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Die Erfindung betrifft ein Photodetektorbauelement zum Detektieren der Polarisation eines einfallenden Lichtstrahls mit zumindest einer photoempfindlichen Schicht, die für in einer ersten Richtung polarisiertes Licht einen hohen Absorptionskoeffizienten und für in einer zur ersten Richtung senkrechten zweiten Richtung polarisiertes Licht einen niedrigen Absorptionskoeffizienten aufweist.
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Die Detektion des Polarisationszustandes oder von Änderungen des Polarisationszustandes eines einfallenden Lichtstrahls wird beispielsweise für das Auslesen von magneto-optischen Datenspeichern benötigt, die auf dem Prinzip des magneto-optischen Kerr-Effekts basieren, oder für optische Schaltungen, die auf einer polarisationsverschlüsselten Logik basieren.
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Eine einfache Anordnung für eine solche Anwendung besteht in einer Kombination von einem lichtempfindlichen Detektor und einem externen Polarisationselement, beispielsweise einer organischen Folie oder einem Prisma. Sowohl aus wirtschaftlichen als auch aus mechanischen Überlegungen sind solche Kombinationen von Detektor und Polarisator aufgrund bspw. ihrer Größe und Justage für die oben genannten Großintegrations-Anwendungen, sog. ”large-scale integration”(LSI)-Anwendungen, jedoch ungeeignet.
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Üblicherweise werden für LSI-Anwendungen deshalb Halbleiter-Photodetektoren verwendet. Damit das Halbleitermaterial aus sich heraus empfindlich auf den Polarisationszustand eines einfallenden Lichtstrahls reagiert, muss es eine Polarisationsanisotropie aufweisen, d. h. es muss einen hohen Absorptionskoeffizienten α für in einer bestimmten Richtung linear polarisiertes Licht und einen kleinen Absorptionskoeffizienten α für eine Polarisation senkrecht zu dieser Richtung aufweisen. Je nach Polarisation des einfallenden Lichts wird auf diese Weise ein großes Detektionssignal oder ein kleines Detektionssignal erzeugt.
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Da die elektronische Bandstruktur und dadurch auch die Polarisationseigenschaften der optischen Übergänge in Hableiterkristallen stark durch die Kristallsymmetrie beeinflusst werden, weisen die üblicherweise verwendeten Gruppe-IV oder III-V Halbleiterdetektoren keine wesentliche Polarisationsanisotropie auf. Folgende Versuche wurden unternommen, um dennoch künstlich eine Polarisationsanisotropie zu erzeugen:
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Strukturen mit chemisch geätzten Oberflächenriefen sind für polarisationsempfindliche Photodetektoren im infraroten Wellenlängenbereich (C. J. Chen et al., Appl. Phys. Lett. 74, 862 (1999)) geeignet.
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Polarisationsanisotropie kann bei dem Absorptionssepktrum einer III-V-Halbleiter-Quantentopfstruktur mit unterschiedlichen Energiebandlücken für die Valenzbandzustände der schweren Löcher und der leichten Löcher auftreten (G. Bastard, Wave Mechanics Applied to Semiconductor Heterostructures (Halstead Press, New York, 1988)). Diese Anisotropie tritt jedoch ausschließlich bei Licht auf, das sich parallel zur Ebene der Quantentopfstruktur ausdehnt. Die Verwendung eines derartigen Materials in einem polarisationsempfindlichen Photodetektor erfordert deshalb zusätzliche Mittel, die das Licht in die Ebene der Quantentopfstruktur lenken.
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Geordnete In0,5Ga0,5P-Legierungen wurden verwendet, wobei der Unterschied im Absorptionskoeffizienten α für entlang der [011]-Richtung und der [01 1 ]-Richtung polarisiertes Licht bei einer Änderung von Δα ≈ 4 × 103 cm–1 über einen Bereich von 13 nm um 670 nm herum ausgenutzt wurde. Verschiedene Bauelemente, wie beispielsweise polarisationsempfindliche Photodetektoren, Schwellwertschalter und Reset-Set-Flip-Flops, wurden mit diesem Material realisiert (E. Greger et al., Appl. Phys. Lett. 71, 3245 (1997); J. Krauss et al., Electron. Lett. 35, 1878 (1999)). Das hochdichte magneto-optische Speichern und Auslesen erfordert jedoch kürzere Betriebswellenlängen. Der enge Bereich der in Frage kommenden Wellenlänge schränkt die Verwendung von In0,5Ga0,5P aber ein, weil eine Legierungsordnung vom Typ Cu-PtB und die daraus resultierende Polarisationsanisotropie im Absorptionskoeffizienten α schwächer wird, wenn eine höhere Ga-Konzentration verwendet wird, um die Energiebandlücke zu vergrößern.
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Auch selbstorganisierte laterale Anordnungen in III-V Halbleitern, beispielsweise bei Ga-reichen und In-reichen Bereichen während des Wachstums von kurzperiodischen GaP/InP-Übergittern, kann zu einer Polarisationsanisotropie in der Schichtebene führen. Diese Anisotropie ist üblicherweise jedoch nicht sehr groß. Da der Selbstorganisationsprozess ausschließlich in einem engen Zusammensetzungsbereich auftritt (wie es bei den oben genannten geordneten Legierungen der Fall ist), sind außerdem die Energiebandlücke und dadurch die zentrale Betriebswellenlänge festgelegt. Durch die festgelegte Betriebswellenlänge ist somit auch die Zahl der Anwendungsmöglichkeiten eingeschränkt.
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Das Aufwachsen von hexagonalem M-flächen-GaN auf γ-LiAlO
2(100)-Substraten ist aus der
DE 199 53 839 A1 bekannt.
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Die
US 6 072 197 A offenbart einen Halbleiterlaser mit definierter Polarisation des emittierten Lichts. Die aktive Schicht des Lasers umfasst M-flächen-GaN auf einem SiC- oder LiAlO
2-Substrat.
