PIN di terza finestra InP/In
(0.57)Ga
(0.43)As/InP a struttura “MESA”
Per costruire un fotodiodo PIN capace di rivelare, in generale, luce infrarossa approssimativamente nel range 1.3 ÷ 1.6 µm, e più precisamente (come nel nostro caso) nella terza finestra di attenuazione (centrata presso λ 1.55
µm) delle fibre ottiche realizzate in silice (SiO2), dobbiamo prendere in considerazione il quadrilatero (ciclo) GaP
– GaAs – InAs – InP, individuabile nel grafico di figura 58, del quale proponiamo un ingrandimento nella figura 69. Osservando il ciclo ci rendiamo conto che il InP è trasparente nei confronti della radiazione infrarossa
incidente di terza finestra, dal momento che il suo λgap è inferiore alla lunghezza d’onda λ del segnale luminoso;
incidente potrà essere assorbito dal InP, se trascuriamo le eventuali risonanze eccitoniche “sub – gap”. Quindi il InP è ideale per realizzare i layers p ed n. Per scegliere il semiconduttore con cui realizzare lo strato intrinseco, cioè il layer di assorbimento ottico, è opportuno seguire la linea verticale (a passo reticolare costante) passante per il InP, la quale passa nelle vicinanze di tutti i materiali “compatibili”, a livello di matching reticolare, con quest’ultimo. La scelta, come si è già osservato nel paragrafo precedente applicando la legge di Vegard per la costante reticolare, può cadere sul semiconduttore ternario In(0.57)Ga(0.43)As, cresciuto per epitassia o mediante
CVD con l’aggiunta di una piccola concentrazione (frazione molare) di fosforo P, poiché il punto rosso in figura
69, che rappresenta il In(0.57)Ga(0.43)As, è posizionato leggermente al di sotto della linea che rappresenta il centro
della terza finestra. Il ternario In(0.57)Ga(0.43)As, steso opportunamente su un layer di InP, non è interessato da
stress meccanici rilevanti (ε 0) presso l’interfaccia con il InP, dato che la costante reticolare del InP è approssimativamente uguale a quella del In(0.57)Ga(0.43)As ( 5.86 A°). Per giunta il In(0.57)Ga(0.43)As ha una λgap >
1.55 µm, ovvero una Egap 0.75 eV < hν 0.8 eV, per cui tutti i fotoni della luce incidente possono essere assorbiti
all’interno di In(0.57)Ga(0.43)As; in questo materiale l’assorbimento è inoltre facilitato, per quelle frequenze, da un
alto valore di α, anche in virtù dal gap diretto. Le metallizzazioni esterne di contatto, del PIN finora descritto, sono generalmente realizzate in oro: l’oro, oltre ad essere un buon conduttore, aderisce molto bene al InP.
Fig. 69
Ingrandimento di una porzione particolare del grafico della compatibilità reticolare fra semiconduttori, relativa al ciclo InGaAsP. Si notino le lunghezze d’onda centrali delle “tre finestre” (I, II, III) utilizzate nelle trasmissioni su fibra ottica di silice, ovvero le lunghezze d’onda presso le quali l’ossido di silicio (SiO2), con cui sono usualmente costruite le fibre destinate alle telecomunicazioni, presenta i più bassi valori del
coefficiente di assorbimento ottico α(λ). Le linee tratteggiate in grigio fra GaAs ed AlAs e fra In(0.57)Ga(0.43)As e InP sono state disegnate
perfettamente verticali per semplicità grafica. In realtà queste linee presentano delle leggere curvature, dovute ai lievi mismatches reticolari esistenti fra GaAs ed AlAs e fra In(0.57)Ga(0.43)As e InP. Ad esempio la costante reticolare dell’AlAs è circa pari a 5.660 A°, mentre quella
dell’GaAs è circa pari a 5.653 A°, per cui il mismatch reticolare è circa dello 0.13%. Tali mismatches potrebbero risultare problematici ai fini della realizzazione dei fotorivelatori e del loro corretto funzionamento: si verificano infatti alcune alterazioni delle proprietà ottiche dei semiconduttori con i quali sono realizzati i fotorivelatori. I mismatches, tuttavia, possono essere sfruttati per realizzare dei buoni dispositivi emettitori di luce: ad esempio opportuni stress meccanici sono, infatti, alla base della coerenza spaziale (direttività) che caratterizza il fascio luminoso emesso dai LASERs MQW (“Multi Quantum Wells”).
