文档库

最新最全的文档下载
当前位置:文档库 > GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

中国科学: 物理学 力学 天文学

2010年 第40卷 第8期: 966 ~ 974 SCIENTIA SINICA Phys, Mech & Astron http://www.wendangku.net/doc/88ccdf0c6c85ec3a87c2c5fa.html http://www.wendangku.net/doc/88ccdf0c6c85ec3a87c2c5fa.html

引用格式: 高博, 刘红侠, 匡潜玮, 等. GaN 基p-i-n 型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型. 中国科学: 物理学 力学 天文学, 2010, 40: 966 ~ 974

《中国科学》杂志社

SCIENCE CHINA PRESS

论 文

GaN 基p-i-n 型紫外探测器光生载流子屏蔽 效应模型

高博*, 刘红侠, 匡潜玮, 周文, 曹磊

西安电子科技大学微电子学院, 宽禁带半导体材料与器件重点实验室, 西安 710071 * E-mail: bobbygoff@http://www.wendangku.net/doc/88ccdf0c6c85ec3a87c2c5fa.html

收稿日期: 2009-10-21; 接受日期: 2010-02-05

国家自然科学基金(批准号: 60976068)、教育部科技创新工程重大项目培育资金(编号: 708083)、教育部新世纪优秀人才计划(编号: NCET-05-0851)和教育部博士点基金(编号: 200807010010)资助项目

摘要 通过求解光生载流子连续性方程, 得出GaN 基p-i-n 型紫外探测器耗尽层中的光生载流子密度分布. 根据泊松方程计算了光生载流子屏蔽电场, 并通过数值计算方法将光生载流子屏蔽电场引入器件模型, 建立了光生载流子屏蔽效应模型. 在此基础上, 讨论了光生载流子屏蔽效应对p-i-n 型探测器耗尽区光生载流子密度分布的影响, 并分析了外加偏压、入射光功率以及载流子寿命对光生载流子屏蔽效应模型的影响. 结果表明光生载流子屏蔽效应对器件性能的影响是非单调的, 且通过调节外置偏压可以得到最大载流子漂移速度和最小器件响应时间.

关键词 GaN, p-i-n, 紫外探测器, 光生载流子屏蔽效应 PACS: 78.66.Fd, 85.60.Bt, 85.60.Gz

作为第三代半导体的典型代表, GaN 具有禁带宽度大、电子饱和速度高、介电常数小等优点, 已经被广泛应用于功率、微波和光电器件制作等领域. 由于其三元合金AlGaN 随着Al 组分地变化, 禁带宽度也在3.4~6.2 eV 之间变化, 对应于200~365 nm 的波长范围. 因此, GaN 基紫外探测器是天然的可以在复杂环境下使用的日盲紫外探测器, 被广泛应用于目标探测及跟踪、空间紫外通信和臭氧层监测等领域. 由于具有低暗电流和强光谱响应等优良特性, GaN 基p-i-n 型[1,2]和MSM 型[3,4]紫外探测器逐渐成为目前研究的热点, 但研究重点主要集中在通过器件制作工艺的优化和改进来降低探测器暗电流[5,6]及增强探测器光谱响应[7,8]等领域, 而对GaN 紫外探测器自身物

理机制对器件性能的影响研究得很少. 文献[9]曾对p-GaN 层厚度对GaN 基p-i-n 型紫外探测器性能的影响进行了研究, 说明探测器自身的一些物理机制对器件性能也能产生一定的影响, 也就是说通过优化器件工作条件可以优化器件性能. 作为光伏器件, 探测器内部光生载流子屏蔽效应对器件性能有很大影响, 但到目前为止, 还没有深入研究GaN 基p-i-n 型紫外探测器光生载流子屏蔽效应的论文.

