Оптоэлектронные устройства на основе наноструктур

Размещено на http://www.allbest.ru/

Контрольная работа

оптоэлектронные устройства на основе наноструктур



Содержание

1. Лазеры на полупроводниковых гетероструктурах

2. Лазеры на полупроводниковых квантовых ямах

3. Поверхностные лазеры с вертикальным резонатором (VCSEL)

4. Лазеры на напряженных структурах с квантовыми ямами

5. Лазеры на квантовых точках

6. Фотодиоды на квантовых ямах и сверхрешетках

6.1 Фотодиоды на подзонах квантовых ям

6.2 Лавинные фотодиоды на сверхрешетках

7. Модуляторы на квантовых ямах

Литература



1. Лазеры на полупроводниковых гетероструктурах

Прежде чем перейти к рассмотрению квантовых гетероструктур с низкой размерностью, представляется полезным очень кратко описать существующие полупроводниковые лазерные устройства. В разделе 3 уже отмечалось, что оптическое усиление в вырожденных полупроводниках может быть получено в результате индуцированного (вырожденного) излучения на переходах р+-п+ в GaAs при прямом смещении. В таких структурах можно создавать активную зону с инверсной заселенностью, поскольку квазиуровни Ферми в вырожденных р+ и п+ материалах располагаются внутри зоны проводимости и валентной зоны соответственно. Непрерывность работы лазера обеспечивается постоянной инжекцией носителей в переход при прямом смещении. Лазеры, основанные на р-п переходах из одного материала (например, в GaAs), имеют несколько недостатков, часть которых связана с недостаточной определенностью активной зоны излучения света, размеры которой примерно соответствуют диффузионной длине LD, т. е. составляют несколько микрометров (разделы 1.3 и 3.5.1). Кроме этого, следует учитывать, что в рассматриваемых системах достаточно велик пороговый ток, т. е. минимальный ток, требуемый для обеспечения работы лазера.

В 70-х годах стало ясно, что лазеры на двойных гетероструктурах (DHL), в которых обеспечивается и пространственная локализация носителей заряда и световых волн, не только значительно превосходят лазеры на гомопереходах по эффективности, но и имеют, по крайней мере на порядок, более низкую величину плотности порогового тока (~ 1000 А см-2). Благодаря этим улучшенным свойствам лазеры на двойных гетероструктурах нашли множество применений в различных устройствах оптической связи. На рис. 1 приведены для сравнения общий вид структур полупроводниковых лазеров на гомопереходах и двойных гетероструктурах [1].



Рис. 1.

Как показано на рис. 1, а, гетеропереходы не только позволяют формировать потенциальные ямы для электронов и дырок, повышая концентрацию носителей, но и, что более важно, увеличивая инверсную заселенность электронов и дырок (см. раздел 3.7.5). Размеры активной области в лазерах на двойных гетероструктурах пока имеют размер порядка 0,1 мкм, что недостаточно мало для квантования энергии в потенциальных ямах. Лазеры на квантовых ямах будут рассмотрены в следующем разделе.

Еще один интересный аспект работы лазеров на двойных гетероструктурах связан с тем, что показатель преломления в GaAs несколько выше (примерно на 5%), чем в окружающем материале AlGaAs. Эта разница оказывается достаточной для обеспечения весьма эффективной оптической локализации. Коэффициент оптической локализации , соответствующий доле плотности фотонов, локализованных в активной области лазера, определяется выражением

(1)

где функция описывает распределение амплитуды электромагнитной волны в направлении, перпендикулярном к поверхности раздела. В лазерах на двойных гетероструктурах значения коэффициента могут достигать единицы. Описываемый эффект оптической локализации для лазеров на двойных гетероструктурах представлен на рис. 1, б.

Для повышения эффективности лазеров на двойных гетероструктурах, в большинстве случаев используется конфигурация с полосковой геометрией (рис. 2), в которой размеры активной зоны в поперечном или горизонтальном измерении (а следовательно, и значения порогового тока) значительно уменьшены. Благодаря особенностям формы активной зоны такие полосковые лазеры могут быть очень легко присоединены к другим устройствам, типа волокон, волноводов и т. п. Ширина активной области лазера при такой геометрии может быть уменьшена до 1 мкм, вследствие чего пороговые токи могут достигать .

Кроме этого, в такой геометрии можно обеспечить оптическую локализацию и в поперечном направлении, аналогично тому, как это происходит в вертикальном направлении. Такие структуры получили название лазеров с раздельным ограничением на двойных гетероструктурах (рис. 3). Ширина w оптического резонатора Фабри - Перо таких устройств может быть сделана достаточно малой, чтобы в ней возбуждались лишь низшие поперечные моды поля излучения, однако следует учитывать, что в действительности поперечные моды (например, ТЕМ00) включают несколько продольных мод, чье разделение по частоте зависит от длины резонатора.

Рис. 2.

Рис. 3.

