GaN基光电探测器的研究与应用

紫外探测技术在导弹预警、紫外通信、生化分析等军事领域以及明火探测、臭氧监测等民用领域都有广泛的应用。GaN基材料基于其禁带宽度大且可调、击穿电场强、温度稳定性好等特点,是研制紫外探测器的理想材料之一。目前,GaN基光电探测器的研究主要集中在紫外和深紫外波段。

经过多年来的发展,GaN基紫外光电探测器出现了各种各样的器件结构,主要有光电导型、肖特基型、金属—半导体—金属(MSM)型和p-i-n型。下面将对这几种结构分别作简要的介绍。

1.光电导型GaN探测器

GaN基光电导型紫外探测器的结构如图3.3.3所示,在Ga N表面制作两个欧姆接触电极,用来收集GaN中的光生载流子,探测GaN电导率在不同紫外光功率照射下的变化。

图3.3.3　Ga N光电导型紫外探测器的结构示意图[32]

该结构由M.A.Khan等人于1992年在蓝宝石衬底上首次研制成功,在365 nm波长处的峰值响应度达1 000 A/W,响应时间为ms量级。可见,此种探测器结构响应度较大,但响应速度较慢。另外,研究人员发现此种结构容易出现持续光电导现象(即撤去光照以后,由光照引起的附加电导迟迟不能消除),暗电流和噪声也都比较大。因此,部分科研人员开始关注响应速度更快、性能更加稳定的光伏型探测器结构。

2.肖特基型GaN探测器

肖特基型Ga N探测器通常包含一个欧姆(Ohmic)接触和一个肖特基(Schottky)接触电极,如图3.3.4所示,为了使入射光能够有效地被半导体吸收,肖特基接触需要用透明或者半透明的金属。由于肖特基金属与GaN之间存在功函数差,所以肖特基金属下方存在一个具有内建电场的耗尽区,入射光子在耗尽区被吸收以后,产生的光生电子和空穴分别被肖特基电极和欧姆电极收集,产生电信号。此种结构的探测器相比光电导结构的响应速度快,一般在μs量级,甚至可达ns量级。另外,肖特基结的耗尽区在样品表面,不存在pn结型光电探测器对于短波长入射光由于表面光吸收造成的量子效率降低问题。而且,肖特基结构简单,不需要p型掺杂,避免了Ga N材料p型掺杂效率低的问题,这类紫外探测器已经商用化。但由于势垒高度和耗尽区宽度的限制,肖特基型探测器较pn结或pin探测器漏电流更大。由于肖特基结构的高电场区在表面,因此表面态可能会对器件性能产生影响。

图3.3.4　GaN肖特基型紫外探测器的结构示意图[32]

3.金属—半导体—金属(MSM)型GaN探测器

金属—半导体—金属(MSM)型GaN探测器结构如图3.3.5所示,在GaN表面制作叉指形状的肖特基电极。两个叉指电极之间形成背靠背的肖特基结,电极间偏压为零时,在两个肖特基结处都存在势垒区,如图3.3.6(a)所示,GaN在光照下产生的电子空穴对不能被有效地收集到电极,响应度低。当在电极间施加偏压时,两个肖特基结必然一个处在正偏状态,一个处在反偏状态。假设图3.3.6所示中左边电极为负电极,右边电极为正电极,则左边的肖特基结反偏,右边的肖特基结正偏。因此,随着电极间偏压的增大,左边肖特基结的耗尽区逐渐增大,而右边耗尽区逐渐减小,但总耗尽区仍然在增加。当电压增大到一定值时,两个耗尽区完全穿通,若继续增大电压,右边肖特基结能带被拉平,如图3.3.6(b)所示。此时,GaN中的光生电子和空穴将能在电场的作用下被有效地分离并分别漂移至两个电极,实现有效的光电探测。

MSM结构具有结构简单、暗电流小(可达p A量级)、噪声低、响应速度快(可达ps量级)、便于阵列化等优点。然而由于缺乏内部增益机制,MSM结构的探测器的光响应度较低。另外,因为需要实现MSM结构两个电极间区域的全耗尽,器件工作偏压也较高。MSM结构也属于表面器件,同肖特基型结构一样,也要注意表面态对其性能的影响。

图3.3.5　Ga N基MSM型紫外探测器的结构示意图[32]

图3.3.6　MSM结构零偏压和大偏压时的能带图[33]

