1-подложка; 2-растущая пленка;

3-заслонки; 4-эффузионные ячейки.

Выращивание высококачественных эпитаксиальных слоев методом МЛЭ требует тщательности в подго­товке подложек, поскольку в методе МЛЭ, как правило, не ис­пользуется очистка поверхности в самой камере роста, за исключе­нием удаления окисных слоев.

Эпитаксиальный рост слоев полупроводниковых соединений включает ряд последовательных событий, важнейшими из которых являются:

1) адсорбция составляющих вещество атомов и молекул;

2) миграция и диссоциация адсорбированных частиц;

3) пристраивание составляющих атомов к подложке, приводя­щее к зародышеобразованию и росту слоя.

Растущая тонкая пленка имеет кристаллографическую структу­ру, определяемую подложкой.

Атомы, попадающие на подложку, адсорбируются на поверхности. На первом этапе это представляет собой адсорбцию за счет слабых ван-дер-ваальсовых и (или) элект­ростатических сил — этап физсорбции. На втором этапе молекулы вещества переходят в хемосорбированное состояние, при котором происходит электронный перенос, т. е. химическая реакция между атомами поверхности и атомами вновь поступившего вещества. Энергия связи при химической адсорбции больше, чем при физи­ческой.

Существуют и другие технологии, такие как газофазная эпитаксия из металлоорганических соединений и нанолитография.

Применение квантово-размерных структур в приборах наноэлектроники

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. При достаточно малой толщине активной области она 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, происходящее 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 4πm/πh2. Создание лазеров с квантово-размерной активной областью позволило получить непрерывную генерацию при комнатной температуре и в дальнейшем снизить пороговый ток инжекционного лазера до величин ~ 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 температуре, но и при температурах на много десятков градусов выше.

Другой важной особенностью лазеров на квантовых ямах является возможность их частотной перестройки. Минимальная энергия излучаемых световых квантов равна hn = Eg + E1e + E1h. Она меняется при изменении a (ширина квантовой ямы, и т.п.), т. е. путем изменения ширины квантовой ямы можно осуществлять перестройку частоты генерации, сдвигая ее в коротковолновую сторону по сравнению с лазерами с широкой (классической) активной областью.

В квантовых точках энергетический спектр меняется еще более радикально, чем в квантовых ямах. Плотность состояний имеет 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. Лазеры могут содержать одну или (для увеличения оптического усиления) несколько плоскостей, заполненных квантовыми точками. Согласно теоретическим оценкам, диодные лазеры с активной средой из квантовых точек должны обладать значительно лучшими свойствами по сравнению с лазерами на квантовых ямах, а именно: существенно большим коэффициентом усиления, меньшей пороговой плотностью тока, полной невосприимчивостью к температуре решетки, лучшими динамическими характеристиками и большими возможностями для контроля за энергией кванта излучения.

Фотоприемники на квантовых ямах

Процессы оптической ионизации квантовых ям могут использоваться для создания 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 (рис. 1). Если исходный электрон имел энергию, близкую к краю зоны в широкозонном материале, то из рис. 1 видно, что испускаемый фонон должен иметь достаточно большой импульс:

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

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 mэф, которая, очевидно, должна быть пропорциональна квантово-механическому коэффициенту прохождения электрона над квантовой ямой. Первый и третий факторы максимальны для резонансных квантовых ям, а τq, напротив, минимально для них. Однако совокупное действие всех факторов оказывается таковым, что фотоприемники на квантовых ямах будут иметь лучшие параметры в случае резонансных ям.