[~O Глава 9. Квантовые ямы, проволоки и точки
о
SIn(4:) n:04 f---\---tL-"--j'6~ нечегнвя
sln (2: ) n = 2 iL---- |
'>,,---~ 4~ нечетнвя |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Рис. 9.11. Изображение волновых функций для четырех нижних уровней энергии (n 0:0 1, 2, 3, 4) одномерной прямоугольной ямы с бесконечно высокими стенками. для каждой функции слева приведено уравнение, а справа -
ее четность.
соответствующее состоянию, в котором находится электрон. В одномерной пря моугольной яме чередуютсячетные и нечетные волновые функцииф,,(х). для ямы бесконечной глубины ненормированные волновые функции имеют вид
ф" = sin(nnx/o) |
n = 1, 3, 5, К |
четные функции |
(9.7) |
ф" = siп(nnх/о) |
n = 2, 4, 6, К |
нечетные функции |
(9.8) |
эти волновые функции показавы на рис. 9.11. Четностьвояновойфункции-олре деляетсяследующимобразом: если ф,,(Х +0/2) = ф,,(-х + 0/2) функцияназывает ся четной, а еслиф,,(Х+ 0/2) = = -ф,,(-х + 0/2) - нечетной.
Другой важной разновидностью являются потенциальные ямы криволиней ного поперечного сечения. для двумерной ямы круглого сечения с радиусом а И потенциалом, заданным в виде V= О при О <rIip -ее и V= Voснаружи эгой обяа
сти, гдер = (.; + /)1/2 и tg q> = Х/У - полярные координаты. Конкретная конечная
9.3. Эффекты, оБУСАО8Аенныеразмерамииразмерностьюнанообьектов 2~~
У,
б', ~ |
|
- |
|
5.2 Ео= Ез |
|
|
|
|
Е2""4 Ео ~---------------- |
|
~ |
|
- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2',~ |
|
- |
|
2.5 Ео= Е2 |
Е,=Ео ~--------------- |
|
|
|
|
|
|
|
0.6 Ео= Е, |
|
|
|
|
|
|
-1/2 а |
о |
112 а |
Рис. 9.12. Схема уровней одномерной прямоугольной ЯМЫ, на которой покаэаны уровни ямы с бесконечно ВЫСОКИМИ стенками (слева, пунктирные ли нии) и лежащие ниже уровни ЯМЫ с конечными стенками (справа, сплошные линин).
яма, показанная на рис. 9.13, имеет только три уровня с энергиями Е" ~, Ез. Су ществует и трехмерный аналог рассмотренной выше ямы, для которого потен
циал равен нулю при значениях ради-
альной координаты О ~ r -е а и V -
o
снаружи, где r = (,i! + i + Z2)1/2. Еще
один часто используемый потенциал -
V(x) ~ l/Ш, Vlp) ~ 1/2kp' и VИ ~
1/2k,J для параболической потенци
альной ямы в однодву- И трехмерном случае соответственно. На рис. 9.14 показана схема такой потенциальной
ямы в одномерном случае.
Другой характеристикой заданного энергетического уровня Еn является число электронов, которые могуг на нем находиться одновременно. Оно за висит от количества различных комби наций квантовых чисел, соответствую щих этому уровню энергии. ИЗ уравне иия (9.6) видно, что для одномерной прямоугольной ямы каждому. уровню
энергии соответствует только одно зна
чение квантового числа n. Электрон
|
|
|
|
в |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
У=УО |
|
|
/' |
|
<, |
|
|
|
|
|
|
г-, |
~ |
|
|
|
|
Е, |
г-, |
-- |
|
|
|
|
Е, |
г-, |
~ |
|
|
|
|
Е, |
|
ь, |
/ |
|
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
у=о |
|
|
|
|
|
|
|
'-... |
|
-" |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
х
Рис. 9.13. Схема двумерной конечной по тенциальной ямы цилиндрической геомет
также имеет спиновое квантовое число рии с тремя уровнями.
