引言

自1959年被发现以来^[1]，Hg_1-xCd_xTe材料对近六十年来的红外探测技术的发展产生了重大的影响.其Cd组分x的变化不仅可以改变材料的截止波长，更重要的是可以获得很大的电子-空穴离化系数比^[2,3]，这使得HgCdTe材料是用于制备高增益、高灵敏度、高速探测且几乎没有过剩噪声^[4,5]的雪崩光电二极管（Avalanche Photodiode, APD）的理想材料.HgCdTe APD焦平面器件不仅可以对弱信号进行探测，每个像元还可根据探测激光返回的时间计算出目标的距离，从而获取目标的三维信息，大大提高了目标的识别能力^[6].

早在2004年Baker^[7]就使用320×256的APD焦平面器件进行了成像，像元中心距24 μm，噪声等效光子数只有10.2010年时Rothman团队^[8,9]报道的320×256焦平面器件有效像元率>99.6%，非均匀性<10%，3D成像时分辨率达到15 cm（时间分辨率1ns）.之后他们又制备出中心距15 μm的384×288焦平面器件， 7V工作电压下增益达到55，有效像元率超过99.7%，非均匀性小于4%.

国内顾仁杰与沈川^[10]采用MBE生长的HgCdTe材料制备台面结构的PIN型APD，面阵规模达到128×128，但是仅报道了增益参数，对焦平面性能并没有提及.本文采用液相外延生长的HgCdTe材料制备出16×16小面阵焦平面器件，并对其焦平面性能进行了测试，这是国内首个关于碲镉汞雪崩焦平面器件性能的报道.

1 器件结构

离子束刻蚀Hg空位的HgCdTe材料过程中会形成Hg填隙原子并向材料内部扩散，与汞空位复合使材料转变为剩余施主和Hg填隙原子占主导的N型^[5].本文即采用离子束刻蚀工艺形成低掺杂的N^-区，结合离子注入制备平面PIN型HgCdTe APD，图1为焦平面器件的单个像元结构示意图.

图1 器件结构示意图

Fig.1 Schematic illustration of HgCdTe APD

器件采用Cd组分0.368的Hg空位液相外延材料，对应77 K下截止波长3.53 μm，材料厚度11 μm，汞空位浓度1×1016cm^-3.离子束刻蚀形成的N^-区厚度为6 μm，载流子浓度约为1×1015cm^-3，N⁺区通过后续的B⁺注入形成，浓度约为1×1017cm^-3.像元直径20 μm，焦平面规模16×16，像元中心距150 μm.

2 器件性能

将器件封装于杜瓦中进行性能测试，杜瓦采用液氮制冷到约80K.图2为焦平面器件的测试单元在不同偏压下的归一化光谱曲线，器件实测截止波长为3.56 μm，并且在不同反向偏压下光谱响应稳定.

图2 不同偏压下HgCdTe APD器件归一化光谱响应

Fig.2 The normalized spectral response of HgCdTe APD with different bias

焦平面测试^[9,11,12]时，杜瓦加装1.55 μm窄带带通滤光片，测量焦平面器件在不同偏压下的响应电压.定义增益偏差介于平均计算值±50%之间的像元为有效像元，并以此计算焦平面器件的有效像元率和非均匀性.

图3对比了单元器件测试与焦平面测试得到的增益，焦平面测试的散点对应着面阵不同区域像元的结果，可以看出单元器件测试与焦平面测试的结果基本一致，器件在大约1V反偏时开始雪崩倍增，随后出现良好的线性模式倍增区.图中红线是用Rothman提出的模型^[13]拟合.

式中的a描述增益恒定的指数增加，b与增益的开启电压相关，w是耗尽区的宽度^[14].拟合用的参数a=0.44V^-1，bw=2.98 V，如图所示这个器件的增益曲线与模型能很好地吻合.

图3 焦平面器件与单元器件增益对比

Fig.3 Measured gain of FPA and unit cell

图4为焦平面器件所有256个像元在不同偏压下的增益分布图.图5计算了焦平面器件在不同偏压下的有效像元率和非均匀性，其有效像元率大于90%，非均匀性小于20%.