In figura 70 riportiamo il grafico semilogaritmico, ottenuto sperimentalmente, del coefficiente di assorbimento
ottico specifico α(λ) [dB/Km] all’interno di una fibra di silice SiO2. Il fotorivelatore realizzato con l’eterostruttura
InP/In(0.57)Ga(0.43)As/InP è connesso ad un capo della fibra ottica, mentre all’altro è connesso il LED o il LASER
che, opportunamente pilotato in modo diretto o meglio ancora in modo indiretto (ad esempio mediante un transistor MESFET all’arseniuro di gallio, oppure con l’ausilio di un SOA – “Semiconductor Optical Amplifier” – “amplificatore ottico a semiconduttore”, oppure ancora per mezzo di un circuito costituito da una coppia differenziale di transistors BJT), emette il segnale di terza finestra modulato (alcune delle mudulazioni più importanti sono OOK, ASK, PSK, FSK, PolSK ecc…) che il PIN deve rivelare e convertire in un segnale elettrico da inviare a sua volta in ingresso ad un demodulatore.
Lo spettro risultante di α(λ), cioè quello evidenziato nel grafico con il tratto spesso, è dato dalla sovrapposizione di diverse sorgenti di assorbimento di fotoni, ciascuna delle quali contribuisce al depauperamento dell’intensit{ luminosa che viaggia attraverso la guida ottica. I radicali OH- e gli ioni Cu++ sono residui del processo di
fabbricazione delle fibre (di processi ce ne sono diversi, ad esempio la OVD – “Outside Vapor Deposition”, la VAD – “Vapor Axial Deposition”, la MCVD – “Modified Chemical Vapor Deposition”, ecc…). La “dispersione (scattering) Rayleigh” consiste nella dispersione dell’energia ottica associata ad un modo propagativo principale (se la fibra è multimodale, come ad esempio le fibre ottiche “di accesso”, ci sono molti modi propaganti, ed il loro numero è tanto più alto quanto maggiore è la differenza fra l’indice di rifrazione del core e l’indice di rifrazione del cladding) in tanti modi propagativi secondari, ciascuno di piccola energia, in seguito al passaggio del modo propagativo principale, all’interno del core della fibra, da una regione di silice, il cui indice di rifrazione è prossimo ad 1.5, ad un grumo di silicio, avente indice di rifrazione maggiore di 3. Se la lunghezza d’onda della luce è simile al diametro del grumo di silicio (i grumi sono dei precipitati che si formano in seguito al raffreddamento non omogeneo della fibra, alla fine della sua lavorazione), avviene uno sparpagliamento (scattering) energetico isotropico dei modi secondari. Una piccola parte di questi modi secondari forma con
l’interfaccia core/cladding un angolo α minore dell’angolo critico αCR, pertanto l’energia a loro associata non si
disperde nel cladding, secondo la legge di Snell, e arriva fino al fotorivelatore (a meno di perdite particolari dovute, ad esempio, alle curvature della fibra lungo il percorso), mentre la maggior parte dei modi secondari forma con l’interfaccia core/cladding un angolo α maggiore dell’angolo critico αCR, pertanto l’energia a loro
Fig. 70
Grafico semilogaritmico, ottenuto sperimentalmente, del coefficiente di assorbimento ottico specifico all’interno di una fibra di silice SiO2. Lo
spettro risultante, cioè quello evidenziato nel grafico con il tratto spesso, è dato dalla sovrapposizione di diverse sorgenti di assorbimento di fotoni, ciascuna delle quali contribuisce al depauperamento dell’intensit{ luminosa che viaggia attraverso la guida ottica. I radicali OH- e gli
ioni Cu++ sono residui del processo di fabbricazione delle fibre (di processi ce ne sono diversi, ad esempio la OVD – “Outside Vapor