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Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen polarisationsempfindlichen Photodetektor zu schaffen, der eine vereinfachte Bauweise aufweist und dadurch für LSI-Anwendungen geeignet ist und der innerhalb eines größeren Wellenlängenbereichs an die jeweilige Wellenlänge des zu analysierenden Lichtstrahls anpassbar ist.
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Zur Lösung der Aufgabe ist ein Photodetektorbauelement mit den Merkmalen des Anspruchs 1 vorgesehen.
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Das erfindungsgemäße Photodetektorbauelement zum Detektieren der Polarisation eines einfallenden Lichtstrahls weist zumindest eine photoempfindliche Schicht auf, die für in einer ersten Richtung polarisiertes Licht einen hohen Absorptionskoeffizienten und für in einer zur ersten Richtung senkrechten zweiten Richtung polarisiertes Licht einen niedrigen Absorptionskoeffizienten aufweist, wobei die photoempfindliche Schicht zumindest ein Halbleitermaterial mit einer Wurtzit-Kristallstruktur und eine (1 1 00)-Orientierung aufweist.
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Eine derart orientierte Halbleiterschicht mit Wurtzit-Kristallstruktur, die wegen ihrer Orientierung auch ”M-plane”-Schicht genannt wird (vgl. dazu 3), weist aus sich heraus eine Polarisationsanisotropie auf, wobei sich diese Polarisationsanisotropie durch eine geeignete Verspannung der Halbleiterschicht zusätzlich weiter verstärken lässt. Aufgrund dieser intrinsischen polarisationsempfindlichen Eigenschaft der Halbleiterschicht mit Wurtzit-Kristallstruktur kann bei dem erfindungsgemäßen Photodetektorbauelement auf zusätzliche polarisierende Komponenten, wie beispielsweise organische Folien oder Prismen, verzichtet werden, so dass sich die Anzahl erforderlicher Bauteile reduziert und sich das erfindungsgemäße Photodetektorbauelement in seiner Bauweise insgesamt vereinfacht.
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Vorteilhafte Ausführungsformen der Erfindung sind den Unteransprüchen, der Beschreibung und der Zeichnung zu entnehmen.
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Gemäß einer besonders bevorzugten Ausführungsform der Erfindung weist die photoempfindliche Schicht ein Gruppe-III-Nitrid auf. In einer (1 1 00)-orientierten Schicht eines Gruppe-III-Nitrids mit einer Wurtzit-Kristallstruktur können, insbesondere wenn die Schicht zusätzlich verspannt ist, die drei möglichen Interbandübergänge, die hier mit T1, T2 und T3 bezeichnet werden, an der fundamentalen Energiebandlücke der Wurtzit-Struktur entsprechend vollständig x-, z- und y-polarisiert werden (zur Orientierung des Koordinatensystems vgl. 3). in diesem Fall weist die Schicht einen hohen Absorptionskoeffizient α für Licht auf, das entlang der x- oder z-Richtung in der Schichtebene linear polarisiert ist, auf, was zu einem großen Photodetektorsignal führt, und eine vernachlässigbare Absorption für Licht, das senkrecht zu dieser Richtung, d. h. in z- oder x-Richtung, polarisiert ist, was zu einem verschwindend kleinen Photodetektorsignal führt. Bei zirkular oder elliptisch polarisiertem Licht reagiert der Detektor empfindlich auf eine Änderung im Elliptizitätsgrad der Polarisation.
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Vorzugsweise weist die Schicht Galliumnitrid auf. In einer derartigen Schicht lässt sich eine besonders starke Polarisationsanisotropie erzielen, was die Herstellung eines besonders effizienten polarisationsempfindlichen Photodetektorbauelements ermöglicht.
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An dieser Stelle sei darauf hingewiesen, dass es erst vor kurzem gelungen ist, (1 1 00)-orientierte GaN-Schichten tatsächlich zu realisieren (P. Waltereit et al., J. Cryst. Growth 218, 143 (2000); P. Waltereit et al., Nature 406, 865 (2000)). Anhand von lichtemittierenden Bauelementen auf Basis von ”M-plane”-GaN mit Wurtzit-Kristallstruktur konnte eine Polarisationsanisotropie in ”M-plane”-GaN daher erst vor kurzem experimentell bestätigt werden (S. Ghosh et al., Appl. Phys. Lett. 80, 413 (2002)). Bei dieser Untersuchung wurde auch der Einfluss der Schichtverspannung auf die Polarisationsanisotropie der lichtemittierenden Bauelemente untersucht. Theoretische Studien zu diesem Thema finden sich in K. Domen et al., Appl. Phys. Lett. 70, 987 (1997); A. Niwa et al., Appl. Phys. Lett. 70, 2159 (1997); B. Gil und A. Alemu, Phys. Rev. B 56, 12446 (1997).
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Vorteilhafterweise besteht die Schicht aus AlxGa1-xN, InxGa1-xN oder AlxInyGa1-x-yN. Durch die Verwendung derartiger Materialien kann die Lichtempfindlichkeit des erfindungsgemäßen Photodetektorbauelements an einen jeweils zu detektierenden Wellenlängenbereich angepasst werden. Je nach Wahl des Schichtmaterials ist der detektierbare Wellenlängenbereich auf den ultravioletten Wellenlängenbereich bis hin zum sichtbaren Wellenlängenbereich einstellbar.
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Vorzugsweise ist die Schicht in der M-Ebene anisotrop verspannt. Durch eine derartige Verspannung kann die Polarisationsanisotropie in der photoempfindlichen Schicht besonders verstärkt werden.