Как показано на рис. 1, б, двойные гетероструктуры типа п-AlGaAs - GaAs (активная область) - р-AlGaAs-GaAs позволяют создавать потенциальные ямы, обеспечивающие очень высокую степень удержания носителей и оптического поля. Особо следует отметить, что потенциальные ямы для электронов и дырок возникают вследствие различия в ширине запрещенных зон полупроводников, образующих гетеропереходы, и в положении уровней Ферми. Несмотря на сужение запрещенной зоны в вырожденных полупроводниках, длина волны излучения лазера на гетеропереходах AGaAs-GaAs все еще остается слишком короткой для передачи по оптическим волокнам, вследствие чего для систем оптической связи рассматриваются четырехкомпонентные полупроводники InGaAsP на подложке из InP для использования «оптических окон» волокна (1,3 и 1,55 мкм).



2. Лазеры на полупроводниковых квантовых ямах

лазер полупроводниковый фотодиод квантовый

Описанные в предыдущем разделе лазеры на двойных гетероструктурах являются весьма перспективными устройствами в области оптических средств связи благодаря высокой эффективности, низкому значению порогового тока и возможности модуляции в широком диапазоне частот. В поисках возможностей дальнейшего улучшения характеристик (особенно получения очень узкого спектра излучения и возможности перестройки длины волны излучения) в конце 70-х годов наметился переход к созданию лазеров на квантовых ямах (QW). Улучшения характеристик таких лазеров, как будет показано в этом разделе, удалось добиться за счет особенностей функции плотности состояний в двумерных системах и характеристик квантовых ям. Одним из недостатков описанных выше лазеров на двойных гетероструктурах является то, что в них удержание носителей и так называемое волноводное распространение света происходят в одной и той же области полупроводника. На рис. 4, а и 4, б представлена широко используемая структура, позволяющая пространственно разделить эти области. Такие структуры могут быть получены, например, постепенным изменением состава полупроводникового соединения AlXGa1-XAs от значения х = 0 до 0,3, что позволяет изменить ширину запрещенной зоны от 1,41 до 2 эВ. В структурах с разделением областей локализации (типа показанной на рис. 4, а) квантовые ямы с шириной d порядка 5--10 нм погружены в более широкий резонатор с шириной w, оптимизированный для повышения эффективности волноводного эффекта.



Рис. 4.

Волноводный эффект может быть усилен путем пространственного изменения коэффициента преломления (как показано в нижней части рис. 4, б), созданием так называемых гетероструктур с разделенным ограничением с изменяющимся коэффициентом преломления (GRINSCH). Очень часто, для усиления лазерного сигнала, вместо одной квантовой ямы используются структуры, содержащие множественные квантовые ямы, как показано на рис. 4, в.

Рассмотрим систему с одной квантовой ямой. В разделе 3.7.5 для объемного полупроводника уже было получено условие генерации когерентного излучения в форме , демонстрирующее, что энергия излучаемых фотонов должна лежать в некотором интервале, нижняя граница которого соответствует ширине запрещенной зоны, а верхняя - разности между квазиуровнями Ферми для двух разных вырожденных полупроводников, образующих данный гетеропереход.

Рассмотрим далее коэффициент усиления в двухмерной системе и сравним его со значением для обычного объемного полупроводника, предполагая, что генерация излучения происходит при переходах между уровнями п = 1 для электронов и дырок. Представляется очевидным, что усиление в двумерной системе должно начинаться при энергии (как показано на рис. 5), в отличие от трехмерного случая, где оно начинается при меньших энергиях и нарастает медленнее.

Рис. 5.

Такое поведение объясняется тем, что плотность электронных состояний в объемном кристалле при значениях энергии выше растет пропорционально квадратному корню из значения энергии, в то время как в двумерной системе плотность состояний представляет собой ступенчатую функцию, показанную на рис. 5, а. Рассматривается только первая «ступенька», поскольку вторая соответствует очень высоким энергиям. Важно отметить, что в двумерных системах скачок функции происходит почти сразу (т. е. почти с бесконечной крутизной), в отличие от постепенного возрастания в ЗD-системах. Спад зависимости коэффициента усиления от энергии (рис. рис. 5, в) связан с поведением распределения Ферми, представленного на рис. 5, б.

Очевидно, что в предельном случае T = 0 кривая на рис. 5, б должна скачком переходить от +1 к -1 при значении энергии и оставаться постоянной в диапазоне от до . Сам факт такой «концентрации» коэффициента усиления в столь узком диапазоне энергий (по сравнению с трехмерными системами) уже подразумевает возможность создания в лазерах на квантовых ямах инверсионной заселенности при очень малых значениях тока инжекции (по сравнению с лазерами на двойных гетеропереходах).

Наметим последовательность расчета коэффициента как функции от энергии фотонов при различных концентрациях носителей, при условии, что заполненными являются только одна из подзон зоны проводимости и одна из подзон валентной зоны.