Deposition”, la VAD – “Vapor Axial Deposition”, la MCVD – “Modified Chemical Vapor Deposition”, ecc…). La “dispersione (scattering) Rayleigh” consiste nella dispersione dell’energia ottica, associata ad un modo propagativo principale, in tanti modi propagativi secondari, ciascuno di piccola energia, in seguito al passaggio del modo propagativo principale, all’interno del core della fibra, da una regione di silice, il cui indice di rifrazione è prossimo ad 1.5, ad un grumo di silicio, avente indice di rifrazione maggiore di 3. Se la lunghezza d’onda della luce è simile al diametro del grumo di silicio (i grumi sono dei precipitati che si formano in seguito al raffreddamento non omogeneo della fibra, alla fine della sua lavorazione), avviene lo sparpagliamento (scattering) energetico isotropico dei modi secondari, con conseguente perdita di una grossa parte dell’energia scatterata sul grumo, legata al modo propagativo principale.
In figura 71 riportiamo la sezione longitudinale della struttura MESA di un fotodiodo PIN, realizzato mediante l’eterostruttura InP/In(0.57)Ga(0.43)As/InP, ottimizzato per la rivelazione di segnali ottici NIR (vicino infrarosso)
appartenenti alla terza finestra: la sua eterostruttura è progettata in osservanza ai criteri deducibili dal grafico di figura 69.
Fig. 71
Sezione longitudinale della struttura MESA di un fotodiodo PIN, ottimizzato per la rivelazione di luce infrarossa appartenente alla terza finestra di attenuazione delle fibre ottiche in silice (λ 1.55 µm): la sua eterostruttura InP/In(0.57)Ga(0.43)As/InP è progettata in osservanza ai
criteri deducibili dal grafico di figura 68.
La disposizione mostrata in figura 71 permette l'aumento del confinamento dell'assorbimento ottico nella zona intrinseca, la cui lunghezza è leggermente inferiore a quella zds* della zona di svuotamento in presenza di
polarizzazione inversa: in tal modo la componente diffusiva della fotocorrente è ridotta praticamente a zero. Ciò comporta un aumento della velocità di risposta del PIN agli impulsi ottici incidenti, ovvero un incremento della
banda passante del fotodiodo. Il coefficiente di assorbimento α per luce a circa 1.5 μm, in In(0.57)Ga(0.43)As, è circa
pari a 104 cm-1: sono stati realizzati dispositivi MESA con regione di assorbimento di spessore pari a 3 μm, aventi
un assorbimento ottico pari al 95% della potenza ottica incidente P0, e senza una significativa degradazione della
velocità di risposta, essendo il tempo di transito abbastanza breve. È importante notare che la lunghezza del
inversa, può anche essere abbastanza grande, dell’ordine di qualche decina di μm; ciò comporta un’efficienza quantica QE molto buona, senza tuttavia degradare molto il tempo di transito dei portatori di carica fotogenerati attraverso il layer intrinseco. Quest’ultima osservazione è giustificabile considerando che la massa efficace degli elettroni per la mobilità me*Alloy, all’interno del semiconduttore ternario In(0.57)Ga(0.43)As con cui è realizzato lo
strato intrinseco di assorbimento ottico, è decisamente piccola. me*Alloy, come spiegato nel paragrafo 5.9.2, è
calcolabile in modo approssimato utilizzando la legge di Vegard per le masse efficaci:
=
= 0.57
+ 0.43
0.57
+ 0.43
da cui si calcola che:
=
0.0363m
0
Questo valore si può ricavare anche dal grafico mostrato in figura 68. Quindi gli elettroni di conduzione fotogenerati all’interno del layer intrinseco sono molto leggeri, molto reattivi allo stimolo elettrostatico esterno legato alla polarizzazione inversa del PIN, ovvero facilmente accelerabili dal campo elettrico imposto dall’esterno ai terminali metallici (Au) del fotodiodo. La concavità della curva E(k) della banda di conduzione del In(0.57)Ga(0.43)As presso il proprio minimo EC è molto marcata, quindi la mobilità µn degli elettroni in BC nel layer
intrinseco è alta, pertanto la velocità con la quale i fotoelettroni attraversano la zds* e raggiungono il bulk n di
destinazione è alta e quindi il tempo di transito dei fotoelettroni è piccolo. Dunque la zds* può anche essere
