Квантово-размерные структуры и наноэлектронные приборы

Содержание

Задание

Введение. Квантово-размерные структуры

1. Принцип размерного квантования

2. Условия наблюдения квантовых размерных эффектов

3. Структуры с двумерным электронным газом

4. Структуры с одномерным электронным газом (квантовые нити)

5. Применение квантово-размерных структур в приборах микро - и наноэлектроники

5.1 Лазеры с квантовыми ямами и точками

5.2 Лавинные фотодиоды

5.3 Резонансные туннельные диоды

5.4 Фотоприемники на квантовых ямах

Заключение

Список используемой литературы

Задание

принципы и условия наблюдения квантово-размерного квантования;

квантово-размерные структуры в приборах микро - и наноэлектронике.

Введение. Квантово-размерные структуры

Последние три десятилетия развития физики твердого тела характеризуются тем, что основными объектами исследования все в большей степени становятся не массивные кристаллы, а тонкие пленки, многослойные тонкопленочные системы, проводящие нити и кристаллиты малого размера.

То обстоятельство, что квантово-размерные структуры находятся в центре внимания именно сейчас, вызвано интенсивным развитием в последние годы технологии изготовления полупроводниковых структур - молекулярно-лучевой эпитаксии (представляет собой усовершенствованную разновидность методики термического напыления в условиях сверхвысокого вакуума), нанолитографии (метод получения одно - и нуль-мерных структур, позволяющий вырезать области, ограниченные по одному или двум направлениям, используя в качестве исходного объекта структуру с двумерным электронным газом), открытием явления самоорганизации наноструктур (методы получения с использованием эффектов спонтанного образования наноструктур). Это дает возможность создания такого рода структур любого профиля с точностью до одного атомного слоя. Весь комплекс явлений, обычно понимаемый под словами "электронные свойства низкоразмерных электронных систем", и многочисленные новые типы электронных приборов, использующих эти свойства, - все это имеет в основе один фундаментальный физический факт: изменение энергетического спектра электронов и дырок в структурах с очень малыми размерами. В таких системах существенно меняется большинство электронных свойств - возникает большое число новых, так называемых размерных эффектов.

Наиболее кардинальной перестройкой свойств отличаются квантовые размерные структуры, в которых свободные носители заряда локализованы в одном, двух или во всех трех координатных направлениях в области с размерами порядка дебройлевской длины волны носителей. При этом вступают в силу законы квантовой механики, и происходит изменение наиболее фундаментальной характеристики электронной системы - ее энергетического спектра. Спектр становится дискретным вдоль координаты, по которой ограничено движение. Если движение ограничено вдоль одного или двух направлений, то под влиянием внешних полей и взаимодействий с центрами рассеяния (фононы, примеси) могут меняться уже не три, а лишь две или только одна из компонент импульса электронов и дырок, в результате чего носители ведут себя как двумерный или одномерный газ.

Квантовые структуры, в которых движение носителей ограничено во всех трех направлениях, напоминают искусственные атомы. Здесь энергетический спектр является чисто дискретным. Квантово-размерные структуры обладают целой совокупностью уникальных свойств, весьма далеких от тех, какие можно наблюдать в системе обычных, трехмерных электронов и дырок.

Такие структуры могут служить основой для создания новых типов полупроводниковых приборов, в первую очередь для опто - и наноэлектроники.

квантовая размерная структура наноэлектронный

1. Принцип размерного квантования

Рассмотрим основную идею размерного квантования на примере электронов, находящихся в очень тонкой металлической или полупроводниковой пленке толщиной а. То обстоятельство, что в обычных условиях носители сосредоточены в пленке и не выходят из нее в окружающую среду, означает, что материал пленки (металл или полупроводник) представляет собой потенциальную яму для электронов глубиной, равной работе выхода W, и шириной а. Согласно законам квантовой механики, энергия электронов в такой яме квантуется, то есть может принимать лишь некоторые дискретные значения Еn, где n имеет целочисленные значения 1,2,3,…. Эти дискретные значения называют уровнями размерного квантования.