В этом случае квазиуровни Ферми могут быть вычислены как по концентрации инжектированных электронов и дырок, так и по матричным элементам межзонных переходов. Далее, коэффициент усиления может быть связан с плотностью тока введением времени рекомбинации , поскольку плотность тока , где - толщина активной зоны, а параметр может быть определен из измерений скорости излучательной рекомбинации. При этом должна быть учтена скорость безизлучательной рекомбинации, а также все остальные потери, такие, как ток утечки. На рис. 6, а представлены значения коэффициента усиления [2].

Для структур с множественными квантовыми ямами (MQW) с количеством квантовых ям и коэффициентом усиления в каждой яме полный коэффициент усиления, равный , представлен на рис. 6, б в зависимости от полного тока инжекции для и 4. Можно отметить, что коэффициенты усиления становятся положительными практически через равные промежутки (в зависимости от плотности тока), пропорциональные числам п. Интересно также сравнить зависимости для одиночных и множественных квантовых ям (SQW и MQW соответственно). Понятно, что при необходимости работать с очень низкими значениями порогового тока следует применять структуры с одиночными квантовыми ямами, а при необходимости обеспечения высокого дифференциального усиления - с множественными.

Рис. 6.

Лазеры на квантовых ямах очень надежны в работе и (в отличие от лазеров на двойных гетеропереходах) не подвержены деградации зеркальных граней, вызываемой высокой скоростью рекомбинации в активной зоне. По сравнению с лазерами на двойных гетеропереходах, лазеры на множественных квантовых ямах обладают высокой эффективностью и имеют меньшие внутренние потери. По-видимому, их основным преимуществом, при использовании в высокоскоростных устройствах оптической связи, является их высокое дифференциальное усиление (определяемого, как упоминалось выше, производной ), которое в системах с множественными квантовыми ямами может достигать величины 10 см-1 мА-1, что примерно на один порядок превышает соответствующие значения для лазеров на двойных гетеропереходах. Обеспечение надежной высокоскоростной работы таких устройств требует соответствующего проектирования гетероструктур, обеспечивающих оптимальное разделение областей локализации. Одним из решений проблемы может служить создание встроенных электрических полей, что позволяет значительно снизить эффективное время захвата и освобождения носителей заряда внутри областей, обеспечивающих пространственную локализацию носителей заряда и светового излучения. Граница модуляции таких лазеров за счет инжекции токов может быть доведена до 30 ГГц.



3. Поверхностные лазеры с вертикальным резонатором (VCSEL)

Наиболее важной особенностью поверхностных лазеров с вертикальным резонатором (VCSEL) является то, что они излучают свет в направлении, перпендикулярном к гетеропереходу. Такая геометрия сразу создает несколько очевидных преимуществ для использования этих структур в практических устройствах, поскольку она позволяет легко проверять качество элементов на пластинах перед компоновкой, создавать большие массивы светоизлучающих структур (вплоть до миллиона на одном чипе), подсоединять устройства к волоконным выводам и обеспечивать оптическую связь между чипами.

На рис. 7 представлена геометрия поверхностного лазера с вертикальным резонатором (VCSEL), состоящая из вертикального резонатора (расположенного вдоль направления протекания тока, а не перпендикулярно к направлению тока), в котором поверхность активной области имеет очень небольшие размеры, вследствие чего свет излучается в основном с торца резонатора, а не с его боковых поверхностей.

Сверху и снизу активный слой закрыт очень эффективными отражателями, в качестве которых используются диэлектрические зеркала, изготовленные из чередующихся слоев с высоким и низким значениями коэффициента преломления (например, слоев GaAs и AlGaAs) толщиной в четверть длины волны. Такие диэлектрические зеркала состоят из распределенных брэгговских отражателей (DBR), имеющими очень высокую селективную отражательную способность для волн с длиной .



Рис. 7.

При этом возникает так называемая конструктивная интерференция, определяемая соотношением

(2)

Отражательная способность (коэффициент отражения) брэгговских зеркал может быть доведен почти до 99% при использовании достаточно большого числа слоев (порядка 30). Высокий коэффициент отражения позволяет компенсировать низкое оптическое усиление активной зоны, обусловленное малыми размерами резонатора.

Латеральная локализация может быть получена путем создания мезоструктуры, показанной на рис. 7, с помощью травления верхней поверхности брэгговских зеркал DBR (в некоторых случаях травление может доходить до активной области). Очевидно, что инжекция зарядов через брэгговские зеркала может происходить лишь в случае, когда они изготовлены из полупроводниковых материалов. В случае диэлектрических материалов (например, оксиды титана или кремния) для инжекции зарядов в активную область можно использовать кольцевые контакты. Активная область обычно очень тонкая (порядка 100 нм) и содержит несколько квантовых ям, расположенных в максимуме стоячей волны, образованной двумя наборами зеркал. Область с квантовыми ямами окружена с двух сторон разделительными слоями (spacer) так, что возникает лазер с вертикальным резонатором длиной . При этом в активной области структуры возникает одна полная волна с постоянной амплитудой и затухающие волны в зеркалах, поскольку из-за большого коэффициента отражения в этой области распространение волн запрещено.

