Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Самоорганизованные наноостровки и квантовые точки (литературный обзор) 13
1.1. Методы получения квантовых точек 15
1.2. Фотодетекторы инфракрасного диапазона на квантовых точках 18
1.3. Методы диагностики квантовых точек 37
1.4. Заключение 40
ГЛАВА 2. Рентгенодифракционное исследование структур с упругонапряженными наноостровками и квантовыми точками 41
2.1. Рентгенооптическая схема дифрактометра 43
2.2. Оптимизация схемы для структур с наноостровками 45
2.3. Экспериментальное определение упругих напряжений и состава наноостровков InGaAs/GaAs и GeSi/Si 46
2.4. Исследование влияния условий формирования наноостровков на их состав и упругие напряжения 58
2.5. Заключение 61
ГЛАВА 3. Электронный транспорт и инфракрасная фотопроводимость многослойных гетероструктур ingaas/gaas с квантовыми точками 65
3.1. Технология изготовления многослойных гетероструктур InGaAs/GaAs с квантовыми точками 66
3.2. Методики диагностики параметров гетероструктур 67
3.3. Температурная зависимость продольной инфракрасной фотопроводимости в гетероструктурах с квантовыми точками 75
3.4. Эффекты электронного транспорта в инфракрасной фотопроводимости структур InGaAs/GaAs с квантовыми точками 77
3.5. Заключение 83
ГЛАВА 4. Оптимизация гетероструктур для фотоприёмников инфракрасного диапазона 84
4.1. Сэндвич-структура с квантовыми точками для фотоприемников инфракрасного диапазона 85
4.2. Продольная инфракрасная фотопроводимость в нелегированных гетероструктурах с квантовыми точками 103
4.3. Определение параметров фото детекторов: вертикальная фотопроводимость в диапазоне 4-6 мкм 105
4.4. Межзонная фотопроводимость в диапазоне 1.2-1.7 мкм 111
4.5. Заключение 113
Заключение 115
Список условных сокращений 117
Список цитированной литературы
- Фотодетекторы инфракрасного диапазона на квантовых точках
- Экспериментальное определение упругих напряжений и состава наноостровков InGaAs/GaAs и GeSi/Si
- Температурная зависимость продольной инфракрасной фотопроводимости в гетероструктурах с квантовыми точками
- Продольная инфракрасная фотопроводимость в нелегированных гетероструктурах с квантовыми точками
Введение к работе
Актуальность темы исследования
В настоящее время изучение механизмов формирования самоорганизованных наноостровков и квантовых точек, их структуры и электронных свойств, разработка приборов на основе гетероструктур с квантовыми точками вызывают значительный интерес. Используя метод самоорганизации в системе упругонапряженных слоев полупроводников, современные технологии эпитаксиального роста - молекулярно-пучковая и металлоорганическая газофазная эпитаксии (МОГФЭ) позволяют формировать в матрице широкозонного материала нульмерные объекты из узкозонного материала - практически идеальные кристаллы высокого структурного и оптического качества [1]. Активно исследуются гетероструктуры InGaAs/GaAs и Ge/Si с квантовыми точками (КТ) для фотоприёмников инфракрасного (ИК) диапазона [2, 3]. Длины волн, соответствующие внутризонным переходам в КТ в системе InGaAs/GaAs, перекрывают окна прозрачности атмосферы 3-5 мкм и 8-12 мкм, что определяет широкий круг практических применений. Нульмерный характер электронного спектра КТ изменяет правила отбора для внутризонного оптического поглощения и позволяет принимать излучение любой поляризации при нормальном падении, в отличие от структур с квантовыми ямами (КЯ). Благодаря снижению рассеяния на фононах кристаллической решетки в системах с КТ значительно возрастает время жизни фотовозбужденных электронов и уменьшается темповой ток [4]. Это может повысить квантовую эффективность приёмника и увеличить рабочие температуры. Важно отметить, что технология гетероструктур с КТ совместима с кремниевой системой считывания, разработанной для гетероструктур с КЯ, что позволяет создать матричный фотоприемник для ИК системы изображения. Этим исследованиям посвящено большое число работ, однако, достигнутые результаты для гетероструктур (ГС) с КТ пока значительно ниже ожидаемых. Реализованная
чувствительность ИК фотоприемников на ГС с КТ, как правило, уступает существующим фотоприемникам, а рабочая температура не превышает 100К. Основными причинами являются неоптимальная зонная структура ГС с КТ, малое поглощение из-за низкого коэффициента заполнения активных областей квантовыми точками и значительного неоднородного уширения линий поглощения [5]. В связи с этим, весьма актуальной задачей является исследование возможностей создания многослойных низкодефектных структур с массивами КТ необходимой формы, размеров, с высокой поверхностной плотностью и однородностью по размерам. В последнее время предложены новые методы зонной инженерии гетероструктур с КТ для ИК фотоприемников. В них используются отработанные процессы формирования КТ и модифицируются области вокруг КТ.