~2 Глава 9. |
Квантовые ямы, проволоки иточкu |
|
|
|
|
|
|
ms' принимающее ТОЛЬКО одно ИЗ двух |
|
|
Е |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
значений, та = +1/2 и тв = -1/2. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Для одномерной прямоугольной ямы |
|
|
Е. |
|
|
|
оба спиновых СОСТОЯНИЯ обладают |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
одинаковой энергией. В соответствии |
|
|
Е. |
|
|
|
с принципом запрета Паули, никакие |
\ |
|
|
|
/ |
|
два электронав системе не могут иметь |
|
|
|
Е, |
|
|
|
один и тот же набор квантовыхчисел, |
\ |
Е, |
|
/ |
|
так ЧТО на каждом уровне энергии Еn |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
одномерной прямоугольной потенци |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
-, |
|
/ |
|
алЬНОЙямы могут находитьсяне более |
|
|
|
|
|
|
х |
двух электроновс противоположнона |
|
|
|
о |
|
|
|
|
|
|
|
|
правленными спинами. Количество |
Рис. 9.14. Схема одномерной ямы с пара
наборовквантовыхчисел, соответству
болическим потенциалом и четыре ее наи
ющих каждому уровню энергии, назы
низших уровня энергии.
вается его вырождением, так что вы
рождениевсех уровнейодномернойпрямоугольнойямы равнодвум.
9.3.5. Частичная лоКtJAuзацuя
в предыдущем параграфе рассматривалась локализация электронов в объектах разной размерности и было установлено, что это всегда приводит к качественно похожим наборам дискретных энергий. это верно для широкого класса потенци альных ям безотносительно к их форме и количеству измерений. В парагра фе 9.3.3 также было показано, что модель Ферми-газа для электронов, делокали зованных вдоль разного количества измерений, приводит к существенно отлича ющимся друг от друга результатам. Это означает, что многие электронные и другие свойства металлов и полупроводников радикально изменяются при пе реходе от трехмерных к малоразмерным структурам. Некоторые интересные с практической точки зрения ваноструктуры обладают свойствами локализации электронов в одном ИЛИ двух измерениях и одновременной их делокализации в двух или одном оставшемся. Интересно рассмотреть, как сосуществуют эти два
радикально отличных типа поведения электронов.
В трехмерной сфере Ферми энергия электронов может непрерывно изменять ся от Е= Одо Е= ЕFнаповерхности Ферми. При наличии локализации по одно
му ИЛИ двум измерениям электроны проводимости в ограниченных направлени
ях распределяются по соответствующим уровням потенциальных ям, лежащим
ниже уровня Ферми, с учетом их вырождения di, и на каждом таком уровне в де локализующихся направлениях они заполняют уровни энергии Ферми-газа в k-пространстве. В Таблице 9.5 приведсны выражения для зависимости количе ства электронов N(E) от энергии Е для квантовых точек (полная локализация), квантовых проволок и ям (частичная локализация) и объемного материала (лока лизации не возникаеп.-а также выражения для плотности состояний В(Е) для
9.3. Эффекты, обусловленныеразмерамииразмерностьюнанообьектое 2,~~
этих четырех случаев. Эrи выражения следует суммировать по разным локализо ванным состояниям j в квантовых объектах.
'Thблица 9.5. Количество электронов N и плотность состояний D(E) = dN(E)jdE как функцияэнергииЕ для локализованныxjделокалИЗ0Ванныхэлектроновв кванто
|
вых точках, проволоках.ямах и объемномматериале |
|
Тип |
Копичестес |
Ппотность |
РозмеРНОСТf1 |
Точка |
N(E)- K~die(E - E;w) |
D{E) - KaEdp{E - Еш!2 |
О |
3 |
ПРО80лока |
N!E)= K |
- |
E,wI '/2 |
D(E) = 1/2K |
- E;w!- '/2 |
1 |
2 |
|
11:di(E |
|
|
|
11:di(E |
|
|
|
Яма |
N(E)= K |
- |
E,w) |
D{E) = K |
i |
|
2 |
1 |
|
2I:d;(E |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2I:d |
|
|
|
Обьемный |
N(E)= Кз(Е)З/2 |
|
|
D(E) = З/2Кз!Е)'/2 |
|
3 |
О |
На рис. 9.15 приведены графики зависимостей количества электронов N(E) и плотностисостоянийD(E) от энергии Е для четырехперечисленныхв Таблице 9.5 структур. Однако определяющим фактором влияния на различные электрон ные и иные свойства обладает плотность состояний п(Е), а она в рассматривае мых случаях трех ваноструктур радикально различается. это означает, что приро да размерности и локализации, связанной с конкретной наноструктурой, оказы вает явно выраженное влияние на ее свойства. Такое рассмотрение можно
использовать для предсказания харагеристик наноструктур, а также для иденти
фикации типа структуры по ее свойствам.
