Лекции по дисциплине «наноструктуры в электронных системах» для направления подготовки 210100. 68 «Электроника и наноэлектроника»

Прежде чем перейти к рассмотрению квантовых гетероструктур с низкой размерностью, представляется полезным очень кратко описать существующие полупроводниковые лазерные устройс­тва. В курсе квантовой электроники отмечалось, что оптическое усиление в вырожденных полупроводниках может быть получено в ре­зультате индуцированного (вырожденного) излучения на пере­ходах р⁺ – п⁺ в GaAs при прямом смещении. В таких структурах можно создавать активную зону с инверсной заселенностью, поскольку квазиуровни Ферми в вырожденных р⁺ и п⁺ мате­риалах располагаются внутри зоны проводимости и валентной зоны соответственно. Непрерывность работы лазера обеспечи­вается постоянной инжекцией носителей в переход при пря­мом смещении. Лазеры, основанные на р-п переходах из одного материала (например, в GaAs), имеют несколько недостатков, часть которых связана с недостаточной определенностью ак­тивной зоны излучения света, размеры которой примерно соот­ветствуют диффузионной длине LD, т. е. составляют несколько микрометров. Кроме этого, следует учиты­вать, что в рассматриваемых системах достаточно велик пороговый ток, т. е. минимальный ток, требуемый для обеспечения работы лазера.

В 70–х годах стало ясно, что лазеры на двойных гетероструктурах (DHL), в которых обеспечивается и пространственная ло­кализация носителей заряда и световых волн, не только значи­тельно превосходят лазеры на гомопереходах по эффективности, но и имеют, по крайней мере на порядок, более низкую величину плотности порогового тока (~1000 А см^-2). Благодаря этим улуч­шенным свойствам лазеры на двойных гетероструктурах нашли множество применений в различных устройствах оптической свя­зи. На рис. 1 приведены для сравнения общий вид структур полупроводниковых лазеров на гомопереходах и двойных гетерос­труктурах.

Рис.1. Сравнение структуры и характеристик полупроводниковых лазеров на гомопереходах (а) и двойных гетероструктурах (б). Сверху вниз представлены: изображение полупроводниковых структур, формирующих лазер; энергетические диаграммы с указанием потенциальных ям для электронов и дырок; изменения показателей преломления в структурах; пространственная локализация оптических волн в активной зоне

Еще один интересный аспект работы лазеров на двойных гетероструктурах связан с тем, что показатель преломления в GaAs

несколько выше (примерно на 5%), чем в окружающем материале AlGaAs. Эта разница оказывается достаточной для обеспечения весьма эффективной оптической локализации. Коэффициент оптической локализации Г, соответствующий доле плотности фотонов, локализованных в активной области лазера, определяется выражением:

(1)

где функция E(z) описывает распределение амплитуды электро­магнитной волны в направлении, перпендикулярном к поверх­ности раздела. В лазерах на двойных гетероструктурах значе­ния коэффициента Г могут достигать единицы. Описываемый эффект оптической локализации для лазеров на двойных гете­роструктурах представлен на рис. 1,б.

Для повышения эффективности лазеров на двойных гетеро­структурах в большинстве случаев используется конфигурация с полосковой геометрией (рис. 2), в которой размеры активной зоны в поперечном или горизонтальном измерении (а следователь­но, и значения порогового тока) значительно уменьшены.

Рис. 2. Полосковый полупроводниковый лазер на двойной гетероструктуре

Благо­даря особенностям формы активной зоны такие полосковые лазеры могут быть очень легко присоединены к другим устройствам, типа волокон, волноводов и т. п. Ширина активной области лазера при такой геометрии может быть уменьшена до 1 мкм, вследствие чего пороговые токи могут достигать 10^-2 А. Кроме этого, в такой геометрии можно обеспечить оптическую локализацию и в попе­речном направлении, аналогично тому, как это происходит в вер­тикальном направлении. Такие структуры получили название ла­зеров с раздельным ограничением на двойных гетероструктурах (рис. 3).