Важным отличием VCSEL от обычных «продольных» лазерных структур является малая длина резонатора, что приводит к существенному разделению оптических мод. Частотное разделение мод составляет около 1013 Гц, что сравнимо с частотой, соответствующей максимальному отражению DMB, и позволяет получать одномодовую генерацию (т. е. работать с одним типом колебаний). Напомним, что обычные излучающие с торца лазеры обычно на два порядка величины превосходят VCSEL по длине, что соответственно весьма ограничивает возможности разделения мод. Из-за малых размеров резонатора устройства VCSEL часто называют микролазерами. Массивы VCSEL могут содержать более миллиона инжекционных микролазеров на одном микрочипе, что позволяет создавать мощные источники оптического излучения, которые уже нашли много интересных применений в вычислительной технике и устройствах связи.



4. Лазеры на напряженных структурах с квантовыми ямами

Самые первые лазеры на квантовых точках были созданы на основе гетероструктур с согласованными параметрами кристаллических решеток (например, на основе соединений AlGaAs и InGaAsP), и лишь через несколько лет удалось получить лазеры на механически напряженных кристаллических структурах, которые обладают рядом существенных преимуществ, особенно связанных с более низким значением порогового тока. Кроме того, оказалось, что механические напряжения кристаллической решетки создают новую возможность перестройки длины волны лазера, дополняющую возможности регулирования за счет изменения ширины квантовой ямы и высоты ее потенциального барьера. Лазеры на механически напряженных структурах с квантовыми ямами были предложены на рубеже 80 - 90-х годов и быстро начали развиваться. Как было показано ранее, напряженность структур определяется различием параметров решеток используемых материалов. В частности, постоянная решетки а в тройных соединениях типа In1-XGaXAs, часто используемых в лазерах на квантовых точках, может быть вычислена линейной интерполяцией постоянных для решеток структур GaAs и InAs .

Одной из самых распространенных и изученных систем для лазеров на напряженных структурах с квантовыми ямами является GaAs - InGaAs - GaAs, в которой внутренний слой InGaAs испытывает сжимающие напряжения [7], что приводит к важным изменениям в зонной структуре материала (рис. 8).



Рис. 8.

Помимо описанного в разделе 4.7 снятия вырождения между зонами для легких и тяжелых дырок при , наличие напряжений значительно изменяет эффективную массу дырок и увеличивает ширину запрещенной зоны. При этом существенно уменьшается параллельная эффективная масса, что приводит к уменьшению порогового тока.

Например, сжимающие механические нагрузки могут примерно втрое уменьшить параллельную эффективную массу дырок (для дырок, двигающихся в плоскости), в результате чего эта масса становится близкой к эффективной массе электронов, т. е. кривизна энергетических зон становится почти одинаковой для валентной зоны и зоны проводимости. Можно показать [8], что при этом повышается инверсия заселенности, т. е. коэффициент усиления возрастает с концентрацией инжектируемых носителей и генерация стимулированного излучения осуществляется при меньшем значении порогового тока.

Для создания лазеров на механически напряженных слоях с квантовыми ямами уже были использованы разнообразные гетероструктуры (InGaAs - GaAs, InGaAs- InP, InGaAsP - InGaAs, InGaAlP - GalnP и т. п.), что позволило перестраивать длину волны излучения в широких пределах (0,9 - 1,55 мкм). Дополнительным преимуществом лазеров с квантовыми ямами в напряженных системах (помимо отмеченного выше низкого значения порогового тока) выступает их высокая надежность, которую можно объяснить тем, что в напряженных полупроводниковых слоях распространение дефектов происходит медленнее.

Особенно тщательно роль напряженных слоев изучалась для структур с квантовыми ямами в системе InGaAs - InP, обладающей малой шириной запрещенной зоны и представляющей большой интерес для устройств волоконной оптики. Значения в экспериментальных устройствах долгое время были значительно выше предсказываемых, однако эту проблему удалось решить, используя в таких системах напряженные активные слои, что позволило довести значения порогового тока до I = 200 A см-3. В этом случае влияние напряжений было связано с симметризацией зоны проводимости и валентной зоны. Для точной оценки величины напряжений в слое тройного соединения In1-XGaXAs (на подложке InP) постоянная решетки а(х) материала может быть представлена в виде линейной интерполяции постоянных решетки (в ангстремах) для материалов GaAs и InAs, т. е. в виде соотношения . Если слой InGaAs выращивается на подложке InP (с постоянной решетки ), то изменением параметра x можно обеспечить в слоистой структуре как сжимающие, так и растягивающие напряжения. Например, при х = 0,47 гетеропереход не будет подвергаться никаким механическим напряжениям. В настоящее время физические особенности и возможные применения лазеров с квантовыми ямами в напряженных системах остаются объектом интенсивных исследований.



