НАНОЭЛЕКТРОННЫЕ ЛАЗЕРЫ НА ОСНОВЕ КВАНТОВЫХ ЯМ Перспективы развития

НАНОЭЛЕКТРОННЫЕ ЛАЗЕРЫ НА ОСНОВЕ КВАНТОВЫХ ЯМ Перспективы развития лазерной техники связаны с разработкой миниатюрных лазеров с малыми пороговыми токами лазерной генерации и с высокой частотой токовой модуляции лазерного излучения (десятки гигагерц). Такими свойств обладают наноэлектронные лазеры с вертикальными резонаторами (ЛВР, VCL - vertical cavity laser). Принцип работы наноэлектронных ЛВР аналогичен обычному полосковому лазеру. В обоих типах лазеров используется резонатор Фабри –Перо, который представляет собой два соосных, параллельно расположенных и обращенных друг к другу зеркала, между которыми может формироваться резонансная стоячая оптическая волна. В лазерах одно из зеркал делается обычно более пропускающим для преимущественного вывода излучения в этом направлении. Индуцированное излучение достигается за счет инжекции и рекомбинации электронов и дырок в активной области. ЛВР-лазер отличается от обычного полоскового лазера способом формирования лазерного резонатора. У обычного полоскового лазера ось резонатора лежит в плоскости полупроводниковой пластины и излучение параллельно плоскости пластины. В ЛВР резонатор Фабри-Перо образован двумя брэгговскими зеркалами, которые формируются в едином технологическом процессе роста лазерной структуры.

Брэгговские зеркала - структуры, которые состоят из чередующейся последовательности слоев двух различных оптических материалов. На каждой границе между двумя прозрачными материалами с различными коэффициентами преломления происходит френелевское отражение (сила отражений меняется в зависимости от угла обзора). Все отраженные от поверхностей волны интерферируют, в результате чего появляется четкое отражение. Брэгговские зеркала образованы совокупностью слоев, расположенных параллельно исходной подложке, а ось резонатора и направление излучения перпендикулярны (вертикальны) по отношению к плоскости полупроводниковой пластины. Два брэгговских зеркала образуют резонатор лазера. Эти зеркала образованы полупроводниковыми четвертьволновыми слоями с чередующимися показателями преломления (например, λ/4 слоями Ga. As и λ/4 слоями Al. Ga. As). Между брэгговскими зеркалами лазера расположены полупроводниковые слои, содержащие активную область лазера. В ней находятся одна или несколько полупроводниковых квантовых ям или квантовых точек. Для достижения высокой внутренней квантовой эффективности активная область не легируется.

При использовании полупроводниковых брэгговских зеркал инжекция носителей заряда в активную область может осуществляться непосредственно через зеркала. Для этого в верхнем из них используется легирование p-типа, а в нижнем – n-типа. Лазер представляет собой (p–i–n ) структуру. Конструкция ЛВР-лазера, разработанного НПО «Октава» (г. Новосибирск), приведена на рисунке (а). Коэффициент отражения выходного зеркала этого лазера, содержащего 25 слоев, превышает уровень 0, 99 на рабочей длине волны лазера 0, 85 мкм. Активная область лазера содержит три Ga. As квантовые ямы шириной 8 нм. Для достижения максимального коэффициента оптического ограничения, квантовые ямы располагаются вблизи максимума амплитуды стоячей волны. За счет проникновения световой волны в зеркала этот участок превышает расстояние между зеркалами. Оптическое ограничение в лазере это ослабление прошедшего излучения при увеличении интенсивности падающего излучения. Оно применяется для управления формой и амплитудой лазерных импульсов