9.3.6. Свойства, зависящие от плотности состояний
Ранее рассматривалась плотность состояний электронов проводимости п(Е) и было показано, что на нее сильно влияет размерность объекта. Для фонснов (квантованных колебаний решетки), также вводится плотность состояний прН<Е), зависящая от размерности. Она, как и электронная, также оказываетвли яние на некоторые свойства твердых тел, но в основном будет рассматриваться электронная плотность состояний п(Е). В этом параграфе обсуждаются некото рые свойства твердых тел, зависящие от плотности состояний, и способы ее из
мерения.
Теплоемкость твердых тел С - это количество теплоты, которое необходи мо передать телу для повышения его температуры на один градус. Основной вклад в теплоемкость вносит энергия, требуемая для возбуждения колебаний решетки, а она зависит от фононной плотности состояний Dрн<Е). В металлах при низких температурах становится существенным и вклад электронной теп
лоемкости Се/, которая зависит от плотности состояний на поверхности Фер ми: Се/ = л2D(Ер)k;Т/З, где kB - постоянная Больцмана.
Магнитная восприимчивость Х = М/Н является мерой намагниченности М,
.или магнитного момента, возникающего под действием магнитного поля Н
в единице объема образца. Вклад электронов проводимости в Х называется вос
приимчивостью Паули и задается выражениемХе/ = J.l ;п(Ер), где f.i в - магнетон
D(E).
~,~ Глава9. КвантовыеЯМЫ, проволохииточки
|
|
|
Количество |
|
|
|
|
Плотиость |
|
|
|
электронов |
|
|
|
|
состояний |
~" |
|
|
|
|
~. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
квев- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
товая |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
ro,u |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
е |
_,. |
|
|
|
|
D(E> |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Кван- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
товая |
|
|
|
|
|
|
|
|
\\\ |
|
прово- |
|
|
|
|
|
|
ЛО~ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
в |
|
|
|
|
|
в |
|
|
|
|
D., |
|
|
|
|
|
|
N(EI |
|
|
|
|
|
|
|
|
Кван- |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
товая |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
.~ |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
в |
N(E) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
О&ЪС:М |
|
|
|
|
|
|
|
|
НЫ' |
|
|
|
|
|
|
|
|
провол |
|
|
|
|
|
|
|
|
НИ< |
|
|
|
|
|
|
|
|
Рис. 9.15. Количество электронов N(E) (слева) и плотностьсостоянийD(E) (спра ва) в зависимостиот энергии для четырех типов квантовыхструктур в приближении прямоугольныхЯМ и Ферми-газа.
Бора. Величина Хе/ пропорционалъна плотности состояний на поверхности Фермии не зависитот температуры.
При облучении хорошего провод ника, например, алюминия быстрыми
электронами, энергия которых доста
точнадлявыбиванияэлектронас неко
торого внутреннего уровня атома, ос
тавшийся пустым уровень образует дыркуво внутреннейзоне. Электрониз зоныПРОВОДИМОСТИможетрекомбини роватъ с такой Дыркой с испусканием кванта излучения. Интенсивностьиз
лучения пропорциональна плотности
СОСТОЯНИЙ электронов проводимости. так как вероятность захвата дыркой электрона с заданной энергией про порциональна Таким образом,
спектр испускаемого излучения отра
жает энергетическую зависимость
плотностисостояний.
Исследования фотоэмиссионных спектровтермоэлектрическогоэффек
та, концентрацииэлектронов и дырок
в полупроводниках, диэлектрической
проницаемостипо оптическомупогло
щению, ядерного магнигногорезонан
са, эффекта ван Альфвена - де Гааза, энергетической щели в сверхпровод никах, джозефсоновских переходов
и туннелирования в сверхпроводниках
способны дать взаимодополняющие сведения о плотности состояний, в ча стности, определить форму кривой ПЛОТНОСТИ состояний D(1:) как на уров не Ферми, так и в более широком диа пазоне энергий.