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Vorteilhafterweise ist die Schicht mit einer Gitterfehlanpassung und/oder mit einem Unterschied im thermischen Expansionskoeffizienten auf einem Substrat angeordnet. Sowohl die Gitterfehlanpassung als auch der Unterschied im thermischen Expansionskoeffizienten führen zu einer Verspannung der photoempfindlichen Schicht, welche die Polarisationsanisotropie zusätzlich verstärken kann. Dies ist insbesondere dann der Fall, wenn der Unterschied in den Gitterkonstanten und dem thermischen Expansionskoeffizienten zwischen der Schicht und dem Substrat in x- und z-Richtung unterschiedlich groß sind.
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Gemäß einer weiteren bevorzugten Ausführungsform ist die Schicht auf einem Substrat angeordnet, durch das eine anisotrope Verspannung in der M-Ebene der Schicht induzierbar ist. Durch eine geeignete Wahl des Substrats kann auf diese Weise eine gewünschte Verspannung der Schicht eingestellt werden und somit die Polarisationsanisotropie der Schicht gezielt verstärkt werden.
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Vorteilhafterweise ist die photoempfindliche Schicht auf einem Substrat aus LiAlO2, insbesondere aus (100)-orientiertem γ-LiAlO2 angeordnet. Auf einem derartigen Substrat wurde eine besonders hohe Polarisationsanisotropie in einer (1 1 00)-orientierten GaN-Schicht erzielt.
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Weiterer Gegenstand der Erfindung ist ein Verfahren zum Detektieren der Polarisation eines einfallenden Lichtstrahls, bei dem eine photoempfindliche Schicht dem Lichtstrahl ausgesetzt wird, die zumindest ein Halbleitermaterial mit einer Wurtzit-Kristallstruktur und eine (1 1 00)-Orientierung aufweist und die in einer ersten Richtung an einen hohen Absorptionskoeffizienten und in einer zur ersten Richtung senkrechten zweiten Richtung einen niedrigen Absorptionskoeffizienten aufweist, bei dem die photoempfindliche Schicht ein großes Detektionssignal erzeugt, wenn der Lichtstrahl parallel zur ersten Richtung polarisiert ist, und ein kleines Detektionssignal erzeugt, wenn der Lichtstrahl parallel zur zweiten Richtung polarisiert ist, und bei dem das entsprechende Detektionssignal detektiert und ausgewertet wird. Durch das erfindungsgemäße Verfahren lassen sich die voranstehend genannten Vorteile eines erfindungsgemäßen Photodetektorbauelements mit einer polarisationsempfindlichen Schicht aus einem Halbleitermaterial mit Wurtzit-Kristallstruktur besonders gut ausnutzen.
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Nachfolgend wird die folgende Erfindung rein beispielhaft anhand einer vorteilhaften Ausführungsform und unter Bezugnahme auf die beigefügten Zeichnungen beschrieben. Es zeigen:
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1 eine Querschnittsansicht eines erfindungsgemäßen Photodetektorbauelements;
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2 eine Draufsicht auf das Photodetektorbauelement von 1;
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3 eine schematische Darstellung der Galliumnitrid-Einheitszelle mit einer Wurtzit-Kristallstruktur, die sowohl die C- und M-Ebene als auch die Ausrichtung des Koordinatensystems zeigt;
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4 eine schematische Darstellung der Energiebandstruktur von unverspanntem Galliumnitrid, welches die Exzitonenübergänge und die Symmetrie der Wellenfunktionen des Valenzbandes im Zentrum der Brillouin-Zone zeigt;
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5 Konturkurvendarstellungen der Übergangswellenlängen λi (in nm) der drei Übergange Ti (i = 1, 2, 3) an der fundamentalen Bandlücke von Galliumnitrid bei 295 K als Funktion der Verspannung εxx und εzz der M-Ebene;
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6 eine Grauskaladarstellung der relativen Größe der Oszillatorstärkenkomponenten fiβ (i = 1, 2, 3 und β = x, y, z) der drei Übergänge Ti an der fundamentalen Bandlücke von Galliumnitrid als Funktion der Verspannung εxx und εzz der M-Ebene (die gestrichelte Linie in der ersten Darstellung zeigt die isotrope Verspannungstrajektorie εxx = εzz der M-Ebene);
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7 (a) die Beiträge fx(λ) und fz(λ) der Oszillatorstärke gegenüber der Wellenlänge für die drei Bandkantenübergänge Ti (i = 1, 2, 3), die durch die entsprechenden Übergangswellenlängen λi in nicht verspanntem Galliumnitrid bei 295 K gekennzeichnet sind, und (b) die Wellenlängenabhängigkeit von der Polarisationsanisotropie Δf = fx(λ) – fz(λ) in der Ebene; und
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8 eine Darstellung von Δf (links), λ0 (Mitte) und Δλ (rechts) als Funktion der Verspannung εxx und εzz der M-Ebene für drei Regime der Verwendung von Galliumnitrid mit verspannter M-Ebene in dem erfindungsgemäßen polarisationsempfindlichen Photodetektorbauelement: (a) Regime I zwischen λ1 und λ2, wobei Δf = Δf12, λ0 = λ0 12 und Δλ = Δλ12 ist; (b) Regime II zwischen λ2 und λ3, wobei Δf = Δf23, λ0 = λ0 23 = und Δλ = Δλ23 ist; (c) Regime III zwischen λ1 und λ3, wobei Δf als der kleinere der zwei Werte Δf12 und Δf23 angenommen wird und λ0 = λ0 13 und Δλ = Δλ13 ist.
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1 zeigt eine schematische Darstellung eines erfindungsgemäßen polarisationsempfindlichen Photodetektorbauelements mit einer pin-Photodiodenstruktur, die auf einem Substrat 10 angeordnet ist.