Рис. 3. Геометрия лазера с раздельным ограничением (в отличие от лазера с полосковой геометрией, структура позволяет регулировать оптическую локализацию в поперечном направлении)

Как показано на рис. 1,б, двойные гетероструктуры типа п-AlGaAs–GaAs (активная область) – p–AlGaAs–GaAs позволяют создавать потенциальные ямы, обеспечивающие очень высокую степень удержания носителей и оптического поля. Особо следует отметить, что потенциальные ямы для электронов и дырок возни­кают вследствие различия в ширине запрещенных зон полупро­водников, образующих гетеропереходы, и в положении уровней Ферми. Несмотря на сужение запрещенной зоны в вырожденных полупроводниках, длина волны излучения лазе­ра на гетеропереходах AlGaAs–GaAs все еще остается слишком короткой для передачи по оптическим волокнам, вследствие чего для систем оптической чвязи рассматриваются четырехкомпонентные полупроводники InGaAsP на подложке из InP для использования «оптических окон» волокна (1,3 и 1,55 мкм).

Для работы лазера, как показано выше, необходимо наличие ак­тивной среды, содержащей атомы с дискретными уровнями энер­гии. Между этими уровнями должны иметь место квантовые пе­реходы. Должен быть известен механизм накачки активной среды с целью создания инверсной населенности, при которой на более высокоэнергетичном уровне будет накапливаться большее коли­чество возбужденных атомов, чем на нижнем уровне. В лазерных наноструктурах в качестве активной среды обычно используется квантовые точки или квантовые штрихи (небольшие квантовые нити). Квантовые точки имеют дискретный энергетический спектр. При дискретном спектре не возникает теплового уширения полосы излучения, а коэффициент усиления имеет тенден­цию к стабилизации. Излучательное время жизни возбужденного нуль–мерного состояния не зависит от температуры, что позво­ляет улучшить температурную стабильность таких лазеров. Заме­тим, что для лазеров на квантовых структурах имеет место низко­вольтная электрическая накачка. Рассмотрим некоторые типовые конструкции лазеров на структурах с пониженной размерностью. На рис. 1 представ­лена диодная конструкция лазера на квантовых точках.

На под­ложке из n–типа GaAs выращивается гетероструктура, между сло­ями Al_0,85Ga_0,15As которой содержится 12 монослоев In_0,5Ga_0,5As квантовых точек. Верхний металлический слой контактирует с арсенидом галлия. Волновой канал Al_0,05Ga_0,95As имеет толщину 190 нм и служит проводником излучения к выходным окнам на границах структуры. Длина L_c и ширина канала W могут ме­няться в пределах 1–5 мм и 5–60 мкм соответственно. Торцы ла­зера покрыты высоко отражающим и слоями ZnSe/MgF₂, формиру­ющими своеобразный резонатор Фабри–Перо. Лазер работает в ИК–области спектра на длине волны 1,32 мкм.

Рис.1. Конструкция лазера на квантовых точках: а – диодная арсенидгаллиевая структура; б – волновод, состоящий из 12 монослоев квантовых точек (слой QD)

квантовых точек.

Рис. 2. Схема лазера с вертикальным резонатором

Предложена конструкция каскадного лазера, в котором ис­пользуются оптические переходы между минизонами сверхрешеток. В сверхрешетках с постепенно меняющимся периодом при приложении внешнего постоянного электрического поля уровни энергии в отдельных квантовых ямах сливаются в миниполосы, происходит генерация в непрерывном режиме. На рис. 3 при­ведена схема, реализованная на сверхрешетках. Лазер излучает в инфракрасном диапазоне длин волн (7,6 мкм) и при комнатной температуре достигает пиковой мощности 0,5 Вт. Пороговая плотность тока составляет 5 кА/см².

Рис. 3. Схема лазера на сверхрешетках

Разработан лазер нового поколения, использующий в качестве активной среды фотонные кристаллы. Такой лазер обладает уни­кальными свойствами. Например, он может излучать в любом, за­ранее выбранном, направлении, что позволяет встраивать его в обычную полупроводниковую микросхему. Фотонный кристалл, являющийся активной средой этого лазера, представляет собой полупрозрачный диэлектрик с определенной периодической структурой и уникальными оптическими свойствами. Такой фотонный кристалл обеспечивает почти полное управление движе­нием проходящего через него света из–за наличия в кристалле ди­электрика равномерно распределенных мельчайших отверстий. Их диаметр подобран таким образом, что одни отверстия пропус­кают световые волны лишь определенной длины, а остальные – частично отражают или поглощают эти волны. При определен­ном физическом воздействии на кристалл, например, звуковыми волнами, длина световой волны, пропускаемой кристаллом, и на­правление ее движения могут значительно меняться.