В данной работе исследуется новый подход к формированию структур с КТ для ИК фотоприемников, основанный на модификации непосредственно массивов КТ. Изучаются факторы процесса МОГФЭ, способствующие достижению повышенной плотности КТ, однородности размеров, увеличению высоты при сохранении латеральных размеров. Исследуется возможность перестройки длины волны основного перехода в КТ путем вариации процедуры заращивания. Важнейшими параметрами, определяющими энергетический спектр КТ, являются их состав и величина упругих напряжений. Определение этих параметров для КТ, закрытых слоем полупроводника - актуальная и сложная задача. Одна из глав диссертации посвящена определению состава и упругих напряжений наноостровков методом рентгеновской дифрактометрии. Также в диссертации обсуждаются механизмы ИК фоточувствительности и пути оптимизации структур для улучшения чувствительности и обнаружительной способности ИК фотоприёмников на ГС с КТ.
Цели работы
- Анализ структурных, оптических и транспортных свойств упругонапряжённых гетеросистем InGaAs/GaAs с наноостровками и квантовыми точками.
Изучение ИК фотопроводимости многослойных селективно легированных гетероструктур InGaAs /GaAs с КТ.
Оптимизация гетероструктур для улучшения параметров ИК фотодетекторов: вольт-ваттной чувствительности, обнаружительной способности, диапазона рабочих температур.
Научная новизна работы
Предложена новая модель формирования КТ в структурах с повышенной эквивалентной толщиной слоя InAs, включающая стадии образования двумерного вторичного слоя InGaAs из крупных кластеров InAs и дальнейшей трехмерной трансформации слоя в поле упругих напряжений КТ.
В многослойных гетероструктурах InAs/GaAs с КТ, изготовленных методом МОГФЭ, наблюдалась фотолюминесценция с длиной волны до 1,6мкм при комнатной температуре.
Предложен новый механизм продольной ИК фоточувствителыюсти в структурах с КТ, основанный на уменьшении кулоновского рассеяния на заряженных квантовых точек при их нейтрализации в результате засветки.
Практическая значимость
Разработана методика экспресс-анализа эпитаксиальных структур с самоорганизующимися наноостровками с использованием лабораторного рентгеновского дифрактометра типа ДРОН. Методика позволяет, в случае крупных самоорганизованных островков GeSi/Si(001) и InGaAs/GaAs(001), определять их усредненный состав и упругую деформацию по брегговским пикам двух отражений. Полученные в диссертации результаты по исследованию режимов роста массивов КТ повышенной плотности, с малым разбросом по
высоте, с большим отношением высот к латеральным размерам, с возможностью перестройки основного перехода в КТ путем вариации толщины низкотемпературного покровного слоя могут быть использованы для создания чувствительных фотоприёмников среднего и ближнего ИК диапазонов.
Основные положения, выносимые на защиту:
Рентгеновская дифрактометрия с использованием лабораторного источника излучения позволяет определять усредненный состав и упругую деформацию крупных самоорганизованных островков GeSi/Si(001) и InGaAs/GaAs(001) по брегговским пикам двух отражений.