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Das Substrat 10 ist durch einen ungefähr 200 μm dicken Wafer aus (100)-orientiertem γ-LiAlO2 gebildet. Derartige Wafer können beispielsweise aus einem mit Hilfe des Czochalski-Verfahrens hergestellten Kristallstabes mit einem Durchmesser von ungefähr 35 mm gewonnen werden, der zersägt und anschließend poliert wird, wie es von P. Waltereit et al. in J. Cryst. Growth 218, 143 (2000) beschrieben ist. Das LiAlO2 weist eine tetragonale Einheitszelle auf, deren Abmessungen a = b = 0,51687 nm und c = 0,62679 nm betragen. Der Pfeil 12 gibt die [010]-Richtung des LiAlO2 an (a-Richtung).
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Auf dem LiAlO2-Substrat 10 ist eine n-leitende Galliumnitridschicht 14 angeordnet. Die GaN-Schicht weist eine Wurtzit-Kristallstruktur auf, d. h. die Einheitszelle der Kristallstruktur weist die in 3 gezeigte Gestalt auf. Die auf dem Substrat 10 angeordnete GaN-Schicht 14 ist (1 1 00)-orientiert, d. h. die [0001]-Richtung der Wurtzit-Einheitszelle (c-Richtung) verläuft in Richtung des Pfeils 16 und somit also parallel zur a-Richtung 12 des LiAlO2-Substrats 10. Die Oberflächen der GaN-Schicht 14 sind folglich parallel zur M-Ebene der Wurtzit-Einheitszelle orientiert (vgl. 3), weshalb die (1 1 00)-orientierte GaN-Schicht 14 auch als eine ”M-plane”-Schicht bezeichnet wird.
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Die GaN-Schicht 14 weist eine Dicke im Bereich von einigen hundert nm auf. Sie kann beispielsweise mittels HF-plasmaunterstützter Molekularstrahlepitaxie (MBE) auf dem Substrat 10 abgeschieden werden. Die Auswahl eines geeigneten Substratmaterials, in diesem Fall eines (100)-orientierten tetragonalen γ-LiAlO2-Substrats 10, sorgt dafür, dass die GaN-Schicht 14 mit einer (1 1 00)-Orientierung, d. h. als ”M-plane”-Schicht abgeschieden wird.
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Das Aufwachsen der GaN-Schicht 14 mit (1 1 00)-Orientierung auf dem LiAlO2-Substrat 10 mit (100)-Orientierung führt zu einer Gitterfehlanpassung zwischen der Galliumnitridschicht 14 und dem Substrat 10. Die Gitterfehlanpassung beträgt ungefähr –0,3% in der c-Richtung, d. h. der [0001]-Richtung, und ungefähr –1,7% in der Richtung, die in der M-Ebene der GaN-Schicht 14 liegt und zur c-Richtung senkrecht ist.
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Zur Erleichterung der Benennung der verschiedenen Orientierungen sei an dieser Stelle ein kartesisches Koordinatensystem eingeführt, dessen z-Achse parallel zur [0001]-Richtung (c-Richtung) der Wurtzit-Einheitszelle des GaN orientiert ist, dessen x-Achse in der M-Ebene der Wurtzit-Einheitszelle liegt und senkrecht zur z-Achse orientiert ist und dessen y-Achse senkrecht auf der x- und der z-Achse, d. h. senkrecht auf der M-Ebene der Wurtzit-Einheitszelle steht (siehe dazu 3).
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Die Gitterfehlanpassung zwischen dem Substrat 10 und der GaN-Schicht 14 beträgt also –1,7% in x-Richtung und –0,3% in z-Richtung. Dies führt zu einer anisotropen Verspannung der GaN-Schicht 14 in der M-Ebene, d. h. die Verspannungen der GaN-Schicht 14 sind in x- und z-Richtung jeweils unterschiedlich stark. Insbesondere ist die Verspannung in x-Richtung wegen der größeren Gitterfehlanpassung stärker als in z-Richtung.
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Wie in 1 dargestellt ist, ist auf der n-leitenden GaN-Schicht 14 eine intrinsische GaN-Schicht 18 angeordnet. Auch die GaN-Schicht weist eine Wurtzit-Kristallstruktur auf und ist wie die GaN-Schicht 14 (1 1 00)-orientiert. Die Dicke der GaN-Schicht 18 beträgt einige hundert nm.
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Auf der GaN-Schicht 18 ist eine p-leitende GaN-Schicht 20 angeordnet. Auch diese GaN-Schicht 20 weist eine Wurtzit-Kristallstruktur auf und ist (1 1 00)-orientiert. Die Dicke der p-leitenden GaN-Schicht 20 liegt im Bereich weniger μm.
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Wie in 1 und 2 gezeigt ist, ist auf die n-leitende GaN-Schicht 14 und die p-leitende GaN-Schicht 20 jeweils ein Metallkontakt 22 bzw. 24 aufgebracht. Die Metallkontakte 22, 24 dienen dazu, das Photodetektorbauelement mit Hilfe von Kontaktpunkten 26, 28 und Leitungen 30, 32 in einen nicht gezeigten Auswerteschaltkreis einzubinden. Wie insbesondere in 2 zu erkennen ist, sind die Metallkontakte 22, 24 jeweils rahmenartig ausgebildet. Damit der n-Kontakt 22 allein die n-leitende Galliumnitridschicht 14 kontaktiert, weisen die intrinsische GaN-Schicht 18 und die p-leitende GaN-Schicht 20 eine Fläche auf, die um so viel kleiner als die Fläche der n-leitenden GaN-Schicht 14 ist, dass sie vollständig im Inneren des rahmenartigen n-Kontakts 22 Platz findet, wobei der Abstand zwischen der intrinsischen und p-leitenden GaN-Schicht 18, 20 und dem n-Kontakt groß genug ist, um eine unerwünschte Kontaktbildung, d. h. Kurzschlussbildung, zu verhindern. Der auf der p-leitenden GaN-Schicht 20 angeordnete p-Kontakt 24 ist ebenfalls rahmenartig ausgebildet, wobei das Innere des p-Kontakts 24 die Detektionsfläche 24 des Photodetektorbauelements definiert.
