Фотоприемники на квантовых точках

Фотоприемники на квантовых точках (КТ) работают в широком интервале ИК-диапазона спектра, актуального для многих применений, включая телекоммуникационные (длины волн лежат в ближней ИК-области 1,3 – 1,5 мкм), тепловизионные (длины волн лежат в средней и дальней ИК-области 2 – 15 мкм) и астрономические (длины волн лежат в далекой ИК-области 20 – 200 мкм).

Работы по созданию приемников излучения на КТ начались лишь в конце 1990-х годов. Первые детекторы на КТ были разработаны на основе структур InAs–GaAs. Характерными для них являются возможность создания гетероструктур, для которых разрывы зон в зоне проводимости и в валентной зоне имеют противоположные знаки, что является важным фактором для функционирования оптических систем, а также малое значение эффективной массы носителей заряда, обеспечивающее проявление эффектов размерного квантования при относительно больших размерах КТ. Важную роль сыграли и успехи в развитии технологии гетероэпитаксии соединений A³B⁵. Преимуществом КТ Ge в Si является возможность монолитной интеграции с кремниевыми схемами обработки сигналов. Сегодня усилия исследователей сосредоточены на создании эффективных единичных детекторов, фоточувствительных матриц, а также многоцветных фотоприемников.

К потенциальным преимуществам фотодетекторов с КТ по сравнению с фотодетекторами на структурах с квантовыми ямами и традиционными вариантами детекторов следует отнести:

– отсутствие запрета на оптические переходы для излучения, поляризованного в плоскости фотодетекторов, что обеспечивает работу фотодетектора при нормальном падении излучения без использования дополнительных решеток и отражателей;

– высокий коэффициент поглощения света для внутризоновых и экситонных переходов из-за локализации волновой функции носителей заряда в трех измерениях;

– большее время жизни фотовозбужденных носителей заряда и, как следствие, больший коэффициент фотоэлектронного усиления, что обеспечивает высокую чувствительность;

– снижение скорости термической генерации носителей заряда, что обеспечивает малые темновые токи, и, следовательно, возможность повышения рабочих температур фотодетектора.

Однако фотодетекторы с КТ не лишены определенных недостатков, среди которых: низкая плотность КТ в слое (порядка 10¹⁰ – 10¹¹ см^–2), на один-два порядка меньше типичных концентраций электронов в двумерных подзонах фотодетекторов с квантовыми ямами (10¹¹–10¹² см^–2), неизбежная дисперсия размеров КТ в ансамбле, приводящая к неоднородному уширению спектра поглощения и уменьшению абсолютной интенсивности фотоотклика.

Существует два вида приборных структур для детекторов на КТ: стандартная (вертикальная) и латеральная (поперечная) структуры (рис. 3.85). Вертикальным детектор на КТ назван потому, что он регистрирует фототок вертикального переноса носителей заряда между верхним и нижним контактами. Пример вертикальной структуры детектора на КТ из InAs–GaAs показан на рис. 3.85а. Нижний контактный слой GaAs n-типа нанесен на полуизолирующую подложку GaAs с кристаллографической ориентацией (100). Следующим является тонкий нелегированный буферный слой GaAs. Квантовые точки InAs (легированные, как правило, кремнием с концентрацией n = 2·10¹⁸ см^–3) сформированы после нанесения исходного «смачивающего» слоя. Сверху слоя КТ нанесен нелегированный слой GaAs, благодаря которому образуется барьер для КТ. Такая последовательность слоев повторяется еще несколько раз (например, десять) для образования многослойной активной области КТ из InAs на GaAs. На последний слой GaAs нанесен барьерный слой нелегированного Al_0,3Ga_0,7As. Этот слой предназначен для блокировки темнового тока термоэмиссии. Структуру завершает контактный слой легированного GaAs n-типа.