Свойства многослойных гетероструктур с повышенной эффективной толщиной слоя квантовых точек InAs могут быть модифицированы при промежуточном отжиге. Это приводит к образованию вторичного слоя InGaAs из крупных дефектных кластеров InAs и дальнейшей трехмерной трансформации этого слоя в поле упругих напряжений КТ. В таких структурах возможно увеличение длины волны межзонной фотолюминесценции до 1,6мкм при 300К.
В многослойных селективно легированных гетероструктурах InGaAs/GaAs с квантовыми точками возможен новый механизм продольной ИК фотопроводимости, связанный с изменением подвижности носителей, а не их концентрации. Фотопроводимость обусловлена уменьшением кулоновского рассеяния при нейтрализации заряда КТ, вызванной фотовозбуждением.
Многослойные селективно легированные гетероструктуры InGaAs/GaAs с квантовыми точками перспективны для использования в качестве ИК фотоприёмников диапазона длин волн 3-6мкм. Их обнаружительная способность сопоставима с обнаружительной способностью фотоприёмников на структурах с квантовыми ямами при температуре 80 К, фоточувствителыюсть сохраняется до 200К.
Личный вклад автора в получение результатов
Равнозначный вклад в проведение рентгенодифракционных измерений структур с наноостровками InGaAs/GaAs и GeSi/Si, в обработку и интерпретацию их результатов (совместно с Ю.Н.Дроздовым) [А1-А9, А20-А25].
Определяющий вклад в проведение электрофизических измерений методом эффекта Холла [А10, А12], равнозначный в обработку и интерпретацию результатов низкотемпературных исследований электронного транспорта (совместно с В.И.Шашкиным, М.Н.Дроздовым, А.В.Германенко, Г.М.Миньковым) [А 17, А28].
Основной вклад в подготовку и проведение измерений спектров фотопроводимости многослойных гетероструктур InAs/GaAs с КТ [А 18, А19, АЗЗ-А36] (совместно с М.Н.Дроздовым). Равнозначный вклад в обработку и интерпретацию результатов измерений спектров фотопроводимости (совместно с В.И.Шашкиным, М.Н.Дроздовым) [А10-А16, А18, А19, А26, А27, А29-А36].
Основной вклад в проведение измерений спектров фотолюминесценции многослойных гетероструктур InAs/GaAs с КТ в работах [А18, А19, А35, А36] (совместно с Д.М. Гапоновой, М.Н.Дроздовым). Равнозначный вклад в обработку и интерпретацию результатов измерений фотолюминесценции многослойных гетероструктур InAs/GaAs с КТ (совместно с В.И.Шашкиным, М.Н.Дроздовым) [А10-А19, А27, А32-36].
Апробация результатов работы.
Основные результаты были доложены и обсуждены на всероссийских совещаниях "Рентгеновская оптика -99", "Рентгеновская оптика -2002", (Нижний Новгород); на Симпозиумах "Нанофотоника" (Нижний Новгород, 1999, 2000, 2002, 2003,2004 г.); "Нанофизика и Наноэлектроника", Нижний Новгород, 2005 , 2006, 2007 гг.; 5-й, 6-й и 7-й Российских конференциях по физике полупроводников (Нижний Новгород, 2001, Санкт-Петербург, 2003, Екатеринбург, 2007); Международной школе по материаловедению и
электронной микроскопии (Халле, Германия, 1997); 26-м симпозиуме по полупроводниковым приборам и интегральным схемам (XXVI Workshop on Compound Semiconductor Devices and Integrated Circuits held in Europe, Черноголовка, 2002); Международной конференции по сверхрешёткам, наноструктурам и наноприборам (International Conference on Superlattices, Nanostructures and Nanodevices. Тулуза, Франция, 2002); 32-й и 34-й международных школах по физике полупроводниковых соединений (XXXII и XXXIV International School on the Physics of Semiconducting Compounds "Jaszowiec 2003" и "Jaszowiec 2005", Яшовец, Польша, 2003 и 2005.); 14-й и 15-й уральских международных зимних школах по физике полупроводников (Н.Тагил, 2002 и Кыштым, 2004); 12-й международной конференция по узкозонным полупроводникам (12th International Conference on Narrow Gap Semiconductors), Тулуза, Франция, 2005; XIX Международной научно-технической конференции по фотоэлектронике и приборам ночного видения (2006, Москва).