4.pn和pin结型GaN探测器

传统pn结光电探测器的原理如图3.3.2所示,只有在耗尽区中吸收的光产生的载流子才能被有效地探测。但普通的pn结为了要实现良好的欧姆接触,p、n区都有较高的掺杂浓度,导致耗尽区宽度较窄。而且耗尽区中的电场分布不均匀,从p、n区交界面处向两侧迅速减小。入射光子有很大概率入射到耗尽区外或者电场较小的区域,产生的电子空穴对不能迅速分离,使量子效率大大降低。因此,人们提出在p区和n区之间插入一层低掺杂或不掺杂的i层,由于这一层基本没有电荷,在内建电场下就能实现全耗尽而且具有较强的、均匀分布的电场。i层的插入相当于增大了耗尽区宽度和平均了耗尽区的电场,大大提高了探测器的量子效率,并且耗尽区宽度的调控可以通过改变i层的厚度来实现。

GaN基pin结型探测器的典型结构如图3.3.7所示,与前文Ga N基LED、激光器一样,由于有p型层,生长过程中需要考虑p型掺杂问题。另外,GaN基材料的直接带隙特性决定了其吸收系数较大,而在耗尽层i-GaN的上方还有一层电场几乎为零的p-GaN层,入射光在该层的吸收不易转化成电信号,容易出现短波方向的响应幅度下降。因此,制作pin型结构器件时,p-Ga N层的厚度要在短波量子效率和接触电阻之间做权衡,根据特定需求合理设计。

图3.3.7　Ga N基pin结型紫外探测器的结构示意图[32]

5.GaN基雪崩光电二极管(Avalanche Photodiode,APD)

前述的几种GaN基紫外光电探测器除了光电导型结构,一般情况下都缺乏内部增益机制,响应度较低,不利于微弱小信号的探测。而在实际探测情景中,紫外信号一般比较微弱。为了代替传统主要用于微弱紫外光探测的光电倍增管(增益达106,但具有体积庞大、工作电压非常高的缺点),人们开始研究高质量雪崩光电二极管,设想利用半导体雪崩效应产生的增益来实现微弱信号的探测。

事实上,pn结和pin结型探测器结构在较高反向工作偏压时就是一个简单的APD结构,图3.3.8显示的是一个pin型APD的原理图。光照条件下,耗尽区产生的光生电子和空穴分别向两个电极漂移。当反向电压较大(反向电场较强时),载流子在电场的加速下获得能量并与晶格发生碰撞,如果载流子能量达到一定值,会使晶格原子发生电离,产生新的电子空穴对,此过程称为碰撞电离。新的电子空穴对继续在电场作用下漂移加速,进一步产生新载流子对,如此过程不断重复,产生大量载流子,结电流也相应地显著增加,这就是雪崩倍增效应,能够使光电探测器产生增益。

图3.3.8　APD原理图

APD一般有线性和盖革两种工作模式。线性模式是指APD的偏置电压低于反向击穿时,对光电流能起到线性放大的作用的工作状态;盖革模式是偏置电压高于雪崩击穿电压时,增益迅速增加,原则上单光子吸收就能触发APD的大信号电流的工作状态,因此这种模式一般需要附加的抑制电路来进行电流抑制,以免损坏器件。

传统的GaN基APD采用的就是简单的pin结构,只不过其在工作时反向偏置电压较大,使耗尽区产生雪崩倍增,从而得到较大的电流增益。最早期的APD采用的是一种光从正面入射的形式,如图3.3.9(a)所示,由于p-Ga N层较薄,光子主要在i-GaN层吸收,产生的电子空穴对与晶格发生碰撞电离并产生增益。但由于光吸收区和增益区在同一个区域,器件噪声较大;另一种光是从背面入射的形式,如图3.3.9(b)所示,大部分光子被n-Ga N层吸收,在该层产生电子空穴对,只有空穴进入存在高电场的i区才会发生雪崩倍增,由于材料的空穴离化系数大于电子,所以,在这种情况下APD的过剩噪声较小。

图3.3.9　正面入射和背面入射示意图[34]