Типичные значения работы выхода в большинстве твердых тел имеют величину W = 4-5 эВ, на несколько порядков превышающую характерную тепловую энергию носителей kТ, равную при комнатной температуре 0.026 эВ. Поэтому потенциальную яму можно считать бесконечно глубокой (рисунок 1 а). Если пленка занимает область 0<z<а, то в этом случае энергетические уровни квантовых состояний выглядят следующим образом:

 (1)

где m - эффективная масса электрона.

Другим необходимым условием, позволяющим считать яму бесконечно глубокой, является малость значений Е_n, по сравнению с ее действительной глубиной W. Это условие, которое для нижних уровней можно записать в виде а>πħ/ (2mW) ^1/2, при m=0.1m₀ соответствует толщинам пленки порядка нескольких межатомных расстояний. Во всех реальных структурах это условие соблюдается.

Вывод о квантовании энергии электронного движения относится лишь к движению поперек потенциальной ямы (по оси z). На движение в плоскости ху (параллельно границам пленки) потенциал ямы не влияет. В этой плоскости носители движутся как свободные и характеризуются, как и в массивном образце, непрерывным квадратичным по импульсу энергетическим спектром с эффективной массой m. Полная же энергия носителей в квантово-размерной пленке носит смешанный дискретно-непрерывный спектр, представляя собой сумму дискретных уровней, связанных с движением в направлении квантования, и непрерывной компоненты, описывающей движение в плоскости слоя:

 (2)

где р_x и р_y - компоненты импульса в плоскости слоя.

Рисунок 1 - Энергетический спектр квантово-размерной пленки

За счет непрерывной компоненты энергетического спектра р2/2m= (p_x²+p_y²⁾ /2m электроны, принадлежащие одному и тому же уровню Е_n, могут иметь любую энергию от Е_n до бесконечности (рисунок 1 б). Такую совокупность состояний для данного фиксированного n называют подзоной размерного квантования.

Пусть все или почти все электроны в системе имеют энергии, меньшие Е₂, и потому принадлежат нижней подзоне размерного квантования. Тогда никакой упругий процесс (например, рассеяние на примесях) не может изменить квантовое число n, переведя электрон на вышележащий уровень, так как это потребовало бы дополнительных затрат энергии. Это означает, что электроны при упругом рассеянии могут изменять свой импульс только в плоскости ху, т.е. ведут себя как чисто двумерные частицы. Поэтому квантово-размерные структуры, в которых заполнен лишь один квантовый уровень, часто называют двумерными электронными структурами. Существуют и другие возможные квантовые структуры, где движение носителей ограничено не в одном, а в двух направлениях, как в микроскопической проволоке и нити. В этом случае носители могут свободно двигаться лишь в одном направлении, вдоль нити (например, по оси х). В поперечном сечении (плоскость уz) энергия квантуется и принимает дискретные значения Е_{mn (}как любое двумерное движение, оно описывается двумя квантовыми числами, m и n). Полный спектр при этом тоже является дискретно-непрерывным, но лишь с одной непрерывной степенью свободы:

 (3)

По аналогии с пленочными структурами, имеющими спектр вида (2), данные системы называются одномерными электронными структурами или квантовыми нитями. Спектр квантовых нитей представляет собой совокупность подзон размерного квантования, но уже не двумерных, а одномерных. Также существуют возможности создать квантовые структуры, напоминающие искусственные атомы, где движение носителей ограничено во всех трех направлениях. Здесь энергетический спектр не содержит непрерывной компоненты, т.е. не состоит из подзон, а является чисто дискретным. Как и в атоме, он описывается тремя дискретными квантовыми числами (не считая спина) и может быть записан в виде Е=Е_imn, причем как и в атоме, энергетические уровни могут быть вырождены и зависеть лишь от одного или двух чисел. Подобные системы носят название нуль-мерных электронных структур или квантовых точек.

Следовательно, в твердотельных структурах, где хотя бы вдоль одного направления движение носителей ограничено очень малой областью, сравнимой по размерам с дебройлевской длиной волны носителей и характеризуемой обычно десятками нанометров, энергетический спектр носителей заметно меняется и становится частично или полностью дискретным. Подобное изменение спектра за счет размерного квантования приводит к существенному изменению всех электронных свойств системы по сравнению с массивным образцом того же материала.