Публикации
По теме диссертации опубликовано 19 статей в рецензируемых отечественных и зарубежных журналах, 17 работ в сборниках тезисов докладов и трудов конференций, симпозиумов и совещаний.
Объем и структура работы
Диссертация состоит из введения, четырёх глав и заключения. Общий объем диссертации составляет 136 страниц, включая 44 рисунка и 3 таблицы. Список цитируемой литературы включает 115 наименований, список публикаций автора по теме диссертации - 36 наименований.
ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ
Во Введении обоснована актуальность темы исследований, показана ее научная новизна и практическая значимость, сформулированы цели работы, а также представлены сведения о структуре и содержании работы, приводятся положения, выносимые на защиту.
Фотодетекторы инфракрасного диапазона на квантовых точках
В настоящее время интенсивно исследуется возможность использования структур с КТ для создания инфракрасных фотоприёмников, поскольку внутризонные переходы в КТ перекрывают актуальные диапазоны длин волн 3-5 мкм и 8-12 мкм (окна прозрачности атмосферы) [2, 23]. В последнее время область применения инфракрасной техники значительно расширяется и, наряду с традиционным использованием для обнаружения теплового излучения объектов, появляются новые разнообразные приложения. В ИК диапазоне длин волн находятся линии поглощения многих газов: Оз, Н20, С02, СО, N20 и др., поэтому ИК системы изображения являются необходимыми устройствами для мониторинга профилей состава и температуры земной атмосферы, влияния на них человеческой деятельности, характеристик потоков воздушных масс. Всё более широко ИК техника применяется в медицине. Интенсивно развивается ИК спектроскопия для контроля экологической обстановки. Всё это требует высокочувствительных ИК фотоприёмников, удобных для практического применения в самых разных условиях.
Рассмотрим основные параметры фотоприёмников. Чувствительность фотоприёмника определяется квантовой эффективностью г\ и фотоэлектрическим усилением g [23]. Величина г характеризует эффективность преобразования сигнального излучения в приборе и определяется как число носителей, создаваемых одним фотоном. Величина g характеризует эффективность использования в фотодетекторе созданных излучением свободных носителей для формирования выходного сигнала и обычно определяется как число носителей, проходящих в контакты при генерации одного носителя. Усиление фотопроводимости можно представить как: g=Xi/xj, где ТІ - время жизни созданных излучением свободных носителей, %т - время пролёта носителей между омическими контактами. Токовая чувствительность задаётся как [23] пс где q - заряд электрона, h - постоянная Планка, Я - длина волны, с - скорость света.
В процессе генерации и рекомбинации в фотоприёмнике возникает шумовой ток. Предполагая, что усиление фототока и шумового тока одинаково, можно записать следующее выражение для шумового тока [23]: In2=2(G+R)AtAfq2g2. (2)
Здесь G и R - скорости генерации и рекомбинации, А - эффективная фоточувствительная площадь фотоприёмника, / - толщина фотоприёмника, Af-полоса пропускания измерительного тракта.
Обнаружительная способность D характеризует нормализованное отношение сигнала к шуму и является основным параметром, определяющим пороговые свойства детектора: Из уравнений (1 )-(3) получаем: D = —AU271[2(G + R)t]-m. (4) he В равновесии, когда скорости генерации и рекомбинации равны, можно записать D .-/,2i=. (5) 2hc 4G1
Для улучшения характеристик необходимо уменьшать тепловую генерацию до минимально возможного уровня, что обычно достигается путём охлаждения детектора.
В настоящее время лидером среди ИК фотоприёмников диапазона 3-20 мкм являются фотоприёмники на основе узкозонного материала HgCdTe, в котором межзонные переходы лежат в этом диапазоне энергий [24]. С точки зрения фундаментальных свойств, HgCdTe - очень привлекательный материал, он активно исследуется в течение последних 30 лет [25]. Особые преимущества - прямая запрещённая зона, возможность получать высокую подвижность электронов, возможность управлять шириной запрещённой зоны, меняя состав соединения [26]. Однако массовое производство HgCdTe сопряжено с серьёзными технологическими проблемами, основные из них - неоднородность материала, сложность технологического процесса, высокая стоимость. Существенным недостатком фотодетекторов на HgCdTe является необходимость охлаждения до криогенных температур [23].
