ОТЧЁТ ПО ЛАБОРАТОРНОЙ РАБОТЕ
«Исследование инфракрасных фоторезисторов на внутризонных переходах в квантовых ямах InGaAs/GaAs»
Выполнили:
студенты 4 курса 545 группы
Суродин С.И.
Коблов Э.А.
Кошенков С.В.
Нижний Новгород
2012 г.
Исследование инфракрасных фоторезисторов на внутризонных переходах в квантовых ямах InGaAs/GaAs
Цель работы:
1) Определение оптимальных параметров квантовой ямы InxGa1-xAs (ширину LQW и состав x) для длины волны λ=12 мкм, при которых квантовая яма имеет две подзоны, причём энергия дна второй подзоны на 5 мэВ ниже высоты барьера.
2) Определить напряжение смещения, необходимое для пролёта электрона через структуру без столкновений.
3) Рассчитать концентрацию доноров в барьере Nd и двумерную плотность электронов в квантовой яме при ΔE =40 мэВ.
Теоретическая часть
Инфракрасные фотодетекторы, работающие в диапазоне длин волн 3 – 12 мкм, применяются для идентификации газов в атмосфере, так как многие химические соединения имеют характеристические спектры поглощения в этой области. Они также используются в приборах ночного видения, поскольку пик излучения черного тела комнатной температуры лежит в районе 10 мкм и в этой области атмосфера имеет окно прозрачности.
Существуют различные типы фотодетектров, используемых в этом спектральном диапазоне:
a) на межзонном поглощении в узкозонных полупроводниках (СdHgTe, InSb и др.) (рис 1 а),
b) на примесном поглощении (рис 1 b),
c) на внутризонных переходах в квантово-размерных гетероструктурах (рис. 1 с).
Красная граница фоточувствительности фотодетекторов первого типа определяется шириной запрещенной зоны полупроводника; второго типа – энергией ионизации примеси, третьего типа – высотой потенциального барьера в квантово-размерных слоях. В детекторах третьего типа на многослойных структурах с квантовыми ямами (МСКЯ) появляется возможность управлять характеристиками прибора изменением ширины и состава квантовых ям (КЯ).
| hν |
| Ev |
| Ec |
| Ed |
| Ev |
| Ec |
| a |
| b |
| c |
Рис. 1. Типы ИК фотодетекторов: а) на межзонных оптических переходах, b) на примесных переходах, с) на внутризонных переходах в квантово-размерных структурах.
Фотопроводимость в таких фотодетекторах осуществляется за счет возбуждения носителей заряда (электронов или дырок) из слоев с размерным квантованием в состояния над барьером и последующего дрейфа их во внешнем электрическом поле. Принципиальное отличие этих детекторов от детекторов на примесном поглощении заключается, во-первых, в упорядоченном положении фотоактивных носителей в слоях, разделенных потенциальными барьерами. Барьерные слои ограничивают величину сквозного темнового тока и позволяют варьировать концентрацию легирующей примеси в них в широких пределах, что важно для детекторов этого типа. Во-вторых, пространственное ограничение электрона и дырки в КЯ обеспечивает большую силу осциллятора и тем самым увеличивает коэффициент поглощения. В-третьих, изменение геометрии и состава квантово-размерных слоев позволяет изменять спектральные и другие характеристики фотоприемных устройств (спектр фоточувствительности, темновой ток и др.) в широких пределах.
Наибольшее распространение получили квантово-размерные гетероструктуры на основе соединений A3B5 (GaAs и его твердых растворов). Потенциальная перспективность таких гетероструктур заключается в высоком уровне развития GaAs-технологии, включая технологию молекулярно-лучевой и газо-фазной эпитаксии, и в возможности высокого уровня интеграции фотоприемных элементов и электронных элементов обработки сигналов.
Недостатком фотодетекторов на основе МСКЯ является низкая квантовая эффективность h=2-3%, тогда как для фотоприемников на межзонных переходах в узкозонных полупроводниках – h=60-90%. Рассмотрим устройство фотодетекторов на внутризонных переходах в квантовой яме подробнее [1].