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Die intrinsische GaN-Schicht 18 stellt die photoempfindliche Schicht des Photodetektorbauelements dar. Wird der Detektionsbereich 34 der GaN-Schicht 18 einem einfallenden Lichtstrahl 36 ausgesetzt, so wird der einfallende Lichtstrahl 36 unter Bildung von Elektron/Loch-Paaren in der intrinsischen GaN-Schicht 18 absorbiert, sofern die Energie des einfallenden Lichts groß genug ist (die Wellenlänge kurz genug ist), um die Elektronen bzw. Löcher mit ausreichend Energie anzuregen, damit diese die Bandlücke des GaN überwinden und aus dem Valenzband in das Leitungsband bzw. aus dem Leitungsband in das Valenzband gelangen können. Die angeregten Elektron/Loch-Paare werden durch Anlegung einer Sperrspannung an der pin-Diode getrennt und über die Metallkontakte 22, 24 bzw. die Kontaktpunkte 26, 28 und Leitungen 30, 32 als Photostrom an eine Auswerteeinheit übermittelt.
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Die anisotrope Verspannung der n-leitenden GaN-Schicht 14 überträgt sich auf die photoempfindliche GaN-Schicht 18, so dass auch die Verspannung der GaN-Schicht 18 in x-Richtung größer ist als in z-Richtung. Die anisotrope Verspannung der GaN-Schicht 18 in der M-Ebene der Wurtzit-Einheitszelle wirkt sich direkt auf die Absorptionseigenschaften der photoempfindlichen Galliumnitridschicht 18 aus. So ist die Absorption für Licht mit einem Polarisationsvektor in Richtung der höheren Verspannung größer als für Licht mit einem Polarisationsvektor in Richtung der geringeren Verspannung. Dies bedeutet, dass die GaN-Schicht 18 für Licht mit einem Polarisationsvektor in einer zur x-Richtung parallelen Richtung einen höheren Absorptionskoeffizienten aufweist als für Licht mit einem Polarisationsvektor in einer zur z-Richtung parallelen Richtung.
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Diese Anisotropie im Absorptionskoeffizienten der GaN-Schicht 18 führt dazu, dass ein einfallender Lichtstrahl 36, der parallel zur x-Richtung polarisiert ist, d. h. dessen E-Vektor parallel zur x-Richtung orientiert ist, stärker absorbiert wird als ein Lichtstrahl, der in z-Richtung polarisiert ist. Das heißt, dass ein in z-Richtung polarisierter Lichtstrahl 36 eine größere Anzahl von Elektron/Loch-Paaren erzeugt als ein in y-Richtung polarisierter Lichtstrahl. Dies führt dazu, dass das Photodetektorbauelement bei Detektion eines in x-Richtung polarisierten einfallenden Lichtstrahls 36 ein größeres Detektionssignal an die Auswerteeinheit ausgibt als dies bei einem in z-Richtung polarisierten Lichtstrahl 36 der Fall wäre. Durch das erfindungsgemäße polarisationsempfindliche Photodetektorbauelement lässt sich auf diese Weise der Polarisationszustand eines einfallenden Lichtstrahls 36 ermitteln.
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Bei einer nicht gezeigten Ausführungsform des erfindungsgemäßen Photodetektorbauelements ist es auch möglich auf die instrinsische GaN-Schicht 18 zu verzichten. Denkbar ist es außerdem, den Leitfähigkeitstyp des Substrats 10 und entsprechend auch den Leitfähigkeitstyp der GaN-Schichten 14, 18 und 20 jeweils umzukehren, so dass die polarisationsempfindliche GaN-Schicht 20 n-leitend ist. Des weiteren ist auch die Form der Metallkontakte 22, 24 nicht auf die rahmenartige Gestalt beschränkt. Ähnlich wie bei Solarzellen kann es bspw. möglich sein, die Metallkontakte nur punktuell auszubilden oder den Metallkontakt der photoempfindlichen Schicht ähnlich wie bei einer Solarzelle gitterartig auszubilden, was bei einer begrenzten Querleitfähigkeit der photoempfindlichen Schicht insbesondere bei größeren Detektorflächen vorteilhaft sein kann.
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Um die Darstellung der Erfindung zu vervollständigen, wird die nachfolgende Darstellung hilfreich sein, die im Zusammenhang mit der Anisotropie im Absorptionskoeffizienten einer (1 1 00)-orientierten GaN-Schicht mit Wurtzit-Kristallstruktur gegeben wird.
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Zunächst wird der Einfluss der Verspannung einer GaN-Schicht auf deren elektronische Bandstruktur abgeschätzt. Für diese Berechnung ist eine Beziehung zwischen den Verspannungskomponenten (ε
xx, ε
zz) in der M-Ebene und der Verspannungskomponente (ε
yy) senkrecht zur M-Ebene erforderlich. Eine ”M-plane”-Schicht lässt sich unter einer in der M-Ebene wirkenden, biaxialen Belastung frei in einer zur Ebene senkrechten Richtung ausdehnen oder zusammenziehen. Dies bedeutet, dass die außerhalb der Ebene liegende Stresskomponente σ
yy gleich Null ist, was zu der folgenden Beziehung zwischen den verschiedenen Verspannungskomponenten führt:
C
ij bezeichnet die elastischen Konstanten der Steifheit (J. F. Neye, Physical Properties of Crystals (Clarendon Press, Oxford, 1969)). Experimentelle Untersuchungen an auf LiAlO
2 gewachsenem (1
1 00)-orientiertem GaN haben für eine 1,22 μm dicke Schicht eine asymmetrische Verspannung in der M-Ebene mit Werten von ε
xx = –0,56% und ε
zz = –0,31% ergeben. Die folgenden Berechnungen werden daher auf einen willkürlichen Wertebereich von |ε
xx| und |ε
zz| ≤ 0,6% für die Verspannung in der M-Ebene beschränkt.
