0引言

以色列Semiconductor Device（SCD）公司是一家處于國際領先地位的高端紅外探測器供應商。SCD在過去的30 年里積累了很多研發和制造上的經驗，其產品被世界上許多頂級的公司所選擇。SCD 生產研發能力包括了半導體器件工藝、液相外延（LPE）和分子束外延（MBE）薄膜生長，超大規模集成電路設計、杜瓦和真空技術、裝配、輻照建模及測試。SCD的紅外探測器產品包括制冷型和非制冷型兩大類。制冷型又包括了碲鎘汞（MCT）、InSb、InAsSb、InAs/GaSb二類超晶格4個材料體系，其中MCT和InAs/GaSb 二類超晶格用于長波探測器，而InSb和InAsSbHOT用于中波探測器。非制冷型只有VOx微型測熱輻射計一類，主要用于長波探測器。SCD產品分類如圖1所示。目前為止SCD的熱像儀（包括制冷型與非制冷型）年產量能夠達到5800套。

圖1 SCD產品分類

SCD的優勢及主流產品主要是III-V族紅外探測器。20世紀90年代開始，SCD的研發重心就放在InSb上，早期主要研究離子注入型平面結工藝，工藝成熟后開始發展大面陣、小像元焦平面，目的在于減小整機的尺寸，功耗，重量與成本。2004年開始啟動第三代紅外探測器的研發。第三代紅外探測器的研發重點在于III-V族材料的MBE外延技術。研發前期主要關注InSb的外延成結工藝（p型InSb外延到n型InSb襯底）。后來，于2008年提出XBn和XBp勢壘型器件（其中X是加偏置的電極層，B是勢壘層，n或是p是吸收層）以抑制器件的暗電流，從而提高器件的工作溫度或靈敏度。提出XBn和XBp勢壘型器件結構之后，SCD將其應用于InAsSb薄膜和InAs/GaSb二類超晶格材料，用以制備中波高溫器件和高性能長波器件。研發重心從此轉向對InAsSb中波高溫器件（nBn結構）和高性能InAs/GaSb二類超晶格長波器件（pBp結構）的研制上。SCD在兩種器件的研發過程中思路清晰（器件結構設計，單元器件測試，焦平面驗證，推出產品），值得紅外探測器研發人員借鑒。

本文主要介紹SCD關于InAsSb nBn中波高溫器件和InAs/GaSb二類超晶格pBp長波器件的研發歷程。文中將先介紹XBn和XBp型器件的工作原理，然后總結SCD對InAsSbnBn中波高溫器件和InAs/GaSb二類超晶格長波pBp器件的研究。

1 XBn及XBp型器件工作原理

紅外探測器的工作溫度，主要是由器件的暗電流決定，而暗電流隨溫度指數增加的。對于材料質量高的碲鎘汞，其暗電流主要由擴散電流主導，因此它的暗電流比較接近理論的擴散極限。擴散電流是在窄禁帶吸收層材料中通過熱激發產生電子-空穴對，然后擴散到內建電場區（耗盡層），被電場加速到電極層從而被收集產生的，這種暗電流隨溫度的變化滿足Arrhenius公式：

Idiff＝Trexp(－Ediff/kBT)

式中：Idiff是擴散電流；Ediff是擴散激活能，約為吸收層材料零溫下的帶隙；kB是玻爾茲曼常數；r～3。而對于III-V族材料，InSb、InAsSb 或者二類超晶格來說，它的暗電流主要是由器件耗盡區中所謂的產生復合（G-R）中心（也叫Shockley-Read-Hall陷阱）引起。當在器件上外加反向偏壓時，耗盡區內的G-R中心將被激活，提供接近帶隙中心位置的能級，使得將電子激發出價帶（產生空穴）或者激發進入導帶（產生電子）的熱激活能降低一半。耗盡區內產生的電子空穴對將立即被其中的電場分開，從而被收集，形成暗電流，我們將這種暗電流簡稱為G-R電流（實際上，這里描述的SRH復合電流，而產生復合電流包括了SRH復合電流，輻射復合電流，俄歇復合電流等等，但SCD報道中都以G-R電流來簡稱，所以文中我們也采用G-R電流作為簡稱）。IG-R電流同樣滿足 Arrhenius 公式：IG-R＝Trexp(－EGR/kBT)，只不過其激活能 EGR僅為吸收層帶隙的一半，r～1.5。

