Характеристика, классификация и сферы применения квантовых оптических приборов

Размещено на http://www.allbest.ru

Размещено на http://www.allbest.ru

Введение

Оптоэлектронные приборы широко применяются в передовых отраслях промышленности, электроаппаратуре и используются, в основном, для генерации, передачи, хранения и отображения информации. Важнейшими из них являются лазеры, их техническую основу определяют конструктивно_технологические концепции современной электроники: миниатюризация элементов, предпочтительное развитие твердотельных плоскостных конструкций, интеграция элементов и функций и др.

Полупроводниковые лазеры отличаются от газовых и твердотельных тем, что излучающие переходы происходят в полупроводниковом материале не между дискретными энергетическими состояниями электрона, а между парой широких энергетических зон. Поэтому переход электрона из зоны проводимости в валентную зону с последующей рекомбинацией приводит к излучению, лежащему в относительно широком спектральном интервале и составляющему несколько десятков нанометров, что намного шире полосы излучения газовых или твердотельных лазеров. Кроме того, полупроводниковые лазеры технологичнее, особенно с точки зрения их получения в комплексе со смежной микроэлектроникой, учитывая ориентацию на специальные сверхчистые материалы и применение методов групповой обработки изделий, таких как эпитаксия, фотолитография, нанесение тонких пленок, диффузия, ионная имплантация, плазмохимия и др.

1. Создание инверсной населенности в полупроводниках

Рассмотрим собственный полупроводник. В условиях термодинамического равновесия валентная зона полупроводника полностью заполнена электронами, а зона проводимости пуста. Предположим, что на полупроводник падает поток квантов электромагнитного излучения, энергия которых превышает ширину запрещенной зоны hv>Eg. Падающее излучение поглощается в веществе, так как образуются электронно-дырочные пары. Одновременно с процессом образования электронно-дырочных пар протекает процесс их рекомбинации, сопровождающийся образованием кванта электромагнитного излучения. Согласно правилу Стокса энергия излученного кванта меньше по сравнению с энергией генерирующего кванта. Разница между этими энергиями преобразуется в энергию колебательного движения атомов кристаллической решетки. В условиях термодинамического равновесия вероятность перехода с поглощением фотона (валентная зона - зона проводимости) равна вероятности излучательного перехода (зона проводимости - валентная зона).

Предположим, что в результате какого-то внешнего воздействия полупроводник выведен из состояния термодинамического равновесия, причем в нем созданы одновременно высокие концентрации электронов в зоне проводимости и дырок в валентной зоне. Электроны переходят в состояние с некоторой энергией Fn вблизи потолка валентной зоны. Рассматриваемая ситуация иллюстрируется диаграммами, приведенными на рис. 1. Так как все состояния вблизи дна зоны проводимости заполнены электронами, а все состояния с энергиями вблизи потолка валентной зоны заполнены дырками, то переходы с поглощением фотонов, сопровождающиеся увеличением энергии электронов становятся невозможными. Единственно возможными переходами электронов в полупроводнике в рассматриваемых условиях являются переходы зона проводимости - валентная зона, сопровождающиеся рекомбинацией электронно-дырочных пар и испусканием электромагнитного излучения. В полупроводнике создаются условия, при которых происходит усиление электромагнитной волны. Иными словами, коэффициент поглощения получается отрицательным, а рассматриваемая ситуация отвечает состоянию с инверсной плотностью населенности.

Рис. 1

Поток квантов излучения, энергия которых находится в пределах от h=Ec-Ev до h=Fn-Fp, распространяется через возбужденный полупроводник беспрепятственно.

Широко используемыми на практике способами создания инверсной населенности являются: 1) возбуждение за счет инжекции неосновных носителей через p-n-переход; 2) возбуждение электронным лучом; 3) возбуждение в сильном электрическом поле.

Наиболее легко и эффективно инверсия населенности достигается в p-n-переходах за счет инжекции электронов.

Известно, что в сильнолегированных (вырожденных) полупроводниках, когда одному и тому же значению энергии соответствуют различные электронные или дырочные состояния, в p- и n-облбластях уровни Ферми находятся в пределах разрешенных зон и при тепловом равновесии эти уровни для электронов и дырок совпадают (рис. 2, а). В области p-n-перехода образуется потенциальный барьер, не позволяющий переходить основным носителям из зоны в зону. Если же к переходу приложить напряжении U в прямом направлении, то потенциальный барьер в области p-n-перехода уменьшается на значение энергии, соответствующей этому напряжению. Как правило, это напряжении оказывается приложенным к переходу, вследствие чего равновесие носителей тока нарушается. Если при тепловом равновесии распределение электронов и дырок можно было описать с помощью квазиуровня Ферми, то при наличии приложенного электрического поля заполнение состояний нужно рассматривать отдельно для зоны проводимости и отдельно для валентной зоны.

