5.15.2. Фотоприемники на основе квантовых точек

Сравнение свойств фотоприемников с объемными слоями, квантовыми ямами и квантовыми точками выявляет преимущества последних.

Преимущества приемников излучения с квантовыми точками (КТ) проявляются в следующем:

• снимается запрет на оптические переходы, поляризованные в плоскости ФП, что представляет возможность работы прибора при нормальном падении света без применения дополнительных решеток и отражателей;

• большая величина коэффициента поглощения света для внутризоновых и экситонных переходов из-за локализации волновой функции носителей заряда во всех трех измерениях пространства;

• большее время жизни фотовозбужденных носителей заряда (а значит, и большая величина коэффициента фотоэлектронного усиления) вследствие низкой скорости захвата носителей в КТ. Причиной последнего служит либо отсутствие разрешенных энергетических состояний между уровням в КТ и зоной распространенных состояний, либо подавленная рассеяния на оптических фотонах в условиях когда энергетический зазор между уровнями различного квантования больше энергии оптического фотона;

• малые темновые токи (а значит, и высокая рабочая температура фотодетектора) является следствием равенства энергии фотоионизации КТ и энергии активации проводимости из-за дискретного энергетического спектра носителей в КТ.

Недостатками фотоприемников со слоями квантовых точек являются:

• дисперсия размеров КТ в массиве, приводящая к неоднородному уширению спектра поглощения и уменьшению абсолютной интенсивности фотоотклика;

• низкая слоевая плотность КТ (10⁹–10¹² см²), которая на два-три порядка меньше типичных концентраций электронов в двухмерных подзонах ФП с квантовыми ямами (10¹¹–10¹² см^–2).

Конструкция фотоприемника, содержащего в активной области восемь слоев квантовых точек Ge, изображена на рис. 5.30.

Слои выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии на сильно легированной кремниевой подложке РТ, служащей нижним оптическим контактом. Верхний электрод формировался осаждением 50 нм p⁺-Si с концентрацией бора 10¹⁹ см^–3. Толщина областей Si между соседними слоями Ge составляет 10 нм. Нанокластеры Ge (квантовые точки) имели средние размеры в плоскости роста 15 нм, высоту 1,5 нм, их слоевая плотность составляла 3·10¹¹ см^–2.

На расстоянии 10 нм от каждого слоя Ge проводилось легирование Si бором со слоевой концентрацией бора 6·10¹¹ см^–2. При таком расстоянии практически все дырки переходили из легированных слоев в слои Ge, что обеспечивало практически полное заселение основного состояния КТ дырками.

Активная область прибора площадью 1,51,5 мм² формировалась с помощью жидкостного травления в растворе HF: HNO₃ на глубину 5 мкм.

Для создания контактов к слоям p⁺-Si напылялись золотые площадки диаметром 0,5 мм. Измерения фотоотклика проводились между верхним и нижним слоями p⁺-Si.

Фотодетектор представляет собой фоторезистор с плавающей базой. Роль базы выполняет массив нанокластеров Ge, заключенный внутри слоя i-Si между p⁺-Si-эмиттером и p⁺-Si-коллектором.

Рис. 5.30. Схематичное изображение фотоприемника на основе кремниевой p–i–p-структуры со встроенными слоями квантовых точек Ge

В отсутствие освещения КТ обладают положительным зарядом дырок, находящихся в основном состоянии. Электрический потенциал заряженных КТ создает потенциальный барьер для дырок величиной  = 2LK/(₀),

где L – период повторения слоев Ge , К – число слоев КТ,  – плотность заряда в каждом из слоев КТ,  – относительная диэлектрическая проницаемость кремния, ₀ – энергетическая постоянная.

При освещении дырки в КТ переходят из основного состояния в возбужденное, в котором вследствие барьерного проникновения волновая функция дырки имеет больший радиус локализации. Это означает, что при освещении уменьшается эффективная плотность положительного заряда, сосредоточенного в слое КТ , а значит, уменьшится потенциальный барьер  между эмиттером и коллектором и возрастет термоэмиссионный ток дырок через структуру.

Для работы в оптическом диапазоне 1,1–1,6 мкм в работе [77] предложены биполярные p-i-n-Ge/Si – фототранзисторы. Роль плавающей базы транзистора выполняют 12 слоев нанокластеров Ge, встроенные в p-область Si. Действие транзистора основано на уменьшении потенциального барьера для электронов между сильно легированными областями n⁺-Si вследствие фотогенерации дырок в островах Ge в результате межзоновых переходов и появления в них положительного заряда, приводящего к увеличению тока инжекции из эмиттера в коллектор.

Освещение фототранзистора осуществляют со стороны p–n-переходов.

Рис. 5.31. Схематическое изображение фототранзисторного механизма

На рис. 5.31. показано появление фототока при переходах дырок между локализованными состояниями в КТ Ge (профили валентной зоны для одного слоя квантовых точек Ge в Si). Спектральная характеристика фотоотклика рассматриваемого прибора приведена на рис. 5.32.