一般情況下，工作在液氮溫度下的中波器件，擴散電流要比G-R電流小幾個量級，而室溫下，擴散電流卻要大幾個量級。將G-R電流和擴散電流相等時的溫度定義為溫度T0。對于中波紅外探測器來說，T0大約在130～150 K。在暗電流隨溫度的變化圖中（圖2），在溫度大于T0時，logI與溫度倒數呈線性關系，其斜率乘以玻爾茲曼常數就是擴散激活能（約等于材料在低溫下的帶隙），而溫度小于T0時，logI與溫度倒數也呈線性關系，其斜率是高溫下斜率的一半，乘以玻爾茲曼常數以后就是 G-R 電流激活能（約為材料低溫帶隙的一半）。一般器件的工作溫度都在T0以下，因此想要提高工作溫度或者降低暗電流就必須抑制G-R電流，使得器件工作在擴散限。

圖2 普通二極管器件（實線）與XBn器件（虛線）的暗電流與溫度的關系

為了抑制G-R電流，有兩種方法可行，一種是提高吸收層材料的晶體質量，減少SRH復合中心；另外一種是制作勢壘型探測器，將器件的耗盡區排除在吸收層外，進入勢壘層中，從而抑制G-R電流。SCD選擇了后者，于2008年提出了XBn和XBp型勢壘型器件，思路是通過控制摻雜使得產生G-R電流的耗盡區排除在窄禁帶的吸收層之外，進入寬帶隙的勢壘層。只要寬帶隙勢壘材料的帶隙足夠大，勢壘層耗盡區內產生的G-R電流將小于吸收層的擴散電流，使得材料進入擴散限，從而達到抑制G-R電流的作用。具體有兩種方法可以使得耗盡區進入勢壘材料，一種是勢壘層與吸收層同型摻雜，如圖3所示；另一種是勢壘層與吸收層反型摻雜，但吸收層需要高濃度摻雜。一般采用前一種方法，因為吸收層摻雜過高會使得吸收層截止波長藍移，并且少子壽命變短。G-R電流得到抑制以后，可以在相同暗電流的情況下，提高探測器的工作溫度；或者在相同工作溫度下，提高探測器靈敏度，如圖2。SCD提出XBn和XBp型器件結構后，將其應用于InAsSb薄膜和InAs/GaSb超晶格材料體系中，以研制InAsSb nBn中波高溫器件和InAs/GaSb超晶格pBp長波器件。

圖3 XBn 器件抑制G-R電流的原理：（a）勢壘層與吸收層反型摻雜，G-R 電流沒有得到抑制；（b）勢壘層與吸收層同型摻雜，G-R 電流被抑制

2 InAsSb nBn中波高溫器件

SCD提出XBn和XBp器件結構后，最早將其應用于InAsSb中波高溫器件，器件結構為nBn型勢壘結構。2010-2012年分別報道了InAsSb nBn中波高溫探測器的單元器件性能和焦平面性能。并于2013-2014年推出了兩款InAsSb nBn中波高溫探測器產品。

2.1單元器件研究

2010 年，SCD 生長了 3 個 nBn 結構，命名為 A1、A2、B1，用于單元器件暗電流和光響應譜測試。A1、A2 勢壘層為 n 型摻雜，B1 勢壘層為 p 型摻雜。A1、A2、B1 器件的吸收層的摻雜分別為，A1：4×1016 cm-3，A2：4×1015 cm-3，B1：1.5×1017 cm-3。

1）暗電流

對于暗電流，SCD 的研究主要關注兩個方面：第一，暗電流與溫度的關系，以得到暗電流的主導機制，從而確認 G-R 電流是否得到抑制；第二，暗電流與尺寸的關系，以區分體電流和邊界電流對暗電流的貢獻。