本文通过求解光生载流子连续性方程, 得出GaN 基p-i-n 型紫外探测器耗尽区光生载流子密度分布. 根据泊松方程计算了光生载流子屏蔽电场, 并通过数值计算方法将光生载流子屏蔽效应引入器件模型, 建立了GaN 基p-i-n 型紫外探测器光生载流子屏蔽效

中国科学: 物理学 力学 天文学 2010年 第40卷 第8期

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

967

应模型. 进一步讨论了光生载流子屏蔽效应对p-i-n 型探测器耗尽区光生载流子分布的影响, 并分析了外加偏压、入射光功率以及载流子寿命对光生载流子屏蔽效应的影响.

1 器件物理模型

1.1 基本器件结构

GaN 基p-i-n 型紫外探测器结构图如图1所示, 其中p 区和n 区的掺杂浓度分别为8.0×1018 cm ?3和5.0×1018 cm ?3, i 层厚度和n 型掺杂浓度分别为0.3 μm 和 1.61×1016 cm ?3. 根据泊松方程, 计算了理想突变p-i-n 型结构?5 V 偏压下的耗尽区电场分布, 如图2所示. 图2表明耗尽区主要集中在浅掺杂的i 层, 且耗尽区电场强度并非常数.

图1 GaN 基p-i-n 型紫外探测器基本结构图(a)和耗尽区

电荷分布(b)

图2 GaN 基p-i-n 型紫外探测器耗尽区的电场分布

1.2 光生载流子密度分布

当光子能量大于GaN 禁带宽度的入射光照射器件时, 器件内部会产生光生电子-空穴对. 在电场作

用下, 光生空穴和光生电子分别漂移至耗尽区两侧, 在耗尽区内靠近p-GaN 界面和n-GaN 界面处形成一定的空穴积累和电子积累, 即在耗尽区两侧出现光生载流子密度分布, 其分布情况可通过求解耗尽区光生载流子连续性方程求得.

一维情况下, 耗尽区光生空穴和光生电子的连续性方程分别为

()

()1()(),p p J x p x G x U x t q x ??=???? (1)

()

()1()(),n n J x n x G x U x t q x

??=?+?? (2) 其中p (x )和n (x )分别表示光生空穴密度和光生电子密

度, G (x )和U (x )分别表示耗尽区光生载流子的产生率和复合率, q 为电荷电量, J p (x )和J n (x )分别表示光生空穴电流和光生电子电流. 基于漂移扩散传输模型, 光生空穴电流J p (x )和光生电子电流J n (x )分别为

d ()

()(),d p p p p x J x qp x E qD x

μ=? (3)

d ()

()(),d n n n

n x J x qn x E qD x

μ=+ (4) 其中μp 和μn 分别表示空穴和电子迁移率, D p 和D n 分别表示空穴和电子扩散系数, E 为耗尽区电场. 光生载流子产生率G (x )和复合率U (x )分别为

(1)

()exp(),opt P R G x x A h ααν

?=?? (5)

()

(),p p

p x U x τ= (6)

()

(),n n

n x U x τ=

(7)

其中P opt 为入射光功率, R 为器件表面光反射率, A 为器件有效探测面积, h 为普朗克常量, ν为入射光频率, α 为GaN 材料光吸收系数, τp 和τn 分别为光生空穴寿命和光生电子寿命. 计算中各参数取值如表1所示.

表1 计算中各参数取值

参数 取值 单位 参数 取值 单位

P opt 10 W A

0.01 cm 2 α

1.0×105cm ?1 h ν 4.4308eV

τp =τn

0.2 ns R 0.2

1.3 迁移率模型

GaN 基p-i-n 型紫外探测器作为光伏器件, 一般

高博等: GaN 基p-i-n 型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

968

工作在外置反偏压条件下, 耗尽区光生载流子在强电场作用下以饱和速度作漂移运动. 对于GaN 材料, 电子高电场迁移率模型是比较复杂的, 一般都是通过对实验测试数据进行数值拟合而建立模型[10]. 本文采用Kabra 等人[11]和Bapkar 等人[12]研究结果给出的拟合迁移率模型, 其解析表达式为

0L 123L T 123

T H 123H ,

0,1//,

,()/,

,(exp())/,

,

C E E E E E E E E E E E E E E E E E E E μαααμβββγγγ?