Энергетический спектр электронов в квантовой яме
Рассмотрим вопрос об энергетическом спектре 2D газа на примерегетероструктуры GaAs/InxGa1-xAs с одной КЯ, образованной путём встраивания тонкой (~1¸10 нм) прослойки твердого раствора In x Ga 1-x As в относительно более толстый (~1 мкм) слой GaAs. Поскольку ширина запрещенной зоны твердого раствора InxGa1-xAs Eg(x) меньше ширины запрещенной зоны GaAs (Eg0»1.426 эВ) и на границе этих материалов образуется гетеропереход так называемого «охватывающего» типа. Разрывы зоны проводимости DE c (x) и образуют потенциальную яму для электронов в направлении оси z, перпендикулярной плоскости слоя (рис. 2). Если ширина ямы la сравнима с дебройлевской длиной волны электронов и дырок, размерное квантование z -компонента волнового вектора k исоответствующей компоненты энергии становится существенным.
| la |
Рис. 2. Энергетическая диаграмма КЯ InGaAs в GaAs.
Энергетический спектр электронов в яме Еn и огибающая волновая функция cn(z) находятся из одноэлектронного уравнения Шредингера
(1)
где me - эффективная масса электронов, функция Ec(z) описывает профиль потенциальной ямы.
В плоскости квантовой ямы движение электронов остается неограниченным. Поэтому об электронах в квантовой яме говоряткак о двумерном электронном газе. Энергетический спектр x- и y-компонент энергии 2D газа является квазинепрерывным, как и в трехмерном материале.
В приближении квадратичного закона дисперсии (параболических зон) полная энергия электрона в квантовой яме может быть записана в виде:
(2)
Для простейшего случая прямоугольной потенциальной ямы с бесконечно высокими стенками
En= Ee1n2, (3)
(4)
Огибающие волновые функции двух связанных в КЯ состояний и состояния в непрерывном спектре показаны на рис 3.
Рис. 3 Огибающие волновые функции электронов в КЯ
Проанализируем межподзонные переходы в зоне проводимости.
Предполагая равенство эффективных масс для ямы и барьера, можно показать, что матричные элементы для переходов между состояниями из одной зоны пропорциональны δpp' (то есть 2D- мерный импульс p сохраняется) и определяются поперечной волновой функцией 
(5)
где n, n' - квантовые числа, характеризующие движение в направлении z для симметричной КЯ. Используя (5), можно показать, что переходы между состояниями с одинаковой четностью запрещены, и матричный элемент v(n,n`) обратно пропорционален ширине ямы d для переходов между дискретными состояниями. Для переходов из основного состояния (n =1) в непрерывный спектр, где состояния характеризуются поперечной энергией Et=E–p2/2m, матричные элементы пропорциональны 1/ 
. Около края непрерывного спектра, для Et » 0 матричный элемент v(n,Et) имеет сингулярность (особенность) для определенных резонансных ширин ямы. Причиной этой сингулярности является то, что при таких значениях d яма содержит мелкое связанное состояние с очень низкой энергией связи, что приводит к резонансному усилению этого перехода при малом Et. Волновая функция резонансного состояния непрерывного спектра локализована вблизи ямы и имеет хорошее перекрытие с основным состоянием, что приводит к увеличению соответствующего матричного элемента.
Коэффициент ИК поглощения КЯ, определяемый как отношение поглощенной мощности излучения к падающей, для переходов из заполненного основного состояния |1>с концентрацией N2D в первое пустое возбужденное состояние |2>определяется выражением:
, (6)
где θ – угол между направлением электрического поля электромагнитной волны E и единичным вектором по оси z ez .. Из (6) следует, что при внутризонных переходах, в отличие от межзонных переходов, КЯ не поглощает излучение, падающее по нормали к плоскости ямы. Поскольку освещение образца через боковой скол малоэффективно (в связи с большим преломлением), то обычно в таких приборах ввод излучения осуществляется под углом к плоскости КЯ через ямки травления (рис. 4.).
| МСКЯ InGaAs/GaAs |
| n+-GaAs |
| n+-GaAs |
| КЯ InGaAs |
| hν |
Рис. 4. Структура фоторезистивного ИК-фотодетектора.
Пик межподзонного поглощения имеет конечную ширину. Величина поглощения в пике для одной КЯ может достигать нескольких процентов.