а) б)

Рис. 3.85. Структура фотодетекторов на квантовых точках с вертикальным (а) и поперечным (б) прохождением фототока

Поперечный детектор на КТ регистрирует фототок переноса носителей заряда по каналу с высокой подвижностью между двумя верхними контактами подобно тому, как это происходит в полевом транзисторе (рис. 3.85б). В нем также как и у вертикальной структуры имеются барьеры из AlGaAs. Однако вместо блокировки темнового тока эти барьеры теперь обеспечивают создание канала высокой подвижности. Для поперечных детекторов на КТ характерны более низкие темновые токи и высокие рабочие температуры по сравнению с вертикальными детекторами.

Для уменьшения стоимости фотоприемных систем нужно, чтобы все их компоненты могли быть интегрированы в современную кремниевую технологию интегральных микросхем и сформированы на кремниевых подложках. В связи с этим большой интерес вызывают гетероструктуры Ge–Si. В зависимости от состава х в твердом растворе Si_1–xGe_x ширина запрещенной зоны изменяется от 1,1 до 0,7 эВ, поэтому они пригодны для создания на их основе фотодетекторов в диапазоне длин волн от 0,5 до 1,8 мкм. Однако большое рассогласование параметров решетки между Ge и Si (постоянные решетки равны соответственно 0,5657 и 0,5543 нм) препятствует созданию интегрированных фотоэлектронных приборов на кремниевых подложках из-за большой плотности дислокаций несоответствия на границе раздела.

Рассогласование параметров решеток между Ge и Si служит также причиной существования определенных особенностей эпитаксиального наращивания слоев Si_1–xGe_x на подложках из кремния. Такие слои являются напряженными, а критическая толщина напряженного слоя, при которой становится энергетически выгодным образование дислокаций несоответствия, существенным образом зависит от параметров роста и, особенно, от температуры подложки. Например, при типичной температуре роста 500 °C для Si_0,5Ge_0,5 критическая толщина слоя составляет величину порядка 10 нм. Послойный рост напряженной пленки SiGe на подложке Si происходит до тех пор, пока пленка не достигнет критической толщины. Далее начинаются образование и рост трехмерных островков, т. е. происходит самоорганизованный рост массива КТ на сплошном слое критической толщины, который называют смачивающим слоем (режим Странского – Крастанова). Такие КТ представляют собой монокристаллические островки, которые, как правило, имеют форму пирамид с квадратным основанием строго определенных размеров. Размеры нанокластеров могут иметь значения, обеспечивающие проявление эффектов размерного квантования в широком диапазоне температур (вплоть до комнатной).

Однако выращивание точек с малыми размерами в системе Ge–Si связано с рядом проблем, и типичные размеры КТ составляют величину порядка 10 – 100 нм, а их плотность 10⁹ – 10¹¹см^–2. Уменьшить размеры КТ (ниже 10 нм) и увеличить их плотность (выше 10¹² см^–2) можно с помощью молекулярно-лучевой эпитаксии в режиме роста Фольмера – Вебера, формируя островки германия на предварительно окисленной поверхности кремния. Толщина слоя SiО_х получается при этом не более нескольких ангстрем, благодаря чему островки Ge когерентно сопряжены с кремнием. Таким образом, в зависимости от технологических методов и режимов можно формировать островки Ge с размерами от единиц до сотен нанометров.

Диапазон спектральной чувствительности фотодетекторов с КТ из Ge в гетероструктуре Ge–Si определяется как размерами КТ, так и характером электронных возбуждений. Так, под действием инфракрасного излучения электроны с наиболее высокого уровня размерного квантования в валентной зоне КТ могут осуществлять непрямые переходы на уровни размерного квантования в зоне проводимости на границе Ge–Si и в континуум зоны проводимости Si (рис. 3.86). Вместе с тем дырки в КТ в зависимости от энергии кванта могут переходить из основного уровня на возбужденные уровни размерного квантования в валентной зоне или же в континуум.