В качестве одной из альтернатив таким фотоприёмникам рассматриваются полупроводниковые гетероструктуры с квантовыми ямами [27, 28]. Отличительной чертой таких фотодетекторов является то, что они выполнены на химически стабильных широкозонных материалах, а для оптических переходов в ИК диапазоне используется внутризонное (межподзонное) поглощение. Применяются различные системы материалов: GaAs/AlGaAs, InGaAs/AlGaAs [29], InAs/GalnP [30], GeSi/Si [31] и др. Большинство экспериментальных работ выполнено на системе GaAs/AlGaAs [32, 33]. Фотодетекторы на основе гетероструктур GaAs/AlGaAs с КЯ с различной концентрацией А1 могут перекрыть часть дальнего ИК диапазона: 8-25 мкм. По сравнению с детекторами на основе HgCdTe, устройства на квантовых ямах GaAs/AlGaAs имеют множество потенциальных преимуществ: использование стандартных технологий выращивания GaAs и технологии изготовления приборов (возможно монолитное интегрирование этих детекторов с быстродействующей электроникой обработки сигналов), высокую однородность эпитаксиальпых структур на большой площади, высокий выход годных структур, относительно низкую себестоимость, высокую температурную стабильность.
Экспериментальное определение упругих напряжений и состава наноостровков InGaAs/GaAs и GeSi/Si
Поскольку толщина осаждённого материала в островках составляет всего несколько монослоёв, интенсивность когерентного рассеяния на островках очень низкая, а дифракционные пики очень широкие. Обычно такие системы исследуют, используя синхротрошюе излучение и скользящие углы падения, однако наш опыт показывает, что при использовании нескольких приемов оптимизации эксперимента можно получить полезную информацию о наноостровках и с помощью лабораторного источника [А1].
Схема была оптимизирована по чувствительности к тонким слоям за счет снижения разрешения. Использовались широкие щели перед детектором и на первичном пучке. В случае систем InAs/GaAs и Ge/Si на расстоянии, соизмеримом с шириной пика в спектре расположен пик подложки, превышающий пик слоя до 10 раз. В этих условиях необходимо использовать кристалл-монохроматор, чтобы снизить спектральную ширину излучения и связанные с ней «хвосты» пика подложки. Регистрацию спектра приходится вести с большим временем накопления в точке, но, с другой стороны, шаг может быть большим (например, 0,1) из-за большой собственной ширины дифракционного пика островка.
С целью улучшения соотношения сигнал-шум применяли процедуру сглаживания, где ширина окна, т.е. число соседних к j-ой точек - Nj, по которым выполняется усреднение, - переменное, и зависит от числа набранных в этой точке квантов излучения Kj. Эмпирическое соотношение: Nj=[50/ln (Kj+5)]+l. Процедура оставляет сильные пики несглаженными, а значит, неуширенными.
На рис.2.3 показаны примеры полученных РД спектров структур с наноостровками InAs/GaAs и Ge/Si. Видно, что по сравнению с чистой подложкой (тонкие линии) появляются размытые пики от островков на склоне пика подложки, что позволяет получить разностный спектр и провести анализ этих нанообъетов. Низкая интенсивность первичного пучка в нашей схеме, в сравнении с синхротроном, и низкое разрешение ограничивали минимальные размеры регистрируемого островка и позволили регистрировать лишь пик, отвечающий усредненным параметрам островков, при неоднородном распределении концентрации твердого раствора и деформации в островках. Хотя точный смысл усреднения не всегда очевиден, само наличие пика подтверждает возможность усреднения. Преимущество лабораторного источника в этой ситуации состоит в возможности быстрого анализа, который проводится в промежутке между ростовыми экспериментами, благодаря чему полученная информация сразу же используется для корректировки ростовых условий.