5. Лазеры на квантовых точках

Одним из наиболее перспективных применений полупроводниковых квантовых точек и проволок является создание лазерных диодов. Было обнаружено, что повышение степени локализации носителей заряда значительно улучшает характеристики лазерных диодов по сравнению с их аналогами в объемных материалах. Из общих теоретических соображений ясно, что лазеры на идеальных объектах (квантовые точки и проволоки) должны иметь более высокие коэффициенты усиления, малые значения порогового тока, высокую стабильность работы и очень узкие низкие линии излучения, если сравнивать их с лазерами на двойных гетероструктурах или квантовых ямах. Естественно, реально создаваемые квантовые точки и проволоки не могут быть избавлены от дисперсии размеров (хотя бы и очень малых), дефектов, ограниченного захвата носителей и т. д., вследствие чего характеристики экспериментально создаваемых лазеров на квантовых точках и проволоках пока далеки от теоретических предсказаний. Однако технология выращивания квантовых структур непрерывно совершенствуется (особенно в отношении качества поверхностей раздела, однородности проволок, разработки оптических резонаторов с высокими коэффициентами локализации и т. п.), вследствие чего эта область исследований продолжает оставаться одной из самых интересных и перспективных.

Положение носителей в квантовых точках ограничено по всем трем измерениям в очень небольших пространственных областях, что приводит к квантовым эффектам в электронных свойствах вещества. Для применения в оптических приборах квантовые точки должны локализовать электроны в зоны проводимости и дырки валентной зоны в одной пространственной области. Функция плотности состояний для полупроводниковых квантовых точек характеризуется очень острыми пиками, соответствующими переходам между дискретными энергетическими состояниями электронов и дырок, причем вне этих уровней плотность становится совершенно незначительной. Во многих случаях электронная структура квантовых точек очень напоминает структуру для отдельных атомов, вследствие чего лазеры на квантовых точках во многом похожи на обычные ионные газовые лазеры, однако явным преимуществом лазеров на квантовых точках является то, что их электронная структура может управляться путем проектирования структуры, подбора материала, а также размеров и формы точек.

Рассмотрим квантовую точку, размеры которой достаточно малы для того, чтобы разность между первыми двумя энергетическими уровнями (и для электронов, и для дырок) была намного больше тепловой энергии (т. е. и ). В такой системе все инжектируемые электроны и дырки будут занимать лишь низшие уровни, вследствие чего все такие инжектируемые электроны будут принимать участие в стимулированных переходах между уровнями и что позволяет снизить пороговый ток по отношению к любой системе с меньшей степенью локализации. На рис. 9 представлены значения плотности порогового тока для разнообразных лазерных структур за последние десятилетия по данным работы [9], из которого видно, что на лазерах с квантовыми точками уже достигнуты самые низкие значения порогового тока.

Если тепловая энергия системы ниже разности первых и вторых уровней энергии, то линия излучения идеального лазера на квантовой точке должна быть исключительно острой и не зависеть от температуры, т. е. квантовые точки обеспечивают прекрасную температурную стабильность и не требуют охлаждения.

На рис. 10 [9] представлена рассчитанная зависимость коэффициента усиления для идеальных систем разной размерности с квантовой локализацией. Квантовые точки позволяют добиться максимальной остроты пиков спектра при самых высоких значениях коэффициента усиления.

Следует также отметить, что, помимо этого, спектры квантовых точек отличаются симметричностью, что позволяет избежать нестабильности в случаях, когда длина волны лазерного излучения соответствует центру спектра.

Рис. 9

Рис. 10.

В системах реальных квантовых точек, конечно, существует некоторое распределение по размерам, приводящее к уширению линий спектра и снижению коэффициентов усиления, однако этот недостаток компенсируется возможностью регулирования спектральных характеристик за счет изменения размеров и т. д., что позволяет создавать лазеры на квантовых точках, перестраиваемые в широком диапазоне.

Несмотря на многообещающие перспективы лазеров на квантовых точках, их развитие пока сдерживается большими техническими сложностями создания требуемых массивов однородных по размеру и бездефектных квантовых точек. Традиционные методы получения квантовых точек основаны на осаждении полупроводниковых соединений в стеклянных матрицах или на травлении предварительно сформированных эпитаксиальных слоев кристалла. Оба метода не позволяют создавать квантовые точки с достаточной плотностью и достаточным контролем их размера и формы. Более того, при этих методах часто возникают дополнительные дефекты в точках и множественные поверхностные состояния, приводящие к безизлучательной рекомбинации. Поэтому, возможно, настоящий прогресс в создании лазеров на квантовых точках будет достигнут лишь после того, как будут развиты методы создания квантовых точек на основе так называемой самоорганизации.