SCD 研究人員制作了100～300 μm尺寸的單元器件用于暗電流測試。圖 4 是 A1 樣品制作的器件（尺寸200μm × 200 μm）在－0.2 V和－1 V偏壓下，暗電流與溫度的關系[4]。從圖中得出：低偏壓下，直到 125 K 都是線性，激活能與吸收層的帶隙接近，可以認為整個溫度區域都是擴散電流限制，證實 G-R 電流得到很好的抑制。而高偏壓下，當溫度低于 T0～200 K時，電流溫度依賴關系開始偏離擴散電流，表明 G-R 電流開始起作用。對于 nBn 器件，當外加偏壓增加到某一個臨界值時，吸收層的價帶將完全變成平帶，空穴積累層將消失，進一步增加外加電壓，吸收層將開始耗盡，使得 G-R 電流的抑制作用消失。A2、B1樣品的結果與 A1 結果相似。3 個樣品在低偏壓下的暗電流都是擴散限，說明 nBn 結構對 G-R 的抑制在吸收層摻雜濃度跨度為兩個量級范圍內都有效。B1、A1、 A2 在 150 K 下的電流密度分別為 6.0×10-8 A/cm2、1.3×10-7 A/cm2、3.2×10-7A/cm2。

圖4 A1 樣品器件的（200 μm × 200 μm）暗電流與溫度關系

為了研究體電流與邊界電流分別對暗電流的貢獻，SCD 研究人員測量了不同尺寸單元器件的暗電流。圖 5是 A1（偏壓為－0.2 V）和 A2（偏壓－0.1 V）兩個樣品制作的單元器件在 150 K 下，電流與臺面尺寸的比值（I/L）與臺面尺寸（L）的關系。B1的結果與 A1 的結果類似。一般情況下，暗電流隨著尺寸的變化滿足 I=L＋L2，L 和L2兩項分別對應了邊界和體電流密度。從圖可以得到 A1 樣品的邊界電流貢獻可以忽略；而 A2 樣品的邊界電流卻有相當的貢獻。SCD 研究人員認為這樣的結果可以解釋為少子壽命及遷移率隨著吸收層的摻雜濃度降低而增加，少子的擴散長度也隨之增加，因此，臺面結構以外區域的載流子也將通過橫向擴散，對暗電流起到貢獻（SCD并沒有將其歸結于側壁漏電流，因為臺面結構的制作僅刻蝕到勢壘層，可以認為不存在側壁漏電流）。

圖 5 暗電流與器件臺面尺寸的關系：(a) 樣品 A1 在－0.2 V 偏壓下 (b) 樣品 A2 在－0.1 V 偏壓下

2）光響應

除暗電流外，SCD 研究人員還研究了器件的光響應。對光響應的研究包括了兩方面工作：第一，測量光響應譜，從而得到探測器對不同波長光的響應率，以及探測器的截至波長；第二，光響應隨偏壓的變化，以獲得合適的工作電壓。

圖6 是 150 K 下 3 個樣品的光響應譜，從圖中可以得到，隨著摻雜濃度增加，樣品的截止波長隨著摻雜濃度增加而減短。B1、A1、A2 的截止波長分別3.65 μm、3.82 μm、3.96μm。為了使探測器盡可能覆蓋中波窗口，應盡量選擇低的摻雜濃度。利用吸收系數的公式，通過標準的轉移矩陣技術，SCD研究人員模擬了樣品 B1 的光響應譜。由模擬結果得到，nBn器件的內量子效率很高，基本接近 100%。

圖6 150 K 和－0.6 V 偏壓下，A1、A2 及 B1 樣品（200 μm × 200 μm尺寸器件）的光響應譜

為了確定器件的工作電壓，SCD 研究人員測量了 3 個樣品在 150 K 下光響應與偏壓的關系，如圖 7。由圖 7 可以得到，從－0.1 V 到－0.6 V，光響應的偏差不到 5%。因此，－0.1 V 可以作為器件的工作電壓。

由于 A2 樣品（吸收層低摻雜）內量子效率高，擴散長度大，SCD 研究人員認為利用低吸收摻雜濃度的樣品制作的 nBn 探測器，將在 3～4 μm波段范圍得到大于 70%的外量子效率。探測器在 150 K 和 f/3 光圈條件下的光電流將達到～4×10－6A/cm2，比其暗電流（～3×10－7 A/cm2）大接近一個量級。即使工作溫度提高到160 K，樣品A2 的暗電流升高到～9×10－7 A/cm2，依舊只有光電流的 1/4，說明直到 160 K，探測器都將工作在背景限條件。

2.2焦平面研究

為了研究焦平面性質，SCD 制作了兩種規格的焦平面：Blue Fairy（BF）和Pelican。Blue Fairy 焦平面陣列規模 320×256，像元中心距 30 μm；Pelican 焦平面陣列規模 640×512，像元中心距 15 μm。

