eng
Выпуск #3/2015
Б. Матвеев
К вопросу о терминологии в средневолновой инфракрасной оптоэлектронике
К вопросу о терминологии в средневолновой инфракрасной оптоэлектронике
Просмотры: 5056
Рассмотрены нюансы использования различными авторами таких важных понятий средневолновой ИК- оптоэлектроники (λ = 3–7 мкм), как отрицательная люминесценция, радиационные охлаждение и температура, квантовый выход и быстродействие свето- и фотодиодов.
Теги: mid-ir leds and photodiodes negative luminescence quantum efficiency quantum yield radiant refrigeration response time ик-свето- и фотодиоды квантовая эффективность квантовый выход и быстродействие отрицательная люминесценция радиационное охлаждение
В
научной литературе можно встретить публикации, авторы которых утверждают, что при некоторых допущениях квантовая эффективность средневолновых инфракрасных (ИК) фотодиодов (ФД) превышает единицу. Это, разумеется, выходит за рамки принятых физических представлений и требует пояснений, которые обычно сопровождают подобные утверждения [1,2]. Непривычно выглядят также значениякоэффициента полезного действия светодиодов (СД), превышающего единицу [см., например, 3]. Но, более чем странный, на первый взгляд, результат становится понятным после внимательного прочтения литературы по ИК-светодиодам. Авторы некоторых работ, рассматривающие эффекты радиационного охлаждения (термоэлектрического возбуждения) и фотоэлектрических явлений в полупроводниковых p–n-структурах, либо излишне расширительно, либо не вполне корректного используют терминологию, принятую в ИК-оптоэлектронике. В чем же дело?
Отрицательная люминесценция и радиационное охлаждение
Термин "отрицательная люминесценция" (ОЛ) уже давно перестал удивлять физиков. Он прочно вошел в лексикон исследователей, занимающихся оптоэлектронными приборами для диапазона длин волн 3–7 мкм, и в Британскую энциклопедию. Но иногда ОЛ заменяют понятием "радиационное охлаждение" [6]; степень этого охлаждения (∆Т) часто имеет размерность температуры [K]. Способы определения такого радиационного охлаждения, сопровождаемого возникновением отрицательного потока фотонов, подробно освещены в соответствующих обзорах [7]. У неискушенного читателя из-за терминологической "демократии" может возникнуть путаница, поскольку под "радиационным охлаждением" можно понимать два различных физических явления. Во-первых, – собственно ОЛ, возникающую при обратном смещении p–n-перехода и означающую превалирование поглощения над излучением в спектральной области, близкой к краю собственного поглощения активной области [6–8]. Во-вторых, – эффект "теплового насоса" или термоэлектрического возбуждения при смещении p–n–перехода в прямом направлении [3–6]. Во втором случае, благодаря взаимодействию фононного и фотонного полей, у фотона, покидающего полупроводник, возникает добавочная энергия. По нашему мнению, во избежание будущих недоразумений понятие "радиационное охлаждение" следует относить к эффектам, возникающим лишь при прямом смещении p–n-перехода.
Квантовая эффективность фотопреобразования
В отличие от радиационного охлаждения, упомянутые выше и относящиеся к работе ФД случаи, могут быть проанализированы без привлечения знаний математической физики, их можно рассмотреть в рамках обычных понятий геометрической оптики и закона Бугера-Ламбера. Действительно, для правильного определения эффективности работы ФД ключевым параметром является точное значение количества квантов (фотонов), попадающих в электрически активную зону фотоприемника. Именно поэтому в измерениях используют, как правило, модель абсолютно черного тела (АЧТ) с заданной (фиксированной) температурой (Т); плотность излучения при этом определяется "нобелевской" формулой Планка и, разумеется, расстоянием между АЧТ и ФД. Однако, несмотря на известность количества фотонов, излучаемых АЧТ в выделенной спектральной области, указать точное количество квантов, попадающих в активную зону ФД, в ряде случаев не представляется возможным. Иными словами, ряд фотодиодов обладает такой конструкцией, что определить площадь сбора излучения невозможно или можно лишь приблизительно ее оценить. Причем, почти всегда можно с уверенностью говорить, что площадь сбора излучения в ФД, не содержащих внешних концентраторов излучения, всегда больше площади p-n перехода (т. е. площади электрически активной части) [1, 2, 9–11]. Это утверждение связано с тем, что часть излучения, вошедшего в чип ФД, может быть перенаправлена к p–n-переходу многократным отражением от граней, искривленных поверхностей или иных составных частей гетероструктуры, например от омических контактов. Последнее замечание особенно актуально для ФД, имеющих флип-чип-конструкцию с широким омическим контактом [1, 2, 11].
В качестве примера можно указать на зависимость токовой чувствительности на длине волны 4,2 мкм SI, имеющей размерность [А/Вт] от соотношения площади p–n-перехода и квадрата глубины мезы, приведенную в [11]. Она показывает, что при увеличении высоты наклонных стенок мезы (т. е. ее глубины) площадь сбора излучения увеличивается и, соответственно, растет фототок ФД. Использование наклонных стенок мезы для повышения площади сбора излучения, т. е. создание внутренних концентраторов излучения, широко известно и давно используется в полупроводниковой оптоэлектронике, например при создании диодных панелей большой площади с минимально возможной величиной обратного тока. Такие панели используют для защиты фотоприемных матриц от внешних тепловых шумов [7, 8]. При создании панелей используют, как правило, набор идентичных ФД, включенных в обратном направлении, т. е. излучающих ОЛ.