Положение пика определяется составом и упругими напряжениями островков, однако, по одномерному спектру нельзя разделить вклад в деформацию этих двух величин. Более полная информация может быть получена из анализа двумерного сечения обратного пространства в окрестности двух отражений, которое представляет собой совокупность нескольких десятков одномерных спектров [79, 83, А1]. Экспериментально такая двумерная карта строится как сумма одномерных проходов. На рис.2.4 показан пример двумерного сечения обратного пространства для образца с островками Ge/Si в окрестности отражений (400) и (224). Для роста островков в данном образце осаждалось 11 монослоёв Ge. Окрестности пиков (400) и (224) показаны в увеличенном масштабе. Точки (2) и (3) на рисунке обозначают вычисленные положения максимумов от ненапряжённого и напряжённого слоя Ge, соответственно. Вертикальная линия, помеченная как «Е=4.2%» И наклонная линия «=0%» отвечают, соответственно, вычисленному положению максимумов от напряжённых и ненапряжённых слоев GexSi].x при различных значениях х. 35.3 - величина угла между плоскостями (224) и (004). ах и ац -параметры кристаллической решётки перпендикулярно и параллельно плоскости роста, соответственно. Точки (1) отмечают максимум сигнала от островков.
Координаты в сечении обратного пространства по нормали к поверхности и в плоскости связаны с углами со и 26 соотношениями (2.1). В окрестности пиков подложки использованы локальные координаты, qn и qT, с отсчетом от пика подложки. Их связь со сдвигом углов [79]: qn 2[A0 cos(26-co) - Acosin0 sin(0-co)]/A. qT= 2[AOsin(20-co) - Atosin0cos(0-w)]/?i, (2.2) где A6 и AGO - локальные изменения углов.
Температурная зависимость продольной инфракрасной фотопроводимости в гетероструктурах с квантовыми точками
Наибольшую интенсивность имеет длинноволновая линия ФП около 90мэВ (Х.=Т4мкм). Данный отклик мы связываем с внутризонными переходами со связанных состояний в КТ в состояния непрерывного спектра в смачивающем слое и в барьере GaAs. Длинноволновый отклик наблюдается до температур 30-40К, его гашение связано с термическим опустошением мелких уровней КТ с ростом температуры, дополнительный механизм гашения обсуждается ниже. Сложная форма длинноволновой линии ФП может быть связана с заметным влиянием фононного спектра при энергиях ниже ЮОмэВ, как это предполагается в работе [86]. Слабый фотоотклик в области 230мэВ (5.4мкм) наблюдается в диапазоне температур от ЗОК до 140К. Две подобные группы линий ИК ФП (80 и 180мэВ) наблюдались в работе [86] для многослойных структур с КТ, имеющими размеры 18нм в плоскости и 2.5нм высотой. Авторы [86] связывают это с возникновением трех уровней размерного квантования в КТ и дополнительным влиянием S- и Р-поляризаций падающего излучения. В то же время, особенностью рис.3.6 является ярко выраженный термоактивационный характер линии ФП 230мэВ. При температурах ниже ЗОК данный отклик отсутствует, это свидетельствует о том, что более глубокие уровни при этих температурах не заселены. На наш взгляд, эти данные свидетельствуют о бимодальном характере распределения размеров КТ в данной гетероструктуре. О подобном бимодальном распределении размеров КТ сообщалось в работах [87,88]. КТ меньшего размера определяютдлинноволновой отклик вблизи 90мэВ. Точки большего размера, по-видимому, отделены дополнительным потенциальным барьером высотой порядка 2-3 мэВ. При температуре выше ЗОК свободные электроны преодолевают этот барьер и заселяют глубокие состояния в больших точках, что и обеспечивает ФП в области 230мэВ. Заметим, что термоактивационный характер заселения КТ будет приводить в этой области температур к конкуренции заселенности КТ разного размера и быстрому опустошению точек меньшего размера (соответственно, и мелких уровней). В свою очередь, это приводит к ускоренному гашению длинноволновой ФП, представленному на рис.3.6в.