圖7 A1、A2 及 B1 樣品在 150 K 下光響應與偏壓的關系

1）量子效率

2011 年，SCD 報道了 BF 焦平面量子效率譜的測量與計算的結果，如圖 8中單程曲線（實線為測量結果，虛線為計算結果）。單程曲線是器件的單程量子效率結果，頂電極反射率只有 20%。為了改進器件工藝，SCD 優化了抗反膜的厚度，并將單程設計改為雙程（通過將頂電極的反射率提高到 95%實現）。圖中的雙程曲線展示了器件工藝優化后的效果（計算結果）。即使在吸收層厚度只有 2.6 μm 的情況下，3～4 μm波段之間的量子效率依然可以超過 60%。

圖8 BF 焦平面量子效率譜的測量（實線）與計算（虛線）結果

2）暗電流統計分布

2012 年，SCD 測量了 Pelican 焦平面在150 K 下的暗電流，其統計分布如圖 9所示。暗電流平均值為200 fA，FWHM 為均值的 15%。一般在平均量子效率70%的情況下，器件光電流約為 12 pA，是暗電流的60 倍。在 150 K 下，焦平面達到了很好的背景限。這種情況下，背景限工作溫度可進一步提升到175 K。

3）NETD 和有效像元率

同年，SCD 報道了Pelican-D 焦平面（數字化讀出電路）的NETD 和有效像元率與溫度的關系，如圖10 所示。結果顯示當溫度高于170 K，NETD 與有效像元率才開始改變，同樣證實器件的背景限工作溫度可以達到175 K。

圖9 Pelican 焦平面在 150 K 下的暗電流統計分布

圖 10 Pelican-D 焦平面的 NETD、有效像元率與溫度的關系（在 50℃黑體面前放置 F/3.2 光闌情況下測量）

2.3兩款焦平面探測器產品——Kinglet和Hercules

1）Kinglet

Kinglet 是SCD 第一款nBn 中波高溫產品，于2013年推出，焦平面陣列規模為 640×512，像元中心距 15 μm，讀出電路為 SCD 自己的“Hot Pelican-D”，制冷機為 Ricor’s K562S 循環斯特林制冷機。Kinglet探測器組件如圖 11 所示，具體性能指標列于表 1。

2）HOT Hercules

HOT Hercules 是SCD 第二款nBn 中波高溫產品，2014年推出，焦平面陣列規模 1280×1024，像元中心距 15 μm，讀出電路為 SCD 自己的數字化讀出電路“Hercules”，制冷機為 Ricor’s K508N 循環斯特林制冷機。Hercules 探測器具體性能指標列于表2，組件如圖12 所示。

圖11 Kinglet 探測器組件

表1 Kinglet 探測器的典型性能指標

表2 Hercules 探測器的典型性能指標

圖12 Hercules 探測器組件

3InAs/GaSb二類超晶格pBp長波器件

SCD 的InAs/GaSb 二類超晶格長波器件同樣采用 XBn 和 XBp 器件結構，與 InAsSb 中波高溫器件不同的是，超晶格采用 pBp 器件結構，其能帶排列示意圖如圖 13所示。pBp 器件結構吸收層和電極層是 13 ML InAs/7 ML GaSb 超晶格，勢壘層是 15 ML InAs/4 ML AlSb 超晶格。

SCD 在 2014 年報道了在 InAs/GaSb 二類超晶格長波焦平面探測器的研究進展。SCD 關于 InAs/GaSb 二類超晶格長波焦平面探測器的研究包括3 方面：計算模擬軟件的開發與應用；單元器件性質研究；Pelican-D LW 焦平面產品。

圖13 pBp 器件的能帶排列示意圖

3.1計算模擬軟件的開發與應用

2010 年開始，SCD 發展了一個模擬程序包，可以用來計算超晶格的能帶和 pBp 器件的響應光譜。具體流程如下：通過軟件計算超晶格能帶結構以及態密度，從而得到 XBp 器件的能帶排列和吸收層的吸收光譜，進一步通過光學轉移矩陣技術計算出 XBp 器件的響應光譜，如圖 14 所示。

圖 14 超晶格器件的模擬計算流程

他們能帶結構的計算是用于晶格匹配材料的基于kp 模型的改進版本，改進模型中需要輸入的參數比早期的模型要少。這個模型是由 SCD 的 P. C. Kipstein 發展的，模型比較新穎的地方包括：