Многокаскадный полупроводниковый лазер представляет со­бой этакий «сэндвич», состоящий из нескольких (более двух) тончайших, в несколько нанометров толщиной, чередующихся слоев полупроводника с несколько отличающейся проводимос­тью. Если приложить к разным концам такого сэндвича электри­ческое напряжение, то электроны потекут сквозь эти слои весьма специфичным образом: накопив достаточно энергии, они син­хронно «перепрыгивают» сквозь слой и падают в квантовую яму, излучая затраченную на переход энергию в виде фотонов. Харак­терная особенность такого лазера заключается в том, что он излу­чает непрерывно и равномерно, строго параллельно плоскости, в которой лежат слои полупроводников.

Лазерный излучатель имеет размер всего 50 мкм, что вдвое тоньше диаметра человеческого волоса. При помощи встроенных фотонных кристаллов удалось направить поток излучения от бо­ков к поверхности пленки и заставить лазер излучать в верти­кальном направлении. Таким образом, для использования нового лазера не нужны дополнительные устройства фокусировки, что позволит расширить область применения полупроводниковых ла­зеров. Велика вероятность того, что в будущем микросхемы, со­держащие огромные массивы подобных лазерных излучателей, будут широко применяться в оптических телекоммуникациях, а также в качестве чувствительных сенсоров для различных датчиков.
Фотодетекторы на квантовых ямах и сверхрешетках

1. Фотодетекторы на подзонах квантовых ям

В принципе квантовые ямы могут применяться для регистра­ции света в любой области частот, что связано с их оптически­ми характеристиками, однако именно в инфра­красной области (от 2 до 20 мкм) фотодетекторы на квантовых ямах представляют особый интерес, поскольку на них могут быть организованы системы ночного и теплового видения.

Основная проблема использования фотодиодов, основанных на межзонных переходах через запрещенную зону Е_g в полупро­водниках с р-п переходами, связана с тем, что малые значения Е_g диктуют необходимость работы при очень низких температурах. Например, для полупроводников класса А₃B₅ мы ограничены соединениями InAs_1-х Sb_х с х ≈ 0,5. Для детекторов инфракрасного излучения можно использовать и полупровод­ники A₂B₆ (например, HgCdTe), однако эти вещества являют­ся очень мягкими, плохо подаются обработке и имеют высокие значения темновых токов. Кроме этого, квантовые ямы пред­ставляются весьма удобными объектами для регистрации инф­ракрасного излучения, поскольку для них дипольные матричные элементы, соответствую­щие межподзонным оптическим переходам, очень велики. Кро­ме этого, очень важно, что длина волны излучения может быть легко перестроена за счет изменений параметров ямы в процес­се изготовления (например, ширины). Особенную ценность для практических применений может иметь создание ИК–детекторов в области 8–12 мкм, поскольку именно в этом диапазоне лежит так называемое атмосферное окно, т. е. область пропуска­ния волн, позволяющая осуществлять оптическую связь, связь со спутниками, использовать лазеры на СО₂ (10,6 мкм) и т. п.

На рис. 1 показаны разрешенные переходы с поглоще­нием, удобные для детектирования ИК–излучения изолиро­ванными квантовыми ямами при воздействии внешнего элек­трического поля (естественно, что в практических устройствах используются не отдельные, а множественные квантовые ямы).

Рис. 1. Оптические переходы с поглощением при регистрации ИК–излучения квантовых ям: а – межподзонные переходы; б – переход между связанным состоянием и состоянием внутри узкой непрерывной зоны состояний вне потенциальных ям (F–приложение электрическое поле)

В верхней части (рис. 1,а) представлены два энергетичес­ких уровня в каждой яме, причем второй уровень располагается близко к вершине барьеров. Расстояние между уровнями долж­но составлять 0,1–0,2 эВ, что для полупроводников A₃B₅ соот­ветствует ширине ям около 10 нм. Напомним, что из–за правил отбора поляризация падающего излучения долж­на быть параллельна направлению квантовой локализации. При облучении светом такие фотодетекторы генерируют ток благо­даря туннелированию носителей из квантовых ям. В некоторых случаях наиболее эффективным методом регистрации представ­ляется использование в таких устройствах поглощательных пере­ходов между единственным энергетическим уровнем ямы и пер­вой узкой непрерывной зоной вне ее (рис. 1,б). Для систем AlGaAs – GaAs – AlGaAs эта разность энергий составляет около 0,12 эВ, вследствие чего область спектральной чувствительнос­ти расположена в районе 10 мкм. Преимущество использования описываемых структур связано с тем, что темновой ток фотоде­тектора оказывается меньше, чем в ранее описанных структу­рах, где носители покидают ямы благодаря туннелированию
2. Лавинные фотодетекторы на сверхрешетках

