Brevet FR2686456A1 — publié le 19930723

Détecteur infrarouge à puits quantiques L'invention concerne les détecteurs infrarouge à semiconducteurs. Dans la gamme 8 à 12 clam, ces détecteurs trouvent des applications particulièrement intéressantes, car ces longueurs d'onde correspondent à une fenêtre de transparence atmosphérique. Cependant, bien qu'il s'agisse d'une gamme de sensibilité préférentielle, Invention n'est pas limitée en cette plage de valeurs particulière. Le plus souvent, le matériau utilisé pour ces détecteurs à semiconducteurs est l'alliage HgCdTe, mais ce matériau est de métallurgie extrêmement compliquée, ce qui rend sa production industrielle difficile. Il a été récemment proposé par plusieurs laboratoires d'utiliser un nouveau type de détecteur infrarouge - type générique auquel appartient le détecteur de l'invention - basé sur le principe de l'absorption des photons associée aux transitions entre deux sousbandes quantiques apparaissant dans les puits quantiques créés par des empilements d'un très grand nombre de couches épitaxiales alternées de matériaux semiconducteurs III-V. L'avantage de ces détecteurs tient principalement au fait que l'utilisation de composés 111-V à la place de composés II-VI tels que HgCdTe met en oeuvre une métallurgie beaucoup plus maîtrisée, permettant d'envisager plus aisément une production industrielle de ces détecteurs. Toutefois, pour un certain nombre de raisons que l'on explicitera en détail par la suite, les performances de ces détecteurs à puits quantiques à semiconducteurs III-V sont jusqu'à présent toujours inférieures à celles des détecteurs HgCdTe. L'un des buts de l'invention est de pallier cette limitation, en proposant un détecteur à puits quantiques sur semiconducteurs III-V qui présente une détectivité élevée. A cet effet, le détecteur de l'invention, qui est du type précité, ctest-à-dire comprenant une succession de couches empilées alternées d'un matériau semiconducteur III-V à grande bande interdite et d'un matériau semiconducteur III-V à petite bande interdite dopé p définissant dans le diagramme de bande de valence de chaque hétérostructure correspondante, au niveau de la couche comprenant le matériau à petite bande interdite, un puits quantique comportant des sous-bandes de type HH et LH, est caractérisé en ce que l'épaisseur du matériau à petite bande interdite est essentiellement choisie de manière que n'apparaissent dans le puits que deux sous-niveaux quantiques LH1 et HH1, et que la différence d'énergie entre ces deux sous-niveaux corresponde à l'énergie des photons à détecter, et la composition du matériau à grande bande interdite est essentiellement choisie de manière que la hauteur de barrière du puits quantique soit égale ou supérieure à l'énergie de la sous-bande LH1. En ce qui concerne le matériau à grande bande interdite, son épaisseur est très avantageusement choisie de manière que la largeur des barrières de potentiel définies par les couches de ce matériau soient suffisamment faibles pour que l'effet tunnel résonnant, à travers ces barrières, des trous légers peuplant le sous-niveau LH1 crée pour ces trous légers un état où la fonction d'onde de ces derniers est délocalisée sur l'ensemble des puits quantiques et barrières de potentiel, tandis que celle des trous lourds peuplant le sousniveau HH1 est localisée. Le matériau à grande bande interdite de cette structure est de préférence AlxGa1 xAs et le matériau à petite bande interdite, GaAs. Dans ce cas, l'épaisseur du matériau à petite bande interdite est comprise entre 1,5 et 2,5 nm environ et l'épaisseur du matériau à grande bande interdite est de l'ordre de 80 nm environ. En variante, le matériau à petite bande interdite peut être WGal ,As, avec une teneur en indium YIn 0 On va maintenant exposer plus en détail l'invention, en référence aux dessins annexés. Sur toutes les figures, les mêmes références numériques désignent des éléments semblables. La figure 1 est une représentation schématique de la bande de conduction d'un empilement de couches AlGaAs/GaAs. Les figures 2a et 2b illustrent, respectivement au repos et sous polarisation, l'allure de la bande de conduction d'une structure de l'art antérieur, mais dont l'épaisseur des couches de GaAs a été réduite de manière que la différence d'énergie des sous-bandes quantiques corresponde à la longueur d'onde de la lumière à détecter. Les figures 3a et 3b sont homologues des figures 2a et 2b, dans le cas où l'on a