通过长波方向响应的变化可以判断，衬底附近的光生电子能够到达结区的越来越少，当温度降至115 K时，样品A基本收集不到这部分光生电子，说明组分梯度产生的内建电场对光生电子的作用力随温度的降低在逐渐增强。

图 7. 截止波长随温度的变化（x=0.32）

Fig. 7. Cut-off wavelength with temperature （x=0.32）

下载图片 查看所有图片

为了清楚认识样品A和样品B中组分梯度产生的内建电场对响应光谱的影响，图8计算了115 K、215 K和300 K下样品A和样品B中Cd组分线性分布区产生的内建电场和界面腐蚀后，样品A在不同温度下组分梯度产生的内建电场分布情况。计算结果表明，115 K、215 K和300 K下测试的样品A和样品B的线性组分分布区产生的内建电场在100～200 V/cm范围内变化，且两个样品在相同温度下的内建电场差异为～30 V/cm，数值上相差不大。由样品B的响应光谱随温度的变化推断，数值在100～200 V/cm的内建电场不会对载流子的运动产生太大影响，所以并未改变响应光谱的变化趋势。而样品A内Cd组分的非线性分布使得表面薄层的内建电场高达2 000 V/cm，且在115 K、215 K和300 K下，电场随温度的变化在10² V/cm量级，所以样品A中非线性组分分布产生的内建电场增强应该是导致其截止波长随温度降低向短波移动的主要原因。在样品A中，随着温度的降低，逐渐增强的内建电场抑制了结区下方P区的光生载流子的扩散运动，降低了光生电子的收集效率，所以长波方向的响应降低。同时，产生在表面的n区光生空穴在该内建电场作用下，加快了向结区的漂移速度，降低了表面复合，提高了短波方向的响应。

图 8. 不同温度下的组分梯度产生的内建电场分布

Fig. 8. Built-in electric field generated by composition gradient at different temperatures

下载图片 查看所有图片

3.2　响应率

组分梯度产生的内建电场会影响器件中光生载流子在空间上的分布和运动，进而影响器件的响应率。图9是两个样品响应率随温度的变化曲线，随着温度的降低，热激发的本征载流子浓度迅速减少，样品B的响应率随量子效率提高而逐渐增加，但样品A的响应率变化趋势不同，其随温度的降低先升高再降低，当温度低于135 K时，样品A的响应率基本不变，且在测试温度范围内，响应率的整体变化幅度也小于样品B。结合样品A的变温响应光谱，样品A内的非线性组分分布产生的内建电场对载流子运动的改变应该是样品A响应率呈现三个变化趋势的主要原因。当温度大于215 K时，样品A和样品B的响应率变化趋势基本相同，说明非线性组分分布产生的内建电场对光生载流子的作用力没有影响到载流子的扩散运动。当温度低于215 K，非线性组分分布产生的内建电场对p区扩散过来的光生电子的排斥力逐渐增强，到达结区的光生电子越来越少，使得样品A 的响应率不再继续增加而呈现下降趋势，在95~135 K温度段，样品A 的响应率基本不变，说明非线性组分分布产生的内建电场增大到一定值后，PN结下方的光生电子在组分梯度产生的内建电场中受到反向作用力，无法进入结区，而PN结上方的光生空穴被加速进入结区，因此该温度范围内的光响应主要来自PN结对产生在n区和耗尽区的光生空穴的收集，且输出值趋于稳定。样品A中随温度变化的内建电场影响了光生载流子的运动，使得样品A的响应率随温度呈现三种不同的变化趋势，有效地抑制了结区对光生电子的收集。

图 9. 样品响应率随温度的变化曲线

Fig. 9. Responsivity versus temperature in sample

下载图片 查看所有图片

由此可见，通过温度调控组分梯度产生的内建电场，影响光生载流子运动，可以达到降低结区内光生载流子浓度和提高结区内空穴漂移速度的目的，对大注入下降低空间电荷效应是有利的，为提高HgCdTe器件的饱和阈值提供了一种新的设计思路。

4　结论

本实验通过不同界面处理时间，将PN结分别制备在HgCdTe外延薄膜材料的Cd组分非线性分布区和线性分布区的高组分端，研究了具有组分梯度的HgCdTe探测器的光电特性。通过不同温度下光电性能测试，发现两个样品的光电性能随温度的变化趋势不同。计算不同温度下两个样品中组分梯度产生的内建电场，结果表明样品A中非线性组分分布产生的内建电场对光生载流子运动的影响是引起光电性能差异的主要原因。通过响应率的变温曲线分析，说明将PN结制备在非线性分布区的高Cd组分端，随着温度降低，逐渐增强的内建电场使得样品响应率呈现了三种不同的变化趋势，实现了对光生少子运动的改变。通过温度调控Cd组分非线性分布产生的内建电场，可以降低结区内光生载流子浓度和提高结区内空穴漂移速度，有利于降低空间电荷效应，为大注入下提高HgCdTe探测器的饱和阈值提供了一种新的设计思路。