Рис. 2. Зонная схема для p-n-перехода а) в условиях равновесия; б) при прямом смещении

При включении прямого смещения возникает диффузионный поток электронов через p-n-переход, который стремится поднять квазиуровень Ферми Fn для электронов в p-области до его уровня в n-области. Инжектированные электроны после диффундирования на небольшое расстояние, определяемое диффузионной длинной, рекомбинируют с дырками; в результате возникает стационарное состояние, при котором скорость рекомбинации электронов в точности сбалансирована скоростью их инжекции. Совершенно аналогичны рассуждения и для дырок в валентной зоне. При наличии стационарного состояния положение квазиуровней Ферми для двух типов носителей в области перехода меняется (рис. 2, б). Основные носители вытягиваются из контакта, чтобы обеспечить условие нейтральности.

2. Типы структур переходов

В гомогенном полупроводнике p-n-переход как средство электронного ограничения весьма несовершенен: при высоких уровнях накачки происходит бесполезная инжекция электронов влево (из-за падения коэффициента инжекции), ограничение справа достигается лишь естественным убыванием концентрации введенных дырок по закону exp(-х/L). Границы, определяющие "электронную" и "оптическую" толщины активной области d и D, не определенны и меняются от режима накачки. По этим причинам необходимо ограничить зону распространения генерируемого света и инжектируемых электронов и обеспечить условия, чтобы эти процессы протекали только в активной области. Все эти недотатки, проявляющиеся, в конечном счете, в высоком значении плотности порогового тока, предопределили бесперспективность лазеров на однородных полупроводниках.

Желаемые свойства оптического ограничения могут быть получены на гетеропереходных структурах, общими особенностями которых являются односторонняя инжекция, четко выраженный волноводный эффект, возможность суперинжекции. Самой простой из них является односторонняя гетероструктура (ОГС), её преимущество перед другими гетероструктурами состоит в простоте.

Когда прямое смещение выравнивает валентную зону, дырки инжектируются в n-область. Инжекции же электронов из n-бласти в p-область препятствует барьер DE=Еg1-Еg2 (см. рис. 3).

Рис. 3. Идеальная зонная схема для гетероперехода: в условиях равновесия; при прямом смещении V

Очевидно, что в этом случае излучательная рекомбинация будет происходить в узкозонной области. Так, в гетеропереходах GaAs-GaSb полоса инжекционной люминесценции находится при энергии 0,7 эВ , что равно ширине запрещенной зоны GaSb. Кроме того, различие в значениях Еg ведет и к различию показателей преломления n, что порождает волноводный эффект, т.е. концентрацию оптической энергии в слое с большим n при распространении излучения вдоль слоя.

На практике гетеропереходам присущи недостатки, связанные с границей раздела: уровень Ферми оказывается фиксированным на границе из-за поверхностных состояний. Поэтому вместо ровного хода для одной из зон обычно имеет место барьер типа Шоттки, как показано на рис. 4. Поскольку барьер Шоттки обладает выпрямляющим действием, его присутствие становится очевидным при рассмотрении n-n-гетеропереходов _ т.е. переходов между двумя различными полупроводниками n-типа.

Рис. 4

Особый интерес представляют гетеропереходы между CdS и каким-либо более широкозонным полупроводником p-типа. Кристаллы CdS всегда имеют n-тип проводимости, и р-n-переходы в этом материале до сих пор не изготовлены, несмотря на более чем двухдесятилетние усилия многих исследовательских групп. Соединение CdS обладает широкой прямой запрещенной зоной (Еg до 2,5 эВ) и может излучать зелено-голубой свет.

Были предприняты попытки изготовить гетеропереходы между CdS и SiC. SiC _ широкозонный полупроводник, которому, по желанию, с помощью соответствующего легирования можно придать n- или p-тип проводимости. В зависимости от модификации ширина запрещенной зоны SiC варьируетсн от 2,7 до 3,3 эВ. Модификация определяет характер периодичности в расположении атомных связей. CdS n-типа был выращен на SiC р-типа, с тем чтобы дырки при прямом смещении могли инжектироваться в CdS и создавать видимое излучение. Было обнаружено, что спектр излучения сдвигается с током и цвет люминесценции плавно меняется от красного до зеленого. Соединение Cu2S, которое имеет p-тип проводимости, также обладает запрещенной зоной, более широкой чем CdS. Гетеропереходы, изготовленные напылением Cu2S на CdS, имеют красную инжекционную люминесценцию, интенсивность которой линейно менялась с током. Этот процесс, по-видимому, связан, с рекомбинацией через глубокие центры.