2. Условия наблюдения квантовых размерных эффектов

Для того, чтобы описанное выше квантование энергетического спектра могло проявляться в каких-либо наблюдаемых эффектах, расстояние между энергетическими уровнями E_{n+1 -} E_n должно быть достаточно велико. Во-первых, оно должно значительно превосходить тепловую энергию носителей:

Еn+1-Еn>>кТ,

т.к. в противном случае практически одинаковая заселенность соседних уровней и частые переходы носителей между ними делают квантовые эффекты ненаблюдаемыми. Если электронный газ вырожден и характеризуется энергией Ферми ζ, то желательно выполнение условия:

 (4)

Предыдущее условие при этом выполняется автоматически, поскольку для вырожденного газа kТ<< ζ. При невыполнении этого условия заполнено много квантовых уровней и квантовые размерные эффекты, будучи в принципе наблюдаемыми, имеют малую относительную величину. Существует еще одно необходимое требование для наблюдения квантовых размерных эффектов. В реальных структурах носители всегда испытывают рассеяние на примесях, фононах и др. Интенсивность рассеяния обычно характеризуется временем релаксации импульса τ и, следовательно, с важнейшей характеристикой носителей заряда - их подвижностью

.

Величина τ представляет собой среднее время жизни в состоянии с данными фиксированными квантовыми числами (например, n, р_х, р_у для двумерного электронного газа). В силу соотношений неопределенности конечное значение τ влечет за собой неопределенность в энергии данного состояния . Говорить о наличии в системе отдельных дискретных уровней можно лишь в случае, когда расстояние между ними превышает неопределенность ΔE, т.е. при выполнении условия

 (5)

Можно показать, что выполнение условия (5) эквивалентно требованию того, чтобы длина свободного пробега носителей l значительно превосходила размер области а, в которой двигается носитель.

Поскольку расстояние между уровнями размерного квантования пропорционально 1/a², то из (4,5) следует, что для наблюдения квантовых размерных эффектов необходимы малые размеры структур, достаточно низкие температуры и высокие подвижности носителей, а также не слишком высокая их концентрация.

Металлические структуры мало подходят для наблюдения квантовых размерных эффектов, т.к. ζ в типичных металлах составляет несколько электронвольт, что заведомо больше любых расстояний между уровнями.

Еще одним важным условием, необходимым для наблюдения квантования, является высокое качество поверхностей, ограничивающих движение носителей в квантовых ямах, нитях и точках. Если это не так, то при каждом отражении от границы частица "забывает" о своем состоянии до отражения, т.е. на границе происходит эффективное рассеяние. При этом длина пробега становится равной а и нарушается упомянутое выше условие l >> а. Для реализации зеркального отражения на границах необходимо, чтобы размеры шероховатостей, неизбежно существующих на любой поверхности, были меньше дебройлевской длины волны носителей. А границы не должны содержать высокой плотности заряженных центров, приводящих к дополнительному рассеянию.

3. Структуры с двумерным электронным газом

Наиболее ярким примером структур с двумерным электронным газом являются тонкие пленки. Но тонкие пленки не являются лучшим объектом для наблюдения квантовых эффектов. В полупроводниках получить тонкие пленки необходимого качества сложно. Причина в том, что на поверхности полупроводниковой пленки существует высокая плотность поверхностных состояний, играющих роль центров рассеяния. Поэтому в настоящие время ведущую роль занимают кремниевые МДП - структуры и квантовые гетероструктуры.

Структуры типа МДП (металл - диэлектрик - полупроводник) используются в качестве полевых транзисторов. Основным материалом для изготовления МДП - структур является кремний, благодаря той легкости, с которой путем окисления создается однородный слой высококачественного диэлектрика SiO₂, имеющий требуемую толщину. Более подробно размерное квантование электронного газа в МДП-структурах, принцип работы активных элементов микро - и наноэлектроники на их основе рассмотрен в методическом пособии "Квантово-размерные структуры в электронике: транзисторные структуры и клеточные автоматы".