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Unverspanntes Wurtzit-GaN weist drei eng voneinander beabstandete Valenzbänder (VBs) im Zentrum der Brillouin-Zone auf. Das Leitungsband (CB) ist aus s-Orbitalen aufgebaut, die symmetrische Wellenfunktionen vom Typ |S〉 aufweisen. Die Valenzbänder sind aus p-Orbitalen aufgebaut, die Wellenfunktionen mit einer Mischung aus |X〉-, |Y〉- und (Z〉-Typ Symmetrie aufweisen (M. Suzuki et al., Phys. Rev. B 52, 8132 (1995)). Die c-Achse definiert die z-Richtung. Bei unverspanntem GaN werden die Exzitonenübergänge, an denen die Elektronen in den Leitungsbändern und die Löcher in diesen drei Valenzbändern beteiligt sind, als die A-, B- und C-Exzitonenübergänge bezeichnet (vgl. 4). Durch eine Verspannung werden die Valenzbandzustände miteinander vermischt. Dies führt dazu, dass sich die Energien und die Polarisationseigenschaften dieser drei Übergänge ändern.
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Unter Verwendung der k·p-Näherung kann der Einfluss der Verspannung auf die Zustande des Leitungsbandes und der Valzenzbänder im Zentrum der Brillouin-Zone bestimmt werden (Wellenvektor k = 0). Die große Energiebandlücke des GaN verringert die Wechselwirkung zwischen den Valenzband- und den Leitungsbandzuständen (M. Suzuki et al., Phys. Rev. B 52, 8132 (1995)). Ihre Abhängigkeit von der Verspannung kann deshalb getrennt berechnet werden. Wird für die Valenzbandzustände der Bir-Pikus-Hamiltonoperator (6×6 Matrix HVB) diagonalisiert, so führt dies zu drei voneinander unterscheidbaren Valzenzbandmaxima mit den jeweiligen Energien Ei VB (G. L. Bir und G. E. Pikus, Symmetry and Strain Induced Effects in Semiconductors (Wiley, New York, 1974)). Die Verspannungsabhängigkeit des Leitungsbandminimums ECB erhält man aus einem zweiten Hamiltonoperator HCB (2×2 Matrix), so dass sich die drei Exzitonenübergangsenergien aus dem folgenden Ausdruck ergeben: Ei = E* + ECB – Ei VB – Eb ex. (2) E* = 3,462 eV wird so gewählt, dass die Energie EA des A-Exzitonenübergangs im unverspannten GaN 3,410 eV bei 295 K beträgt, wie durch Experimente belegt wird. Eb ex bezeichnet die Exzitonenbindungsenergie, die für alle drei Übergänge als gleich angenommen wird. Eine genauere Beschreibung dieser Rechnung ist in S. Ghosh et al., Phys. Rev. B 65, 075202 (2002) angegeben.
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Die nachfolgenden Erläuterungen erfolgen anhand der Übergangswellenlängen λi, die für polarisationsempfindliche Photodetektorbauelemente relevanter sind als die Übergangsenergien Ei.
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Verspannungen führen zu einer erheblichen Veränderung der Polarisationseigenschaften der drei Bandkantenübergänge. Es ist deshalb nicht länger möglich, diese Übergänge anhand der A-, B- und C-Exzitonen des unverspannten GaN zu identifizieren. Es werden daher die Größen Ti (i = 1, 2, 3) in der Reihenfolge abnehmender (zunehmender) Übergangswellenlängen λi(-energien Ei) eingeführt. Alle drei Ti tragen zu dem Absorptionskoeffizienten α in der Nähe der fundamentalen Energielücke bei. Der Hauptparameter, der die Polarisationsanisotropie von α bestimmt, ist die Oszillatorstärke fiβ für jedes Ti, wobei β = x, y oder z sein kann. Die fiβ erhält man aus Impulsmatrixelementen vom Typ |〈ΨCB|pβ|ΨCB i〉|2. |ΨCB〉 = |S〉 und |Ψi VB〉 = aix|X) + aiy|Y〉 + aiz|Z〉 stellen hierbei jeweils den Orbitalteil der Wellenfunktionen der Valzenzbänder und des Leitungsbands dar. Die komplexen Koeffizienten aiβ erhält man durch die Bestimmung der Eigenvektoren von HVB. Die Werte für |〈S|px|X〉)|2, |〈S|py|Y〉|2 und |〈S|pz|Z〉|2 sind laut M. Suzuki und T. Uenoyama, Jpn. J. Appl. Phys., Part 1 35, 1420 (1996) alle auf den gleichen Wert normalisiert.
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Da lediglich der Übergang bei k = 0 von Interesse ist, reduziert sich die erforderliche Anzahl von Parameter für die obige Rechnung. Diese schließen die Deformationspotentiale für das Leitungsband und die Valenzbänder, die Spinorbital- und die Kristallfeldaufspaltungsenergie ein. Die Werte dieser Parameter erhält man unter Verwendung der quasi kubischen Näherung. Die Werte für alle relevanten Parameter, die in der obigen Rechnung verwendet wurden, sind in der folgenden Tabelle I aufgeführt:
Deformationspotentiale1,2 | DCB = –44,5 eV |
D1 VB = –41,4 eV |
D2 VB = –33,3 eV |
D3 VB = 8,2 eV |
D4 VB = –4,1 eV |
D5 VB = –4,7 eV |
Kristallfeldaufspaltungsenergie2 | Δ1 = 22 meV |
Spinorbitalaufspaltungsenergie2 | Δ2 = 5 meV |
Exzitonenbindungsenergie2 | Eb ex = 26 meV |
A-Exzitonenübergangsenergie (unverspannt) bei 295 K | EA = 3,410 eV |
Elastische Steifheitskonstanten3 | C11 = 390 GPa |
C12 = 145 GPa |
C13 = 106 GPa |
C33 = 398 GPa |
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Die mit dem Index 1, 2 und 3 gekennzeichneten Werte wurden entsprechend den Veröffentlichungen (1) S. Ghosh et al., Phys. Rev. B 65, 075202 (2002); (2) A. Shikanai et al., J. Appl. Phys. 81, 417 (1997); und (3) A. Polian et al., J. Appl. Phys. 79, 3343 (1996) entnommen.