Известно, что при работе так называемых полупроводниковых лавинных фотодетекторов (APD) возникают очень сильные шумы, требующие применения специальных методов для их подавления. Уровень этих шумов может быть значительно снижен, если значе­ние коэффициента лавинного умножения α для одного типа но­сителей (например, электронов) намного выше, чем для другого (дырок). В этом отношении кремний является очень важным по­лупроводниковым материалом для создания лавинных фотодетек­торов (APD), так как в нем соотношение коэффициентов α_е/α_р рав­но примерно 30. Для любого конкретного типа полупроводников это отношение определяется энергетической зонной структурой.

С другой стороны, процесс создания квантовых ям позво­ляет варьировать соотношение коэффициентов α_е/α_р. Например, сверхрешетка или структура из множественных квантовых ям MQW может быть спроектирована таким образом, что в ней раз­рыв зоны проводимости ΔЕ_с будет значительно выше значений ΔЕ_v, соответствующих разрыву валентной зоны. В такой структуре (при пересечении гетероперехода) электроны приобретают значительно большую кинетическую энергию, чем дырки. Та­кая же цель может быть достигнута при создании сверхрешеток в виде «ступенек» (рис. 2,а), где ширина запрещенной зоны меняется для каждой ямы (в этом случае электроны получают дополнительную кинетическую энергию ΔЕ_с переходя в каждую следующую яму).

Рис. 2. Общая схема лавинных фотодетекторов на сверхрешетках:

Квантовые ямы обычно используются для непосредственной мо­дуляции светового излучения, поскольку в них электрооптичес­кие эффекты проявляются значительно сильнее, чем в обычных объемных полупроводниковых материалах (в сущности, из–за слабости электрооптических эффектов в полупроводниках в модуляторах используются такие материалы, как ниобат лития). При рассмотрении экситонного поглощения было показано, что из–за квантово–размерного эффекта Штарка (QCSE) при наложении внешнего электрического поля могут воз­никать очень значительные изменения оптического спектра поглощения квантовых ям. Из–за высокого энергетического барьера экситоны в таких наноструктурах ионизируются внешним полем гораздо слабее, чем в объемных структурах, т. е. «выдерживают» поля примерно до 10⁵ В/см. Очень важным преимуществом мо­дуляторов на квантовых ямах является то, что они легко совме­щаются с разнообразными микроэлектронными устройствами.

Действие модуляторов электропоглощения основано на из­менении коэффициентов оптического поглощения квантовых ям под воздействием внешнего электрического поля. На рис. 3 показана мезоструктура модулятора, ра­ботающего на подобном эффекте, сформированная путем трав­ления. Очевидно, что эффективность действия таких устройств может быть значительно повышена при использовании мно­жественных квантовых ям (MQW), т. е. структур или массивов из нескольких ям (с размерами от 5 до 10 нм) в материалах типа AlGaAs —GaAs —AlGaAs.

Рис. 3. Модулятор электропоглощения, получаемый мезоразмерным

травлением на основе квантово–размерного эффекта Штарка

Структура размещается между р⁺ и n⁺ областями обратно смещенного перехода. Поскольку толщина структур с множественными квантовыми ямами со­ставляет около 0,5 мкм, достаточно малые обратные напряже­ния могут создавать электрические поля с напряженностью до 10⁴–10⁵ В/см, способные изменять край зоны экситонного пог­лощения на 0,01–0,05 эВ.

Модуляторы электропоглощения описанного типа позволяют

модулировать световое излучение с очень большой скоростью. При этом так называемый коэффициент контрастности может быть доведен почти до значений ~100 за счет использования режима отражения (вместо режима пропускания). Технически это дости­гается введением дополнительного металлического слоя в под­ложке, что заставляет луч света проходить структуру два раза. Коэффициент модуляции может быть повышен при понижении температуры: Модуляторы электропоглощения обычно работают в диапазоне частот десятки гигагерц, но при высоких приложен­ных напряжениях частота может быть доведена до 100 ГГц. Верх­няя граница рабочей частоты прибора определяется механизмом выведения носителей из квантовых ям. При небольшом внешнем поле, возникающие (вследствие поглощения) электрон–дырочные пары не могут покинуть пределы ямы, но при достаточно силь­ных внешних полях электроны и дырки туннелируют из ям с ха­рактерными временами порядка нескольких пикосекунд.