lunga, al fine di massimizzare la QE, pur conservando una banda passante del PIN accettabile (il segnale elettrico in uscita dal PIN “insegue” bene, nel tempo, l’evoluzione del segnale ottico in ingresso). La lunghezza dello strato intrinseco consente di ottenere un buon valore dell’efficienza quantica “interna”, ovvero un buon rapporto fra il
numero di fotoportatori di carica che giungono presso le due interfacce In(0.57)Ga(0.43)As/InP, evidenziate in figura
71 dalle ellissi tratteggiate, ed il numero di fotoni di terza finestra incidenti sullo strato antiriflettente del PIN. C’è tuttavia la possibilità che i fotoportatori non attraversino le due interfacce, come spiegato nel paragrafo 5.9.1 e nell’espressione [e72], ovvero che il rapporto fra il numero di fotoportatori che effettivamente arrivano ai terminali metallici ed il numero di fotoportatori che raggiungono le due interfacce In(0.57)Ga(0.43)As/InP non sia
unitario, cioè che l’efficienza quantica “esterna” non sia unitaria: ciò degraderebbe l’efficienza quantica “totale”,
data dal prodotto fra quella interna e quella esterna. Tuttavia il semiconduttore ternario In(0.57)Ga(0.43)As e quello
binario InP hanno la stessa struttura cristallina di tipo zincoblenda e lo stesso valore della costante reticolare (a 5.86 A°), pertanto non c’è alcuno stress meccanico reticolare alle due interfacce (ε 0), ovvero le celle
fondamentali di In(0.57)Ga(0.43)As e di InP, presso le due interfacce, non subiscono alcuna deformazione meccanica
parallela ed ortogonale rispetto al piano dell’interfaccia. Tale matching reticolare determina l’assenza di legami ibridi sp3 rotti, non completi, cioè occupati da un unico elettrone, pertanto elettronicamente molto recettivi, i
quali potrebbero catturare un fotoelettrone (di spin opposto rispetto allo spin dell’elettrone gi{ presente sull’orbitale sp3, per il principio di esclusione di Pauli), impedendogli di arrivare al bulk n, oppure potrebbero
perdere il loro unico elettrone, cioè svuotarsi, e ciò equivale a trattenere una fotolacuna, impedendole di arrivare al bulk p. In figura 72 è mostrata semiqualitativamente la struttura cristallina dell’interfaccia p/i del PIN fin qui trattato: l’assenza di deformazioni reticolari e quindi di stress meccanici, cioè l’assenza di legami covalenti incompleti, favorisce il transito delle lacune fotogenerate nel layer i. La gradualità del passaggio, a livello di composizione atomica della matrice cristallina, dal layer i, costituito dal In(0.57)Ga(0.43)As, al layer p, costituito dal
InP, è stata notevolmente accorciata nel disegno di figura 72, per ragioni grafiche. Infatti nella realtà non si
verifica un passaggio di fatto brusco dalla matrice cristallina del In(0.57)Ga(0.43)As a quella del InP, come mostrato
in figura 72: la transizione cristallina è graduale e può interessare uno strato di materiale, la cui matrice
cristallina è data da una sorta di “mixing” fra quella del In(0.57)Ga(0.43)As e quella del InP, spesso anche 20 30
Fig. 72
Disegno semiqualitativo della struttura cristallina dell’interfaccia p/i del PIN MESA di terza finestra fin qui trattato: l’assenza di deformazioni reticolari e quindi di stress meccanici, cioè l’assenza di legami covalenti incompleti, favorisce il transito delle lacune fotogenerate nel layer i. La gradualità del passaggio, a livello di composizione atomica della matrice cristallina, dal layer i, costituito dal In(0.57)Ga(0.43)As, al layer p,
costituito dal InP, è stata notevolmente accorciata nel disegno per ragioni grafiche. Infatti nella realtà non si verifica un passaggio quasi brusco dalla matrice cristallina del In(0.57)Ga(0.43)As a quella del InP; la transizione cristallina è graduale e può interessare uno strato di
materiale, la cui matrice cristallina è data da una sorta di “mixing” fra quella del In(0.57)Ga(0.43)As e quella del InP, spesso anche 20 30
monolayers (un monolayer è spesso circa 3.3 A°).