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Für den Fall einer Legierung mit Al oder In müssen diese Parameter angepasst werden. Zu diesem Zweck kann Vegards Gesetz als erste Näherung dienen.
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5 zeigt in drei Konturkurvendarstellungen die berechnete Abhängigkeit der Exzitonenübergangswellenlängen λi bei 295 K von der Verspannung.
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6 zeigt in neun Darstellungen mit Grauabstufungen die berechnete Abhängigkeit der relativen Größen fiβ von der Verspannung. Die einzelnen Darstellungen von 6 zeigen, dass die Komponenten fiβ den folgenden zwei Summenregeln gehorchen: fix + fiy + fiz = 1 und (3) f1β + f2β + f3β = 1. (4)
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Diese Ergebnisse von 6 zeigen, dass eine Verspannung in der M-Ebene erfindungsgemäß zu Übergängen führen kann, die rein x-, y- oder z-polarisiert sind. Insbesondere ist sogar für eine isotrope Verspannung (εxx = εzz) der ”M-plane”-Schicht die Existenz eines rein x-polarisierten oder rein y-polarisierten Übergangs möglich und eine Folge der durch die Verspannung gebrochenen Symmetrie in der xy-Ebene, d. h. einer Ebene senkrecht zur c-Achse.
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Jedes Ti weist bei λi einen Einsatz auf und setzt sich für λ < λi fort. Dies in Betracht ziehend ist in 7(a) die x-Komponente fx(λ) und die z-Komponente fz(λ) der Oszillatorstärke in der Nähe der Bandkante von unverspanntem GaN bei 295 K aufgetragen. Eine Rotverschiebung aufgrund von exzitonischen Effekten wurde in λi berücksichtigt. Da die Exzitonenübergänge bei einer typischen Betriebstemperatur, wie beispielsweise 300 K, erheblich aufgeweitet sind, wird jedoch der Anstieg der Resonanz in fx(λ) und fz(λ) in der Nähe der Energielücke vernachlässigt. Bei einer unverspannten ”M-plane” GaN-Schicht ist α(λ) direkt proportional zu fx(λ) und fz(λ), wenn der elektrische Feldvektor E eines senkrecht einfallenden Lichtstrahls entsprechend senkrecht zu c(E||x) und parallel zu c(E||z) polarisiert ist. Die Differenz Δf = fx(λ) – fz(λ) ist über einen Wellenlängenbereich Δλ ungleich Null, was zu einer Änderung im Absorptionskoeffizienten α führt, die abhängig von der Polarisation ist (7(b)). Diese Eigenschaft des ”M-plane” GaN wird erfindungsgemäß zur Herstellung des polarisationsempfindlichen Photodetektorbauelements ausgenutzt.
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Im folgenden wird beschrieben, wie sich geeignete Verspannungswerte zur Optimierung des erfindungsgemäßen Polarisationsempfindlichen Photodetektorbauelements bestimmen lassen.
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Die oben definierten Größen Δf und Δλ sind die zwei Größen, welche die Polarisationsempfindlichkeit des erfindungsgemäßen Photodetektorbauelements maßgeblich beeinflussen. In einem für das Photodetektorbauelement geeigneten Material müssen beide Parameter groß sein. Ein über ein großes Δλ gleichbleibendes Δf stellt außerdem eine geringere Temperaturempfindlichkeit sicher. Anhand von GaN wird im folgenden zunächst diskutiert, inwieweit sich eine Verspannung auf Δf und Δλ auswirkt, und dann gezeigt, welche Verspannungswerte für ein erfindungsgemäßes Photodetektorbauelement besonders geeignet sind.
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Für λ < λ
3 tragen alle drei Übergänge zu dem Absorptionskoeffizienten α(λ) bei. Aufgrund der Gleichung (4) gilt jedoch die Beziehung
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Eine erhebliche Polarisationsanisotropie im Absorptionskoeffizienten α kann daher nur für λ > λ3, d. h. zwischen λ1 und λ3 bestehen. Dieser Wellenlängenbereich wird in drei Regime aufgeteilt. Regime I ist der Bereich zwischen λ1 und λ2. Hier trägt ausschließlich T1 zu α bei, so dass Δf = Δf12 = |f1x – f1z| ist. Die Verspannungswerte, bei denen Δf12 groß ist, sind durch die dunkleren Bereiche der Grauskaladarstellung in 8(a) dargestellt. In den mit x (z) markierten Bereichen ist α groß, wenn E||x(E||z) ist. Bei einem Verspannungswert mit einem großen Δf12 kann man aus der benachbarten Konturdarstellung die zentrale Betriebswellenlänge λ0 = λ0 12 = (λ1 + λ2)/2 und den Betriebsbereich Δλ = Δλ12 = λ1 – λ2 für eine Anwendung in dem Photodetektorbauelement ablesen.
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Das Regime II entspricht den Wellenlängen zwischen λ2 und λ3. In diesem Bereich tragen normalerweise sowohl T1 als auch T2 zu Absorptionskoeffizienten α bei, so dass Δf = Δf23 = |f1x + f2x – f1z – f2z| ist. Die Verspannungswerte, für die Δf23 groß ist, sind durch die dunkleren Bereiche der Grauskalendarstellung in 8(b) dargestellt. Hier gilt λ0 = λ0 23 = (λ2 + λ3)/2 und Δλ = Δλ23 = λ2 – λ3 (vgl. benachbarte Konturdarstellung). Für Verspannungswerte, bei denen im Regime II Δf ≈ 1 und im Regime I Δf ≈ 0 ist, gilt, dass f1y ≈ 1 ist. Daraus folgt nach Gleichung (3), dass f1x ≈ 0 und f1z ≈ 0 sind (siehe 6). Für derartige Verspannungswerte trägt deshalb T1 nicht zu α bei, so dass λ2 die effektive optische Bandlücke der ”M-plane”-Schicht definiert.