3. Применение гетеропереходов

Инжекционный лазер.

Инжекционнный лазер представляет собой полупроводниковый двухэлектродный прибор с p-n-переходом (поэтому часто как равноправный используется термин "лазерный диод"), в котором генерация когерентного излучения связана с инжекцией носителей заряда при протекании прямого тока через p-n-переход.

Рассмотренные теоретические положения предопределяют пути совершенствования простейшей структуры лазера. Обследованы и реализованы варианты расположения слоев по толщине кристалла. Поистине классической стала двойная (двусторонняя) гетероструктура (ДГС), в которой сверхтонкая активная область "зажата" между двумя гетерограницами (рис. 5): именно она позволяет получать малые пороговые плотности тока и значительные выходные мощности.

Рис. 5. Энергетические диаграммы активных структур инжекционных лазеров и распределения инжектированных носителей заряда (заштрихованные области): односторонняя гетероструктура (ОГС), двойная гетероструктура (ДГС)

Таким образом, у двойной гетероструктуры имеет место тенденция ограничения как основных, так и инжектируемых неосновных носителей в активной зоне. Это обеспечивает хорошие условия для получения более эффективной инверсной населенности. То есть ДГ-лазеры обеспечивают более высокие выходные характеристики по сравнению с ОГ-лазерами, и тем более по сравнению с гомопереходными лазерами. Сравнение технических характеристик показывает, что если у гомоструктурного лазера пороговая плотность тока равна 104 А/см2 при квантовой эффективности 10%, то у ОГ-лазеров пороговая плотность тока равна 103 А/см2 при квантовой эффективности 40%. Эти лазеры работают только в импульсном режиме. У ДГ-лазеров пороговая плотность тока равна 700…800 А/см2 , а квантовой эффективность составляет 55%. Эти лазеры работают в непрерывном режиме.

Однако у ДГ-лазеров большая угловая расходимость луча (20…40°) в плоскости, перпендикулярной к плоскости перехода, из-за дифракции света в тонком активном слое, в то время как у гомоструктурных и ОГ-лазеров угловая расходимость составляет 15…20°. У всех рассмотренных типов лазеров угловая расходимость луча в плоскости перехода составляет не более 10°.

В настоящее время лазерные диоды в основном изготовляют из GaAs или Ga1-xAlxAs. Структура лазерного диода на p-n-переходе представлена на рис. 6. Обычно p-n-переход формируется путем эпитаксиального выращивания слоя p-типа на подложке n-типа. Электрический ток является источником энергии накачки, необходимой для создания инверсии населенности в активной зоне, примыкающей к p-n-переходу. Две параллельные торцевые поверхности изготавливаются путем скола по кристаллографической оси для работы в качестве зеркал резонатора и создания положительной оптической обратной связи, необходимой для генерации излучения. В силу большого показателя преломления полупроводникового материала коэффициент отражения от граней составляет 30--35%. Боковые грани лазерного кристалла имеют неровности, для того чтобы подавить поперечное нежелательное распространение света.

Рис. 6. Модель лазерного диода

Основные параметры инжекционных лазеров.

К основным параметрам лазерного диода относятся спектр частот излучения (оптические моды), пороговый ток, выходная мощность излучения и эффективность работы. Когда ток проходит через лазерный диод, то свет генерируется за счет инверсии населенности посредством спонтанного и стимулированного излучений. Вследствие отражения от торцов свет многократно проходит через активную область и преимущественно усиливается стимулированным излучением. Внутри лазерного диода устанавливается стоячая волна с целым числом полуволн между торцевыми поверхностями. Модовое число задается числом полуволн:

m=2Ln/w,

где L -- расстояние между торцами, n -- показатель преломления, w -- длина волны излучения в вакууме.

Модовое разделение можно установить, взяв производную dm/dw. Тогда:

dm/dw=-2Ln/w 2+(2L/w)(dn/dw).

При dm=-1, что соответствует потере одной полуволны в резонаторе, получим выражение для модового разделения:

dw=w 2/{2L[n-w(dn/ dw)]}.