1）對于無公共原子的超晶格，比如 InAs/GaSb、InAs/AlSb，其界面矩陣式對角化的，包括了 3 個主要的參數：DS、DX、DZ。

2）而對于有公共原子的超晶格，比如 GaSb/AlSb、InAs/InAsSb，界面矩陣是非對角化的，包括了兩個主要的參數：α和β。

3）減少了獨立 Luttinger 參數的數量。對于超晶格的 6 個 Luttinger（每種材料 3 個）參數中的 4 個可以由另外 2 個來表示。由這個結果可以得到，基于 InAs/GaSb 和 InAs/AlSb 的 XBpp 器件，只需要 2 個 Luttinger 參數（InAs 的γ1和γ2），而不是 9 個。

進一步計算光譜響應過程中需要輸入的參數有每個超晶格層帶隙、周期厚度、折射率、少子擴散長度、表面復合速率，以及抗反膜的光學厚度。

圖15 是模型計算得到的超晶格材料帶隙與 10 K 溫度下測量得到的熒光峰位的比較。對于帶隙能量100 meV 到 300 meV 之間的超晶格，測量和計算得到的能量偏差在 77 K 下的kBT之內。

圖 15 超晶格計算帶隙和 10 K 熒光峰位的比較

圖16 是 MWIR 和 LWIR 超晶格材料的吸收光譜的測量和模擬結果。模擬結果與測量結果中的主要特征都可以對上，包括在 3 μm 以下由布里淵區邊界HH2→E1躍遷產生的強烈的吸收峰。模擬結果表明，如果不考慮界面矩陣元，計算的帶隙將會藍移，中波超晶格材料將藍移 0.75μm，長波將藍移 4.5 μm。證明界面對于超晶格的能帶結構的貢獻不可忽略。

圖16 MWIR(a)和 LWIR(b)超晶格材料的吸收光譜的實驗值（灰線）與計算值（黑線）

3.2單元器件性質研究

隨后，SCD 報道了對 InAs/GaSb 二類超晶格 pBp單元器件暗電流的研究[11]。暗電流研究中，首先對比pBp 器件和 n+-on-p 二極管器件的暗電流，二者具有相同的 p 型超晶格吸收層，厚度都為 1.5 μm，截至波長都是 10 μm。兩種器件（100 μm×100 μm臺面）在工作偏壓下的暗電流密度的溫度依賴關系如圖17所示。圖中垂直虛線是器件的理想工作溫度 77 K，在 77 K 下，二極管的暗電流比 pBp 器件的高一個量級，證實了在 pBp 器件中 G-R 電流得到了抑制。 pBp 器件的暗電流直到 71 K 都是由擴散電流主導的，而二極管器件在溫度低于120 K 時，由G-R 電流主導。

圖17 InAs/GaSb 100 μm×100 μm臺面器件的暗電流隨溫度的變化關系：(a) pBp 器件@0.6 V；(b)n+-on-p 二極管@ 0.1 V

pBp 器件的暗電流包括了兩部分，一部分是垂直擴散電流部分，由光生非平衡少子沿著生長方向輸運到電極層被收集；另一部分是平行于勢壘層的橫向擴散部分，進入到臺面的邊界。這兩部分對應了體電流和邊界電流的貢獻，具體由 IDark=JBL2＋4JPL給出，JBJP分別是體電流和邊界電流密度，L 是臺面尺寸。在理想的 FPA 中，所有的像元都外加同樣的偏壓，所以邊界電流部分可以忽略，因此體電流才是超晶格材料和器件質量的重要參數。通過測量 8 個不同臺面尺寸pBp 器件的暗電流，得到了器件暗電流與臺面尺寸的關系，如圖 18所示。結果顯示體電流與邊界電流都對暗電流有貢獻，利用公式 IDark/L＝JBL＋4JP對結果進行擬合，可以得到體電流密度為 6.0×10－6A cm－2。通過這種方法 SCD 研究人員測量了超過 10 個pBp 器件在 77 K 下的體電流密度，并且與 MCT 的 Rule 07 暗電流對比。結果表明 InAs/GaSb 超晶格 pBp器件的暗電流密度比MCT 的Rule07 暗電流大不到一量級，如圖 19所示。