背面照射式GaN基APD可能仍然会有一部分光子进入i-Ga N倍增区被吸收从而产生噪声。为了进一步减小噪声,Pau等人提出了将吸收区和倍增区完全分离的思想,构建了SAM(Separate Absorption and Multiplication,SAM)型APD结构。如图3.3.10所示,SAM结构由p-i-n-i-n层组成,从底部到顶部每一层分别是n型层、吸收层、电荷层、倍增层和p型层。工作时采取背照式方式,由吸收层吸收入射的光子,产生的空穴漂移至倍增层发生雪崩倍增。这样在倍增区内,所有的碰撞离化都由空穴来完成,从而可以降低器件的噪声。

图3.3.10　GaN基SAM型APD结构示意图[34]

GaN APD也存在材料质量不理想、p型掺杂效率低、欧姆接触难等问题,通过研究人员的优化,Ga N APD的雪崩倍增因子可达105,暗电流可达p A级别,线性模式下响应度可达几个A/W的量级,并且实现了盖革模式下的单光子测量。GaN APD受限于材料的禁带宽度,截止波长在360 nm左右,为了实现在军事和民用方面有重要意义的日盲紫外探测,需要采用禁带宽度更大的AlGaN材料制作器件结构。由于Al组分越高,所带来的材料质量问题、掺杂问题都更加严重,Al GaN APD的发展比GaN APD慢很多,在材料生长、器件制备方面都面临更大的挑战。

6.GaN基新型光电探测器结构

近年来,随着二维材料的兴起,出现了一些二维材料与GaN材料结合的新型紫外探测器结构,并表现出了优异的性能。石墨烯材料在红外—紫外波段的宽光谱范围内都有高透光性(＞95%),而且石墨烯的载流子迁移率非常高,具有高导电性,使其受到了研究者们的广泛关注。利用石墨烯的高透光性和高导电性,林芳[35]等人设计了石墨烯/GaN肖特基型探测器结构,并用石墨烯代替普通肖特基结构中的金属,解决了由于金属吸收和反射而导致的量子效率降低问题。

利用石墨烯的高载流子迁移率,本书作者所在的课题组研制了以GaN作为光吸收层,以石墨烯作为载流子输运层的光电导型紫外探测器结构,同时获得了较大的响应度和较快的响应速度[36]。下面将对这部分内容作详细介绍。

探测器结构如图3.3.11所示,Ga N外延层是在蓝宝石衬底上用MOCVD方法生长的厚度为2μm的非故意掺杂(UID)GaN层,UID GaN的表面有两个Ti/Au/Ti/Au欧姆接触电极,欧姆电极的宽度为1 mm,两个欧姆电极之间的间距为2 mm。在此基础上,用PMMA湿法转移技术将铜衬底上CVD法生长的单层石墨烯转移到样品表面,使其与UID GaN材料和金属电极紧密接触。选取并转移在样品上的相同批次的石墨烯,测试其透光率,结果如图3.3.11所示,在300～800 nm宽光谱范围内,石墨烯的透光率始终保持在95%以上,说明石墨烯对紫外到近红外波段的光基本不吸收。图3.3.12所示的是石墨烯的拉曼光谱图,该图清晰地显示了石墨烯的特征G峰(波数在～1586 cm-1)和2D峰(波数在～2685 cm-1),且2D峰和G峰的强度比大于2,证明了石墨烯的单层性质。而且,拉曼光谱中没有显现D峰,表明转移的石墨烯质量良好,没有缺陷态[37]。

图3.3.11　石墨烯在300～800nm波长范围内的透射率

图3.3.12　石墨烯的拉曼谱图

图3.3.13　石墨烯和UID GaN接触后的能带图

未转移石墨烯前,根据UID Ga N和石墨烯各自的功函数,可以分析出两者接触后的能带图。在转移前,UID Ga N和石墨烯的功函数分别为4.1 e V和4.6 e V,当两者接触时,为了达到费米能级统一的热平衡状态,UID Ga N的能带会发生如图3.3.13所示的弯曲,产生内建电场,电场方向由UID GaN指向石墨烯。在325 nm紫外光照射样品时,由于石墨烯的高透光性,光子主要被UID GaN层吸收,产生光生电子空穴对,在内建电场的作用下,空穴漂移至石墨烯,电子被势垒限制在UID Ga N层中。在石墨烯表面两个欧姆接触电极间施加电压来收集漂移至石墨烯的光生空穴,产生光电流。在不同光功率照射下,电流的响应值不同。为了验证此种结构中石墨烯的作用,本实验也使用未铺石墨烯的样品作对比测试。图3.3.14和图3.3.15所示的分别是未铺石墨烯样品和铺有石墨烯样品在不同光功率下欧姆接触电极间电流和电压的关系,进一步求得两种样品的光信号电流和响应度,如图3.3.16所示,显然,铺有石墨烯的样品比未铺石墨烯的样品具有更好的响应度指标,在-10 V偏置电压下,响应度达5.83 A/W。