Эффекты размерного квантования проявляются также в гетероструктурах - контактах между полупроводниками с различной шириной запрещенной зоны. На таком контакте края энергетических зон испытывают скачки, ограничивающие движение носителей и играющие роль стенок квантовой ямы (рисунок 2). В результате такого ограничения электронный газ в области, непосредственно прилегающей к контакту, можно считать двумерным. Достоинства гетероструктур:

а) высокое качество гетерограницы, позволяющее уменьшить плотность поверхностных состояний на гетерогранице до значений порядка 10⁸см^-2, что на несколько порядков меньше, чем в лучших МДП - структурах. Это приводит к возможности получения высоких подвижностей μ в приповерхностном канале. В гетероструктурах были получены значения подвижности электронов, превосходящие 10⁷ см ²/ (В *с), в то время как для лучших МДП - структур μ≈5*10⁴ см ²/ (В* с).

Рисунок 2 - Зонная диаграмма гетероперехода между широкозонным полупроводником n - типа и узкозонным p - типа.

4. Структуры с одномерным электронным газом (квантовые нити)

Получение квантовых структур с эффективной размерностью меньше двух (квантовых нитей и точек) является более сложной задачей. Наиболее распространенным способом ее решения является субмикронная литография. При этом исходным объектом является структура с двумерным газом. Гетероструктура подвергается литографической процедуре, в ходе которой движение электронов ограничивается еще в одном из направлений. Для этого используются два различных подхода: 1) непосредственное "вырезание" узкой полоски с помощью литографической техники (рисунок 3 а). При этом для получения электронных нитей шириной в десятки нанометров, где квантование энергии электронов будет заметным, не обязательно делать полоски столь малой ширины. На боковых гранях вытравленной полоски, как и на свободной поверхности полупроводника могут образовываться поверхностные состояния, создающие слой обеднения. Этот слой вызывает дополнительное сужение проводящего канала, в результате чего квантовые эффекты можно наблюдать и в полосках большей ширины - порядка десятой доли микрона. 2) Поверхности полупроводниковой структуры с двумерным газом покрывают металлом, создающим с полупроводником контакт Шоттки и имеющим узкую щель (рисунок 3 б).

Рисунок 3 - Гетероструктуры с квантовыми нитями, полученные с помощью субмикронной литографии за счет вытравливания узкой полоски из самой структуры (а) или щели в затворе Шоттки (б).1 - AlGaAs; 2 - GaAs; 3 -  электронный газ; 4 - металлический затвор.

Если гетерограница находится достаточно близко от поверхности, то двумерные электроны будут отсутствовать всюду, кроме узкой области под щелью. Преимущество такой одномерной структуры: меняя напряжение на металлическом затворе, можно управлять эффективной шириной квантовой нити и концентрацией носителей в ней.

5. Применение квантово-размерных структур в приборах микро - и наноэлектроники

5.1 Лазеры с квантовыми ямами и точками

Самым распространенным типом полупроводникового лазера является лазер на двойной гетероструктуре, где активная область представляет собой тонкий слой узкозонного полупроводника между двумя широкозонными. Такие двойные гетероструктуры на основе полупроводниковых соединений A^IIIB^V были предложены и реализованы Ж.И. Алферовым и др. При достаточно малой толщине активной области гетероструктура начинает вести себя как квантовая яма и квантование энергетического спектра в ней существенно меняет свойства лазеров.

Основное влияние на свойства лазеров оказывает изменение плотности состояний, происходящие под влиянием размерного квантования. Если в массивном полупроводнике в непосредственной близости от края зоны эта величина мала, то в квантово-размерной системе она не убывает вблизи края, оставаясь равной m/πħ². Благодаря этому факту условия создания инверсной населенности в двумерных системах оказываются более благоприятными, чем в трехмерных. Создание лазеров с квантово-размерной активной областью позволило получить непрерывную генерацию при комнатной температуре и в дальнейшем снизить пороговый ток инжекционного лазера до рекордно низких значений, составляющих к настоящему моменту величину порядка 50 А/см².

Благодаря иной энергетической зависимости плотности состояний меняется не только величина порогового тока, но и его температурная зависимость. Она становится более слабой, в силу чего непрерывную генерацию удается получить не только при комнатной, но и при более высокой температуре.