choisi la composition de la couche de AlGaAs pour que le sous-niveau quantique supérieur vienne affleurer le bord du puits quantique. La figure 4 est une représentation schématique de la bande de valence d'un empilement de couches AlGaAs/GaAs. Les figures 5a et 5b illustrent, respectivement au repos et sous polarisation, l'allure de la bande de valence d'une structure de l'art antérieur telle que celle de la figure 4. Les figures 6a et 6b sont homologues des figures 5a et 5b, mais pour une structure dont le dopage et le dimensionnement des couches ont été déterminés conformément aux enseignements de l'invention. Les figures 7a et 7b sont homologues des figures 6a et 6b, pour une variante de mise en oeuvre de l'invention. 0 On va tout d'abord rappeler l'état actuel des détecteurs à puits quantiques, et notamment le mécanisme selon lequel opèrent ces détecteurs. Essentiellement, ces détecteurs sont constitués, comme illustré figure 1, d'un empilement d'hétérostructures 1 formées chacune d'une couche 2 de GaAs et d'une couche 3 de AlGaAs. Ces différentes couches sont épitaxiées les unes sur les autres, et l'empilement complet peut comprendre jusqu'à une cinquantaine d'hétérostructures 1. Cette configuration de couches crée dans la bande de conduction E c représentée schématiquement figure 1 une succession correspondan te de discontinuités alternant puits quantiques 4 et barrières de potentiel 5. Si les couches GaAs sont suffisamment minces, de l'ordre de quelques nanomètres, il apparaît par effet quantique des sous-b an- des quantiques (niveaux quantiques) E1, E2, E3, etc. Par un choix approprié de l'épaisseur des couches de GaAs, c'est-à-dire de la largeur des puits quantiques 4, on peut ajuster la position en énergie des sous-bandes E1 et E2 de manière que la différence hE1-hE2 d'énergie des niveaux quantiques E2 et E1 soit de l'ordre de 124 mV environ, comme illustré figure 2a. Si l'on éclaire une telle structure par une lumière de 10 Wn de longueur d'onde, c'est-à-dire par des photons 6 d'énergie hv = 124 meV, ces photons vont induire une transition électronique résonnante de la sous-bande E1 à la sousbande E2, symbolisée par la flèche 7. Si l'on applique (figure 2b) un champ électrique à une telle structure, c'est-à-dire si l'on polarise le composant, les électrons de la sous-bande E2 peuvent traverser par effet tunnel les barrières de potentiel 5 correspondant aux couches AlGaAs, comme symbolisé par la flèche 8, et générer ainsi un photocourant mesurable. Les premiers détecteurs réalisés selon ce principe ont été décrits par B. F. Levine et al., New 10 pm Infrared Detector Using Intersub- band Absorption in Resonant Tunneling GaAIAs Superlattices, Appl. Phys. Lett., Vol. 50, No. 16, p. 1092 (1987). On s'est alors rendu compte de l'incidence d'un courant tunnel parasite dû aux électrons du niveau E1 dont la transparence tunnel, bien que plus faible que celle des électrons du niveau E2, ne peut être négligée. Ce courant tunnel crée ainsi un courant d'obscurité élevé, néfaste aux performances du détecteur. Sur ce point, on sait que la transparence tunnel s'exprime par une équation du type: T =A exp [-(m*112 Au312 d) / V1 (1) m* étant la masse effective de l'électron, AE étant la hauteur de barrière pour l'électron concerné (AE1 pour la sous-bande E1 et tE2 pour la sous-bande E2), d étant l'épaisseur de la barrière de potentiel de MGaAs, et V étant la tension appliquée. ll a alors été proposé d'augmenter l'épaisseur d de la barrière et/ou d'augmenter sa hauteur tE1. Mais, ce faisant, la transparence tunnel des électrons de la sous-bande E2 - c'est-à-dire celle qui génère le photocourant - diminue également. Le compromis semblant difficile à trouver, les détecteurs à puits quantiques les plus performants actuellement réalisés sont conçus de manière que la sousbande E2 se trouve juste au bord du puits, comme on peut le voir sur les figures 3a et 3b. On peut ainsi augmenter l'épaisseur de la barrière de potentiel 5, autrement dit diminuer le courant d'obscurité sans perturber pour autant le photocourant. On pourra se référer à cet égard aux travaux de B. F. Levine et al., Bound-to-Extended State Absorption GaAs Superlattice Transport Infrared Detectors, J. Appl. Phys., Vol. 64, No. 3, p. 1591 (1988), qui mentionne une détectivité D * = 1010 cm.Hz-112/W à 77 K, résultat proche, bien qu'encore inférieur, de celui que l'on obtient avec un détecteur HgCdTe classique, qui est de 3.1010 cm.Hz-112/W à la même