图3.3.14　未铺石墨烯样品在不同光功率下电流随电压的变化关系

图3.3.15　铺有石墨烯样品在不同光功率下电流随电压的变化关系

图3.3.16　两种样品光电流和响应度随光功率的变化对比图

铺有石墨烯样品的高响应度来源于其中的增益机制,在此种光电导探测器中,增益G可用式(3.3.10)表示:

式中,τlifetime表示光生载流子的寿命;τtransit是空穴在石墨烯两个电极间的输运时间。UID GaN中与石墨烯接触形成的势垒将光生电子和空穴在空间上分离,减小了其复合的概率,从而具有较大的τlifetime;另一方面,基于石墨烯的高载流子迁移率,空穴在电极间的输运时间τtransit也较小,这两个因素使铺有石墨烯的探测器样品具有较好的增益,从而获得了较高的响应度。

除了响应度以外,实验也表征了铺有石墨烯样品的时间响应特性,将样品与一个定值电阻串联,用示波器通过测量电阻两边电压信号的响应时间来表征探测器的响应时间。图3.3.17所示中的横坐标表示时间,纵坐标表示电阻上的电压信号,信号跟随光照的开关发生变化,把开光瞬间信号的响应时间定义为上升时间τr,把关光瞬间信号的响应时间定义为下降时间τf。从放大的响应信号中,如图3.3.17(b)所示提取出的上升时间和下降时间分别为2.7 ms和4.6 ms。

图3.3.17　铺有石墨烯样品的时间响应特性及其在一个周期内的放大图

除了GaN体材料以外,为了进一步提高探测器的响应灵敏度,以适用于特殊条件下的弱光探测,人们还发展了基于低维GaN材料的探测器结构。得益于Ga N纳米线的高晶体质量和高表面/体积比,人们发现纳米线光电导探测器的响应度很高,可达103～107 A/W[38-40]。然而单纳米线器件制作工艺复杂,不适于大规模应用。

本书作者所在课题组在前述的石墨烯/UID GaN复合结构探测器基础上,进一步将GaN基量子点与石墨烯结合,利用简单的制作工艺,实现了f W量级的最小探测功率,响应度甚至高达109 A/W[41]。图3.3.18所示的是由In GaN量子点和石墨烯构成的复合探测器结构图,石墨烯被转移到InGa N量子点/Ga N(3μm)/蓝宝石表面,其上淀积有两个欧姆接触电极,电极的宽度为500μm,电极间的间距为300μm。从图3.3.19所示的AFM图像中可以提取出InGaN量子点,其典型尺寸大约有110 nm直径和10 nm高度,密度约为2.5×108 cm-2。图3.3.20所示的石墨烯的拉曼谱表明高质量单层石墨烯的特性。石墨烯的G峰和2D峰位置分别在1595 cm-1和2689 cm-1处,相比于未掺杂石墨烯的G峰(1580 cm-1)和2D峰(2641 cm-1),这两个峰的蓝移表示转移到量子点上的石墨烯是p型掺杂。图3.3.21所示的是样品材料的PL谱,其中510～525 nm的谱峰是InGa N量子点的发光峰,450～460 nm的发光峰对应于量子点下方的浸润层材料。由图可知,量子点的发光谱峰随着温度的升高而红移,这是由于In Ga N材料的禁带宽度随着温度升高变窄引起的。通过PL谱中InGa N谱峰在室温下的峰值波长(525 nm),根据发光波长与禁带宽度之间的关系式可以推断出实验所用的InGa N量子点在室温下的禁带宽度约为2.36 e V,对应的In组分约为28%。

图3.3.18　石墨烯/InGaN量子点复合光电探测器的结构图(www.xing528.com)