Другой особенностью лазеров на квантовых ямах является возможность их частотной перестройки. Минимальная энергия излучаемых световых квантов равна

 (6)

Она меняется при изменении размеров квантовой ямы, т.е. путем изменения ширины квантовой ямы можно осуществить перестройку частоты генерации, сдвигая ее в коротковолновую сторону по сравнению с лазерами с широкой (классической) активной областью.

Рисунок 4 - Двусторонняя лазерная гетероструктура: а) в состоянии термодинамического равновесия; б) при работе.

В квантовых точках энергетический спектр меняется больше радикально, чем в квантовых ямах. Плотность состояний имеют δ - образный вид, и в результате отсутствуют состояния, которые не принимают участия в усилении оптического излучения, но содержат электроны. Это уменьшает потери энергии и, как следствие, уменьшает пороговый ток.

5.2 Лавинные фотодиоды

Лавинные фотодиоды представляют собой фоточувствительные приборы с внутренним усилением, позволяющие получить высокую чувствительность. Основным их недостатком является то, что с лавинным умножением связан дополнительный шум, ограничивающий возможность детектирования слабых сигналов. Давно установлено, что для получения низкого уровня шума при большом внутреннем усилении необходимо, чтобы коэффициенты ударной ионизации электронов α и дырок β резко различались между собой.

Рисунок 5 - Схема лавинного фотодиода с системой квантовых ям

Пусть имеем горячий электрон, ускоряющийся в барьерном слое широкозонного полупроводника. Влетая в узкозонный слой, он резко увеличивает энергию на величину разрыва зоны проводимости ΔE_c. Это эквивалентно тому, что он "видит" энергию ионизации, уменьшенной на ΔE_c по сравнению с пороговой энергией в массивном узкозонном полупроводнике. Так как коэффициент ударной ионизации α с уменьшением пороговой энергии экспоненциально растет, следует ожидать резкого увеличения эффективного значения α. В следующем барьерном слое пороговая энергия увеличивается на ΔE_c, уменьшая тем самым α в этом слое. Но так как α₁<<α₂ (1 и 2 относятся соответственно к широкозонному и узкозонному материалам), то экспоненциальный рост α₂ приводит к тому, что и среднее значение значительно увеличивается. Если разрывы в валентной зоне ΔE_v значительно меньше разрывов в зоне проводимости, то подобный эффект для дырочного коэффициента β будет значительно меньше. Окончательным результатом будет сильное увеличение отношения α / β, что и приводит к уменьшению шума прибора без уменьшения чувствительности.

5.3 Резонансные туннельные диоды

В общем случае резонансно-туннельный диод (resonant tunneling diode-RTD) представляет собой периодическую структуру, которая состоит из последовательно расположенных квантовых колодцев, разделенных потенциальными барьерами, с электрическими контактами к двум крайним противоположным областям. Чаще всего это двухбарьерные структуры с одним квантовым колодцем и симметричными характеристиками барьеров, поскольку по мере увеличения количества колодцев все труднее реализовать условия для согласованного резонансного переноса носителей заряда. Условное обозначение, эквивалентная схема такого диода и общий вид его основных электрических характеристик показаны на рисунке 6.

Рисунок 6-Условное обозначение резонансно-туннельного диода (а), его эквивалентная схема (б), вольт-амперная и вольт-фарадная характеристики (в)

Эквивалентная схема резонансно-туннельного диода включает в себя источник тока I (V) и емкость C (V), управляемые напряжением, и последовательное сопротивление Rs. Здесь параллельная цепочка из I (V) и C (V) представляет собой собственно диод, a Rs является суммой последовательных сопротивлений, таких как контактные сопротивления. Емкость C (V) является чрезвычайно важной при определении быстродействия прибора. За исключением области напряжений вблизи токового резонанса она приблизительно равна емкости, рассчитанной для нелегированного разделительного слоя и обедненного слоя прибора. Пик емкости в области отрицательного дифференциального сопротивления обусловлен резонансными электронами, накопленными в яме. Это должно приниматься во внимание при строгом обсуждении быстродействия. Отметим также, что I (V) и C (V) не зависят от частоты вплоть до предельных рабочих частот диода.