Рис. 7. Спектр излучения лазерного диода: 1. Спонтанное излучение. 2. Индуцированное излучение

лазерный полупроводник инверсный гетеропереход

Спектр излучения лазерного диода показан на рис. 7. Обычно существует несколько продольных мод, имеющих длины волн вблизи пика спонтанной эмиссии. Модовое разделние для полупроводникового лазера на основе GaAs составляет dw=0.3 нм. Для того чтобы лазер работал в одномодовом режиме, необходимо каким-либо способом подавить нежелательные боковые моды, оставив основную центральную.

Лазерный диод не сразу начинает излучать при приложении к нему напряжения от внешнего источника. При малом токе имеет место спонтанное излучение с шириной спектра излучения в несколько сот микрометра. По мере нарастания тока накачки в области p-n-перехода создается высокая степень инверсии населенности и излучается больше света. Отдельные фотоны многократно проходят строго в плоскости p-n-перехода и перпендикулярно к торцам диода усиливаются. С возрастанием тока накачки испускаемое диодом излучение существенно сужается одновременно по ширине спектра и по пространственной расходимости. Когда возникает индуцированное излучение, интенсивность излучения увеличивается за счет образования большого количества электронно-дырочных пар в единицу времени. Спонтанное излучение подавляется вследствие того, что образовавшиеся первоначально фотоны повторяют себя при прохождении через активную область. Излучение лазерного диода, полученное при плотностях тока выше порогового, являются когерентными. При этом форма кривой спектрального распределения резко изменяется от широкой кривой распределения спонтанной эмиссии 1 к кривой с несколькими узкими модами 2 (рис. 7).

Значение порогового тока в зависимости от природы материала и геометрических параметров можно получить из следующих рассуждений. Пусть в области p-n-перехода существует светоизлучающий слой толщины D, который больше толщины d слоя с инверсной населенностью. Тогда можно предположить, что из всех существующих электронно-дырочных пар только часть d/D остается в активной области и может участвовать в индуцированном излучении.

Положим, что световая волна распространяется в кристалле и на каждую торцевую поверхность падает световой поток мощностью Ps, а коэффициент отражении от торца p. При наличии лазерного излучения произведение pPs экспоненциально увеличивается в зависимости от длины активной зоны L. Существующие потери световой волны значительно перекрываются лазерным усилением за счет индуцированного излучения. Каждый торец диода излучает свет мощностью Pвых/2=(1-p)Ps. Если µ [см-1] -- коэффициент потерь для волны при ее распространении в кристалле, а H [см-1] -- коэффициент усиления, то мощность в зависимости от пройденного волной расстояния вдоль активной области будет:

P=pPsexp [H(d/D)-µ]z.

Усиление волны происходит только в области с инверсной населенностью, поэтому величину Н необходимо умножить на d/D, в то время как потери имеют место по всему объему и поэтому коэффициент µ не имеет такого множителя. Тогда при прохождении кристалла длинной L будем иметь:

P=pPsexp[H (d/D)-µ]L

ln(1/p)=[H (d/ D)-µ]L.

Таким образом, условие лазерного излучения имеет вид

H (d/D)=µ+(1/L) ln(1/p).

Коэффициент усиления H связан с плотностью инжектированного тока. Выражение для величины Н будет:

H=gw2I/(8en2dV),

где для GaAs при комнатной температуре:

g=0.7 квантовая эффективность, w=9.0·10-6 см длина волны излучения в вакууме, n=3.34 показатель преломления при данной w, V=1.5·1013 c-1 ширина полосы спонтанного излучения, е=1.6·10-19 заряд электрона, d=10-4 см толщина активной области,

I плотность инжектируемого тока.

Выражение справедливо для допорогового тока. Подставляя, получим:

(gw2I)/(8en2VD)=µ+(1/L) ln(1/p).

Левая часть в выражении описывает усиление волны за один проход, а правая часть -- потери. Из нейдем значение порогового тока, достаточное для покрытия потерь:

I=(8en2VD)/(gLw2I)(µ+(1/L) ln(1/p)).

Cлагаемое (1/L)ln(1/p) определяет потери на излучение. Коэффициент отражения может быть выражен через коэффициент пропускания T=1-p, и тогда разложение ln[1/(1-T)] в ряд имеет вид:

[T-(T2/2)+(T3/3)-(T4/4)+...].

(1/L) ln(1/p)=(1/L) [T-(T2/2)+(T3/3)-(T4/4)+...].

Пренебрегая членами высокого порядка по Т, найдем:

(1/L) ln (1/p)=T/L.