Наиболее коротковолновая линия в спектре ИК ФП около 930мэВ (І.ЗЗмкм) на рис.3.66 связана с межзонными переходами в крупных КТ. Температурная зависимость интенсивности этой линии также носит термоактивационный характер с той же температурой активации, что и линии 230мэВ. Для перехода фотовозбужденных носителей тока в делокализованное состояние в смачивающем слое или барьерном слое GaAs им необходимо преодолеть тот же потенциальный барьер 2-ЗмэВ. Гашение линии ФП 930мэВ происходит почти скачкообразно в очень узком интервале температур около 80К. На наш взгляд, это может быть связано с резким возрастанием роли процессов рекомбинации при межзонных переходах в области 80К и быстрым снижением времени жизни фотовозбужденных носителей тока. Заметим, что для узкозонных полупроводниковых фотоприемников фундаментальное ограничение на диапазон рабочих температур около 80К накладывают именно процессы Оже-рекомбинации. В случае внутризонных переходов в КТ такое ограничение отсутствует, что наглядно демонстрируется рис.З.бв.
Отметим, что во всех известных нам работах по исследованию фотопроводимости гетероструктур с КТ обсуждается единственный механизм
ИК фоточувствительности, основанный на изменении сопротивления образца вследствие роста концентрации свободных носителей тока при фотовозбуждении электронов, захваченных на уровнях в КТ. Однако, при продольном электронном транспорте в структурах с КТ возможен новый механизм фотопроводимости, связанный с изменением подвижности носителей тока под действием ИК излучения. О такой возможности свидетельствуют результаты работ [89-91], в которых сообщается о значительном изменении подвижности носителей в двумерных каналах, расположенных вблизи от слоя КТ, в зависимости от уровня заселенности КТ и расстояния до этого слоя. Это означает, что рассеяние двумерных электронов вблизи слоя КТ в значительной степени определяется кулоновским рассеянием на заряженных квантовых точках, поэтому при нейтрализации КТ подвижность носителей будет возрастать. Времена жизни фотовозбужденных носителей в системах с КТ, как правило, значительно превышают времена релаксации импульса, поэтому ясно, что подобные явления будут наблюдаться и при исследовании продольной ИК фотопроводимости.
Для измерений продольного электронного транспорта использовалась структура #2, на которой в диапазоне температур от 8 до 30-40 К наблюдалась наиболее интенсивная внутризонная ФП в области 14 мкм. Характерной особенностью исследуемых структур является наличие отчетливо выраженного смачивающего слоя. Данные измерения фотолюминесценции - рис.3.7 -подтверждают высокое качество кристаллической структуры смачивающего слоя (при Т=4.2К пик ФЛ от смачивающего слоя превышает пик ФЛ от КТ) и позволяют определить энергетические состояния в квантовой яме, образованной смачивающим слоем. При Т=4.2К энергия основного перехода в смачивающем слое отстоит на 90мэВ от ширины запрещенной зоны GaAs, ширина линии составляет около 20 мэВ. В структуре #2 уровень легирования составлял 1.2 101 см 2 на каждый слой КТ, при этом на одну КТ приходилось от 2 до 4 электронов.
Продольная инфракрасная фотопроводимость в нелегированных гетероструктурах с квантовыми точками
Для проявления эффектов внутризонной фотопроводимости необходимым условием является наличие электронов на связанных уровнях КТ. Однако роль легирования структуры будет различной в случаях вертикальной и продольной ФП. Вертикальная ФП наблюдалась и в нелегированных структурах с КТ, неравновесное заселение уровней КТ достигалось при инжекционном механизме протекания тока в сильных электрических полях порядка нескольких кВ/см. Продольная ФП исследуется в значительно более слабых электрических полях, при этом роль эффектов инжекции из контактов незначительна. Нам неизвестны работы, в которых продольная ФП наблюдалась бы в нелегированных структурах с КТ. В то же время, неравновесные носители тока в таких структурах могут возникать при дополнительном межзонном фотовозбуждении.
На рис.4.13 показаны спектры ФП нелегированной гетероструктуры с КТ [А 18, А34]. В отсутствие межзонной подсветки внутризонная ФП отсутствует, в то же время она отчетливо появляется при межзонной подсветке. При подсветке красным и белым светом спектр ФП несколько изменяется, что свидетельствует о различном неравновесном заселении уровней в КТ. Внутризонная ФП появляется при некоторой интенсивности подсветки, при дальнейшем ее увеличении ФП сначала возрастает, затем насыщается и начинает снижаться.