température. Une première limitation des performances de cette structure tient à la faible durée de vie des électrons dans la structure, qui est liée à la durée de vie des électrons dans le matériau (AlGaAs) constituant la barrière de potentiel où se meuvent les électrons chauds. Une seconde limitation tient vraisemblablement au phénomène d'absorption optique inter-sous-bandes, qui doit obéir à certaines règles de sélection de mécanique quantique interdisant à la lumière incidente d'être perpendiculaire au plan des couches. Très récemment, cette deuxième difficulté a été abordée par B. F. Levine et al., Normal Incidence Hole Intersubband Absorption Long Wavelength GaAs/AlGa1.#s Quantum Well Infrared Photodetectors, Appl. Phys. Lett., Vol. 59, No. 15, p. 1864 (1991), qui propose d'utiliser des puits quantiques créés par des discontinuités dans la bande de valence, et non plus dans la bande de conduction. En effet, dans ce dernier cas, l'absorption optique inter-sous-ban des peut être obtenue avec une lumière incidente perpendiculaire au plan des couches. L'article précité mentionne ainsi une détectivité de 3,1.1010 cm.Hz-112/W à 77 K, pour la longueur d'onde de 7,9 culs. Toutefois, cette proposition présente également des limitations, dues cette fois à la faible durée de vie des trous. En effet, si l'on considère, comme illustré figure 4, les. discontinuités créées dans la bande de valence de la structure, qui alternent puits quantiques 9 et barrière de potentiel 10, il apparaît dans chaque puits quantique 9 de nombreuses sous-bandes HH1, HH2, LH1, etc. (la désignation HH se référant aux trous lourds et LH, aux trous légers). Sur la figure 4, on a illustré trois de ces sous-bandes, mais la situation peut être très variable selon la largeur des puits quantiques 9 ou la hauteur hEV de la barrière de potentiel 10. Les figures 5a et 5b représentent schématiquement le cas décrit par Levine dans le dernier article précité : il s'agit de puits quantiques 9 de 3 à 4 nm de large, avec une hauteur de barrière AEv de l'ordre de 160 mV, pour une teneur en aluminium de 0,30 du matériau AlGaAs (ici et dans la suite, on entendra par teneur la fraction molaire xAl de AIxGal xAs). Dans ce cas, la sous-bande HH2 se trouve pratiquement au bord du puits quantique et la différence d'énergie entre le bord du puits et la sous-bande 11H1 est de 144 mV pour un puits de 3 nm, ou 157 mV pour un puits de 4 nm (figure 5a). Sous éclairement (figure 5b), les photons d'énergie correspondante (respectivement 144 mV ou 157 mV) sont absorbés (flèche 11), provoquant ainsi, lorsqu'un champ électrique est appliqué, un déplacement des trous dans le continuum de la bande de valence (flèche 12). Comme l'on sait que la masse effective des trous dans le continuum de la bande de valence de AlGaAs (et GaAs) est très élevée, de l'ordre de 0,4 m0 (mO étant la masse de l'électron), on peut s'attendre à ce que leur mobilité soit réduite et que leur libre parcours moyen soit faible, autrement dit, à ce que que leur durée de vie soit extrêmement courte. Cette structure de l'art antérieur présente en outre 1 'inconvé- nient de la présence, dans les puits quantiques 9, de la sous-bande LH1. En effet, cette sous-bande est peuplée de trous de faible masse effective et qui se trouvent à 50 mV environ du bord du puits quantique. Si l'on considère l'équation (1) ci-dessus, la transparence tunnel de ces trous légers est donc élevée, et ce, d'autant plus que le niveau de Fermi se rapproche du niveau LH1, c'est-à-dire que la couche de GaAs est dopée p - ce qui est ici le cas, avec des dopages compris entre 1017 et 5.1018 cm3 environ. Ici encore, on aboutit à un compromis introuvable entre une largeur de barrière importante, nécessaire pour réduire le courant d'obscurité qui serait autrement très élevé, et une réduction corrélative du photocourant, donc de la sensibilité du détecteur. L'invention, que l'on va maintenant décrire, a précisément pour but de surmonter cette difficulté. Ses enseignements résident essentiellement dans un choix approprié de la composition de l'alliage AlGaAs et des épaisseurs des couches de GaAs et AlGaAs. L'invention utilise en particulier le phénomène de transition inter-sous-bandes HH1 et LH1 pour éliminer, en premier lieu, l'effet tunnel parasite dû aux trous légers LH1. Dans un second temps, une fois cet effet parasite éliminé, on pourra réduire en tant que de besoin la largeur de la barrière AlGaAs car les trous peuplant le