图3.3.19　InGa N量子点的AFM图像

图3.3.20　In Ga N量子点上石墨烯的拉曼光谱

图3.3.21　石墨烯/InGaN/GaN复合结构的变温PL谱

基于以上材料表征,进一步分析石墨烯/InGaN/GaN结构的能带图,能带图的形状决定了探测器件的响应性能。图3.3.22所示的是石墨烯与In Ga N量子点接触前和接触后的能带图。石墨烯在接触量子点之前由于吸收空气中的水分子或氧分子而呈p型状态,因此石墨烯的费米能级位于狄拉克点以下。另外,对于直径为110 nm,高度为10 nm的In GaN量子点,还需要考虑其中的极化效应。由于InGa N量子点下方是晶格常数较小的Ga N,In GaN中的极化既包含自发极化,又含有压电极化成分。In组分为x的In x Ga1-x N材料的自发极化强度可表示为

压电极化强度可表示为

式中:

式中,a 0为In x Ga1-x N的晶格常数;a sub是其下方材料的晶格常数。

对于本实验中的In组分为28%的外延在Ga N上的In0.28 Ga0.72 N,经计算得

总的极化强度为两者之和,即

总极化强度方向指向表面,可以进一步推导出In GaN在极化作用下理论上的能带弯曲为3.7 e V,若假设石墨烯、InGaN层和UID GaN层的功函数分别为5.0 eV、5.5 e V和4.1 eV,极化引起的InGa N的能带弯曲会远大于功函数差造成的弯曲。另外,在前述的拉曼测试中已经说明,在复合结构中石墨烯在热平衡状态下是p型掺杂,进一步用图3.3.22的霍尔测试结构进行霍尔测试,得到石墨烯中存在4.07×1012 cm-2的空穴面密度。根据石墨烯面电荷密度和费米能级的关系式(3.3.19),可以计算出热平衡状态下复合结构中石墨烯的费米面约在狄拉克点以下0.33 e V处,即

式中,E F是费米能级;ħ是普朗克常数;υF=106 m/s,是石墨烯中载流子的群速度。

图3.3.22　石墨烯/InGaN/GaN样品的霍尔测试结构图

根据以上分析,石墨烯/InGaN/GaN复合结构最终呈现出如图3.3.23所示的能带图。

图3.3.23　石墨烯/InGaN/GaN复合结构的能带图

由图3.3.23所示的能带图可知,当入射光被量子点吸收后,光生电子被注入石墨烯中,与石墨烯中的空穴复合,石墨烯费米能级上移,欧姆接触电极间的电流相对于暗室条件减小,光电流信号应为负值。图3.3.24所示中的信号光电流的结果也证实了该理论的推断,该图显示的是不同光功率下光电流(即信号电流)随电压的变化曲线,入射光波长是450 nm,当欧姆接触电极施加正电压时,光电流是负值,验证了负光电流特性。探测器能够响应的最小光功率为2.8 f W。

图3.3.24　石墨烯/In Ga N量子点复合光电探测器在不同光功率下光电流随电压的变化关系

将光电流换算成响应度,即获得图3.3.25所示的响应度随电压的变化曲线,由图可知,在2.83 f W光功率和1 V电压下可获得高达1.6×109 A/W的响应度。

图3.3.25　石墨烯/InGa N量子点复合光电探测器响应度随电压的变化关系

对数据进行进一步处理,可以作出器件响应度以及比探测率随光功率的关系,如图3.3.26所示,最高比探测率达5.8×1014 cm·Hz1/2·W-1,而且随着光功率的增大,响应度和比探测率都相应减小。造成这一现象的原因是由于光生电子空穴对分离产生的电场与内建电场方向相反,光功率越大,对内建电场的削弱能力就越强,导致载流子分离能力降低,响应度和比探测率也相应降低。

图3.3.26　石墨烯/InGaN量子点复合光电探测器响应度和比探测率随光功率的变化关系

如此高的响应性能取决于此结构中的高增益机制,根据增益计算公式:

可以得到图3.3.27显示的增益随光功率的变化曲线,最大增益达4.3×109。如此高的增益来源于量子点表面陷阱态对光生电子的俘获,进一步延长了光生载流子的寿命τlifetime。其中,I s为信号电流(即光电流);e为电子电荷量;P是入射光功率;hυ是入射光子能量。