9.4. Экситоны
Экситоны,уже обсуждавшиссяранее в параграфе2.3.3, - это объекты, широко распространенные в полупроводниках. Когда атом решетки теряет электрон,
он приобретает положительный заряд. Такой дефект называется дыркой. Если
9.5. Одноэлектронноеmуннелuрованuе 2,1:)J
дырка остается локализованной на узле решетки, а оторванный электрон не
уходит от нее слишком далеко, то он притягивается к положительно заряжен
ной дырке электростатическими силами и может оказаться связанным, обра зуя экситон ВаньеМО1Та, похожий на атом водорода. Сила кувоновского при
тяжения между двумя зарядами Qe = -е и Qh = +е, находящимися на расстоя
нии r, подчиняется соотношению F = ke 2/el , где е - заряд электрона, k -
универсальная постоянная и е - относительная диэлектрическая проницае
мостъ среды. Энергетические уровни экситона составляют серии Ридберга, "о казанные на рис. 2.20, а его радиус, задаваемый формулой (2.19), равен аеЛ= 0,0529Е!(m"'!mо), m"'!mо - отношение эффективной массы экситона к массе свободного электрона. Используя диэлектрические постоянные и эффектив ные массы электронов из Таблицы В.11 и В.8 соответственно, для арсенида
галлия получим
откуда следует, что радиус экситона сравним с типичными размерами наност
РУ'О1'Р· Радиус экситона можно рассматривать как меру локализации электрона
в наночастице. На базе сравнения размеров ваночастицы d с радиусом эксито на aejf можно выделить два режима локализации, а именно: слабую локализа цию, когда d > aejf (но не d ~ aejf) и сильную, при которой d < aeff При d ~ Qejf локализации не происходит. В условиях слабой локализации экситоны, как и в объемныхматериалах,могут перемещатъсяпо решетке, а в случае сильной локализациитакое движениеневозможно.Увеличивающеесяпри уменьшении размеровнаночастицыпространственноеперекрытиеволновыхфункцийэлек трона и дырки приводитК усилениюих взаимодействия.В результатерасстоя ние между излучателъными безизлучательнымэнергетическимиуровнямиэк ситона увеличивается, что приводит к голубому сдвигу (сдвигу в сторону больших энергий) края оптического поглощения. Это является оптическим признакомлокализации.Другим результатомлокализацииявляетсяпоявление при комнатнойтемпературесвязанныхс экситонамиособенностейна спектрах поглощения,наблюдаюшихсяв объемныхобразцахлишь при низкихтемпера турах. Более подробноеобсуждениеэкситонныхспектровможнонайти в пара
графах2.3.3 и 8.2.1.
9.5. Одноэnектронноетуннеnирование
для извлечения какой-либо пользы из обсу:ждавшихся выше изолированных квантовыхточек, проволоки ям необходимосопряжениеих друг с другом, С их окружениемили с электродами,способнымидобавлятьили отбиратьу них эле ктроны. На рис. 9.16 "оказана изолированная квантовая точка, или островок,
связанная посредством туннелирования с двумя гокопроводами: источником
электронов и стоком, которые могут обмениваться электронами с внешней
~6 Глава 9. КвантовнеЯМЫ, проволокииточки
Сп,.
Рис. 9.16. Квантовая точка, подключенная к внешней цепи с помощью двух электро
дов - истока и стока.
Квантовая
точка
Рис. 9.17. Трехэлектродное управляемое ус тройство на основе квантовой точки. Под ключение к внешней цепи осуществляется
спомощью электродов «ИСТОЮ~ и «СТОЮ>,
на которые подается напряжение Vsd' Пода вая на третий электрод ~ «затвор», емкост НО связанный с квантовой ТОЧКОЙ, напря жение ~ , можно управлять сопротивлени ем электрически активной области.
цепью. Прило.жение напряжения V.od вызывает ток 1. ОСНОВНОЙ вклад в со
противление вносит процесс элек
тронного туннелирования с истока на
квантовую точку и с ТОЧКИ на сток.
На рис. 9.17 "оказана модифициро ванная цепь с емкостной связью, подведенной к квантовой точке. Приложение напряжения ~ к затвору
позволяет регулировать сопротивле
ние R активной области квантовой
точки, а, следовательно, влиять на ток 1, текущий между истоком и сто
ком. Такое устройство работает как управляемый напряжением полевой транзистор. При макроскопических размерах прибора ток непрерывен,
адискретность потока электронов
проявляется во флуктуациях тока (дробовом шуме). Интересной осо бенностью описанного устройства
является возможность прохождения
электронов по наноструктуре, "ока
занной на рис. 9.17, поштучно, т.е.