Тогда выражение представим в виде:

I=(8en2VD)/(gLw2I)(µ+T/L).

Формула справедлива для приближенных расчетов. Из формулы также следует, что для уменьшения I необходимо уменьшать D и наиболее оптимальным условием будет D=d. Но практически это условие трудно осуществить на обычном лазерном диоде (гомогенном), это одна из основных причин применения ДГС.

Многослойные структуры.

Четырех и пятислойная структуры, являющиеся усовершенствованной ДГС, позволяют при очень тонкой области накачки d иметь толщину волновода D, оптимальную с точки зрения модовых соотношений. В пятислойных GaAlAs-структурах удается получать Jпор=102 A/см2 и Рвых до 0,1 Вт. Отметим, что технологические соображения требуют создания ряда переходных слоев рис. 8, б.

Рис. 8. Схема классической (а) и пятислойной ДГС

Толщина активного слоя ДГ-лазера составляет не менее 1 мкм. При этом по всему слою создается инверсная населенность. Если в ОГ-лазерах толщина активного слоя соизмерима с длинной диффузии инжектируемого электрона, то в ДГ-лазерах толщина меньше этой длины. Кроме того, в ДГ-лазерах обеспечивается оптическое ограничение с двух сторон активной зоны. Эти обстоятельства приводят к тому, что ДГ-лазеры являются высокоэффективными приборами и характеризуются минимальным пороговым током, что позволяет осуществлять непрерывную накачку при комнатной температуре.

Для улучшения выходных характеристик гетероструктурного лазера в процессе получения гетероструктуры создают условия, обеспечивающие ограничение носителей заряда в активной области. Для структуры, изображенной на рис. 8, б, диаграмма энергетических зон приведена на рис. 9. Из-за того, что ширина запрещенной зоны у полупроводника больше в области с увеличением концентрацией атомов Al, возникают смешения в зоне проводимости на p-p+-переходе (dEc) и в валентной зоне на n-p- и n+-p-переходах (dEv).

Рис. 9. Диаграмма энергетических зон для многослойной ДГС

Когда к такой структуре прикладывается прямое напряжение смещения, электроны инжектируются из n- в p-область. Скачок зоны проводимости на p-p+-границе раздела на dEc обеспечивает энергетический барьер для инжектируемых электронов, производя тем самым ограничение их в p-области и увеличивая вероятность их рекомбинации с дырками. Скачок валентной зоны на n-p-переходе dEc повышает уже существующий потенциальный барьер, препятствующий инжекции дырок в n-область, улучшая тем самым инжекционную эффективность.

Особенности инжекционных лазеров.

Инжекционные лазеры имеют ряд достоинств, выделяющих их среди излучателей и предопределяющих доминирующую роль в оптоэлектронике.

1. Микроминиатюрность теоретическая минимальная длина резонатора близка к 10 мкм, а площадь его поперечного сечения _ к 1 мкм2 (объем активной области может достигать 10-12см3). Это возможно потому, что в полупроводниковых лазерах индуцированные переходы связаны не с отдельными дискретными уровнями, а с переходами зона _ зона, поэтому и усиление в них наибольшее (gd103... 104 см-1).

2. Высокий КПД преобразования энергии накачки в излучение, приближающийся у лучших образцов к теоретическому пределу. Это обусловлено тем, что лишь при инжекционной накачке удается исключить нежелательные потери _ вся энергия электрического тока переходит в энергию возбужденных электронов.

3. Удобство управления низкие напряжения и токи возбуждения, совместимые с интегральными микросхемами; возможность изменения мощности излучения без применения внешних модуляторов; работа как в непрерывном, так и в импульсном режимах с обеспечением при этом очень высокой скорости переключения (в пикосекундном диапазоне).

4. Возможность генерации требуемой спектральной линии, обеспечиваемая выбором или синтезом прямозонного полупроводника с необходимой шириной запрещенной зоны; возможность одномодового режима.

5. Использование твердотельной микроэлектронной групповой технологии. Отсюда высокая воспроизводимость параметров, пригодность для массового производства, низкая стоимость, долговечность.

6. Совместимость с основным элементом микроэлектроники _ транзистором (по типу используемых материалов и по технологии обработки). Это открывает принципиальную возможность создания интегрированных лазерных излучателей.

Инжекционным лазерам присущи и определенные недостатки, к принципиальным можно отнести следующие:

_ Невысокая когерентность излучения (в сравнении, например, с газовыми лазерами).

_ Значительная ширина спектральной линии.