L’assenza di legami sp3 non completi favorisce il passaggio di un fotoelettrone da uno stato elettronico iniziale |ie
>, localizzato nel layer i, ad uno stato elettronico finale |fe >, localizzato nel layer n, nonché il passaggio di una
fotolacuna da uno stato iniziale |ih >, localizzato nel layer i, ad uno stato finale |fh >, localizzato nel layer p. In
formule:
P
eP
hNei due elementi di matrice della quantità di moto dei fotoelettroni e delle fotolacune riconosciamo , che rappresenta il versore di polarizzazione del campo elettrico totale (campo interno di “background” del cristallo +
campo di polarizzazione esterna), , che rappresenta l’impulso del fotoelettrone in procinto di attraversare
l’interfaccia layer i/layer n, , che rappresenta l’impulso della fotolacuna in procinto di attraversare l’interfaccia
layer i/layer p. Pe può essere vista come la probabilità con cui il fotoelettrone attraversa l’interfaccia layer i/layer
p. Il matching reticolare fra In(0.57)Ga(0.43)As e InP determina valori di Pe e di Ph molto buoni, diciamo abbastanza
prossimi all’unit{, rendendo quasi unitaria l‘efficienza quantica esterna del PIN.
In un PIN simile gioca un ruolo fondamentale non solo la presenza di difetti reticolari alle due interfacce p/i ed i/n, la quale degrada l’efficienza quantica esterna, ma anche la presenza di imperfezioni reticolari all’interno del bulk dei tre layers p, i ed n, quali dislocazioni e vacanze, ed in particolare all’interno del bulk del layer i. Tali difetti individuano livelli energetici all’interno del gap (deep levels), analogamente alle trappole metalliche, i quali possono accettare portatori di carica. È possibile che un fotone, dopo aver superato indenne il InP ed essere
stato assorbito dal In(0.57)Ga(0.43)As, produca una fotocoppia elettrone/lacuna che non darà alcun contributo alla
fotocorrente in uscita, poiché tale coppia si ricombinerà, poco dopo la sua generazione, a causa dei suddetti difetti reticolari. L’effetto deleterio delle imperfezioni reticolari, che causano una diminuzione della QE totale, è più probabile in semiconduttori quaternari (un motivo in più per scegliere, come strato i, il ternario suddetto cresciuto con la minore quantità possibile di fosforo P). Il valor medio della QE per il In(0.57)Ga(0.43)As, in
corrispondenza di lunghezze d’onda rientranti nella seconda e terza finestra, si aggira intorno a 0.3 0.4, e tale valore, già abbastanza basso, è destinato a diminuire in proporzione alla concentrazione delle impurezze. Il
substrato n+ di InP può essere costituito da un wafer CZ o FZ, sul quale operiamo le deposizioni epitassiali di n, i e
p. Lo strato n funziona da buffer durante la deposizione epitassiale di i, ovvero inibisce la diffusione termica di
alcune impurezze, inevitabilmente presenti, dal substrato n+ al layer intrinseco, garantendo che la QE interna del
PIN non si discosti eccessivamente dai suoi valori ideali.