С другой стороны, для ряда конструкций ФД можно достаточно точно указать верхний предел количества квантов, поступающих в область p–n-перехода. Одной из таких конструкций является "иммерсионный" ФД, т. е. ФД, сопряженный с линзой с помощью иммерсии, чаще всего с помощью оптического клея [12, 13] (рис.1). Иммерсионный слой ("клей") на схеме не показан, в данном случае подразумевается, что иммерсию обеспечивает отсутствие воздушной прослойки между линзой и поверхностью ФД. Имеется в виду, что расстояние между поверхностями линзы и ФД много меньше длины волны излучения. Такое сопряжение требует высокоточного оборудования для достижения "оптического" качества поверхностей ФД и линзы. При использовании оптического клея требования к качеству сопрягаемых поверхностей в иммерсионном ФД, разумеется, менее строги.
Для ФД с иммерсионной линзой оптическая площадь существенно увеличивается, при этом количество квантов, попадающих в область p–n-перехода, не может превысить количества квантов, вошедших в линзу. Это количество достаточно точно может быть оценено для линзы с известным диаметром. Поэтому параметры для иммерсионных ФД могут служить некоторым "эталоном" для характеризации свойств p–n-перехода и активной области в исходном чипе ФД[1]. Действительно, как показывают измерения, квантовая эффективность уменьшается при присоединении иммерсионной линзы к "голому" чипу ФД (рис.2) [13]. На деле это означает уменьшение токовой чувствительности ФД. Среди возможных причин уменьшения этого важного параметра можно назвать оптические потери, вызванные как паразитным поглощением, так и неполнотой фокусировки излучения на активную область ФД. Тем не менее, несмотря на снижение токовой фоточувствительности, для потребителя использование иммерсионного ФД почти всегда предпочтительно и полезно, поскольку при этом достигается существенное увеличение отношения сигнал/шум при оптических измерениях слабых сигналов. Для наиболее употребительного параметра – обнаружительной способности D*λ – такое увеличение в зависимости от угла зрения составляет от n 2 до n 4, где n – показатель преломления наименее плотного оптического материала, используемого в конструкции ФД [12]. Для средневолновых ФД, изготовленных из гетероструктур на основе арсенида индия (n ≈ 3,4) с диаметром активной области ~280 мкм, присоединенных к кремниевой линзе (n = 3,5) с помощью халькогенидного стекла (n = 2,4), увеличение D* составляет в среднем около 10 раз для линзы с рабочим диаметром 3,3 мм (см. рис. 2б).
Увеличение площади сбора фотонов в ФД с тонким кольцевым контактом на лицевой стороне узкозонной части структуры можно обеспечить также и за счет лучей, отраженных от тыльной стороны подложки GaSb или InAs. Авторами [9, 10] было установлено, что полупроводниковый приемник с развитой тыльной поверхностью подложки, наряду с расширенным диапазоном спектральной чувствительности, обладает еще и повышенной эффективностью в средней ИК-области спектра (1–5 мкм) за счет дополнительного поглощения в активной области гетероструктуры фотонов, многократно переотраженнных от криволинейных поверхностей углублений в полупроводниковой подложке (рис.3). Действительно, при создании рельефа к исходным потокам А и D, поглощаемым в поверхностном слое ФД с плоской тыльной стороной подложки, добавляются потоки, формируемые за счет потоков B и C и их последующих "отголосков". Повышение фоточувствительности в области длин волн 1–2,5 мкм (подложка GaSb) и 1,5–4 мкм (подложка InAs), согласно данным указанных работ, невелико (~ 30%). Поэтому понятно, что предложенный подход способен в будущем дать значительное увеличение чувствительности при использовании других, более прозрачных подложек, например GaAs для диапазона длин волн λ = 1–2,5 мкм) и GaSb для λ = 2–4 мкм.
В некоторых типах ФД токовая чувствительность (квантовая эффективность) может быть повышена за счет увеличения коэффициента отражения от тыльной стороны структуры. К такому типу устройств можно отнести ФД, имеющие конструкцию флип-чип и отражающие контакты, например анод (R = 0,6 [11]). В таких диодах часть не поглощенных при первом проходе квантов может при отражении от контакта быть перенаправленной в сторону активной области, что даст увеличение фототока. Естественно, что подобный механизм увеличения квантовой эффективности актуален для излучения с невысоким коэффициентом поглощения, т. е. вблизи длинноволнового края поглощения активной области. В коротковолновой части спектральной кривой не стоит ожидать увеличения квантовой эффективности из-за полного поглощения излучения активной областью – эффекты, обусловленные отражением от контакта для этой области спектра, могут быть проигнорированы. Понятно также, что при затенении всех частей ФД, кроме активной области, квантовая эффективность не может превысить единицу.
Быстродействие ФД
Термин "быстродействующие ФД" также требует уточнения, поскольку разные авторы вкладывают несколько разный смысл в это понятие. В качестве примера рассмотрим работы, в которых термин "быстродействующие" или "сверхбыстродействующие" ФД вынесен в название статьи [14–16]. В работе [15] под быстродействием ФД из InAs понимается постоянная времени RC-цепочки, вычисляемая для R = 50 Ом и составляющая 30–80 нс для ФД диаметром D = 0,2–0,3 мм. Иногда ограничиваются приведением значения емкости ФД, например C = 2–5 пФ при обратном смещении (U = –(0,2–0,4 В)) для ФД диаметром Ø = 50 мкм [16]. В работе [17] приведено вдвое меньшее, чем в [15], значение постоянной времени (τ = 15 нс) для ФД на основе p-InAsSbP/n-InAs с сопоставимыми размерами, полученное при измерениях с помощью полупроводникового лазера на основе GaAs. Еще меньшее значение для постоянной времени можно обнаружить в [18] (расчетное значение τ = 1–6 нс для диода площадью 1 мм 2), а также в спецификациях серийно выпускаемого фотодиода J12-LD2-R250U из арсенида индия диаметром Ø = 250 мкм, для которого термин "High-Speed" (τ<3 нс) применен лишь к описанию схемы его включения, а не к прибору в целом [19]. В этой связи разумным представляется приведение в названии статьи значения, относящегося к быстродействию, например значения произведения коэффициента умножения на полосу пропускания лавинного фотодиода (см., например, [14]) или полосу пропускания (см., например, [16], но без расширительной трактовки и распространения одних данных на все типы исследованных ФД).