Исследование внутризонной ФП при дополнительной подсветке дает возможность изучить роль заселенности различных уровней в КТ, что позволит оптимизировать уровень легирования структур. В то же время, это явление может представлять и определенный практический интерес. При использовании образца большой площади и сканирующего узкого пятна возбуждения может быть реализован прием ИК излучения в выделенном единичном элементе.
В этом разделе приведены характеристики лучшего из полученных фотоприёмников диапазона 3-6мкм (структура #12) с вертикальным электронным транспортом. Описана методика измерения абсолютной чувствительности и обнаружительной способности.
Измерения ИК фотопроводимости проводились на Фурье спектрометре «ИНФРАЛЮМ ФТ-801». Для измерения фотопроводимости в вертикальной геометрии электронного транспорта структуры изготавливались на проводящих подложках, сверху структуры выращивался дополнительный п+-слой GaAs. Методом фотолитографии были изготовлены мезаструктуры, омические контакты AuGeNi формировались в виде кругов на лицевой стороне и сплошные - со стороны подложки. На рис. 4.14 показан общий вид фотоприёмника с вертикальным токопереносом. Чтобы охарактеризовать изготовленный фотоприёмник были исследованы: поглощение, спектральная чувствительность, температурная зависимость чувствительности, измерены абсолютные значения чувствительности и обнаружительной способности.
На рис.4.15 показан спектр фотопроводимости структуры #12 при нормальном падении излучения в вертикальной геометрии токопереноса. Длина волны в максимуме фотоотклика составляет 4,3 мкм, ширина на полувысоте от максимума составляет ДХ=2,37 мкм, ДАУА,=0,55. Такая величина АУк обычно связывается с межподзонными переходами «связанное состояние - континуум».
Значения чувствительности Ru в вольтах на ватт иЛ/В амперах на ватт вычислялась по формулам: -Т шФ 4Л) где Uc(lc) - среднее квадратическое значение напряжения (тока) фотосигнала в В(А); Ф - среднее квадратическое значение потока излучения в Вт. Удельная обнаружительная способность D в Вт" Гц1/2см: D,J_JKjJK, (4.2) UJ 1ШФ где А - эффективная фоточувствительная площадь фотоприёмника, Af эффективная шумовая полоса пропускания измерительного тракта.
Структурная схема измерительной установки приведена на рис.4.17. В качестве источника излучения, по которому определялась чувствительность использовался эталонный источник «абсолютно черное тело» (АЧТ) с температурой 600С. Фотоприёмник находился в вакуумной полости азотного криостата. Излучение попадало на приёмник через окно из селенида цинка. Излучение АЧТ модулировалось с частотой /м= 160Гц. Сигнал с приёмника поступал на вход усилителя, после усиления - на осциллограф и анализатор спектра.
Для структуры #12 в полосе длин волн 3-6 мкм при температуре 90К были получены следующие значения: вольт-ваттная чувствительность Ru= 2-104В/Вт; ампер-ваттная чувствительность І?/=0.5А/Вт; удельная обнаружительная способность /) =3-109 смГц1/2Вт-1 (при напряжении 0.8В).
Этот результат не уступает лучшим данным, полученным на структурах с КТ, выращенных методом МОГФЭ. На рис. 1.7 из работы [5] демонстрирующем фундаментальные физические пределы D для трёх типов ИК детекторов точкой показано значение D , полученное на нашей структуре. Следует заметить, что поглощение в исследованных десятислойных структурах в указанном диапазоне лежит в пределах погрешности измерения Фурье спектрометра, т.е. составляет менее 0.5.%. В наших структурах имеется потенциал для увеличения поглощения путём увеличения числа слоев КТ до 50-70, как это сделано в других работах [40, 59] поскольку АСМ исследования показывают, что в изготовленных многослойных структурах сохраняется планарный ростовой фронт, и отсутствуют распространяющиеся на всю глубину дислокации, типичные для дефектных структур (см. рис. 4.5д).