_ Большая угловая расходимость.

_ Эллиптический астигматизм;

_ Относительно малая генерируемая мощность (некоторые оптоэлектронные устройства, например голографические ЗУ, требуют лазеры большой мощности);

_ Существенность таких негативных явлений, как временная деградация (в особенности для коротковолновых лазеров), резкое уменьшение мощности излучения при повышении температуры и воздействии радиации.

Светодиоды.

Светодиод представляет собой полупроводниковый диод с p-n-переходом, протекание тока через который вызывает интенсивное некогерентное излучение. Работа светодиода основана на спонтанной рекомбинационной люминесценции избыточных носителей заряда, инжектируемых в активную область (базу) светодиода. Для светодиодов характерны два механизма излучательной рекомбинации:

_ Межзонная рекомбинация свободных электронов и дырок в прямозонных полупроводниках (квантовые переходы зона-зона).

_ Рекомбинация электронов и дырок в составе экситонов, связанных с примесными изоэлектронными центрами (ловушками) в непрямозонных полупроводниках.

Как и в случае лазеров, наилучшим сочетанием параметров обладают гетеросветодиоды на основе гетероструктур, хотя специфика генерации некогерентного излучения позволяет широко использовать и светодиоды на основе однородных полупроводников.

Переходя к гетероструктурам, отметим, что введение в них дополнительного переходного слоя с плавно изменяющимся значением Еg, обусловлено технологическими задачами: благодаря постепенному изменению состава меньше сказываются напряжения из-за несогласованности кристаллографических постоянных. Укажем также, что p-области представляют собой многослойные образования, причем каждый из слоев характеризуется не только своим значением запрещенной зоны, но также видом и концентрацией легирующей примеси. Структуры рис. 10 представляют собой ОГС и ДГС.

Рис. 10. Схемы расположения p- и n- слоев и изменения ширины запрещенной зоны по сечению кристалла для: ОГС; ДГС. W _ толщина активной области

Если в ДГС широкозонные "обкладки" активной области сделать достаточно толстыми (или хотя бы одну из них), то подложку можно удалить (стравить), и тогда лучи света, распространяющиеся вправо, не будут поглощены, а после отражения от правой границы кристалла вновь направятся к левой поверхности и при попадании в апертурный угол выйдут наружу. Процесс отражения от границ вглубь кристалла может повторяться многократно до тех пор, пока световой луч не придет под нужным углом к левой поверхности. При этом нежелательного поглощения излучения в широкозонных областях не происходит. В таких многопроходных структурах с удаленной подложкой коэффициент вывода излучения может достигать десятков процентов.

Искусственные квантовые ящики.

Искусственные квантовые ящики и сверхрешетки находят все большее применение при разработке излучателей. По мере уменьшения толщин активных зон лазеров и светодиодов становятся существенными квантовые размерные эффекты, т.е. явления, в которых малые геометрические размеры рассматриваемых областей обязывают учитывать квантовую природу свободных носителей заряда.

Если толщину активной области двойной гетероструктуры уменьшить до ?Б (длина волны де Бройля), то свободные электроны в этой области начнут вести себя подобно двухмерному газу. Это значит, что в любой конкретный момент времени могут быть указаны лишь две координаты электрона (y и z на рис. 11,б), тогда как по координате x он "размазан" по всей толщине W. Такая сверхтонкая ДГС представляет собой квантовую яму (или квантовый ящик), удерживающую двухмерный электронный газ. Последовательное чередование большого числа таких ям образует сверхрешетку (рис. 11,в). В общем случае отдельные ямы в сверхрешетке не обязательно должны быть одинаковыми по глубине и ширине, как это представлено на рис. 11, г.

Рис. 11. Квантовый размерный эффект в гетероструктуре: а) представление электрона в виде волнового пакета де Бройля; б) электрон (волна де Бройля) 1 в двумерной квантовой яме 2; в) чередование слоев арсенид-фосвида галлия с меньшим (A) и большим (B) содержанием мышьяка в сверхрешетке. г) энергетическая диаграмма в сверхрешетке (1 _ энергетические зоны, обусловленные эффектом размерного квантования)

Квантовые ящики и сверхрешетки изготавливают путем последовательного эпитаксиального выращивания сверхтонких (около 10 нм) слоев полупроводниковых соединений разного состава. Например, схема рис. 11, в, г реализована в одном из приборов при молекулярно-лучевой эпитаксии чередующихся слоев арсенид-фосфида галлия с большим и меньшим содержанием мышьяка; при этом число слоев 100...200, а ширина запрещенной зоны скачкообразно изменяется от Еg1 = 1,4 до Еg2 = 1,9 эВ и обратно. Размерное квантование порождает два основных физических эффекта:

_ Изменение зонной диаграммы, проявляющееся в появлении новых разрешенных энергетических состояний для электронов (1 на рис. 11,г); тем самым принципиально может быть сформирована зонная структура любого вида;

_ Изменение кинетики электронов, проявляющееся в их пробеге между гетерограницами без соударений (и без потерь энергии) с примесными атомами, _ таково свойство волны де Бройля, распространяющейся в среде с периодически изменяющимся потенциалом; подвижность электронов оказывается такой же, как в чистом полупроводнике.

Технологическая особенность сверхрешеток состоит в том, что вследствие малости толщин соседних слоев становится существенным выравнивающее действие механических напряжений: практически сверхрешетка, несмотря на различие состава слоев, имеет одно общее усредненное значение кристаллографической постоянной. Можно предположить, что для излучателей это обстоятельство окажется более важным, чем физические факторы.

Из физических и технологических особенностей сверхрешеток вытекает ряд важных для создания излучателей следствий, часть которых уже получила экспериментальное подтверждение:

_ Это получение более высоких, чем ранее, коэффициентов усиления волны в активной среде и, как следствие, уменьшение длины резонатора лазера или снижение порогового тока.

_ Достижение высокой подвижности в сильно легированном материале и на этой основе повышение быстродействия как самих излучателей, так и схем электронного обрамления.

_ Возможность "перевода" непрямозонных полупроводников в прямозонные, получение прямозонных структур с любой шириной запрещенной зоны, а также лазеров (и светодиодов) с перестраиваемой длиной волны, продвижение в сине-зеленую и УФ-область спектра.

_ Совмещение материалов с сильным структурным рассогласованием.

_ Неизбежность открытия новых полезных явлений при дальнейшем исследовании сверхрешеток.

Таким образом, развитие физики и становление техники приборов с искусственными квантовыми ямами и сверхрешетками приведет к качественному скачку в области излучателей и в оптоэлектронике в целом.

Фотодиоды.

Фотодиод _ это фотоприемник, представляющий собой полупроводниковый диод, сконструированный и оптимизированный так, что его активная структура оказывается способной эффективно воспринимать оптическое излучение. Практически для этого корпус фотодиода имеет специальное прозрачное окно, за которым располагается фоточувствительная площадка полупроводникового кристалла. Принимаются также меры по устранению с этой площадки затеняющих элементов (непрозрачных металлических электродов), сводятся до минимума толщины вспомогательных слоев полупроводника, ослабляющих фотоэффект, на фоточувствительную поверхность наносятся специальные антиотражающие покрытия и т.п.

Рис. 12. Фотодиод с гетероструктурой (1 _ широкозонное окно; 2 _ активная область; 3 _ подложка с переходным слоем)

Гетерофотодиоды (рис. 12) представляют собой одну из наиболее бурно развивающихся разновидностей оптоэлектронных фотоприемников. В конструкции любого гетерофотодиода выделяются прежде всего две области: "широкозонное окно" и активный фоточувствительный слой. Широкозонное окно без потерь пропускает излучение к активной области и в то же время является контактным слоем с малым последовательным сопротивлением. Процессы в активной области _ поглощение излучения, накопление (собирание) генерируемых носителей заряда _ в значительной степени протекают так же, как и в кремниевой p-i-n-структуре. Важное отличие заключается в том, что выбором подходящего полупроводникового соединения фоточувствительного слоя удается обеспечить полное поглощение излучения (в том числе и в ИК-области) при толщине этого слоя порядка 1 мкм. Отсюда сочетание высокого быстродействия и высокой фоточувствительности при малых питающих напряжениях, что для кремниевых p-i-n-структур в длинноволновой области принципиально недостижимо: для полного поглощения излучения с l…1,06 мкм толщина i-области должна составлять около 300 мкм, а рабочее напряжение _ сотни вольт. Таким образом, гетерофотодиоды в некотором роде эквивалент кремниевых р-i-n-диодов в длинноволновой области, хотя их значимость этим не исчерпывается.

Свобода выбора материала обусловливает и возможность достижения повышенных значений фото-ЭДС (например, Uxx=0,8...1,1 В у GaAlAs-структур), высокого значения КПД преобразования (до 100%), меньших, чем у кремния, темновых токов и шумов, расширения температурного диапазона, повышения устойчивости к воздействию проникающей радиации.