Мощность излучения.
Весьма распространенным прилагательным, используемым для характеристики средневолновых светодиодов, является прилагательное "мощный" [20–22] или "очень мощный" [23]. Понятно, что в понятие "мощный" авторы вкладывали смысл "оптически мощный" светодиод. При этом нередко оказывается, что "очень мощный" (в оригинале "high power", 5 мВт, I = 1,4 А [23]) уступает по оптической мощности просто "мощному" (5,5 мВт, I = 9 A [20]) при сопоставимых токах накачки. Несложный расчет показывает также, что эффективность преобразования, определяемая, например, для светодиодов из номинально одинаковых структур с активной областью из арсенида индия [20–23] и имеющая размерность миливатт на ампер, постепенно уменьшается с ростом номера тома журнала. Заметим также, что уменьшение коэффициента преобразования в более поздних работах, указанных авторов (см., например, [20]) получено, несмотря на существенные доработки конструкции чипа СД, т. е. при переходе от конструкции с точечным контактом к p-области [21] и удаленностью p–n-перехода от теплоотвода [21, 22] к конструкции чипа с точечным контактом к n-области и максимальным приближением p–n-перехода к теплоотводу, т. е. при монтаже эпитаксиального слоя вниз на корпус [20]. По всем предпосылкам и соображениям, приведенным в [24, 28], СД в [20] должны были бы быть более эффективными и мощными, чем СД в [21, 22]. Вопрос несоответствия ожиданий и реальных данных уже рассматривался нами в [24] применительно к измерениям с помощью инфракрасных микроскопов.
Внутренний квантовый выход
Довольно часто приводимый авторами внутренний квантовый выход, получаемый из экспериментальных значений оптической мощности, имеет значение, не соответствующее всей совокупности данных об объекте исследования, прежде всего температурной зависимости его оптической мощности. На подобное несоответствие уже обращалось внимание ранее в обзоре [24] и отмечалось, что стандартное для светодиодов из арсенида индия увеличение мощности на 1–2 порядка при охлаждении от 300 до 77К означает, что при комнатной температуре внутренний квантовый выход не может превышать 1–10%. К сожалению, некоторые авторы (см. например, [20]) пренебрегают простыми оценками квантового выхода, основанными на предположении о 100%-ом квантовом выходе в InAs при температурах ниже 77 К и неизменности пропускания слоев в гетероструктуру при изменении температуры. По нашему мнению, завышенное значение мощности и, соответственно, внутреннего квантового выхода, связано, вероятнее всего, с методическими ошибками при расчете мощности. Такое предположение вполне уместно, если учесть сильное различие значений мощности в импульсном и непрерывном режимах [20–23]. Это различие, конечно же, должно быть, но только при больших токах накачки, когда чип СД разогревается Джоулевым теплом (см., например, данные в [24, 25]).
Радиационная температура
Для большинства применений ИК-светодиодов первостепенное значение имеет их светимость или яркость, а не их интегральная мощность излучения. Это связано с тем, что для эффективного использования излучения и подаваемой на излучатель электрической мощности важно, чтобы размер активной области СД был существенно меньше, чем размер фокусирующих оптических элементов, например иммерсионных линз или зеркал, используемых в измерительном устройстве. Так, например, при использовании СД с поперечным размером активной области 430 мкм, микроиммерсионных линз размером ~1 мм и сферических зеркал диаметром 68 мм удалось создать измерительный канал на длину волны 3,3 мкм с оптической длиной до 100 м [26]. При этом становится понятным, что ключевым параметром в светодиоде является мощность излучения с единицы площади его активной области (мВт/см 2). Очень часто для характеристики такой "удельной" мощности пользуются понятием "радиационная температура" или "apparent temperature"(Та) [24, 27]. Аналитические выражения для вычисления радиационной температуры можно найти, например, в [27]; на рис. 4 приведены данные для самых ярких на сегодняшний день средневолновых ИК СД, для которых эффективная радиационная температура на длине волны 3,3 мкм составляет 1250 К [24, 28]. Значение эффективной радиационной температуры (Та) указано для максимального значения импульсного тока (4.5 А) для СД с глубокой мезой травления и текстурированной поверхностью, полученной химическим травлением световыводящей поверхности n+-InAs. Помимо высокой яркости предложенные в [28] СД удобны для стыковки c оптическим волокнами, что создает предпосылки для их использования в волоконно-оптических датчиках, например датчиках химического состава жидкости, работающих по методу исчезающей волны.
Вместо заключения
Нам представляется, что понимание перечисленных выше нюансов использования терминологии ИК-оптоэлектроники важно для правильной оценки применимости той или иной конструкции ФД или СД к решению конкретной технической задачи. Таких задач в последнее время становится все больше, причем все более и более важное значение приобретает баланс между быстродействием, чувствительностью, мощностью, яркостью и возможностью использования ФД/СД в волоконно-оптических системах, например для измерения нагретых до невысоких температур объектов [29].
Автор выражает благодарность сотрудникам группы диодных оптопар MIRDOG лаборатории инфракрасной оптоэлектроники ФТИ им.А.Ф.Иоффе РАН за помощь в работе.
Появление данной статьи обусловлено выполнением работ по проекту "Разработка технологии получения полупроводниковых фоточувствительных материалов для матричных инфракрасных фотоприемников и тепловизоров". Код контракта 14.576.21.0057.
Литература
Ильинская Н. Д., Карандашев С. А., Карпухина Н. Г. и др. Диодные матрицы формата 3x3 на основе одиночных гетeроструктур р-InAsSbP/n-InAs. – Прикладная физика, 2014, № 6, с. 47–51.