ПО Одному.
для описанной наноструктуры ти
па полевого транзистора размеры
квантовой точки лежат в области еди-
ниц нанометров, а поперечное сече
ние подводящих электродов сравнимо
с размерами кванТОВОЙ точки. Для то-
чек в форме диска или сферы радиу сом r емкость выражается следующим образом:
|
С= 8"oFГ |
(диск) |
(9.11) |
|
С = 4ЛЕоСГ |
(шар), |
(9.12) |
где Е - |
диэлектрическая проницаемость |
окружающей среды, |
а "о = |
= 8,8542 |
. 10-12 Фjм - диэлектрическая постоянная вакуума. Для типичного |
материала подобных наноструктур - GaAs - |
Е составляет 13,2, что дает очень |
малое значение С= 1,47· lO-18г Фараддля сферическойформы, где r - |
радиус |
в нанометрах. Электростатическая энергия сферической емкости с зарядом Q при добавлении или отборе электрона изменяется на !1Е - eQjC, что соотвег-
ствует изменению потенциала на
aV~ aE/Q
6.V= е/С ее О,109/г Вольт, |
(9.13) |
где r выражено в нанометрах. Для на ноетруктуры радиусом 10 нм это при водит к изменению потенциала на 11 мВ, что легко поддается измерению. Это изменение достаточно велико и для того, чтобы воспрепятствовать
туннелированию следующего элек
трона.
Для наблюдения дискретной при
роды одноэлектронного переноса за
ряда на квантовую точку должны быть выполнены два условия. В соответст
вии с первым, электростатическая
энергия квантовой точки в присутст
вии одного электрона е2/2С должна превосходить тепловую энергию kBT случайных колебаний атомов. Второе
состоит в удовлетворении принципа
неопределенности Гейзенберга, кото рый в рассматриваемом случае можно
9.5. Одноэлектронноетуннвяированив 2~
|
: |
|
ть а.е-к |
~с |
|
В |
I |
|
|
-, |
I |
, |
|
о |
|
I
I
с
о
V,B
Рис. 9.18. Кулоновекая лестница на воль тамперной характеристике одноэлектрон
ного туннелирсвания на иридиевую каплю
размером 10 нм. Экспериментальная кри
вая А получена на сканирующем туннель ном микроскопе. Кривые В и С отражают
теоретические расчеты.
сформулировать следующим образом: произведение энергии конденсатора
е2/2С и характерного времени его зарядки 't = ЯтСдолжно превосходить посто
янную ПЛанка
|
вем ~ (;d(RTC) > h |
(9.14) |
где Ят - |
туннельное сопротивление потенциального барьера. Эти два условия |
можно переписать в виде |
|
|
"11: " kвТ |
(9.15.) |
|
h |
(9.156) |
|
;т |
|
|
где h/e2 |
= 25,813 кОм - характерная величина квантового |
сопротивления. |
При выполнении этих условий медленное изменение напряжения вызывает сту пенчатый рост тока каждый раз, когда напряжение изменяется на величину, зада ваемую уравнением (9.13), как можно наблюдать на приведенной на рис. 9.18 зави симости тока 1 от напряжения V. Этот эффект называется кулоновской блокадой,
~8 Глава 9. Квантовые ЯМЫ, проволоки и точки
Rт, cmio;n>
Рис. 9.19. Линейная цепочка лиганд-ста билизированных кластеров AUS5 с межкла стерным сопротивлением R,!,межкластер ной емкостью Cmicrт> И собственной емкос тью Со. Одноэлектронный туннельный ток плотностью jy перетекает по цепочке
слева направо, туннелируя с частицы на
частицу.
Рис. 9.20. Схематическое изображение зо НЫ проводимости (заштрихована) в ик 410- тодетекторе на квантовой яме и структуры электронных переходов (вертикальные стрелки) следующих типов: а) - междудву мя локализованными состояниями; б) - из локализованного состояния в зону; В) - из связанного в квазисвязанное; г) - из свя занного в минизону.
так как после туннелирования фиксированного (для данного напряжения) коли чества электронов на островок дальнейшее туннелирование электронов блокиру
ется. Ступенчатая структура волътамперной характеристики, приведеиной на
рис. 9.18, из-за изменения кулоновской энергиинагпсназываетсякулоновской
лестницей.