图3.3.27　石墨烯/InGa N量子点复合光电探测器增益随光功率的变化关系

为了说明InGaN量子点的大小、密度等参数对探测器性能的影响,本文对比了基于不同直径、高度和密度的具有相同探测器结构的器件性能。由于生长条件的限制,实验中无法单独改变量子点的某一个尺寸参数,直径、高度和密度参数是关联的。本文的量子点尺寸除了前述的石墨烯/量子点探测器中的尺寸外,还选取了另外两组直径、高度、密度分别是100 nm、15 nm、2×108/cm2和50 nm、7 nm和1×107/cm2的InGaN量子点样品进行测试,响应度随光功率变化的对比结果如图3.3.28所示。50 nm、7 nm和1×107/cm2的样品明显比100 nm、15 nm、2×108/cm2的响应度低,最小可探测光功率也较大。量子点的高度和密度可能是决定探测器性能的主要因素,高度越大,电子空穴对越能够有效分离,密度越高,被量子点缺陷态俘获的空穴越多,载流子平均寿命更长,从而实现更高的增益和响应度。

图3.3.28　量子点在不同的尺寸和密度下复合光电探测器增益随光功率的变化关系

虽然光生载流子寿命的增加能提高探测器的响应灵敏度,但是却限制了响应速度。

图3.3.29所示的是器件对450 nm蓝光开关瞬间的响应速度,开光时电流减小,也再次验证了负光电流特性。若仍然把开光的响应时间称为上升时间,关光的响应时间称为下降时间,此样品的上升时间则由约为200 ms的快过程和约为100 s的慢过程构成,下降时间分为约为500 ms的快过程和约为1 000 s的慢过程。

图3.3.29　石墨烯/InGaN量子点复合光电探测器的时间响应特性

上升时间的快过程是由于电子空穴对在内建电场的作用下快速分离造成的;而慢过程则可能是由空穴对InGaN量子点陷阱态的慢填充引起的,如图3.3.30所示。

图3.3.30　慢上升时间的空穴俘获机制

下降时间的快过程是指自由空穴的复合过程,而其慢过程是指被俘获在陷阱态的空穴的释放过程,如图3.3.31所示。

图3.3.31　慢下降时间的空穴释放机制

基于这个原理,为了加快器件的响应速度,可以采取阻止空穴被俘获或者加速空穴释放的方法。本实验采取红光辅助照射法来加速空穴的释放过程,650 nm红光的光子能量约1.9 eV,空穴吸收此能量后能够迅速被释放到价带。如图3.3.32所示的是持续照射红光时,探测器对450 nm蓝光的时间响应特性。可见,在红光的照射下,上升时间和下降时间对比不照射红光,慢过程都消失了。而且,实验证明,探测器在单独照射红光时并不会产生响应,如图3.3.33所示。这说明红光确实有阻止蓝光产生的空穴被俘获或者有释放空穴陷阱的作用,但注意到光电流信号也明显减弱,这是因为红光照射阻止空穴被俘获的同时也缩短了载流子寿命,减小了增益和响应度。

图3.3.32　持续红光照射时,探测器对蓝光的时间响应特性

图3.3.33　探测器对单独红光照射无响应

图3.3.34　仅在关蓝光时照射红光情况下,探测器对蓝光的时间响应特性

为了在提升探测器速度的同时保持此种探测器的高响应度特性,可采用如图3.3.34所示的办法,仅在关蓝光的同时照射红光,这时,不会影响探测器对蓝光响应时量子点中空穴的俘获过程,但是,关闭蓝光时红光的照射加速了被俘获空穴的释放过程,使电流能迅速回到暗室下的初始值,为下一脉冲的蓝光探测做好准备。探测器下降时间在红光的作用下由1000 s减小到600 ms,并且响应度没有发生变化。虽然时间响应有所改善,使此种探测器能够适用于对响应速度要求不高,但对弱光灵敏度要求很高的场合,但器件光响应上升时间仍有进一步优化空间。图3.3.35所示的是在1 Hz蓝光开关频率的条件下,有红光辅助和没有红光辅助的探测器响应曲线,有红光辅助时探测器的光电流约是无红光辅助时的2倍。这证明有红光辅助时,探测器能够更好地响应蓝光开关频率。

图3.3.35　有无红光辅助照射时探测器对1 Hz蓝光开关频率的响应

总而言之,本节详细介绍了本书作者在GaN基新型高灵敏紫外探测器领域的研究进展,根据作者的研究成果以及对他人研究工作的调研,作者认为,目前探测器的响应度和响应速度是两个较为对立的指标,在应用时应根据具体需求选择合适的探测器类型,如何进一步同时获取高响应度和响应速度仍然是GaN基探测器领域非常值得研究的课题之一。