<

?

++<<=??++<? (8) 其中E H 表示高电场, μ0为低电场电子迁移率, E C 为临界电场, E L 表示低电场, E T 为阈值电场. α1, α2, α3, β1, β2, β3, γ1, γ2和γ3均为拟合参数. 根据文献[13~16], 令μp =μn /25, 其他参数的取值见表2.

根据该模型, 计算了电子漂移速度随电场的变化情况, 如图3所示.

图3表明电子漂移速度随电场地变化而变化, 且整个变化趋势可分为四个部分. 小于E L 的低电场部

分, 电子漂移速度Vs 随电场的增加而快速增大; 介

图3 电子漂移速度随电场的变化曲线

于E L 和E T 之间的电场部分, 电子漂移速度Vs 随电场地增加而缓慢增大, 当电场达到E T 时, 电子漂移速度Vs 达到最大值; 介于E T 和E H 之间的电场部分, 电子漂移速度Vs 随着电场的地增加缓慢减小; 大于E H 的电场部分, 电子漂移速度Vs 随着电场地增加缓慢减小, 并逐渐趋于常数.

1.4 光生载流子屏蔽效应

入射光照射器件时, 根据连续性方程(1)和(2)可

得到耗尽区光生载流子的分布p (x )和n (x ). 根据泊松方程可知, 由于光生载流子的存在, 使得耗尽区内存在一个附加电场, 阻碍光生载流子的漂移运动, 这种阻碍作用可采用光生屏蔽电场表征, 其计算方法为

sc 0r

0()(()())d ,x

V q

E x p x n x x x εε?=?=??∫

(9)

其中E sc 表示光生屏蔽电场, ε0和εr 分别为绝对介电常数和相对介电常数.

因此, 当入射光照射器件时, 作用于光生载流子的总电场应为内建电场E in 、外加电场E a 以及光生屏蔽电场E sc 之和为

in a sc .E E E E =++ (10) 2 数值计算方法

在外置偏压为?5 V 、入射光功率为10 W 条件下,

设光照前的耗尽区电场为初始电场, 根据连续性方程(1)和(2)可以计算得出室温下GaN 基p-i-n 型紫外探测器耗尽区光生空穴和光生电子的密度分布, 然后根据光生载流子屏蔽效应模型可以计算得出光生载流子在耗尽区产生的光生屏蔽电场. 此时作用于光生载流子的电场为内建电场、外加电场以及光生屏蔽电场之和, 而当前状态所产生的光生屏蔽电场又会对光生载流子密度分布产生影响, 从而又可根据

表2 电子迁移率模型中各参数取值

参数

取值 单位 参数 取值 单位 μ0 650 cm 2/V α3

9.54×106 cm/s E C 4.349×104 V/cm β1 ?2.301×10?4

cm 3/V 2·s E L 9×104 V/cm β2 9.674 cm 2/V ·s

E T 2.3×105 V/cm β3

1.604×107 cm/s E H 3.3×105 V/cm γ1

2.096×108 cm/s

α1 ?2.501×10-4 cm 3/V 2·s γ 2 1.204×10?5

cm/s α2 130 cm 2

/V ·s γ3

1.909×107 cm/s

中国科学: 物理学 力学 天文学 2010年 第40卷 第8期

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

969

连续性方程计算下一状态耗尽区光生载流子的分布. 新的光生载流子分布又会产生新的光生屏蔽电场, 继续对光生载流子的密度分布产生影响, 如此反复相互作用, 最终使得GaN 基p-i-n 型紫外探测器耗尽区形成稳定的光生屏蔽电场和稳定的光生载流子密度分布. 计算过程中引入光生载流子屏蔽效应的数值方法如图4所示.