Для большинства лазеров длина волны резонатора определяется как расстояние между зеркалами. Для ЛВР это расстояние, как правило, меньше толщины брегговских зеркал, образующих резонатор. Для таких лазеров используют понятие «эффективная длина резонатора» , которая определяется как некоторый участок резонатора, где локализована большая часть энергии моды. Лазерные «моды» - это собственные частоты лазерного резонатора. Эффективная длина резонатора Lэфф ЛВР обычно в несколько раз превышает расстояние между брэгговскими зеркалами. Но ЛВР имеют наименьшую длину резонатора в сравнении с любыми другими лазерами. Типичный размер апертуры ЛВР составляет примерно 10 мкм, что определяет заметно меньшую расходимость лазерного излучения (единицы градусов) в сравнении с полосковыми лазерами, у которых расходимость излучения составляет десятки градусов в плоскости, перпендикулярной (p–n) переходу. Апертура (лат. apertura - отверстие) в оптике - характеристика оптического прибора, описывающая его способность собирать свет и противостоять дифракционному размытию деталей изображения. Обычно апертура ЛВР имеет форму круга или квадрата, что определяет симметричную диаграмму направленности лазерного излучения. Излучение ЛВР может выводиться как через верхнее зеркало, так и через оба зеркала. Направления для вывода излучения определяется соотношением коэффициентов отражения нижнего и верхнего зеркал.

Характерное значение Lэфф ЛВР примерно 1 мкм. Соответственно ЛВР характеризуются наибольшим межмодовым расстоянием, существенно превосходящим полосу усиления активной области лазера, что предопределяет одномодовый режим генерации лазера. Для описания лазерного излучения в резонаторе требуются данные: • О распределении интенсивности в зависимости от длины волны; • О геометрическом распределении интенсивности излучения в резонаторе. Обе эти характеристики относятся к понятию «мод» . В первом случае говорят о продольных «модах» , во втором – о поперечных. Лазер обладает малыми оптическими потерями и высокой добротностью лазерного резонатора. Резонатор лазера образован высокоэффективным низколегированным (выходное зеркало) и нелегированными (верхнее зеркало) отражателями, что значительно снижает оптические потери на поглощение свободными носителями заряда. С целью уменьшения оптических потерь все высоколегированные слои (контактные, апертурные, туннельные) располагаются в узлах стоячей волны.

Основные преимущества наноэлектронных лазеров: • низкие пороговые и рабочие токи за счет малого объема резонатора ЛВР; ЛВР имеет самые минимальные размеры; • ЛВР имеют малую расходимость излучения, симметричную диаграмму направленности излучения за счет относительно больших и симметричных апертур. • Эффективность ввода излучения ЛВР в оптическое волокно может превышать 90% за счет хорошего согласования параметров излучения лазера с числовой апертурой волокна: • сверхвысокие частоты токовой модуляции за счет сверх малой длины и малого объема лазерного резонатора (до 20 ГГц в настоящее время); • одномодовый режим работы, определяемый большим межмодовым расстоянием, что задается сверхмалой длиной резонатора; • высокая температурная стабильность длины волны генерации λ, что определяется малым температурным коэффициентом изменения положения резонанса Фабри — Перо. Типичное для ЛВР значение dλ/d. T ≈ 0, 06 нм/град, что в 5 раз ниже в сравнении с аналогичным параметром для полосовых полупроводниковых лазеров; • возможность создания линеек и матриц ЛВР с большим числом элементов, что необходимо для быстродействующих оптических систем передачи и обработки информации; • возможность создания миниатюрных мощных лазеров. Недостатки наноэлектронных лазеров: • высокая стоимость технологического оборудования; • сложность технологических процессов, используемых для создания прецизионных и многослойных гетероструктур.

НАНОЭЛЕКТРОННЫЕ ФОТОПРИЕМНИКИ Наноэлектронные фотоприемники (ФП) с объемными слоями, квантовыми ямами и квантовыми точками (КТ) имеют следующие преимущества: • снимается запрет на оптические переходы, поляризованные в плоскости ФП, что дает возможность работы прибора при нормальном падении света без применения дополнительных решеток и отражателей; • увеличивается коэффициент поглощения света для внутризоновых и экситонных переходов из-за локализации волновой функции носителей заряда во всех трех измерениях пространства; • увеличивается время жизни фотовозбужденных носителей заряда вследствие низкой скорости захвата носителей в КТ, а значит, увеличивается коэффициент фотоэлектронного усиления из-за отсутствия разрешенных энергетических состояний между уровнями в КТ и зоной распространенных состояний, либо из-за подавление рассеяния на оптических фотонах, когда энергетический зазор между уровнями различного квантования больше энергии оптического фотона; • малые темновые токи, а значит, высокая рабочая температура фотодетектора. Это объясняется равенством энергии фотоионизации КТ и энергии активации проводимости из-за дискретного энергетического спектра носителей в КТ.