Таким образом, существует два варианта реализации работы фотодетекторов с квантовыми точками Ge–Si. Первый вариант реализуется за счет электронных переходов между уровнями валентной зоны Ge и зоны проводимости Si, второй – за счет переходов дырок между уровнями размерного квантования валентной зоны Ge. Поскольку энергетическое расстояние между такими уровнями является разным, а также существенно зависит от размеров КТ, то это дает возможность перекрывать чрезвычайно широкий спектральный диапазон чувствительности фотодетекторов с квантовыми точками Ge–Si, а также управлять областью фоточувствительности напряжением смещения.

Рис. 3.86. Непрямые переходы в квантовых точках Ge на Si

Схематическое изображение инфракрасного фотоприемника на основе p-i-p-структуры с самоорганизованными КТ из Ge p-типа проводимости, сформированными на слоях Si с собственной проводимостью, показано на рис. 3.87. Структура выращена на сильно легированной подложке p+-Si, играющей роль нижнего электрического контакта. Активная область состоит из нескольких повторяющихся слоев германиевых КТ (например, из восьми), разделенных слоями кремния. На небольшом расстоянии от каждого слоя Ge расположен очень тонкий слой кремния, легированный бором (δ-легирование). При таком расстоянии практически все дырки из δ-легированных слоев Si переходят в слои квантовых точек Ge, что обеспечивает полное заселение основного состояния КТ дырками. Верхним контактом является сильно легированный слой p+-Si.

Рис. 3.87. Схематическое изображение фототранзистора на основе p-i-p-структуры

со встроенными слоями квантовых точек Ge

Фотоприемник, показанный на рис. 3.87, по принципу работы является фототранзистором с плавающей базой, где роль базы играет массив КТ из Ge, размещенный внутри i-слоя Si между p+-Si-эмиттером и p+-Si-коллектором. На рис. 3.88. показано схематическое изображение фототранзисторного механизма появления фототока в случае перехода дырок между локализованными состояниями в КТ из Ge. Профили валентной зоны показаны для одного слоя квантовых точек Ge в Si:

а) б)

Рис. 3.88. Схематическое изображение фототранзисторного механизма появления фототока в случае перехода дырок между локализованными состояниями в квантовой точке Ge:

а) без облучения; б) при облучении

При отсутствии излучения КТ характеризуются положительным зарядом дырок, находящихся в основном состоянии (рис. 3.88а). При облучении дырки в КТ переходят из основного состояния в возбужденное (рис. 3.88б), в котором вследствие подбарьерного проникновения волновая функция дырки имеет больший радиус локализации. Это означает, что эффективная плотность положительного заряда, сосредоточенного в слое, уменьшается. Поэтому уменьшается и потенциальный барьер между эмиттером и коллектором, что вызывает возрастание тока термоэмиссии дырок через структуру. Фототок детектора определяется как прирост термоэмиссионного тока дырок. Спектральная область фоточувствительности отвечает энергетическому расстоянию между основным и возбужденным состояниями дырки. Если в валентной зоне квантовых точек Ge существует несколько возбужденных состояний, то в спектрах фоточувствительности появляются максимумы, отвечающие оптическим переходам дырок из основного состояния на соответствующие возбужденные состояния.

Одним из направлений развития перспективных способов передачи информации является создание волоконно-оптических линий связи, которые работают в ближнем инфракрасном диапазоне от 1,3 до 1,5 мкм. Целесообразно при этом интегрировать на одном кристалле весь набор компонентов волоконно-оптических линий связи: модуляторов, демодуляторов, мультиплексоров, светоизлучающие устройств и, конечно, фотоприемников. Для решения этих задач эффективны фотоприемники на основе гетероструктур Ge–Si с квантовыми точками из Ge, которые способны эффективно работать при комнатной температуре в диапазоне телекоммуникационных длин волн.