图4 引入光生载流子屏蔽效应的数值计算方法

3 结果与讨论

在上述计算条件下, 通过图4所示数值方法引入光生载流子屏蔽效应, 分别计算了光照后耗尽区电场E 、光生载流子屏蔽电场E sc 及光生载流子密度分布, 分别如图5~7所示.

图5(a)表明, 光照后耗尽区的总电场分布基本与光照前耗尽区的总电场分布相似, 且整个耗尽区电场分布随时间有微小变化. 为了清楚地表明耗尽区电场随时间的微小变化, 图5(b)给出了耗尽区平均总电场随时间的变化曲线. 图5(b)表明, 耗尽区平均总电场随着光照时间的持续逐渐减小, 且在光照50 ps 后达到稳定, 从光照前的?411.625 kV/cm 减小到稳定后的?410.325 kV/cm. 耗尽区平均总电场的微小变化, 正是光照后光生载流子屏蔽效应的作用结果. 根据(9)式, 计算了光生屏蔽电场, 其计算结果如图6所示.

图6表明, 光照后耗尽区光生屏蔽电场确实存在, 且随时间变化. 从图中可以发现光生屏蔽电场随时

图5 光照后耗尽区电场E 、光生载流子密度分布

(a) 耗尽区总电场E 分布; (b) 耗尽区平均总电场E 随时间的变化

图6 光照后耗尽区光生屏蔽电场E sc 的变化图

间的变化开始比较快速, 25 ps 后逐渐趋缓, 并且在50 ps 左右基本达到饱和, 此后光生屏蔽电场不再随时间变化. 从图6还可以发现, 光生屏蔽电场在耗尽区呈非线性分布. 从耗尽区p 型边界处到图中50 nm 之间, 光生屏蔽电场增长速度比较快, 50 nm 之后光生屏蔽电场增长比较缓慢且在某处达到最大值, 之后呈现缓慢下降趋势, 直至耗尽区n 型边界处, 其中

高博等: GaN 基p-i-n 型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

970

光生屏蔽电场最大值处所对应的耗尽区位置随时间的增加逐渐向右移动, 直至光生屏蔽电场达到饱和. 这种现象的出现是由于光照后耗尽区光生载流子密度分布随时间的变化所引起的, 如图7所示.

图7 耗尽区光生载流子分布(a)和耗尽区净光生载流子

|p-n|的分布(b)

图7(a)表明, 在电场作用下, 光生空穴主要在耗尽区靠近p-GaN 侧积累, 光生电子主要在耗尽区靠近n-GaN 侧积累, 且空穴的积累比电子的积累更加明显. 这主要是因为空穴的迁移率比电子的迁移率小很多, 在电场作用下空穴的输运能力比电子的输运能力弱, 导致空穴向耗尽区外侧扩散的速度比电子向耗尽区外侧扩散慢很多, 进而形成空穴的积累比电子的积累明显. 正是由于光生空穴和光生电子在耗尽区两侧的积累才形成了与原电场方向相反的正向屏蔽电场, 阻碍电子和空穴的漂移扩散运动. 从图7(a)还可以发现随着光照时间的持续, 光生电子和光生空穴的积累越来越强, 其中光生电子密度在8 ps 后就基本达到饱和, 而光生空穴密度在50 ps 后才达到饱和. 从图7(b)可以发现, 在光生载流子积累过程中, 光生空穴密度和光生电子密度近似相等时所处的耗尽区位置随着光照时间的持续逐渐向右移动,

直至光生空穴密度达到饱和. 由此可以表明, 光生载流子屏蔽效应对光生空穴的影响要比对光生电子的影响更加强烈.