Brunkov P. N., Il’inskaya N.D., Karandashev S. A. et al. Cooled P-InAsSbP/n-InAs/N-InAsSbP double heterostructure photodiodes. – Infrared Physics & Technology, 2014, v. 64, p.62–65.
Santhanam P., Huang D., Ram R. J. et al. Room Temperature Thermo-Electric Pumping in mid-Infrared Light-Emitting Diodes. – Appl. Phys. Lett. 2013, v.103, № 19, p. 183513.
Tauc J. The share of thermal energy taken from the surroundings in the electro-luminescent energy radiated from a p-n junction. – Czech. J. Phys., 1957, v.7, p. 275–276.
Dousmanis G. C., Mueller C. W., Nelson H. and Petzinger K. G. Evidence of refrigeration action by means of photon emission in semiconductor diodes. – Physical Review 1964, v.133, p.A316–318.
Berdahl P. Radiant refrigeration by semiconductor diodes. – Journal of Applied Physics 1985; v.58, p.1369–1374.
Elliott С. Т. Negative luminescence and its applications. – Phil. Trans. R. Soc. Lond. A, 2001, v.359, p.567.
Lindle J. R., Bewley W. W., Vurgaftman I. et al. Negative Luminescence from Large – Area HgCdTe Photodiode Arrays with 4.8–6.0 μm Cut-off Wavelengths. – IEEE Journal of Quantum Electronics, 2005, v.41, p. 227–233.
Патент 2488916 РФ. Полупроводниковый приемник инфракрасного излучения/ Гребенщикова Е. А., Старостенко Д. А., Шерстнев В. В. и др.
Гребенщикова Е. А., Старостенко Д. А., Шерстнев В. В. и др. Повышение квантовой эффективности фотодиодов за счет изменения направления световых потоков в гетероструктуре InAs/InAsSb/InAsSbP. – ПЖТФ, 2012, т. 38, вып.10, с. 43–49.
Закгейм А. Л., Зотова Н. В., Ильинская Н. Д. и др. Неохлаждаемые широкополосные флип-чип фотодиоды на основе InAsSb (lcut off = 4.5 мкм). – ФТП, 2009, т. 43, № 3, с.412417.
Jones R. C. Immersed radiation detector s. – Appl.Opt., 1962, v.1, p.607–613.
Antony Rogalski. Infrared Detectors. – 2-nd eddition, 2012. International Standard Book Number: 978–1–4200–7671–4, CRC press, Tailor and Francis group.
Marshall A. R.J., Ker P. J., Krysa A. et al. High speed InAs electron avalanche photodiodes overcome the conventional gain-bandwidth product limit. – OPTICS EXPRESS, 2011, v.19, № 23, p.23341.
Yakovlev Yu.P., Andreev I. A., Kizhayev S. S. et al. High-speed photodiodes for 2,0–4,0 μm spectral range. – 19 th International Conference on Photoelectronics and Night Vision Devices, edited by Anatoly M. Filachev, Vladimir P. Ponomarenko, Alexander I. Dirochka. –Proc. of SPIE Vol. 6636 66360D, (2007) · doi: 10.1117/12.742322.
Andreev I. A., Serebrennikova O. Yu., Sokolovskii G. S. et al. Ultrafast (bandwidth 2–10 GHz) photodiodes for the 1.3–3.8 micron spectral range. – Book of Abstracts, "Mid-IR Optoelectronics: Materials and Devices, "MIOMD 2014": October 5–9, 2014, Montpellier, France.
Сукач А. В., Тетеркин В. В., Старый С. В. и др. Неохлаждаемые p-InAsSbP/n-InAs фотодиоды для оптоэлектронных сенсоров. – Тезисы докладов на XVIII Международной конференции по фотоэлектронике и приборам ночного видения, 25–28 мая 2004 года, Москва, с.29.
Кижаев С. С., Михайлова М. П., Молчанов С. С. и др. Выращивание InAs фотодиодных структур из металлоорганических соединений. – ПЖТФ, 1998, т. 24, вып. 7, с.1–7.
Indium Arsenide Detectors, Judson Technologies LLC, www.judsontechnologies.com.
Астахова А. П., Головин А. С., Ильинская Н. Д. и др. Мощные светодиоды на основе гетероструктур InAs/InAsSbP для спектроскопии метана (λ ≈ 3.3мкм). – ФТП, 2010, т. 44, вып. 2, с. 278–285.
Popov A. A., Sherstnev V. V., Yakovlev Y. P. et al. Powerful mid-infrared light emitting diodes for pollution monitoring. – ELECTRONICS LETTERS,1997, v. 33, №. 1, p. 86–88.
Krier A. and Sherstnev V. V. Powerful interface light emitting diodes for methane gas detection. – J. Phys.D: Appl.Phys, 2000, v.33, p.101–106.
Kizhayev S. S., Zotova N. V., Molchanov S. S. et al. High power mid-infrared light emitting diodes grown by MOVPE. – IEE Proc.optoelectronics 2002, v. 149, №.1, p.36–39.
Зотова Н. В., Ильинская Н. Д., Карандашев С. А. и др. Источники спонтанного излучения на основе арсенида индия (обзор). – ФТП, 2008, т. 42, № 6, с.641–657.
www.ioffeled.com
Кузнецов А. А., Балашов О. Б., Васильев Е. В. и др. Дистанционный инфракрасный детектор углеводородных газов. – Приборы и системы. Управление контроль, диагностика, 2003, № 6, c. 55–59.
Jung S., Suchalkin S., Westerfeld D. et al. High dimensional addressable LED arrays based on type I GaInAsSb quantum wells with quinternary AlGaInAsSb barriers. – Semicond.Sci.Techn., 2011, v.26, 085022 (6pp).
Matveev B A, Zotova N V, Il’inskaya N D et al. 3.3 μm high brightness LEDs. – Mater. Res. Soc. Symp. Proc. 2005, v. 891 9–14 (paper # 0891-EE01–04).