Примером такого фотоприемника является кремниевый p-i-n-фотодиод со встроенными в базовую область многими слоями квантовых точек Ge, разделенных слоями Si. Квантовые точки такого фотодиода – это когерентно сопряженные с кремнием островки германия, выращенные методом молекулярно-лучевой эпитаксии в режиме Фольмера – Вебера на предварительно окисленной поверхности кремния. Средние значения размеров островков Ge в плоскости роста около 8 нм, а их поверхностная плотность приблизительно составляет 10¹² см^–2. Схематическое изображение поперечного сечения прибора показано на рис. 3.89.

Рис. 3.89. Поперечное сечение кремниевого p-i-n-фотодиода с квантовыми точками Ge

На поверхности подложки n+-Si выращивается буферный слой нелегированного кремния (i-слой), на поверхности которого формируется тонкий слой SiО_х. На этот слой осаждаются островки Ge, а затем на них наращивается слой i-Si. Последние три операции (окисление, осаждение островков Ge, наращивание i-Si) повторяются последовательно много раз. Изготовленная таким образом многослойная структура Ge–Si закрыта сверху слоем i-Si, на который нанесен слой р+-Si. Из такой структуры с помощью фотолитографии и плазмохимического травления сформированы фотодиоды в виде меза-структур, боковая поверхность которых защищена пленкой SiО₂.

Принцип работы прибора поясняет рис. 3.90. При сравнительно небольших обратных смещениях весь i-слой находится в области пространственного заряда ионизированных остаточных примесных атомов бора, и квантовые точки неосвещенной структуры не содержат дырок. Под действием оптического излучения происходят межзонные переходы электронов из валентной зоны Ge в зону проводимости Si. Поэтому в зоне проводимости Si появляются свободные электроны, а в островках Ge – дырки. Поскольку дырки локализованы в квантовых точках Ge, то в слабых электрических полях основной вклад в фототок дают лишь электроны. Если квантовые точки Ge в неосвещенной структуре не содержат дырок, то все слои квантовых точек могут принимать участие в процессе межзонного поглощения излучения даже при отсутствии смещения, и последующее увеличение обратного смещения, казалось бы, не должно вызывать увеличения квантовой эффективности. Однако квантовая эффективность кремниевого p-i-n-фотодиода с квантовыми точками Ge существенным образом зависит от напряжения обратного смещения – с увеличением смещения она сначала быстро возрастает, а затем стремится к насыщению. Рост квантовой эффективности при увеличении обратного напряжения на фотодиоде объясняется возрастанием вероятности туннелирования дырок из локализованных состояний квантовых точек Ge в валентную зону Si, что приводит к увеличению фототока. При достаточно сильных полях, когда все фотодырки могут покинуть квантовые точки, будет происходить насыщение сигнала фотоответа.

Рис. 3.90. Энергетическая диаграмма фотодиода с квантовыми точками Ge в равновесии

Дальнейшее увеличение квантовой эффективности может быть достигнуто в случае реализации волноводной структуры фотодетектора, сформированной, например, на подложке «кремний-на-изоляторе», в которой используется эффект многократного внутреннего отражения. Фотодетектор – это кремниевый p-i-n-диод со встроенными в активную область множественными слоями островков Ge, разделенными промежуточными слоями кремния. В одном устройстве объединен вертикальный фотодиод и латеральный волновод (рис. 3.91).

Рис. 3.91. Схематическое изображение фотодетектора с волноводной структурой,

сформированного на подложке «кремний-на-изоляторе»

В ближнем инфракрасном диапазоне разность показателей преломления Si и SiО₂ довольно большая и составляет величину, равную 2. Это и обеспечивает эффективную пространственную фокусировку светового пучка, распространяющегося через волновод вдоль плоскости подложки. Таким образом, благодаря высокой плотности наноостровков в активной области фотодетектора (~10¹² см^–2) и за счет эффекта многократного внутреннего отражения квантовая эффективность фотодетектора может достигать 20 %.

Фотонные кристаллы