Основной особенностью резонансно-туннельных диодов является наличие на его вольт-амперной характеристике области отрицательного дифференциального сопротивления, которая является основой для большинства его практических применений. Наиболее важные электрические параметры: пиковое значение плотности тока (peak current density>) и пиковое напряжение (peak voltage) - напряжение в области пика плотности тока, долинная плотность тока в минимуме (valley current density), отношение этих плотностей тока (peak-to-valley ratio).

Пиковая плотность тока уменьшается экспоненциально с увеличением толщины барьера. Абсолютная величина пиковой плотности тока, полученная моделированием, хорошо согласуется с экспериментальными данными, в то время как расчетная величина долинной плотности тока оказывается на один-два порядка меньше экспериментальных значений.

Отношение токов в максимуме и минимуме для реальных приборов варьируется от единиц до нескольких десятков при комнатной температуре (при низких температурах это отношение возрастает), хотя расчетные значения этого параметра на порядок больше. Причина таких расхождений в пренебрежении эффектов рассеивания при расчетах. Эффекты рассеивания расширяют резонанс, в то же время одновременно ослабляя его.

Для достижения высоких рабочих плотностей тока необходимо, чтобы барьеры были тонкими (несколько моноатомных слоев), а границы раздела - резкими, четкими. Однако экспериментально показано, что границы раздела не имеют химически резких, абсолютно плоских границ даже при оптимальных условиях формирования. Так, например, переход между GaAs и AlAs в наиболее перспективных для практического применения сверхрешетках на их основе происходит в пределах 1 - 4 монослоев. Поэтому потенциальный барьер на их границе не является строго ступенчатым, а размыт и зависит от рельефа поверхности границы. Это ведет к значительному уменьшению величины отношения токов в максимуме и минимуме области отрицательного дифференциального сопротивления на вольт-амперной характеристике диода и объясняет различие между теорией резонансного туннелирования и экспериментальными данными, что и проиллюстрировано рисунке 7.

Рисунок 7-Сравнение теоретических и экспериментальных данных для GaAs - AlAs резонансно-туннельного диода: а - плотность пикового тока; б - отношение тока в максимуме к току в минимуме (PVR)

С точки зрения практического использования наиболее привлекательными характеристиками резонансно-туннельных диодов являются их чрезвычайно высокие скорости переключения. Обсуждая факторы, влияющие на быстродействие этих диодов, важно разделить два времени отклика: время на туннелирование, которое связано с квантовыми механизмами, и время, которое требуется для зарядки емкости диода и соотносится с теорией цепей.

Рассмотрим указанное "время туннелирования" и "RC-время". Предположим, что электрическое поле в резонансно-туннельной структуре переходит от нерезонансного к резонансному состоянию за определенное время. Амплитуда волновой функции в квантовом колодце изменяется до своего стационарного значения в ответ на это изменение. Время туннелирования - это и есть время, необходимое для этого изменения, то есть для перехода системы в устойчивое состояние. Это величина порядка времени жизни стабильного резонансного состояния в квантовой яме t_life которое равно времени прохождения электроном квантовой ямы. В упрощенном представлении это время задается шириной энергетического уровня Г₀ как

_life = h/Г₀ (7)

где h - постоянная Планка, а Г₀ - ширина энергетического уровня, которая определяется как полуширина функции вероятности переноса электронов через резонансное состояние.

Г₀ экспоненциально уменьшается с увеличением толщины и высоты барьера. Это означает, что для выбранных материалов уменьшение времени туннелирования может быть получено путем уменьшения толщины барьера. Однако выбор оптимальной толщины требует учета зависимости отношения токов в максимуме и минимуме от этого параметра. Теоретический предел быстродействия идеального резонансно-туннельного диода оценивается в 0,1 пс. В реальных приборах неровности границ и неупругое рассеивание увеличивают время туннелирования.

В большинстве применений быстродействие резонансно-туннельных диодов ограничивается не только временем туннелирования, но и временем заряда емкости, то есть постоянной RSC (V). Это хорошо видно из эквивалентной схемы, приведенной на рисунке 7 б.