Sotnikova G. Yu., Aleksandrov S. E., Gavrilov G. A. et al. Radiometric temperature measurements using In (Ga) As (Sb) backside illuminated photodiodes. – Abstract of the 42-th Freiburg Infrared Colloquium, 3–4 March 2015, p.89–90.
научной литературе можно встретить публикации, авторы которых утверждают, что при некоторых допущениях квантовая эффективность средневолновых инфракрасных (ИК) фотодиодов (ФД) превышает единицу. Это, разумеется, выходит за рамки принятых физических представлений и требует пояснений, которые обычно сопровождают подобные утверждения [1,2]. Непривычно выглядят также значениякоэффициента полезного действия светодиодов (СД), превышающего единицу [см., например, 3]. Но, более чем странный, на первый взгляд, результат становится понятным после внимательного прочтения литературы по ИК-светодиодам. Авторы некоторых работ, рассматривающие эффекты радиационного охлаждения (термоэлектрического возбуждения) и фотоэлектрических явлений в полупроводниковых p–n-структурах, либо излишне расширительно, либо не вполне корректного используют терминологию, принятую в ИК-оптоэлектронике. В чем же дело?
Отрицательная люминесценция и радиационное охлаждение
Термин "отрицательная люминесценция" (ОЛ) уже давно перестал удивлять физиков. Он прочно вошел в лексикон исследователей, занимающихся оптоэлектронными приборами для диапазона длин волн 3–7 мкм, и в Британскую энциклопедию. Но иногда ОЛ заменяют понятием "радиационное охлаждение" [6]; степень этого охлаждения (∆Т) часто имеет размерность температуры [K]. Способы определения такого радиационного охлаждения, сопровождаемого возникновением отрицательного потока фотонов, подробно освещены в соответствующих обзорах [7]. У неискушенного читателя из-за терминологической "демократии" может возникнуть путаница, поскольку под "радиационным охлаждением" можно понимать два различных физических явления. Во-первых, – собственно ОЛ, возникающую при обратном смещении p–n-перехода и означающую превалирование поглощения над излучением в спектральной области, близкой к краю собственного поглощения активной области [6–8]. Во-вторых, – эффект "теплового насоса" или термоэлектрического возбуждения при смещении p–n–перехода в прямом направлении [3–6]. Во втором случае, благодаря взаимодействию фононного и фотонного полей, у фотона, покидающего полупроводник, возникает добавочная энергия. По нашему мнению, во избежание будущих недоразумений понятие "радиационное охлаждение" следует относить к эффектам, возникающим лишь при прямом смещении p–n-перехода.
Квантовая эффективность фотопреобразования
В отличие от радиационного охлаждения, упомянутые выше и относящиеся к работе ФД случаи, могут быть проанализированы без привлечения знаний математической физики, их можно рассмотреть в рамках обычных понятий геометрической оптики и закона Бугера-Ламбера. Действительно, для правильного определения эффективности работы ФД ключевым параметром является точное значение количества квантов (фотонов), попадающих в электрически активную зону фотоприемника. Именно поэтому в измерениях используют, как правило, модель абсолютно черного тела (АЧТ) с заданной (фиксированной) температурой (Т); плотность излучения при этом определяется "нобелевской" формулой Планка и, разумеется, расстоянием между АЧТ и ФД. Однако, несмотря на известность количества фотонов, излучаемых АЧТ в выделенной спектральной области, указать точное количество квантов, попадающих в активную зону ФД, в ряде случаев не представляется возможным. Иными словами, ряд фотодиодов обладает такой конструкцией, что определить площадь сбора излучения невозможно или можно лишь приблизительно ее оценить. Причем, почти всегда можно с уверенностью говорить, что площадь сбора излучения в ФД, не содержащих внешних концентраторов излучения, всегда больше площади p-n перехода (т. е. площади электрически активной части) [1, 2, 9–11]. Это утверждение связано с тем, что часть излучения, вошедшего в чип ФД, может быть перенаправлена к p–n-переходу многократным отражением от граней, искривленных поверхностей или иных составных частей гетероструктуры, например от омических контактов. Последнее замечание особенно актуально для ФД, имеющих флип-чип-конструкцию с широким омическим контактом [1, 2, 11].
В качестве примера можно указать на зависимость токовой чувствительности на длине волны 4,2 мкм SI, имеющей размерность [А/Вт] от соотношения площади p–n-перехода и квадрата глубины мезы, приведенную в [11]. Она показывает, что при увеличении высоты наклонных стенок мезы (т. е. ее глубины) площадь сбора излучения увеличивается и, соответственно, растет фототок ФД. Использование наклонных стенок мезы для повышения площади сбора излучения, т. е. создание внутренних концентраторов излучения, широко известно и давно используется в полупроводниковой оптоэлектронике, например при создании диодных панелей большой площади с минимально возможной величиной обратного тока. Такие панели используют для защиты фотоприемных матриц от внешних тепловых шумов [7, 8]. При создании панелей используют, как правило, набор идентичных ФД, включенных в обратном направлении, т. е. излучающих ОЛ.
С другой стороны, для ряда конструкций ФД можно достаточно точно указать верхний предел количества квантов, поступающих в область p–n-перехода. Одной из таких конструкций является "иммерсионный" ФД, т. е. ФД, сопряженный с линзой с помощью иммерсии, чаще всего с помощью оптического клея [12, 13] (рис.1). Иммерсионный слой ("клей") на схеме не показан, в данном случае подразумевается, что иммерсию обеспечивает отсутствие воздушной прослойки между линзой и поверхностью ФД. Имеется в виду, что расстояние между поверхностями линзы и ФД много меньше длины волны излучения. Такое сопряжение требует высокоточного оборудования для достижения "оптического" качества поверхностей ФД и линзы. При использовании оптического клея требования к качеству сопрягаемых поверхностей в иммерсионном ФД, разумеется, менее строги.