sous-niveau HHi sont des trous lourds, présentant une faible transparence tunnel et n'ayant dès lors qu'une faible incidence sur les performances du détecteur. Si l'on applique l'équation (1), cette réduction d'épaisseur peut se faire d'un facteur au moins équivalent à: (m HHl/m LHl)l/2 = 2,4 environ, et au plus équivalent à: (m HHl/m LH1) (EHH1 / AELHl)312 = 12 environ, * et m*LHl étant prises égales à 0,4 m et 007 m r m HHl et m*LHl étant prises égales à 0,4 mO et 0,07 mO, respective- ment (mO étant la masse de l'électron), et AEHH1 et AELH1 étant les hauteurs de barrière respectives des sous bandes HH et LH1, avec AEHH1 = 190 mV environ et AELH1 = 66 mV environ. Pour que le détecteur fonctionne à la longueur d'onde choisie de 10 ,um environ, il faut que la différence d'énergie entre les deux sous-bandes L111 et HH soit de l'ordre de 124 mV. Les calculs de mécanique quantique permettent d'établir que, dans ce cas, la largeur du puits doit être de l'ordre de 1,5 à 2,5 nm, cette épaisseur dépendant de la hauteur de la barrière de potentiel, c'est-à-dire de la teneur en aluminium de AlGaAs. Le calcul montre que que la hauteur de barrière Heu doit dépasser 230 mV environ, ce qui impose une teneur en aluminium supérieure à 0,42 environ. Une structure selon l'invention est illustrée schématiquement figure 6a (à l'équilibre) et 6b (sous éclairement et sous champ électrique). Le détecteur à puits quantiques de l'invention est ainsi constitué par une succession de puits quantiques 9 de très faible largeur (environ 1,5 à 2,5 nm), séparés par des barrières de potentiel 10 ellesmêmes relativement minces. On sait que les trous LH1, qui ont une faible masse effective, peuvent traverser des barrières minces par effet tunnel même si la hauteur de barrière hEV se situe au-dessus de leur niveau d'énergie, et ceci d'autant plus facilement que ces niveaux sont alignés en énergie, créant ainsi le phénomène bien connu d' effet tunnel résonnant . Les trous peuplant la sous-bande LH1 vont ainsi, perpendiculairement au plan des couches, se mouvoir librement dans un potentiel périodique parfois également appelé super-réseau . On peut s'affranchir de la définition trop précise de l'épaisseur de A1GaAs en utilisant des hauteurs de barrière telles que la sousbande LH1 se trouve juste au bord du puits quantique, comme illustré sur les figures 7a et 7b ; dans ce cas, la hauteur de barrière hEV du puits quantique n'est plus supérieure, mais juste égale à l'énergie de la sous-bande LH1. Cette configuration est proche de celle présentée sur les figures Sa et 5b (correspondant à la proposition de Levine dans l'article précité) mais elle présente la différence essentielle de la présence, dans la situation de l'art antérieur, de la sous-bande LH1 située dans le puits quantique en-dessous de la barrière de potentiel, contribuant ainsi à augmenter le courant d'obscurité. On sait également que, par cet effet tunnel résonnant, la sousbande L111, bien que quantifiée, a sa fonction d'onde complètement délocalisée sur toute la structure, ce qui se traduit par un élargissement 3ELHl en énergie de la sous-bande, comme on peut le voir en 13 sur les figures 6a et 6b. Cet élargissement 8ELHl est fonction de la largeur du puits : pour des puits de 2 nm de large, cet élargissement est de l'ordre de 50 mV, 15 mV ou 5 mV pour des barrières de largeur de 5 mn, 7,5 nm et 10 nm respectivement (la hauteur de la barrière a également une influence sur ces valeurs). Quant aux trous peuplant la sous-bande HH1, qui ont non seulement une forte masse effective mais qui, au surplus, se trouvent disposés profondément dans le puits, ils ne subissent pas d'effet tunnel et leur fonction d'onde reste en outre localisée. En résumé, les trous légers LH1 se déplaçant dans le potentiel périodique ont une durée de vie plus longue que les trous lourds se déplaçant dans le continuum de la bande dé valence, comme expliqué plus haut à propos de la figure 5. Par ailleurs, bien que le déplacement des trous de la bande LH1 soit favorisé par une faible largeur de barrière (une faible épaisseur de couche AlGaAs), il est souhaitable de ne pas trop réduire cette valeur, car un élargissement trop important de AELH1 aurait pour effet de réduire la différence d'énergie entre les sous-bandes HH1 et LH1,augmentant ainsi le courant d'obscurité. Sachant par ailleurs que les détecteurs infrarouge travaillent à la température de l'azote liquide, soit 77 K, et que l'énergie thermique est à cette