此外, 光生载流子屏蔽效应对GaN 基p-i-n 型紫外探测器的性能参数有很大影响. 响应时间是探测器在高频应用中的一个重要参数, 对于p-i-n 型紫外探测器, 其响应时间τ主要决定于光生载流子渡越耗尽区所需要的时间τdrift 、耗尽区外产生的载流子扩散到耗尽区所需要的时间τdiff 以及电路RC 时间常数τRC 等三个因素. 由于扩散时间较小, 可忽略不计, 本文定义p-i-n 型紫外探测器的响应时间如下式:

τ== (11)

其中w 为耗尽区宽度, V s 为载流子漂移速度, R 为电路总电阻, 取值为50 Ω, C 为电路总电容, 取值为4 fF. 由以上讨论可知耗尽区内各点总电场E 不尽相同, 是x 的函数, 则耗尽区内各点处载流子漂移速度V s 也是x 的函数. 因此, 在计算器件响应时间时, 取耗尽区内平均漂移速度s ,V 其计算方法为

n

s p n

()()d .p

w x x x E x x

V x w x μ+?=

++∫

(12)

根据(11)和(12)式, 计算了引入光生载流子屏蔽效应后GaN 基p-i-n 型紫外探测器的平均电子漂移速度s V 和器件响应时间τ, 分别如图8(a)和(b)所示.

图8 光生载流子屏蔽效应对电子漂移速度的影响(a)和光

生载流子屏蔽效应对器件响应时间(b)

中国科学: 物理学 力学 天文学 2010年 第40卷 第8期

971

图8(a)表明, 该计算条件下, 受光生载流子屏蔽

效应的影响, 耗尽区平均电子漂移速度随着光照时间的持续非线性增加, 且在光照50 ps 后达到饱和, 电子漂移速度由光照前的2.0668×107 cm/s 增大到饱和时的2.0695×107 cm/s. 图8(b)表明, 受光生载流子屏蔽效应的影响, 器件响应时间随光照时间的持续非线性减小, 且在光照50 ps 后达到饱和, 器件响应时间由原来的1.4897 ps 下降为1.4882 ps. 因此, 光生载流子屏蔽效应对电子漂移速度和器件响应时间具有微调作用.

以上讨论都采用?5 V 外加偏压和10 W 入射光功率, 下面分别计算不同外加偏压和入射光功率条件下, 光生载流子屏蔽效应对耗尽区平均电子漂移速度和器件响应时间的影响, 分别如图9和10所示.

图9表明, 当外加偏压为0和?2 V 时, 光生载流子屏蔽效应的存在使耗尽区平均电子漂移速度减小, 器件响应时间增加, 而且这种影响在0 V 时比?2 V 时更明显. 当外加偏压为?4和?6 V 时, 光生载流子屏蔽效应的存在使耗尽区平均电子漂移速度增加, 器件响应时间减小, 而且这种影响在?4 V 时要比?6 V 时更明显. 因此, 对于GaN 基p-i-n 型紫外探测器, 光生载流子屏蔽效应对电子漂移速度和器件响应时间的影响是非单调的. 分析表明, 这种非单调性主要是由于GaN 材料中电子饱和速度对电场的非单调性引起的. 根据GaN 材料中电子迁移率模型可知, 耗尽区总电场越接近230 kV/cm, 电场对载流子的输运能力就越强, 电子的饱和速度越大; 越远离230 kV/cm, 电场对载流子的输运能力越弱, 电子的饱和速度越小. 进一步计算得知, 上述条件下, 当外加偏压在0~ ?2.3 V 之间, 光生载流子屏蔽效应使耗尽区平均电子漂移速度减小, 器件响应时间增加; 当加偏压在?2.3 V 到反向击穿电压之间, 光生载流子屏蔽效应使耗尽区平均电子漂移速度增加, 器件响应时间减小. 当外加偏压为?2.3 V 时, 受光生载流子屏蔽效应影响, 耗尽区平均电子漂移速度达到最大, 器件响应时间达到最小.

从图10可以得知, 当入射光功率为0.1 W 时, 从图中基本看不到光生载流子屏蔽效应对电子漂移速度和器件响应时间的影响, 当入射光功率增大到1 W 时, 光生载流子屏蔽效应对电子漂移速度和器件响

应时间的影响比较明显, 当入射光功率增大到10 W 时, 光生载流子屏蔽效应对电子漂移速度和器件响应时间的影响十分明显. 分析得知, 入射光功率越大, 器件内部产生的光生载流子密度越大, 光生载流子屏蔽电场越强, 光生载流子屏蔽效应对电子漂移速度和器件响应时间的影响越大. 实际设计中, 通过改进器件结构以提高器件量子效率[17], 通过设置表面防反射层[18]减小光反射率都可以增加探测器有效入射光功率, 从而增强光生载流子屏蔽效应对器件响应时间的影响.