Для ФД с иммерсионной линзой оптическая площадь существенно увеличивается, при этом количество квантов, попадающих в область p–n-перехода, не может превысить количества квантов, вошедших в линзу. Это количество достаточно точно может быть оценено для линзы с известным диаметром. Поэтому параметры для иммерсионных ФД могут служить некоторым "эталоном" для характеризации свойств p–n-перехода и активной области в исходном чипе ФД[1]. Действительно, как показывают измерения, квантовая эффективность уменьшается при присоединении иммерсионной линзы к "голому" чипу ФД (рис.2) [13]. На деле это означает уменьшение токовой чувствительности ФД. Среди возможных причин уменьшения этого важного параметра можно назвать оптические потери, вызванные как паразитным поглощением, так и неполнотой фокусировки излучения на активную область ФД. Тем не менее, несмотря на снижение токовой фоточувствительности, для потребителя использование иммерсионного ФД почти всегда предпочтительно и полезно, поскольку при этом достигается существенное увеличение отношения сигнал/шум при оптических измерениях слабых сигналов. Для наиболее употребительного параметра – обнаружительной способности D*λ – такое увеличение в зависимости от угла зрения составляет от n 2 до n 4, где n – показатель преломления наименее плотного оптического материала, используемого в конструкции ФД [12]. Для средневолновых ФД, изготовленных из гетероструктур на основе арсенида индия (n ≈ 3,4) с диаметром активной области ~280 мкм, присоединенных к кремниевой линзе (n = 3,5) с помощью халькогенидного стекла (n = 2,4), увеличение D* составляет в среднем около 10 раз для линзы с рабочим диаметром 3,3 мм (см. рис. 2б).
Увеличение площади сбора фотонов в ФД с тонким кольцевым контактом на лицевой стороне узкозонной части структуры можно обеспечить также и за счет лучей, отраженных от тыльной стороны подложки GaSb или InAs. Авторами [9, 10] было установлено, что полупроводниковый приемник с развитой тыльной поверхностью подложки, наряду с расширенным диапазоном спектральной чувствительности, обладает еще и повышенной эффективностью в средней ИК-области спектра (1–5 мкм) за счет дополнительного поглощения в активной области гетероструктуры фотонов, многократно переотраженнных от криволинейных поверхностей углублений в полупроводниковой подложке (рис.3). Действительно, при создании рельефа к исходным потокам А и D, поглощаемым в поверхностном слое ФД с плоской тыльной стороной подложки, добавляются потоки, формируемые за счет потоков B и C и их последующих "отголосков". Повышение фоточувствительности в области длин волн 1–2,5 мкм (подложка GaSb) и 1,5–4 мкм (подложка InAs), согласно данным указанных работ, невелико (~ 30%). Поэтому понятно, что предложенный подход способен в будущем дать значительное увеличение чувствительности при использовании других, более прозрачных подложек, например GaAs для диапазона длин волн λ = 1–2,5 мкм) и GaSb для λ = 2–4 мкм.
В некоторых типах ФД токовая чувствительность (квантовая эффективность) может быть повышена за счет увеличения коэффициента отражения от тыльной стороны структуры. К такому типу устройств можно отнести ФД, имеющие конструкцию флип-чип и отражающие контакты, например анод (R = 0,6 [11]). В таких диодах часть не поглощенных при первом проходе квантов может при отражении от контакта быть перенаправленной в сторону активной области, что даст увеличение фототока. Естественно, что подобный механизм увеличения квантовой эффективности актуален для излучения с невысоким коэффициентом поглощения, т. е. вблизи длинноволнового края поглощения активной области. В коротковолновой части спектральной кривой не стоит ожидать увеличения квантовой эффективности из-за полного поглощения излучения активной областью – эффекты, обусловленные отражением от контакта для этой области спектра, могут быть проигнорированы. Понятно также, что при затенении всех частей ФД, кроме активной области, квантовая эффективность не может превысить единицу.
Быстродействие ФД
Термин "быстродействующие ФД" также требует уточнения, поскольку разные авторы вкладывают несколько разный смысл в это понятие. В качестве примера рассмотрим работы, в которых термин "быстродействующие" или "сверхбыстродействующие" ФД вынесен в название статьи [14–16]. В работе [15] под быстродействием ФД из InAs понимается постоянная времени RC-цепочки, вычисляемая для R = 50 Ом и составляющая 30–80 нс для ФД диаметром D = 0,2–0,3 мм. Иногда ограничиваются приведением значения емкости ФД, например C = 2–5 пФ при обратном смещении (U = –(0,2–0,4 В)) для ФД диаметром Ø = 50 мкм [16]. В работе [17] приведено вдвое меньшее, чем в [15], значение постоянной времени (τ = 15 нс) для ФД на основе p-InAsSbP/n-InAs с сопоставимыми размерами, полученное при измерениях с помощью полупроводникового лазера на основе GaAs. Еще меньшее значение для постоянной времени можно обнаружить в [18] (расчетное значение τ = 1–6 нс для диода площадью 1 мм 2), а также в спецификациях серийно выпускаемого фотодиода J12-LD2-R250U из арсенида индия диаметром Ø = 250 мкм, для которого термин "High-Speed" (τ<3 нс) применен лишь к описанию схемы его включения, а не к прибору в целом [19]. В этой связи разумным представляется приведение в названии статьи значения, относящегося к быстродействию, например значения произведения коэффициента умножения на полосу пропускания лавинного фотодиода (см., например, [14]) или полосу пропускания (см., например, [16], но без расширительной трактовки и распространения одних данных на все типы исследованных ФД).
Мощность излучения.