圖 18 不同臺面尺寸下，InAs/GaSb pBp 測試器件的暗電流

圖19 pBp 單元器件暗電流與溫度的關系，實線代表碲鎘汞Rule07

SCD 研究人員接著研究了InAs/GaSb 二類超晶格 pBp 器件的量子效率。圖 20(a)是臺面尺寸為 100 μm × 100 μm的器件（吸收層厚度為 3 μm）在不同偏壓下的量子效率。從圖中可以得到器件的工作電壓需要大于 0.6 V，在工作電壓下，器件的量子效率接近40%。圖 20(b)是量子效率實驗值（點）與臺面尺寸的關系，同時給出了公式 QE＝QE∞(L＋2Lp)2/L2的擬合結果（虛線），其中 Lp是橫向擴散長度。通過擬合得

QE∞＝36%和 Lp＝2.3 μm。

圖20 InAs/GaSb pBp 器件量子效率：(a)InAs/GaSb pBp 器件的量子效率（臺面尺寸100 μm × 100 μm吸收層厚度 3 μm）；(b) 量子效率與臺面尺寸的關系

3.3 Pelican-D LW焦平面產品

2015 年，SCD 利用 pBp 結構制研制了長波焦平面陣列 Pelican-D LW，陣列規模為 640×512，像元中心距 15 μm，焦平面陣列被互連到 SCD 公司新開發的讀出電路上。“Pelican-D LW”是 SCD 第一款長波 XBp 焦平面產品。探測器工作溫度為 77 K，截止波長為 9.5 μm。

文獻[14]中同時報道了 Pelican-D LW 焦平面的光電性質及輻照性質。圖21是78 K 下“Pelican-D LW”焦平面的暗電流統計分布，中值暗電流約為 100 pA，

對應暗電流密度 4.4×10－5 A/cm－2，僅比 MCT Rules 07 的暗電流大不到一個量級。暗電流的分布很窄，半高全寬大約為中值的 6%。窄的暗電流分布有利于焦平面陣列在微小溫度或偏壓波動下的穩定性。

圖21 Pelican-D LW 焦平面在 78 K 下 FPA 暗電流的統計分布

Pelican-D LW 焦平面在 78 K、240 Hz 的幀頻以及 F/2.7 下的 NETD 為36 mK。通過平均 8 個幀頻，器件的有效幀頻變為 30 Hz。這種情況下的 NETD 的統計分布情況如圖 22所示。從圖中可以得出峰值 NETD 為 13 mK，分布很窄，且不存在明顯的分布尾。

圖23是焦平面陣列的量子效率分布。失效像元數為 1446，相應的有效像元率為 99.56%。圖中整個焦平面的量子效率值都在48%左右（吸收層厚度為4.5 μm，單程）。如果背景限溫度定義為暗電流與光電流相等時的工作溫度，可以得到光圈為 F/2.7 時焦平面的背景限溫度為 90 K。

圖22 Pelican-D LW 焦平面 NETD 的統計分布（@78 K 溫度、30 Hz 的幀頻）

圖23 78 K 下，Pelican-D LW 焦平面陣列的量子效率分布

Pelican-DLW 探測器組件照片如圖 24 所示，具體性能指標列于表 3。圖 25是 Pelican-DLW 焦平面相機在 77 K 下拍出的照片。

4小結

本文從材料結構設計、單元器件測試、焦平面驗證3 方面總結了 SCD 在 InAsSb nBn 中波高溫探測器和InAs/GaSb 二類超晶格pBp 長波探測器兩種探測器的研發歷程。SCD 公司通過 XBn、XBp 勢壘型器件結構設計抑制器件暗電流，成功研發出了中波高溫器件和高性能長波探測器兩種三代探測器的重要產品。InAsSb nBn 中波高溫探測器工作溫度可達 150℃； InAs/GaSb 二類超晶格 pBp 長波探測器 77 K 下的暗電流低至4.4×10－5A/cm－2，僅比 MCT 的 Rule 07 暗電流大不到一量級。表 4 對比了 SCD 公司與其他研究機構III-V 族紅外焦平面探測器的相關參數，從中可以看出，SCD 公司產品的部分典型性能處于領先地位。

圖24 Pelican-D 探測器組件

圖25 Pelican-DLW 焦平面在 77 K 下拍出的照片

表3 Pelican-DLW 焦平面探測器的性能指標

表4 SCD 與其他或研究機構紅外焦平面探測器性能對比