Наиболее известным из них является метод самоорганизации квантовых точек на поверхности раздела двух материалов с разными параметрами кристаллической решетки.

При этом материал, такой, как InAs, выращивается химическим осаждением паров из газовой фазы, эпитаксией металлоорганических соединений из газовой фазы и молекулярно-пучковой эпитаксией на подложке из кристалла с большим значением постоянной кристаллической решетки и большей шириной запрещенной зоны (например, на GaAs). Несколько первых монослоев кристалла вырастают в планарном режиме, создавая достаточно большое механическое напряжение в кристаллической структуре и формируя так называемый зародышевый слой, однако после достижения некоторой критической толщины энергетически более выгодным становится формирование отровковых структур (так называемый режим Странского - Крастанова), показанных на рис. 8.5. Такой режим приводит к появлению когерентных массивов пирамидальных квантовых точек на поверхности зародышевого слоя, в результате чего этот слой начинает эпитаксиально разрастаться на вершинах квантовых точек, создавая гетероструктуры с прекрасными характеристиками между двумя описанными монокристаллическими материалами, т. е. точками и окружающей их матрицей.

На рис. 11 схематически представлено устройство лазера с краевой эмиссией на самоорганизующихся квантовых точках. Структура состоит из нескольких слоев материалов, образующих pin-диод. Эти слои включают (снизу вверх на рисунке): подложку n-GaAs, слой n-AlGaAs, слой GaAs с собственной проводимостью, содержащий квантовые точки, слой p-AlGaAs и верхнийслой p-GaAs.

Рис. 11.

Металлические контакты на подложке и верхнем слое соединяют структуру с внешней электрической цепью. При подаче прямого смещения электроны и дырки инжектируются во внутренний слой GaAs с собственной проводимостью или в активный слой, где они попадают в квантовые точки с меньшей запрещенной зоной, где и происходит рекомбинация. Длина волны излучения при этом соответствует межзонным переходам в квантовых точках InAs. Слой GaAs, заключенный между слоями AlGaAs с меньшим коэффициентом преломления, локализует излучение, что приводит к более эффективному его взаимодействию с носителями заряда.

Зародышевый слой InAs повышает эффективность диффузии носителей в квантовые точки, поскольку его ширина запрещенной зоны меньше, чем в GaAs. Поскольку зародышевый слой является очень тонким, ширина запрещенной зоны для него превышает соответствующую ширину для квантовых точек, вследствие чего носители, попадающие в него из GaAs, быстро диффундируют внутрь квантовых точек. Для увеличения поверхностной плотности квантовых точек можно в принципе использовать несколько зародышевых слоев с пирамидальными квантовыми точками, выращиваемыми (или вырастающими) последовательно друг на друге внутри слоя GaAs, формируя массивы квантовых точек.

Самый первый лазер с резонатором Фабри - Перо с самоорганизующимися квантовыми точками был создан в 1994 г. на основе точек из InGaAs в матрице GaAs [7]. В настоящее время лазеры на квантовых точках (с излучением в видимом и инфракрасном диапазонах) уже являются коммерческим продуктом.

Несмотря на богатые возможности улучшения параметров, описываемый класс лазеров уже продемонстрировал явные преимущества перед лазерами на квантовых ямах (например, более широкий спектр усиления позволяет использовать их в телекоммуникационных усилителях и процессах перестройки частоты излучения), не говоря уже об упоминавшейся выше температурной стабильности режима работы. И наконец, длина волны излучения существующих лазеров GaAs на квантовых ямах не соответствует «окнам прозрачности» оптоволокна. В требуемом диапазоне работают приборы на основе полупроводников InP, однако технология производства таких материалов пока недостаточно развита. С другой стороны, выращивание обогащенных индием квантовых ям в GaAs пока представляется сложной технической задачей вследствие большой разницы в постоянных кристаллической решетки. Преимуществом создаваемых сейчас лазеров на квантовых точках в структурах InGaAs/GaAs является то, что в них можно использовать широко развитую технологию применения подложек GaAs и в то же время длина волны их излучения попадает в диапазон пропускания оптоволокна, используемого в локальных сетях (1,3 мкм).



6. Фотодиоды на квантовых ямах и сверхрешетках

6.1 Фотодиоды на подзонах квантовых ям

В принципе квантовые ямы могут применяться для регистрации света в любой области частот, что связано с их оптическими характеристиками, однако именно в инфракрасной области (от 2 до 20 мкм) фотодетекторы на квантовых ямах представляют особый интерес, поскольку на них могут быть организованы системы ночного и теплового видения.