température de 6,6 mV, il n'est pas intéressant que l'élargissement hELH1 de la sous-bande LH1 soit inférieur à 6,6 mV. On peut donc trouver un optimum de largeur de barrière, défini de telle façon que AELHI = 6,6 mV environ. Pour des puits de 2 mn de largeur, cet optimum correspond à une épaisseur de AlGaAs de 8 nm environ (valeur susceptible de varier avec la teneur en aluminium de A1GaAs). Compte tenu des très faibles valeurs de largeur des puits quanti ques que l'on vient d'indiquer, une variation d'une mono couche atomique, c'est-à-dire de l'ordre de 0,2 à 0,3 nm entraîne une variation relative d'épaisseur de l'ordre de 10%. I1 est donc nécessaire d'utiliser des techniques telles que l'épitaxie par jets moléculaires (MBE) ou le dépôt chimique en phase vapeur d'organométalliques (MOCVD), qui sont compatibles avec une telle précision et assurent une bonne uniformité de l'épitaxie sur toute la surface de la plaquette de semiconducteur. Par ailleurs, Invention n'est pas limitée à une hétérojonction GaAs/AlGaAs, ses enseignements pouvant également s'appliquer à d'autres hétérostructures formées à partir d'alliages III-V. En particulier, on peut utiliser l'alliage InGaAs à la place de GaAs pour réaliser les puits quantiques. En particulier, cet alliage InGaAs étant de paramètre de maille plus grand que GaAs, il va subir une contrainte uniaxiale qui aura pour effet de repousser la sous-bande LH1 plus loin en énergie, autrement dit d'augmenter la différence d'énergie entre les sous-bandes HH1 et LH1. Par ce phénomène on peut, à performances égales, élargir le puits quantique par rapport à une structure similaire utilisant GaAs, et donc en faciliter la réalisation pratique grâce à une moindre minceur de la couche à déposer. Cet effet est particulièrement marqué : en effet, pour une teneur en indium (c'est-à-dire une fraction molaire YIn de InGal yAs) de 0,03 seulement, donc pour une composition très proche de GaAs, l'accroissement en énergie est de l'ordre de 15 mV. On notera cependant que l'on ne peut guère utiliser d'alliages dépassant une teneur en indium supérieure à 0,05, car l'excès de contraintes risque alors de créer des dislocations d'interface compte tenu de l'épaisseur totale de la structure à puits quantiques. REVENDICATIONS 1. Un composant à semiconducteurs du type détecteur infrarouge à puits quantiques, comprenant une succession de couches empilées alternées d'un matériau semiconducteur III-V à grande bande interdite (3) et d'un matériau semiconducteur III-V à petite bande interdite (2) dopé p définissant dans le diagramme de bande de valence (Ey) de chaque hétérostructure (1) correspondante, au niveau de la couche comprenant le matériau à petite bande interdite, un puits quantique (9) comportant des sous-bandes de type HH et LH, caractérisé en ce que: - l'épaisseur du matériau à petite bande interdite (2) est essen tiellement choisie de manière que n'apparaissent dans le puits que deux sous-niveaux quantiques LH1 et HH1, et que la diffé rence d'énergie entre ces deux sous-niveaux corresponde à l'énergie des photons (6) à détecter, et - la composition du matériau à grande bande interdite est essentiellement choisie de manière que la hauteur de barrière (heu) du puits quantique soit égale ou supérieure à l'énergie de la sous-bande LH1. 2. Le composant de la revendication 1, dans lequel l'épaisseur du matériau à grande bande interdite (3) est choisie de manière que les barrières de potentiel définies par les couches de ce matériau soient suffisamment faibles pour que l'effet tunnel résonnant, à travers ces barrières, des trous légers peuplant le sous-niveau LH1 crée pour ces trous légers un état (13) où la fonction d'onde de ces derniers est délocalisée sur l'ensemble des puits quantiques et barrières de po tentiel, tandis que celle des trous lourds peuplant le sous-niveau HHi est localisée. 3. Le composant de la revendication 1, dans lequel le matériau à grande bande interdite est AlxGal xAs. 4. Le composant de la revendication 3, dans lequel le matériau à petite bande interdite est GaAs. 5. Le composant de la revendication 4, dans lequel ltépaisseur du matériau à petite bande interdite est comprise entre 1,5 et 2,5 nm environ. 6. Le composant de la revendication 4, dans lequel épaisseur du matériau à grande bande interdite est de l'ordre de 80 mn environ. 7. Le composant de la revendication 3, dans lequel le matériau à petite bande interdite est InGal yAs, avec une teneur en indium YIn