Еще один тип модуляторов на квантовых ямах также свя­зан с использованием квантово–размерного эффекта Штарка (QCSE), но он использует фотоны с энергией ниже края экситонного поглощения. В этом случае электрическое поле воздействует главным образом на коэффи­циент преломления среды и меняет фазу падающего излучения. Для повышения эффекта частота падающего фотона должна быть близка к частоте экситонного резонанса, однако не так близка, чтобы привести к заметному поглощению света. В сим­метричных квантовых ямах зависимость коэффициента прелом­ления от напряженности приложенного поля является квадра­тичной, что напоминает известный электрооптический эффект (или эффект Керра) в объемных полупроводниковых материалах с объемно–центрированной кристаллической решеткой. Однако в структурах с квантовыми ямами значения соответствующе­го коэффициента примерно на два порядка выше, что позво­ляет существенно сократить путь, проходимый светом внутри материала. Устройства с длиной порядка сотен микрон могут быть при этом объединены в так называемые оптоэлектронные интегральные схемы (OEIC), примером которых может служить показанный на рис. 4 интерферометр Маха — Зендлера, в котором входной сигнал из оптического волновода расщепля­ется на два луча одинаковой интенсивности, которые проходят в материале по разным каналам, а затем воссоединяются. При наложении электрического поля на одном из маршрутов меняет­ся фаза проходящего сигнала, в результате чего при соединении лучей наблюдается интерференционная картина.


Рис. 4. Общая схема интерферометра Маха–Зендлера


ЛЕКЦИЯ 7
Микроэлектромеханические системы
Микроэлектромеханические системы сокр., МЭМС (англ. Micro–electro–mechanical systems или microelectromechanical systems, micromachines (Japan), micro systems – MST (Europe) сокр., MEMS) – технологии и устройства, объединяющие в себе микроэлектронные и микромеханические компоненты.

Микроэлектромеханические системы (МЭМС) обычно представляют собой интегрированные устройства, выполненные на полупроводниковой (чаще всего кремниевой) подложке и содержащие механические элементы, сенсоры, актуаторы и электронные компоненты. Типичные размеры микромеханических элементов (компонент системы) лежат в диапазоне от 1 до 100 микрон, тогда как размеры кристалла МЭМС–микросхемы достигают величин от 20 микрометров до одного миллиметра.

Микроэлектромеханические системы изготавливаются по таким технологиям обработки полупроводников, как КМОП, БИКМОП и др., (КМОП (комплиментарный МОП–транзистор) — комплиментарная логика на транзисторах металл–оксид–полупроводник, БИКМОП (биполярный комплектарный МОП–транзистор) – технология изготовления интегральных микросхем с использованием биполярных и КМОП транзисторов на одном кристалле, включающим стандартные технологические операции осаждения тонкопленочных слоев, литографическое формирование рисунка, травление и т. д. Для формирования механических и электромеханических элементов при изготовлении МЭМС используются совместимые процессы микрообработки, позволяющие селективно вытравливать элементы кремниевой подложки или добавлять новые структурные слои.

Совмещая в себе элементы полупроводниковой микроэлектроники и механические элементы, созданные микрообработкой, МЭМС делают возможным создание полной лаборатории на чипе. В таких решениях к вычислительным мощностям микропроцессоров добавляются возможности восприятия окружающей среды с помощью интегрированных микросенсоров и воздействия на нее с помощью микроактуаторов. В такой системе микроэлектронная интегральная схема выполняет роль ее «мозга», а МЭМС предоставляет ей «глаза» и «руки», позволяя системе распознавать и контролировать параметры окружающей среды. Микросенсоры системы способны собирать информацию об окружающей среде, измеряя механические, термические, биологические, химические, оптические и магнитные параметры; микропроцессоры обрабатывают полученную информацию и, реализуя алгоритм принятия решений, производят с помощью микроактуаторов ответные действия, управляя движением, позиционированием, стабилизацией, фильтрацией и пр. Поскольку производство МЭМС–устройств использует большое количество технологических приемов, заимствованных из микроэлектроники, это позволяет, при относительно низких затратах, реализовывать на маленьком полупроводниковом чипе системы, беспрецедентные по уровню сложности, функциональности и надежности.

В настоящее время МЭМС–технологии, благодаря чрезвычайно малому размеру создаваемых с ее помощью устройств, уже применяются для изготовления различных приборов; ниже приведены некоторые наиболее распространенные примеры.