Максимальная квантовая эффективность составила 3% для длины волны 1,3 мкм. Дальнейшее увеличение квантовой эффективности до 21% может быть достигнуто за счет реализации волновой структуры фотоприемника.

В настоящее время широкое применение находят ВОСП работающих в ИК-области 1,3–1,5 мкм. Представляет интерес создание для этих систем чипов, содержащих весь набор элементов и узлов (модуляторов, демодуляторов, мультиплексоров, излучателей и, естественно, фотоприемников.

Рис. 5.32. Спектральная характеристика фотоотклика

Для уменьшения стоимости систем нужно, чтобы все компоненты могли быть интегрированы в современную кремниевую технологию СБИС и сформированы на кремниевых подложках. Однако сам кремний прозрачен для фотонов с длиной волны больше 1,1 мкм. Хорошей чувствительностью в области 1,5 мкм обладают германиевые ФП. В связи с этим представляет интерес создание гетероструктур Ge/Si фоточувствительных при комнатной температуре в диапазоне длин волн 1,3–1,5 мкм.

На начальном этапе были разработаны фотоприемники использующие осаждение объемных слоев Ge на Si, а также выращивание многослойных напряженных сверх решеток Ge_XSi_1–X/Si.

Обычно критерием оценки качества таких ФП служит величина квантовой эффективности темнового тока при напряжении 1 В или тока насыщения в диодных структурах.

При длине волны λ = 1,3 мкм квантовая эффективность таких ФП составляла η = 11% при засветке торца планарных волноводов, сформированных на той же кремниевой подложке.

В последнем случае прохождения света вдоль слоев GeSi и многократное отражение от стенок волновода и позволяло достичь больших значений η.

Типичные значения плотности темнового тока при смещении 1 В и комнатной температуре составили 10^–4–10^–3 А/см², а плотность тока насыщения 10^­2 А/см², что существенно превышало токи как в кремниевых, так и в германиевых p–n-диодах.

Важным шагом в решении проблемы разработки эффективных Ge/Si фотоприемников стала замена сплошных слоев GeSi слоями германиевых квантовых точек.

С точки зрения перспектив встраивания таких элементов в кремниевые СБИС, гетероструктуры Ge/Si с когерентно введенными нанокластерами Ge представляют интерес, поскольку они характеризуются возможностью заращивания упруго напряженных германиевых слоев совершенными по структуре слоями Si, на которых затем можно формировать другие элементы СБИС.

Существуют возможности создания Ge/Si фотоприемника, содержащего массивы КТ Ge со слоевой плотностью КТ на уровне 10¹² см^–2 и размерами точек менее 10 нм, обладающего малыми темновыми токами и высокой чувствительностью к излучению с длиной волны фотонов 1,3–1,5 мкм.

Фотоприемник представляет собой кремниевый p–i–n-диод со встроенными в базовую область 30 слоев КТ Ge, разделенными промежутками Si толщиной 20 нм. Для уменьшения размеров и увеличения их плотности островки Ge были формированы на предварительно окисленной поверхности кремния.

Конструкция фотоприемника и энергетическая диаграмма диода в равновесии приведены на рис. 5.33. Среднее значение размеров островков Ge в плоскости роста 8 нм, плотности островков составляет 1,2·10¹² см^–2.

а) б)

Рис. 5.33. Схематическое изображение поперечного сечения кремниевого p-i-n-фотодиода с квантовыми точками Ge (а) и энергетическая диаграмма диода в равновесии (б)

Рассматриваемый фотоприемник имеет малый темновой ток насыщения: на один-два порядка меньше такового в Ge p-n-диодах. Это указывает на то, что ширина запрещенной зоны в гетероструктуре Ge/Si с КТ больше, чем в объемном Ge, вероятно, вследствие эффекта размерного квантования энергетического спектра. Плотность темнового тока при обратном смещении, равном 1В составила 2·10^–5 А/см².

Типичные спектральные зависимости ваттамперной чувствительности при различных обратных напряжениях показаны на рис. 5.34.

Рис. 5.34. Спектральная зависимость чувствительности для различных обратных смещений фотодиода: U, В: 1 – 0; 2 – 0,3; 3 – 0,5; 4 – 2

Низшее энергетическое состояние для электронов рассматриваемого диода находится в зоне проводимости Si, а низшее состояние для дырок в Ge. Поглощение фотонов с энергией меньше ширины запрещенной зоны Si приводит к переходу электронов из валентной зоны Ge в зону проводимости Si. При этом в зоне проводимости Si появляются свободные электроны, а в островах Ge – дырки. Поскольку дырки локализованы в КТ Ge, то в слабых электрических полях основной вклад в фототок вносят только электроны. При больших напряжениях дырки могут эффективно туннелировать из локализованных в КТ в состоянии валентную зону Si, увеличивая тем самым фототок. При достаточно сильных полях, когда все фототоки имеют возможность оторваться от КТ ,происходит насыщение величины фототока.

Квантовая эффективность p-i-n-фотодиода с квантовыми точками Ge составила 3%, при обратном напряжении 3 В.