Важнейшим достоинством гетерофотодиодов является их физическая и технологическая совместимость с устройствами интегральной оптики. Несомненно полезным может оказаться то, что они могут быть изготовлены на одном кристалле с излучателем и микросхемой, т.е. открывается возможность создания универсальных монолитных оптоэлектронных элементов дуплексной связи. Гетерофотодиоды значительно сложнее в изготовлении, чем кремниевые, однако имеющиеся технологические трудности постепенно преодолеваются. Основные материалы гетерофотодиодов _ GaAlAs для l…0,85 мкм и InGaAsP, InGaAs для ?=1,3...1,55 мкм. Гетерофотодиоды работают и в режиме лавинного умножения, причем благодаря малой толщине активной области рабочее напряжение может составлять десятки вольт. Препятствием на пути их развития является то обстоятельство, что практически для всех соединений А3В5 коэффициенты размножения электронов и дырок приблизительно одинаковы, это ведет к повышенному уровню шумов. Исключение составляет GaSb, однако этот материал пока все еще характеризуется очень низким качеством. Поэтому широкое развитие лавинных гетерофотодиодов маловероятно, их альтернативой являются интегрированные структуры, в которых на одном кристалле полупроводника A3B5 объединены гетерофотодиод и МДП-транзистор. Быстродействие таких структур может быть менее 0,1 нс при внутреннем усилении около 102.

Фототранзисторы.

Фототранзисторы составляют весьма представительный отряд оптоэлектронных фотоприемников, наиболее характерными чертами которого являются наличие механизмов встроенного усиления (отсюда высокая фоточувствительность) и схемотехническая гибкость, обусловленная наличием третьего управляющего электрода. В то же время фототранзисторам присуща заметная инерционность, что ограничивает область их применения в основном устройствами автоматики и управления силовыми цепями. Они изготавливаются практически только на кремнии.

Рис. 13. Гетерофототранзистор: 1 n+ - InP - эмиттер с кольцевым электродом; 2 p - InGaAsP - база; 3 n+-n - InP - коллектор (подложка)

Гетерофототранзисторы (рис. 13) основаны на принципе действия обычного биполярного фототранзистора, но в них используются и все достоинства гетероструктур:

_ Широкозонные эмиттерное и коллекторное окна (что позволяет создавать конструкции с прямой и обратной _ через толстый коллекторный слой _ засветкой).

_ Тонкая фотоактивная базовая область, полностью поглощающая воздействующее излучение.

_ Идеальность гетерограниц, препятствующих просачиванию основных носителей базы в коллектор и накоплению их в нем.

Все это ведет к тому, что гетерофототранзисторы могут иметь не только высокую чувствительность в любом заданном участке спектра, но и очень высокое быстродействие (в нано- и субнаносекундном диапазоне). Однако гетерофототранзисторы используются, как правило, лишь в диодном включении (так как вывод от узкой базовой области сделать затруднительно), что лишает их схемотехнической гибкости, присущей транзисторам.

Заключение

Широкий спектр применения квантовых оптических приборов позволяет решать многие задачи, лежащие как в областях проектирования электроаппаратуры, так и в областях технологии её производства. Внедрение гетероструктур позволило не только улучшить основные характеристики полупроводниковых лазеров, но и создавать принципиально новые узкопрофильные устройства для применения в научных исследованиях и высокотехнологичных производствах. Так, в частности, найдено решение задачи создания приборов с прямозонной энергетической диаграммой, что не удавалось реализовать на гомогенных структурах. Прозрачность широкозонного эмиттера для рекомбинационного излучения базы гетерогенной структуры существенно облегчает задачу конструирования излучательных приборов. Также гетероструктуры способствуют всё большей интеграции оптоэлектронных устройств. Реализация сверхрешеток позволит создавать элементную базу с произвольными зонными диаграммами, гетероструктуры являются хорошим подспорьем в конструировании систем волоконно-оптической связи. Инжекционные лазеры, например, решили проблемы миниатюризации основных элементов систем волоконно-оптической связи, таким образом гетероструктуры являются перспективным направлением исследования.

Литература

1. Крылов К.И., Прокопенко В.Т., Тарлыков В.А. Основы лазерной техники._ М.: Машиностроение, 2004 г.

2. Елисеев П.Г. Введение в физику инжекционных лазеров._ М.: Микроэлектроника, 2007 г.

3. Рябов С.Г. Приборы квантовой электроники._ М.: Радио и связь, 2005 г.

Размещено на Allbest.ru