对于GaN 材料, 由于需要异质外延生长, 受晶格失配和热失配的影响[19,20], GaN 体材料缺陷密度比较大, 少数载流子寿命比较小, 对器件性能响应比较大. 根据本文所建模型, 计算了不同少数载流子寿命条件下的光生载流子屏蔽效应对器件响应时间的影响, 如图11所示.

图11表明, 在相同工作条件下, 少数载流子寿

命越小, 光生载流子屏蔽效应越弱. 这是因为少数载流子寿命的减小导致光生载流子的复合加快, 致使光生载流子密度减小, 光电屏蔽电场变弱, 光生载流子屏蔽效应不太明显. 当少数载流子寿命足够小时, 光生载流子产生后立即复合, 光生载流子屏蔽效应彻底消失. 而当少数载流子寿命足够大时, 光生载流 子屏蔽效应将十分明显. 随着GaN 生长技术的不断发展, GaN 材料中的缺陷得到一定的控制, 载流子寿命得到了很大的提高. 因此, 对于高速GaN 基p-i-n 型紫外探测器, 光生载流子屏蔽效在实际应用中必须加以考虑.

以上计算结果均表明, 持续光照50 ps 后, 光生载流子屏蔽效应对器件响应时间的影响达到稳定. 事实上在实际使用中, 大都采用瞬态光照或频率调制脉冲光. 此时, 光生载流子屏蔽效应对器件响应时间的影响如图12所示.

从图12可以发现, 当瞬态光照时间从60 ps 逐渐

减小到10 ps 时, 光生载流子屏蔽效应对器件响应时间的影响也逐渐减弱, 且光照结束后, 光生载流子屏蔽效应经过一段时间逐渐消失. 由此可以表明, 当瞬态光照时间小于50 ps 时, 瞬态光照时间越短, 光生载流子屏蔽效应越不明显; 瞬态光照时间大于50 ps 时, 光生载流子屏蔽效应作用比较明显.

高博等: GaN 基p-i-n 型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

972

图9 外加偏压对光生载流子屏蔽效应的影响

(a) 电子漂移速度; (b) 器件响应时间

中国科学: 物理学 力学 天文学 2010年 第40卷 第8期

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

GaN基p_i_n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

973

图10 入射光功率对光生载流子屏蔽效应的影响

(a) 电子漂移速度; (b) 器件响应时间

图11 载流子寿命对光生载流子屏蔽效应的影响

图12 瞬态光照对光生载流子屏蔽效应的影响

4 总结

本文通过求解耗尽区光生载流子连续性方程和采用数值计算方法, 建立了GaN 基p-i-n 型紫外探测 器的光生载流子屏蔽效应模型, 进一步讨论了不同条件下光生载流子屏蔽效应对器件响应时间的影响. 计算结果表明, 光生载流子屏蔽效应对GaN 基p-i-n 型紫外探测器的影响是非单调的, 通过调节外置偏压可使耗尽区光生载流子处于最大平均漂移速度, 缩短器件响应时间. 此外, 根据计算得知, 入射光功率越大、载流子寿命越长, 光生载流子屏蔽效应对器件性能的影响越明显, 并且瞬态光照持续时间对光生载流子屏蔽效应有较强影响.