Недостатки фотоприемников со слоями квантовых точек (КТ ): • дисперсия размеров КТ в массиве, приводящая к неоднородному уширению спектра поглощения и уменьшению абсолютной интенсивности фотоотклика; • низкая слоевая плотность КТ (10 -9. . . 1012 см— 2 ), которая на 2. . . 3 порядка меньше типичных концентраций электронов в двухмерных подзонах ФП с квантовыми ямами (1011. . . 1012 см– 2). Конструкция фотоприемника, содержащего в активной области восемь слоев квантовых точек Ge, изображена на следующем рисунке. Слои выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии в условиях сверхвысокого вакуума на сильно легированной кремниевой подложке РТ, служащей нижним оптическим контактом. Верхний электрод формировался осаждением 50 нм p+–Si с концентрацией бора 1019 см– 3. Толщина областей Si между соседними слоями Ge составляет 10 нм. Нанокластеры Ge (квантовые точки) имели средние размеры в плоскости роста 15 нм, высоту 1, 5 нм. Их слоевая плотность составляла 3 • 1011 см– 2. На расстоянии 10 нм от каждого слоя Ge проводилось σ-легирование кремния бором со слоевой концентрацией бора 6 • 1011 см– 2.

При таком расстоянии практически все дырки переходили из Δ-легированных слоев в слои Ge, что обеспечивало практически полное заселение основного состояния квантовых точек дырками. Активная область прибора площадью 1, 5 х1, 5 мм 2 формировалась с помощью жидкостного травления в растворе HF: HNO 3 на глубину 5 мкм. Для создания контактов к слоям (p+) –Si напылялись золотые площадки диаметром 0, 5 мм. Измерения фотоотклика проводились между верхним и нижним слоями p+–Si. . Фотодетектор, изображенный на следующем рисунке, представляет собой транзистор с плавающей базой Роль базы выполняет массив нанокластеров Ge, заключенный внутри слоя i–Si между (p+) –Si — эмиттером и (p+) –Si — коллектором. В отсутствие освещения квантовые точки обладают положительным зарядом дырок, находящихся в основном состоянии. Электрический потенциал заряженных КТ создает потенциальный барьер для дырок величиной Δφ= LKΣ/(εε 0), где L - период повторения слоев Ge; K - число слоев КТ; Σ - плотность заряда в каждом из слоев КТ; ε— относительная диэлектрическая проницаемость кремния; ε 0— энергетическая постоянная.

Механизм появления фотопроводимости можно понять из приведенного выше рисунка. Дырки в КТ при освещении переходят из основного состояния в возбужденное, в котором волновая функция дырки имеет больший радиус локализации вследствие подбарьерного проникновения. Это означает, что при освещении уменьшается эффективная плотность положительного заряда, сосредоточенного в слое КТ Σ, а значит, уменьшается потенциальный барьер Δφ между эмиттером и коллектором, и возрастет термоэмиссионный ток дырок через структуру. Для работы в оптическом диапазоне 1, 1. . . 1, 6 мкм могут использоваться биполярные (p–i–n)-Ge/Si фототранзисторы. Роль плавающей базы транзистора выполняют 12 слоев нанокластеров Ge, встроенных в p-область Si. Действие транзистора основано на уменьшении потенциального барьера для электронов между сильно легированными областями n+–Si вследствие фотогенерации дырок в островах Ge в результате межзоновых переходов и появления в них положительного заряда, приводящего к увеличению тока инжекции из эмиттера в коллектор. Фоторезисторы освещается со стороны (p–n) переходов.

Спектральная характеристика фотоотклика рассматриваемого прибора приведена на следующем рисунке. Максимальная квантовая эффективность составила 3% для длины волны 1, 3 мкм. Дальнейшее увеличение квантовой эффективности до 21% может быть достигнуто за счет реализации волновой структуры фотоприемника.