При обсуждении преимуществ резонансно-туннельных диодов заслуживает внимания их сравнение с диодами Есаки (туннельными диодами). Диоды Есаки состоят из сильно легированного р-п перехода и имеют подобные вольт - амперные характеристики. Одно из наиболее важных преимуществ резонансно-туннельных диодов - это возможность получить высокую плотность максимального тока при относительно низкой емкости. Так, для резонансно-туннельных диодов достигнута экстремально высокая плотность тока 6,8 х 105 А/см2 при емкости около 1,5 х 10-7. Эти величины указывают на то, что показатель скорости, который определяется как отношение удельной емкости к пиковой плотности тока C/Jp, меньше чем 0,22 пс/В. Показатель скорости соответствует скорости изменения напряжения, когда емкость диода заряжается его максимальным током. Эта величина намного меньше, чем для диодов Есаки, которая для последних больше чем 10 пс/В. Возможность такого различия связана с тем, что плотность тока в резонансно-туннельных диодах можно увеличить изменением толщины барьера и ямы, а это может быть достигнуто без уменьшения толщины обедненного слоя. С другой стороны, для того чтобы увеличить плотность тока в диодах Есаки, должна быть увеличена концентрация примеси для увеличения толщины туннельного барьера (равно как и обедненного слоя). Следовательно, максимальное быстродействие резонанс - но-туннельных диодов может быть намного больше, чем у диодов Есаки. Более того, в резонансно-туннельных диодах можно избежать деградации, наблюдаемой в диодах Есаки из-за диффузионного перераспределения примесей вблизи сильнолегированного p-n - перехода.

5.4 Фотоприемники на квантовых ямах

Процессы оптической ионизации квантовых ям могут использоваться для создании новых типов приемников инфракрасного излучения. Принцип приемника весьма прост: выброс носителей в зону проводимости широкозонного полупроводника (потенциального барьера) увеличивает проводимость в направлении, перпендикулярном слоям гетероструктуры.

По своему действию такой приемник напоминает примесный фоторезистор, где в роли центров выступают квантовые ямы. Поэтому в качестве времени жизни неравновесных носителей выступает характерное время захвата в квантовую яму τq. По сравнению с обычным временем жизни, связанным с захватом на рекомбинационные центры, τq обладает двумя важными отличиями.

Во-первых, τq значительно (на несколько порядков) меньше времени захвата на центры. Причина в том, что акт захвата связан с необходимостью передачи решетке от носителя достаточно большой энергии, равной энергии связи центра или же величине ΔE при захвате в квантовую яму. Наиболее эффективный механизм передачи энергии - это испускание оптических фотонов с энергией hw0/2p. Однако энергия связи центров отнюдь не совпадает с hw0/2p, и потому такой процесс невозможен. Электрон должен отдавать энергию в ходе значительно более медленного каскадного процесса испускания многих акустических фононов. В случае квантовой ямы наличие непрерывного спектра движения в плоскости ямы существенно меняет ситуацию. Становится возможным переход на связанное состояние в яме при испускании оптического фонона с одновременной передачей оставшейся избыточной энергии в движение в плоскости ямы (рисунок 8). Если исходный электрон имел энергию, близкую к краю зоны в широкозонном материале, то из рисунка 8 видно, что испускаемый фонон должен иметь достаточно большой импульс:

= [2m (DE - E1 - hw0/2p)] 1/2 (8)

в плоскости квантовой ямы. Значительно большая величина взаимодействия электронов с оптическими фононами, нежели с акустическими, определяет малость τ по сравнению со временем захвата из центра.

Во-вторых, τq немонотонным, осциллирующим образом зависит от параметров ямы. Это связано со свойствами волновой функции электронов в делокализованных состояниях над квантовой ямой ψ£. Если яма не является резонансной, то амплитуда этой волновой функции в непосредственной окрестности ямы при малой энергии электрона весьма мала.

Собственно, τq будет относительно велико. Для резонансных квантовых ям вероятность захвата возрастает, т.е. τq падает. Фотопроводимость рассматриваемой структуры, так же как и обычного фоторезистора, определяется произведением трех факторов: скорости оптической генерации, которая в свою очередь пропорциональна коэффициенту поглощения a, времени жизни в делокализованном состоянии τq и эффективной подвижности в нем m_эф, которая, очевидно, должна быть пропорциональна квантово-механическому коэффициенту прохождения электрона над квантовой ямой.