图4 不同偏压下像元增益分布图

Fig.4 Measured gain of 256 pixels with different bias

图5 不同偏压下焦平面器件有效像元率和非均匀性

Fig.5 Operability in gain and gain dispersion with different bias

从图4中可以发现，大偏压下不同区域的像元的增益差异较大，且有局部的周期性变化的规律.由于增益计算是用大偏压下的响应电压除以100 mV下的响应电压，类似于归一化后的相对值，会掩盖掉部分数值信息，因此直接观察响应电压的测试结果可以更明显的发现其中7个像元为一组的周期性变化规律，图6是1-3V下部分像元的响应电压测试结果.另外图3和图5也反映出焦平面器件的非均匀性随着偏置电压的增大而增大.

图6 1-3V下部分像元的响应电压分布图

Fig.6 Response voltage of partial FPA at 1V to 3V reverse bias

分析版图后发现N区是16×16面阵分布，P区的金属接触是在面阵四周，导致面阵中心像元的P区体电阻相较边缘像元的更大.另外，器件的信号是通过与之倒焊的宝石片上的引线引出，引线中存在着7个一组的布局，且是由面阵中心部分往面阵边缘排布，即一组中的P区体电阻是逐渐变小的.较大的P区体电阻会导致给器件加偏置电压时P区的分压也较大，对于普通器件较小的工作电流来说这部分电压的变化值可以忽略，但是APD器件加大反偏之后电流值远大于常规器件，这时P区的分压则会显著影响到光敏元上实际加载的电压值，从而出现面阵边缘像元的电流大于面阵中心像元的电流值，并且这种差异会随着反向偏压的增大而愈加明显，严重影响焦平面器件的非均匀性.

由于实际器件中的P区电阻无法进行测量，为了验证猜想以3V下的测试结果进行近似的计算.根据器件使用的P型HgCdTe材料的载流子浓度和迁移率可计算出其电阻率为2.16×10^-2Ω∙m.7个一组的布局中相距较远的两个像元的P区体电阻的差异近似为两个像元间的P型HgCdTe的体电阻约为1.94×10⁵Ω.在单元测试中3V下单个像元的电流为8.72×10^-9A，考虑到焦平面测试中多个像元的电流会处于叠加状态如图7所示，因此在计算P区分压时取电流平均值后近似为3.5倍单个像元的电流，得到P区分压约为5.92 mV.单元测试中2.9 V~3.1 V的电流差异为0.483×10^-9A，因此P区5.92 mV的分压引起的像元间电流的差异约1.43×10^-11A，再依据焦平面测试时的电容和积分时间估算出这部分电流差异引起的电压差异约为0.02 V，与图6中差异基本一致.

图7 焦平面器件中电流示意图

Fig.7 Schematic illustration of current in FPA

噪声等效光子数NEPh定义为光子数的变化在探测器上引发的响应电压变化量与噪声电压相等时光子数的变化量^[5]，即NEPh越小探测器的灵敏度越高.图8是器件的NEPh随偏压的关系图，在小电压下，器件增益比较小，NEPh会受限于电路及整个测试系统的噪声水平；随着电压增大，输入的信号和噪声经器件雪崩倍增后逐渐掩盖掉测试系统噪声，因此此时的NEPh主要由器件本身性质决定^[7].

图8 不同偏压下NEPh

Fig.8 NEPh at different reverse bias

器件的增益归一化暗电流密度GNDCD（Gain Normalized Dark Current Density）如图9所示，APD器件内部暗电流也会随雪崩效应出现倍增，因此归一化后能够反映器件实际的暗电流变化水平，在6 V以下器件状态稳定，GNDCD缓慢增加，从8 V开始由于器件隧穿电流的增加其暗电流也迅速增大.过剩噪声因子F也表现出相同的趋势，小偏压下约为1.2，而8 V时由于隧穿电流的增大导致计算得到的F远高于正常值.

图9 不同偏压下的GNDCD和过剩噪声因子

Fig.9 GNDCD and excess noise factor with different bias

3 结论

利用截止波长3.56 μm的HgCdTe材料制备了平面PIN型16×16小面阵APD焦平面器件，并于国内首次报道了HgCdTe线性模式APD焦平面器件的性能.器件在0-6 V偏压下有效像元率大于90%，非均匀性小于20%，6 V时NEPh约为60，过剩噪声因子1.2.测试过程中发现，面阵器件像元与P区电极间距离的差异会导致大反偏下像元实际加载的电压不一致，从而导致整个焦平面器件响应的不均匀，后期需要重新设计器件结构来解决这个问题.

参考文献