Волоконно-оптические системы передачи информации , работающие в инфракрасной области с λ= 1, 3. . . 1, 5 мкм, нуждаются в создании чипов, содержащих весь набор элементов и узлов: модуляторов, демодуляторов, мультиплексоров, излучателей и фотоприемников. Для уменьшения стоимости систем нужно, чтобы все компоненты могли быть интегрированы в современную кремниевую технологию СБИС и сформированы на кремниевых подложках. Однако, сам кремний прозрачен для фотонов с длиной волны больше 1, 1 мкм. Хорошей чувствительностью в области 1, 5 мкм обладают германиевые фотоприемники (ФП), требующие создания гетероструктур Ge/Si, фоточувствительных при комнатной температуре в диапазоне длин волн 1, 3. . . 1, 5 мкм. Обычно критерием оценки качества таких ФП служит величина квантовой эффективности темпового тока при напряжении 1 В или тока насыщения в диодных структурах. При длине волны λ = 1, 3 мкм квантовая эффективность таких ФП составляла η = 11% при засветке торца планарных волноводов, сформированных на той же кремниевой подложке. В последнем случае прохождения света вдоль слоев Ge. Si и многократное отражение от стенок волновода и позволяло достичь больших значений η. Типичные значения плотности темнового тока при смещении 1 В и комнатной температуре составили 10– 4. . . 10– 3 А/см 2, а плотность тока насыщения 10– 2 А/см 2, что существенно превышало токи как и кремниевых, так и в германиевых (p -n)-диодах.

Важным шагом в решении проблемы разработки эффективных Ge/Si фотоприемников стала замена сплошных слоев Ge. Si слоями германиевых квантовых точек. Гетероструктуры Ge/Si с когерентно введенными нанокластерами Ge могут встраиваться в кремниевые СБИС, т. к. в них возможно заращивания упруго напряженных германиевых слоев совершенными по структуре слоями Si, на которых затем можно формировать другие элементы СБИС. На рисунке (а) приведена конструкция Ge/Si фотоприемника, содержащего массивы Ge со слоевой плотностью КТ на уровне 1012 см– 2 и размерами точек менее 10 нм. Он имеет малые темновые токи и высокую чувствительность к излучению с длиной волны фотонов 1, 3. . . 1, 5 мкм. На рисунке (б) - энергетическая диаграмма фотоприемника в равновесии. Фотоприемник представляет собой кремниевый p–i–n диод со встроенными в базовую область 30 слоями КТ Ge, разделенными промежутками Si толщиной 20 нм. Для уменьшения размеров и увеличения их плотности островки Ge были сформированы на предварительно окисленной поверхности кремния. Фотоприемник имеет темновой ток насыщения, на один-два порядка меньший тока в Ge (p–n)-диодах (10– 4. . . 10– 3 А/см 2).

Это указывает на то, что ширина запрещенной зоны в гетероструктуре Ge/Si с КТ больше, чем в объемном Ge, вследствие эффекта размерного квантования энергетического спектра. Плотность темнового тока при обратном смещении, равном 1 В, составила 2 • 10– 5 А/см 2. Типичные спектральные зависимости ампер-ваттной чувствительности при различных обратных напряжениях показаны на следующем рисунке. Фоточувствительность Ge/Si (низшее энергетическое состояние для электронов) находится в зоне проводимости Si, а низшее состояние для дырок - в Ge. Поглощение фотонов с энергией, меньшей ширины запрещенной зоны Si, приводит к переходу электронов из валентной зоны Ge в зону проводимости Si. При этом в зоне проводимости Si появляются свободные электроны, а в островах Ge - дырки. Поскольку дырки локализованы в КТ Ge, то в слабых электрических полях основной вклад в фототок вносят только электроны. При больших напряжениях дырки могут эффективно туннелировать из локализованных в КТ, в состоянии валентной зоны Si, увеличивая тем самым фототок. При достаточно сильных полях, когда все фототоки имеют возможность оторваться от КТ, происходит насыщение величины фототока.