Примером системы, в которой осуществляется одноэлектронное туннелиро вание, является цепочка лиганд-стабилиэированых наночастиц AuSS• Количество
атомов золота в этих частицах совпадает с одним из так называемых магических
структурных чисел для плотноупакованного ГЦК-кластера, подробно описанных в параграфе 2.3.1. Их форма близка к сфере радиусом г.а нм. Кластер из 55 атомов золота тюкрыт изолирующим слоем, называемым лиганд-обояочкой, толщина которой может меняться и обычно составляет около 0,7 нм. Одноэлектронное туннелирование происходит между двумя соседними лиганд-стабидиэироваины ми кластерами, а оболочка выступает в качестве потенциального барьера, через который и происходит такое туннелирование. Эксперименты выполнялись на ли нейных цепочках такихАв., кластеров (рис. 9.19). Оказывается, что электрон, по
павший в цепочку на ОДНОМ ее конце, проходит ее солитоноподобным образом. Оценки емкости между частицами дают С ~ 10-18 Ф, а сопротивления между ни
ми - RT ~ 100 МОм (см. V. Gasparian et ш. 2000). В параграфе 6.1.5 описывалосъ электронное гуннеяирование вдоль линейной цепочки существенно больших на ночастиц золота (размером 500 нм), соединенных органическими молекулами.
9.6. Приnожения
9.6.1. Инфракрасные детекторы
Переходы между энергетическими уровнями квантовых точек, лежащие в инфра красной области спектра, такие как показаны на рис. 9.12 и 9.13, используются
" |
,-~~~~~~~~~~~ |
~g |
-"" ЗQOК6G 771< |
|
ДетекторДllИИНОIlOJlНовoro иифрахра.<:1ЮrO |
I,,'
C.~e-.-~--4O-""~,~ -~'-!c'-1 -""'О -!-1"-!c""",2 Э --'4-!,
Напряжение смещения, В
Рис. 9.21. Зависимость плотности темпово го тока от поданного напряжения для фото детектора дальнего инфракрасною диапа зона на кваНТОВЫХ точках GaAs/AlGaAs, из
меренная при трех указанных температурах. гтоказана также фоновая характеристика при 300 К (BG, пунктирная линия).
в инфракрасных фотодетекторах. Схе
мы четырех ТИПОВ таких детекторов
изображены на рис. 9.20. Зона прово ДИМОСТИ покаэана в верхней части этих рисунков. Занятые и незанятые лока
лизованные СОСТОЯНИЯ лежат в ямах,
а инфракрасные переходы обозначены вертикальными стрелками. Падающее инфракрасное излучение перебрасы
Бает электроны в зону провоцимости,
а возникающий из-за этого электриче ский ток является мерой интенсивнос ти инфракрасного излучения. На рис. 9.20а показан переход между
двумя связанными состояниями кван
товой ямы, а на рис. 9.206 - переход из
связанного состояния в континуум.
lW1R:T.77K,
СМ8Щ8l<ив2 В
падение под 45"
"'
Длина ВОЛНЫ, мкм
Рис. 9.22. Зависимость ПИКОВОЙ чувстви тельности отДЛИНЫ волны при 77 Кдля на пряжения 2 В при нормальном падении света и палении ПОД углом 45".
~ LWIR:T_77K
<-
!::0.6
~, 0.3
i 0.2 ----
~ 0.1
пааениепод 4S·
Ар = 9,4 "'1"r .\
нормальное
падение
A.p=9,2_~
,,,,-.'"
;//1
-1 О ,
Смещение, В
Рис. 9.23. Зависимость пиковой чувстви
тельности от напряжения смещения при 77 К при нормальном падении света и папе нии под углом 45". Указана длина волны А.р пикавой чувствительности.
Нарис. 9.20в континуум начинается на верхней границе ямы, так что переход со
вершается между связанным и квазисвязанным состояниями. И, наконец, на рис. 9.20г непрерывная зона лежит ниже верхней границы ямы, так что пере
ход происходит между связанным состоянием и миниэоной.
Чувствительность детектора выражается в силе тока (В амперах, А) на один вал (Вт) падающего излучения. На рис. 9.21 показан график зависимости темповой