参考文献

1 Smith G M, Boutros K S, Phanse V M. Visible-blind GaN PIN photodiodes. IEEE Lasers and Electro-Optics Society Annual Meeting, 1998,

1: 366—367

2 Chang P C, Yu C L, Chang S J, et al. Low-noise and high-detectivity GaN-based UV photodiode with a semi-insulating Mg-doped GaN cap

layer. IEEE Sens J, 2007, 7(9): 1270—1273

3 Chen C H, Chang S J, Su Y K, et al. GaN metal-semiconductor-metal UV photodetectors with transparent Indium-Tin-Oxide schottky

contacts. IEEE Photonics Technol Lett, 2001, 13(8): 848—850

4 Li J L, Donaldson E R, Hsiang T Y. Very fast metal-semiconductor-metal UV photodetectors on GaN with submicron finger width. IEEE

Photonics Technol Lett, 2003, 15(8): 1141—1143

5 Carrano J C, Li T, Brown D L, et al. Low dark current pin UV photodetectors fabricated on GaN grown by metal organic chemical vapour

deposition. Electron Lett, 1998, 34(7): 692—694

6 Dobrza ński L, Strupinski W. On charge transport and low-frequency noise in the GaN p-i-n diode. IEEE J Quantum Electron, 2007, 43(2):

188—195

高博等: GaN基p-i-n型紫外探测器光生载流子屏蔽效应模型

7 Chang P C, Yu C L, Chang S J. Low-noise and high-detectivity GaN-based UV photodiode with a semi-insulating Mg-doped GaN cap layer.

IEEE Sens J, 2007, 7(9): 1270—1273

8 Shen S C, Zhang Y, Dongwon Y, et al. Performance of deep UV GaN avalanche photodiodes grown by MOCVD. IEEE Photonics Technol

Lett, 2007, 19(21): 1744—1746

9 Zhou M, Zhao D G. Effect of p-GaN layer thickness on the performance of p-i-n sructure GaN UV photodetectors. Acta Phys Sin, 2008,

57(7): 4570—4574

10 Farahmand M, Garetto C, Bellotti E, et al. Monte carlo simulation of electron transport in the III-nitride wurtzite phase materials system:

Binaries and terniaries. IEEE Trans Electron Devices, 2001,48(3): 535—542

11 Kabra S, Kaur H, Haldar S, et al. An analytical model for GaN MESFET’s using new velocity-field dependence. Phys Stat Sol C, 2006, 3(6):

2350—2355

12 Bapkar U V, Shur M S. Monte Carlo calculation of velocity-field characteristics of wurtzite GaN. J Appl Phys, 1997, 82(4): 1649—1655

13 Bhatttacharyya A, Li W, Cahalu J, et al. Efficient p-type doping of GaN films by plasma-assisted molecular beam epitaxy. Appl Phys Lett,

2004,85(21): 4956—4958

14 Kumakura K, Makimoto T. Carrier transport mechanisms of pnp AlGaN/GaN heterojunction bipolar transistors. Appl Phys Lett, 2008,92:

093504-1—3

15 Rodrigues C G, Femandez J T L, Leite J R, et al. Hole mobility in zincblend c-GaN. J Appl Phys, 2004, 95(9): 4914—4917

16 Kim K S, Cheong M G, Hong C H, et al. Hole transport in Mg-doped GaN epiayers grown by metalorganic chemical vapor deposition. Appl

Phys Lett,2000, 76(9): 1149—1151

17 Ting L, Carrano J C, Campbell J C, et al. Analysis of external quantum efficiencie of GaN homojunction p-i-n UV photodetectors. IEEE J

Quantum Electron, 1999, 35(8): 1203—1206

18 Chang S J, Lee M L, Sheu J K, et al. GaN metal-semiconductor-metal photodetectors with low-temperature-GaN cap layers and ITO metal

contacts. IEEE Electron Device Lett, 2003, 24(4): 212—214

19 Tuomisto F, Paskova T, Kr?ger R, et al. Defect distribution in a-phane GaN on Al2O3. Appl Phys Lett, 2007, 90: 121915-1—3

20 Lin J C, Su Y K, Chang S J, et al. GaN p-i-n photodetectors with an LT-GaN inter layer. IET Optoelectron, 2008, 2(2): 59—62

974