Весьма распространенным прилагательным, используемым для характеристики средневолновых светодиодов, является прилагательное "мощный" [20–22] или "очень мощный" [23]. Понятно, что в понятие "мощный" авторы вкладывали смысл "оптически мощный" светодиод. При этом нередко оказывается, что "очень мощный" (в оригинале "high power", 5 мВт, I = 1,4 А [23]) уступает по оптической мощности просто "мощному" (5,5 мВт, I = 9 A [20]) при сопоставимых токах накачки. Несложный расчет показывает также, что эффективность преобразования, определяемая, например, для светодиодов из номинально одинаковых структур с активной областью из арсенида индия [20–23] и имеющая размерность миливатт на ампер, постепенно уменьшается с ростом номера тома журнала. Заметим также, что уменьшение коэффициента преобразования в более поздних работах, указанных авторов (см., например, [20]) получено, несмотря на существенные доработки конструкции чипа СД, т. е. при переходе от конструкции с точечным контактом к p-области [21] и удаленностью p–n-перехода от теплоотвода [21, 22] к конструкции чипа с точечным контактом к n-области и максимальным приближением p–n-перехода к теплоотводу, т. е. при монтаже эпитаксиального слоя вниз на корпус [20]. По всем предпосылкам и соображениям, приведенным в [24, 28], СД в [20] должны были бы быть более эффективными и мощными, чем СД в [21, 22]. Вопрос несоответствия ожиданий и реальных данных уже рассматривался нами в [24] применительно к измерениям с помощью инфракрасных микроскопов.
Внутренний квантовый выход
Довольно часто приводимый авторами внутренний квантовый выход, получаемый из экспериментальных значений оптической мощности, имеет значение, не соответствующее всей совокупности данных об объекте исследования, прежде всего температурной зависимости его оптической мощности. На подобное несоответствие уже обращалось внимание ранее в обзоре [24] и отмечалось, что стандартное для светодиодов из арсенида индия увеличение мощности на 1–2 порядка при охлаждении от 300 до 77К означает, что при комнатной температуре внутренний квантовый выход не может превышать 1–10%. К сожалению, некоторые авторы (см. например, [20]) пренебрегают простыми оценками квантового выхода, основанными на предположении о 100%-ом квантовом выходе в InAs при температурах ниже 77 К и неизменности пропускания слоев в гетероструктуру при изменении температуры. По нашему мнению, завышенное значение мощности и, соответственно, внутреннего квантового выхода, связано, вероятнее всего, с методическими ошибками при расчете мощности. Такое предположение вполне уместно, если учесть сильное различие значений мощности в импульсном и непрерывном режимах [20–23]. Это различие, конечно же, должно быть, но только при больших токах накачки, когда чип СД разогревается Джоулевым теплом (см., например, данные в [24, 25]).
Радиационная температура
Для большинства применений ИК-светодиодов первостепенное значение имеет их светимость или яркость, а не их интегральная мощность излучения. Это связано с тем, что для эффективного использования излучения и подаваемой на излучатель электрической мощности важно, чтобы размер активной области СД был существенно меньше, чем размер фокусирующих оптических элементов, например иммерсионных линз или зеркал, используемых в измерительном устройстве. Так, например, при использовании СД с поперечным размером активной области 430 мкм, микроиммерсионных линз размером ~1 мм и сферических зеркал диаметром 68 мм удалось создать измерительный канал на длину волны 3,3 мкм с оптической длиной до 100 м [26]. При этом становится понятным, что ключевым параметром в светодиоде является мощность излучения с единицы площади его активной области (мВт/см 2). Очень часто для характеристики такой "удельной" мощности пользуются понятием "радиационная температура" или "apparent temperature"(Та) [24, 27]. Аналитические выражения для вычисления радиационной температуры можно найти, например, в [27]; на рис. 4 приведены данные для самых ярких на сегодняшний день средневолновых ИК СД, для которых эффективная радиационная температура на длине волны 3,3 мкм составляет 1250 К [24, 28]. Значение эффективной радиационной температуры (Та) указано для максимального значения импульсного тока (4.5 А) для СД с глубокой мезой травления и текстурированной поверхностью, полученной химическим травлением световыводящей поверхности n+-InAs. Помимо высокой яркости предложенные в [28] СД удобны для стыковки c оптическим волокнами, что создает предпосылки для их использования в волоконно-оптических датчиках, например датчиках химического состава жидкости, работающих по методу исчезающей волны.
Вместо заключения
Нам представляется, что понимание перечисленных выше нюансов использования терминологии ИК-оптоэлектроники важно для правильной оценки применимости той или иной конструкции ФД или СД к решению конкретной технической задачи. Таких задач в последнее время становится все больше, причем все более и более важное значение приобретает баланс между быстродействием, чувствительностью, мощностью, яркостью и возможностью использования ФД/СД в волоконно-оптических системах, например для измерения нагретых до невысоких температур объектов [29].
Автор выражает благодарность сотрудникам группы диодных оптопар MIRDOG лаборатории инфракрасной оптоэлектроники ФТИ им.А.Ф.Иоффе РАН за помощь в работе.
Появление данной статьи обусловлено выполнением работ по проекту "Разработка технологии получения полупроводниковых фоточувствительных материалов для матричных инфракрасных фотоприемников и тепловизоров". Код контракта 14.576.21.0057.
Литература
Ильинская Н. Д., Карандашев С. А., Карпухина Н. Г. и др. Диодные матрицы формата 3x3 на основе одиночных гетeроструктур р-InAsSbP/n-InAs. – Прикладная физика, 2014, № 6, с. 47–51.
Brunkov P. N., Il’inskaya N.D., Karandashev S. A. et al. Cooled P-InAsSbP/n-InAs/N-InAsSbP double heterostructure photodiodes. – Infrared Physics & Technology, 2014, v. 64, p.62–65.
Santhanam P., Huang D., Ram R. J. et al. Room Temperature Thermo-Electric Pumping in mid-Infrared Light-Emitting Diodes. – Appl. Phys. Lett. 2013, v.103, № 19, p. 183513.