Основная проблема использования фотодиодов, основанных на межзонных переходах через запрещенную зону в полупроводниках с р-п переходами, связана с тем, что малые значения диктуют необходимость работы при очень низких температурах. Например, для полупроводников класса мы ограничены соединениями InAs1-XSbX с . Для детекторов инфракрасного излучения можно использовать и полупроводники (например, HgCdTe), однако эти вещества являются очень мягкими, плохо подаются обработке и имеют высокие значения темновых токов. Кроме этого, квантовые ямы представляются весьма удобными объектами для регистрации инфракрасного излучения, поскольку для них дипольные матричные элементы, соответствующие межподзонным оптическим переходам, очень велики. Кроме этого, очень важно, что длина волны излучения может быть легко перестроена за счет изменений параметров ямы в процессе изготовления (например, ширины). Особенную ценность для практических применений может иметь создание ИК-детекторов в области 8-12 мкм, поскольку именно в этом диапазоне лежит так называемое атмосферное окно, т. е. область пропускания волн, позволяющая осуществлять оптическую связь, связь со спутниками, использовать лазеры на СO2 (10,6 мкм) и т. п.

На рис. 12 показаны разрешенные переходы с поглощением, удобные для детектирования ИК-излучения изолированными квантовыми ямами при воздействии внешнего электрического поля (естественно, что в практических устройствах используются не отдельные, а множественные квантовые ямы).

В верхней части (рис. 12, а) представлены два энергетических уровня в каждой яме, причем второй уровень располагается близко к вершине барьеров. Расстояние между уровнями должно составлять 0,1--0,2 эВ, что для полупроводников соответствует ширине ям около 10 нм. Напомним, что из-за правил отбора поляризация падающего излучения должна быть параллельна направлению квантовой локализации. При облучении светом такие фотодетекторы генерируют ток благодаря туннелированию носителей из квантовых ям. В некоторых случаях наиболее эффективным методом регистрации представляется использование в таких устройствах поглощательных переходов между единственным энергетическим уровнем ямы и первой узкой непрерывной зоной вне ее (рис. 12, б). Для систем AlGaAs - GaAs- AlGaAs эта разность энергий составляет около 0,12 эВ, вследствие чего область спектральной чувствительности расположена в районе 10 мкм. Преимущество использования описываемых структур связано с тем, что темновой ток фотодетектора оказывается меньше, чем в ранее описанных структурах, где носители покидают ямы благодаря туннелированию.

Рис. 12.



6.2 Лавинные фотодиоды на сверхрешетках

Известно, что при работе так называемых полупроводниковых лавинных фотодетекторов (APD) возникают очень сильные шумы, требующие применения специальных методов для их подавления. Уровень этих шумов может быть значительно снижен, если значение коэффициента лавинного умножения а для одного типа носителей (например, электронов) намного выше, чем для другого (дырок). В этом отношении кремний является очень важным полупроводниковым материалом для создания лавинных фотодетекторов (APD), так как в нем соотношение коэффициентов равно примерно 30. Для любого конкретного типа полупроводников это отношение определяется энергетической зонной структурой.

С другой стороны, процесс создания квантовых ям позволяет варьировать соотношение коэффициентов . Например, сверхрешетка или структура из множественных квантовых ям MQW может быть спроектирована таким образом, что в ней разрыв зоны проводимости будет значительно выше значений соответствующих разрыву валентной зоны. В такой структуре (при пересечении гетероперехода) электроны приобретают значительно большую кинетическую энергию, чем дырки. Такая же цель может быть достигнута при создании сверхрешеток в виде «ступенек» (рис. 13, а), где ширина запрещенной зоны меняется для каждой ямы (в этом случае электроны получают дополнительную кинетическую энергию переходя в каждую следующую яму).



Рис. 13.

Наличие этой избыточной энергии приводит к весьма эффективным механизмам ударной ионизации, поэтому лавинное умножение легко достигается при наложении электрического поля F, как показано на рис. 13, б. В противоположность этому дырки приобретают в поле лишь незначительную энергию , недостаточную для начала ударной ионизации. Большинство сверхрешеток, используемых в лавинных фотодетекторах (APD), создано на основе полупроводниковых соединений класса , типа GaAs или InP. Стоит отметить, что внедрение упомянутых выше ступенчатых сверхрешеток осложняется трудностью их изготовления, поскольку производство требует тщательного контроля состава четверных соединений .



7. Модуляторы на квантовых ямах

Квантовые ямы обычно используются для непосредственной модуляции светового излучения, поскольку в них электрооптические эффекты проявляются значительно сильнее, чем в обычных объемных полупроводниковых материалах (в сущности, из-за слабости электрооптических эффектов в полупроводниках в модуляторах используются такие материалы, как ниобат лития). При рассмотрении экситонного поглощения уже было показано, что из-за квантово-размерного эффекта Штарка при наложении внешнего электрического поля могут возникать очень значительные изменения оптического спектра поглощения квантовых ям. Из-за высокого энергетического барьера экситоны в таких наноструктурах ионизируются внешним полем гораздо слабее, чем в объемных структурах, т. е. «выдерживают» поля примерно до 105 В/см. Очень важным преимуществом модуляторов на квантовых ямах является то, что они легко совмещаются с разнообразными микроэлектронными устройствами.