La forma MESA, riportata in figura 71, si ottiene con opportuni attacchi umidi in ambiente acido; quest’ultimo deve essere selettivo nei confronti del InP, ovvero la sua capacit{ di “etching” deve essere prevalentemente
rivolta contro il In(0.57)Ga(0.43)As. La sagomatura che ne deriva è causa di una fluttuazione non deterministica (una
perdita stocastica) sia della fotocorrente, sia della corrente di buio, chiamata “corrente di leakage” (Ileak). Nei
pressi della superficie sagomata, infatti, è molto più probabile trovare vacanze, dislocazioni, impurezze sostituzionali o interstiziali che non all’interno del bulk del materiale, per cui, in quelle regioni superficiali, i portatori di carica fotogenerati (così come quelli termici) hanno un tempo di vita medio assai più breve che altrove e possono essere più facilmente catturati dai deep levels legati ai difetti reticolari. Gli stati energetici profondi, cioè interni al gap, localizzati prevalentemente sulla superficie sagomata a forma di MESA, sono legati fortemente anche al riordinamento cristallino a cui un qualunque semiconduttore è soggetto presso le proprie superfici. Infatti in superficie ciascun atomo non risente delle stesse interazioni coulombiane di cui risentono gli atomi posizionati nel bulk del materiale, lontano quindi dalla superficie; le interazioni fra gli atomi posizionati in superficie non consentono agli stessi il raggiungimento della condizione di massima stabilità (ciascun atomo superficiale risente della mancanza di alcuni atomi primi vicini, cioè della mancanza di alcuni legami covalenti), ovvero di minima energia elettrostatica. Il raggiungimento di una condizione simile a quella di massima stabilità è possibile solo se la matrice cristallina del semiconduttore, presso la superficie, assume spontaneamente una configurazione geometrica “di superficie” diversa da quella tipica del materiale, cioè da quella individuabile nel bulk del cristallo. Questa sorta di “autoriordinamento reticolare superficiale” consente, presso la superficie, una certa stabilità elettrostatica. In figura 73 sono riportati i quattro difetti di punto più importanti, le cui distorsioni reticolari interessano regioni del cristallo molto ristrette, localizzate entro qualche cella fondamentale; i difetti di punto possono interessare sia il bulk che la superficie di un semiconduttore (ovviamente la probabilità di trovarli in superficie è maggiore della probabilità di trovarli nel bulk). In figura 74 sono riportati i due più importanti difetti di linea, anch’essi individuabili maggiormente presso la superficie piuttosto che nel bulk; tali difetti si sviluppano in regioni del cristallo molto estese, lungo anche alcune decine di celle fondamentali. In
figura 75 sono riportate a sinistra la struttura reticolare del semiconduttore ternario In(0.57)Ga(0.43)As all’interno
del bulk (che è la stessa struttura cristallina del InP, con il P al posto di As ed il In al posto di Ga), osservata lungo la direzione cristallografica [001], mentre a destra la struttura reticolare “autoriordinata” del In(0.57)Ga(0.43)As in
Fig. 73
Rappresentazione qualitativa delle deformazioni reticolari prodotte dai quattro difetti di punto più importanti: tali distorsioni della matrice cristallina interessano regioni del materiale molto ristrette, localizzate lungo poche celle fondamentali. I difetti di punto possono interessare sia il bulk che la superficie di un semiconduttore.
Fig. 74
Rappresentazione qualitativa delle deformazioni reticolari prodotte dai due più importanti difetti di linea (“edge dislocation” – dislocazione a spigolo, “screw dislocation” – dislocazione a spirale), individuabili sia presso la superficie che nel bulk del cristallo semiconduttore. Tali difetti si sviluppano in regioni del materiale molto estese, lungo anche alcune decine di celle fondamentali.
Fig. 75
A sinistra è riportata una rappresentazione qualitativa della struttura reticolare del semiconduttore ternario In(0.57)Ga(0.43)As all’interno del