Первый и третий факторы максимальны для резонансных квантовых ям, а τ q, напротив, минимально для них. Однако совокупное действие всех факторов оказывается таковым, что фотоприемники на квантовых ямах будут иметь лучшие параметры в случае резонансных ям.

Рисунок 8 - Процесс захвата неравновесного электрона в квантовую яму с испусканием оптического фонона.

Для самой распространенной гетеросистемы GaAs-AlxGa1-x с x= 0.2-0.25 условие резонанса выполняется для ям с толщиной, кратной 40-45 Å.

Если а = 40-45 Å, то диапазон фоточувствительности структуры лежит в области длин волн порядка 8 мкм, соответствующей одному из окон атмосферной прозрачности и потому очень важной для практических применений. Приемники на основе квантовых ям могут составить конкуренцию фоточувствительным структурам на основе твердых растворов CdHgTe - важнейшему типу приемников для данного спектрального диапазона. Основным достоинством структур на квантовых ямах является большая стабильность и меньший разброс параметров, что особенно важно для матричных фоточувствительных структур.

Путем сравнительно небольших изменений состава широкозонных слоев и толщины ямы можно менять положение максимума и ширину полосы фоточувствительности.

Последнее обстоятельство связано с тем, что по мере нарушения точного условия резонанса спектр фотоионизации квантовой ямы становится более плавным и имеет менее резкий максимум.

Рисунок 8 - Способы ввода излучения в фотоприемник с квантовыми ямами. а - через скошенный торец подложки, б - с помощью дифракционной решетки 1 - подложка, 2 - фоточувствительная структура с квантовыми ямами, 3 - дифракционная решетка.

В связи с тем что оптическая ионизация квантовых ям может вызываться лишь светом, поляризованным по нормали к квантовым слоям, описанные фотоприемники должны содержать специальные приспособления, поляризующие падающий свет требуемым образом. Есть два основных способа сделать это. Свет может направляться в фоточувствительную структуру под углом через скошенный торец подложки (рисунок 8 a). В другом варианте свет проходит через подложку по нормали, а должную поляризацию приобретает после дифракции на решетке, специально нанесенной на верхнюю поверхность структуры (рисунок 8 б).

Возможно альтернативное решение проблемы поляризации, позволяющее избежать описанных выше конструкционных усложнений. Речь идет о выращивании квантовых структур из полупроводников с анизотропным энергетическим спектром. При наличии анизотропии электрическое поле нормально падающей световой волны, лежащее в плоскости слоев, придает электронам импульс под некоторым углом к этой плоскости. С позиций квантовой механики это означает возможность переходов между различными квантово-размерными уровнями или между уровнем и континуумом состояний над квантовой ямой, что и требуется для работы приемника. На практике для реализации этой идеи чаще всего используют гетероструктуры на основе той же, наиболее освоенной технологически, системы GaAs-AlxGa1-x As, но имеющие не n-, а p-тип легирования. При этом сложный характер энергетического спектра валентной зоны обеспечивает фоточувствительность при нормальном падении света.

Заключение

В данной курсовой работе были рассмотрены квантово-размерные структуры, принципы и условия их наблюдения, структуры с одномерным и двумерным электронным газом.

Было рассмотрено применение квантово-размерных структур в приборах микро - и наноэлектроники, а именно в:

лазерах с квантовыми ямами и точками;

лавинных фотодиодах;

резонансных туннельных диодах;

фотоприёмниках на квантовых ямах.

Список используемой литературы

1. Ч. Пулл - мл., Ф. Оуэнс Мир материалов и технологий, Москва.: Техносфера, 2006. - 336 с.

. Парфенов В.В., Закиров Р.Х., Болтакова Н.В. Физика полупроводниковых приборов: Методич. пособие к практикуму по физике твердого тела. Казань: Изд-во КГУ, 2004. - 54с.

. Щука А.А. Наноэлектроника, М.: Бином. Лаборатория знаний, 2012. - 342с.