Tauc J. The share of thermal energy taken from the surroundings in the electro-luminescent energy radiated from a p-n junction. – Czech. J. Phys., 1957, v.7, p. 275–276.
Dousmanis G. C., Mueller C. W., Nelson H. and Petzinger K. G. Evidence of refrigeration action by means of photon emission in semiconductor diodes. – Physical Review 1964, v.133, p.A316–318.
Berdahl P. Radiant refrigeration by semiconductor diodes. – Journal of Applied Physics 1985; v.58, p.1369–1374.
Elliott С. Т. Negative luminescence and its applications. – Phil. Trans. R. Soc. Lond. A, 2001, v.359, p.567.
Lindle J. R., Bewley W. W., Vurgaftman I. et al. Negative Luminescence from Large – Area HgCdTe Photodiode Arrays with 4.8–6.0 μm Cut-off Wavelengths. – IEEE Journal of Quantum Electronics, 2005, v.41, p. 227–233.
Патент 2488916 РФ. Полупроводниковый приемник инфракрасного излучения/ Гребенщикова Е. А., Старостенко Д. А., Шерстнев В. В. и др.
Гребенщикова Е. А., Старостенко Д. А., Шерстнев В. В. и др. Повышение квантовой эффективности фотодиодов за счет изменения направления световых потоков в гетероструктуре InAs/InAsSb/InAsSbP. – ПЖТФ, 2012, т. 38, вып.10, с. 43–49.
Закгейм А. Л., Зотова Н. В., Ильинская Н. Д. и др. Неохлаждаемые широкополосные флип-чип фотодиоды на основе InAsSb (lcut off = 4.5 мкм). – ФТП, 2009, т. 43, № 3, с.412417.
Jones R. C. Immersed radiation detector s. – Appl.Opt., 1962, v.1, p.607–613.
Antony Rogalski. Infrared Detectors. – 2-nd eddition, 2012. International Standard Book Number: 978–1–4200–7671–4, CRC press, Tailor and Francis group.
Marshall A. R.J., Ker P. J., Krysa A. et al. High speed InAs electron avalanche photodiodes overcome the conventional gain-bandwidth product limit. – OPTICS EXPRESS, 2011, v.19, № 23, p.23341.
Yakovlev Yu.P., Andreev I. A., Kizhayev S. S. et al. High-speed photodiodes for 2,0–4,0 μm spectral range. – 19 th International Conference on Photoelectronics and Night Vision Devices, edited by Anatoly M. Filachev, Vladimir P. Ponomarenko, Alexander I. Dirochka. –Proc. of SPIE Vol. 6636 66360D, (2007) · doi: 10.1117/12.742322.
Andreev I. A., Serebrennikova O. Yu., Sokolovskii G. S. et al. Ultrafast (bandwidth 2–10 GHz) photodiodes for the 1.3–3.8 micron spectral range. – Book of Abstracts, "Mid-IR Optoelectronics: Materials and Devices, "MIOMD 2014": October 5–9, 2014, Montpellier, France.
Сукач А. В., Тетеркин В. В., Старый С. В. и др. Неохлаждаемые p-InAsSbP/n-InAs фотодиоды для оптоэлектронных сенсоров. – Тезисы докладов на XVIII Международной конференции по фотоэлектронике и приборам ночного видения, 25–28 мая 2004 года, Москва, с.29.
Кижаев С. С., Михайлова М. П., Молчанов С. С. и др. Выращивание InAs фотодиодных структур из металлоорганических соединений. – ПЖТФ, 1998, т. 24, вып. 7, с.1–7.
Indium Arsenide Detectors, Judson Technologies LLC, www.judsontechnologies.com.
Астахова А. П., Головин А. С., Ильинская Н. Д. и др. Мощные светодиоды на основе гетероструктур InAs/InAsSbP для спектроскопии метана (λ ≈ 3.3мкм). – ФТП, 2010, т. 44, вып. 2, с. 278–285.
Popov A. A., Sherstnev V. V., Yakovlev Y. P. et al. Powerful mid-infrared light emitting diodes for pollution monitoring. – ELECTRONICS LETTERS,1997, v. 33, №. 1, p. 86–88.
Krier A. and Sherstnev V. V. Powerful interface light emitting diodes for methane gas detection. – J. Phys.D: Appl.Phys, 2000, v.33, p.101–106.
Kizhayev S. S., Zotova N. V., Molchanov S. S. et al. High power mid-infrared light emitting diodes grown by MOVPE. – IEE Proc.optoelectronics 2002, v. 149, №.1, p.36–39.
Зотова Н. В., Ильинская Н. Д., Карандашев С. А. и др. Источники спонтанного излучения на основе арсенида индия (обзор). – ФТП, 2008, т. 42, № 6, с.641–657.
www.ioffeled.com
Кузнецов А. А., Балашов О. Б., Васильев Е. В. и др. Дистанционный инфракрасный детектор углеводородных газов. – Приборы и системы. Управление контроль, диагностика, 2003, № 6, c. 55–59.
Jung S., Suchalkin S., Westerfeld D. et al. High dimensional addressable LED arrays based on type I GaInAsSb quantum wells with quinternary AlGaInAsSb barriers. – Semicond.Sci.Techn., 2011, v.26, 085022 (6pp).
Matveev B A, Zotova N V, Il’inskaya N D et al. 3.3 μm high brightness LEDs. – Mater. Res. Soc. Symp. Proc. 2005, v. 891 9–14 (paper # 0891-EE01–04).
Sotnikova G. Yu., Aleksandrov S. E., Gavrilov G. A. et al. Radiometric temperature measurements using In (Ga) As (Sb) backside illuminated photodiodes. – Abstract of the 42-th Freiburg Infrared Colloquium, 3–4 March 2015, p.89–90.
Отзывы читателей