Действие модуляторов электропоглощения основано на изменении коэффициентов оптического поглощения квантовых ям под воздействием внешнего электрического поля. На рис. 14 показана мезоструктура модулятора, работающего на подобном эффекте, сформированная путем травления. Очевидно, что эффективность действия таких устройств может быть значительно повышена при использовании множественных квантовых ям (MQW), т. е. структур или массивов из нескольких ям (с размерами от 5 до 10 нм) в материалах типа AlGaAs - GaAs-AlGaAs. Структура размещается между р+ и п+ областями обратно смещенного перехода. Поскольку толщина структур с множественными квантовыми ямами составляет около 0,5 мкм, достаточно малые обратные напряжения могут создавать электрические поля с напряженностью до 104--105 В/см, способные изменять край зоны экситонного поглощения на 0,01--0,05 эВ.

Рис. 14.

Модуляторы электропоглощения описанного типа позволяют модулировать световое излучение с очень большой скоростью. При этом так называемый коэффициент контрастности может быть доведен почти до значений ~100 за счет использования режима отражения (вместо режима пропускания). Технически это достигается введением дополнительного металлического слоя в подложке, что заставляет луч света проходить структуру два раза. Коэффициент модуляции может быть повышен при понижении температуры. Модуляторы электропоглощения обычно работают в диапазоне частот десятки гигагерц, но при высоких приложенных напряжениях частота может быть доведена до 100 ГГц. Верхняя граница рабочей частоты прибора определяется механизмом выведения носителей из квантовых ям. При небольшом внешнем поле, возникающие (вследствие поглощения) электрон-дырочные пары не могут покинуть пределы ямы, но при достаточно сильных внешних полях электроны и дырки туннелируют из ям с характерными временами порядка нескольких пикосекунд.

Еще один тип модуляторов на квантовых ямах также связан с использованием квантово-размерного эффекта Штарка (QCSE), но он использует фотоны с энергией ниже края экситонного поглощения. В этом случае электрическое поле воздействует главным образом на коэффициент преломления среды и меняет фазу падающего излучения. Для повышения эффекта частота падающего фотона должна быть близка к частоте экситонного резонанса, однако не так близка, чтобы привести к заметному поглощению света. В симметричных квантовых ямах зависимость коэффициента преломления от напряженности приложенного поля является квадратичной, что напоминает известный электрооптический эффект (или эффект Керра) в объемных полупроводниковых материалах с объемно-центрированной кристаллической решеткой [8]. Однако в структурах с квантовыми ямами значения соответствующего коэффициента примерно на два порядка выше, что позволяет существенно сократить путь, проходимый светом внутри материала. Устройства с длиной порядка сотен микрон могут быть при этом объединены в так называемые оптоэлектронные интегральные схемы (OEIC), примером которых может служить показанный на рис. 15 интерферометр Маха - Цендера, в котором входной сигнал из оптического волновода расщепляется на два луча одинаковой интенсивности, которые проходят в материале по разным каналам, а затем воссоединяются.

Рис. 15.

При наложении электрического поля на одном из маршрутов меняется фаза проходящего сигнала, в результате чего при соединении лучей наблюдается интерференционная картина.



Литература

1. Мартинес-Дуарт Дж. М., Мартин-Пальма Р. Дж., Агулло-Руеда Ф. Нанотехнологии для микро- и оптоэлектроники. - М.:Техносфера, 2007. - 368 с.

2. Ч. Пул-мл., Ф. Оуенс. Нанотехнологии.-М.: Техносфера, 2007. - 376 с.

3. Алферов Ж.И., и др. Наноматериалы и нанотехнологии // Микросистемная техника. 2003. №8, с 3 - 13.

4. Драгунов В.П., Неизвестный И.Г., Гридчин В.А. Основы наноэлектроники. Новосибирск: Изд. НГТУ, 2004. - 496 с.

5. Суздалев И.П., Нанотехнология: физико-химия нанокластеров, наноструктур и наноматериалов. - М.: КомКнига, 2006. - 592 с.

6. Базовые лекции по электронике, Том 1. Электровакуумная, плазменная и квантовая электроника. - М.: Техносфера, 200 - 480 с.

7. Павлов П.В., Хохлов А.Ф. Физика твердого тела. М.: Высшая школа, 2000. - 423 с.

8. Пихтин А.Н. Оптическая и квантовая электроника. М.: Высшая школа, 2001. - 383 с.

9. Lynelle McKay, Lance Wilson. RF Power GaAs for Wireless Infrastructure Markets. - 2001 GaAs MANTECH Conf. Dig. Ppr., 2001.

10. Наноматериалы. Нанотехнологии. Наносистемная техника: сб. / под ред. П.П. Мальцева. М.: Техносфера, 2006. 152 с.

Размещено на Allbest.ru