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Man beachte, dass es Verspannungswerte gibt, für die sowohl Δf12 als auch Δf23 groß sind. Für diese Verspannungswerte kann es für Wellenlängen von λ1 bis λ3 deshalb eine große und gleichmäßige Polarisationsanisotropie im Absorptionskoeffizienten α geben. Dieser Bereich zwischen λ1 und λ3 wird Regime III genannt, wobei Δf als der kleinere der zwei Werte Δf12 und Δf23 angenommen wird. Δf stellt die minimale Anisotropie dar, die über den gesamten Bereich zwischen λ1 und λ3 erreichbar ist.
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Die Abhängigkeit der Verspannung von Δf ist durch die Grauskaladarstellung in 8(c) dargestellt. Die benachbarten Konturdarstellungen zeigen, dass λ0 = λ0 13 = (λ1 + λ3)/2 und Δλ = Δλ13 = λ1 – λ3 ist. Der Grund dafür, dass man sowohl zwischen λ1 und λ2 als auch zwischen λ2 und λ3 ein Δf ≈ 1 erreichen kann, liegt darin, dass für diese Verspannungswerte f2y ≈ 1 gilt (vgl. 6). In diesem Fall gilt nach Gleichung (3), dass f2x ≈ 0 und f2z ≈ 0 sind, so dass sogar zwischen λ2 und λ3 im wesentlichen Δf12 das Δf bestimmt, d. h. T2 trägt nicht zum Absorptionskoeffizienten α der ”M-plane”-Schicht bei.
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In Tabelle II sind typische Werte von Δf und Δλ aufgeführt, die in (1
1 00)-orientiertem GaN erreichbar sind:
Gesamtverspannungszustand | Regime | εxx | εzz | Δf | Δλ (nm) |
unverspannt | I | 0,0% | 0,0% | 0,5 | 0,8 |
unverspannt | II | 0,0% | 0,0% | 0,83 | 2,3 |
druckverspannt | I | –0,3% | –0,2% | 0,96 | 3,4 |
zugverspannt | II | 0,2% | 0,3% | 0,93 | 3,2 |
antisymmetrisch | III | –0,2% | 0,2% | 0,95 | 6,2 |
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Man erkennt, dass relativ kleine Verspannungswerte sowohl Δf als auch Δλ vergrößern. Entscheidend ist, dass im Gegensatz zu geordneten Legierungen und selbstorganisierten lateralen Quantenstrukturen, wie sie in der Einleitung beschrieben wurden, bei (1 1 00)-orientierten Nitriden λ0 über einen weit größeren Wellenlängenbereich (vom UV bis zum sichtbaren Bereich) variiert werden kann, indem das Nitrid erfindungsgemäß entweder mit Al oder In legiert wird, um die Energiebandlücke zu variieren.
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Im Vergleich mit geordneten Legierungen kann durch eine Legierung eines (1 1 00)-orientierten Nitrids ein um eine Größenordnung größeres Δα ≈ 5 × 104 cm–1 bei Δf ≈ 0,9 erreicht werden. Für diese Legierungen kann die oben beschriebene Rechnung analog durchgeführt werden, wodurch man ähnliche Darstellungen erhält, wie sie in 8 gezeigt sind. Aus den Darstellungen kann man dann leicht einen Verspannungswert, bei dem die Polarisationsanisotropie im Absorptionskoeffizienten α in der M-Ebene besonders groß ist, und den entsprechenden Detektionswellenlängenbereich bestimmen.
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Grundsätzlich ist eine Polarisationsanisotropie im Absorptionskoeffizienten α auch bei Schichten möglich, die parallel zur C-Ebene orientiert sind und die eine hohe anisotrope Verspannung in der Ebene aufweisen (A. A. Yamaguchi et al., Appl. Phys. Lett. 71, 374 (1997); A. Alemu et al., Phys. Rev. B 57, 3761 (1998)). Derartige Schichten werden normalerweise aber auf Saphir oder SiC-Substraten gewachsen, die eine hexagonale Symmetrie aufweisen, so dass eine resultierende Verspannung isotrop ist. In diesem Fall kann keine Polarisationsanisotropie im Absorptionskoeffizienten α erwartet werden.
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Im Gegensatz dazu weisen erfindungsgemäße Gruppe-III-Nitridschichten, die parallel zur M-Ebene orientiert sind, aufgrund der unterschiedlichen Gitterkonstanten und thermischen Expansionskoeffizienten entlang der x- und z-Richtung unweigerlich eine asymmetrische Verspannung auf. Bei einer geeigneten Wahl des Substrats kann es sogar möglich sein, eine asymmetrische Verspannung in der Ebene zu erreichen, wie sie für das Regime III erforderlich ist (vgl. Tabelle II).
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Verschiedene Arten von Detektoren können mit Hilfe von verspannten, in der M-Ebene orientierten Schichten aus einem Gruppe-III-Nitrid mit Wurtzit-Kristallstruktur für polarisationsdetektierende Anwendungen hergestellt werden, beispielsweise photoleitfähige Bauelemente, pn- oder pin-Photodioden oder Phototransistoren. Die Prinzipien, die bei der Herstellung derartiger Standardtypen von Photodetektoren beachtet werden müssen, sind wohlbekannt (J. Y. Duboz und M. A. Khan, in Group III Nitride Semiconductor Compounds, edited by B. Gil (Clarendon, Oxford 1998)) und können gleichermaßen zur Herstellung von erfindungsgemäßen Photodetektoren verwendet werden, die eine verspannte Schicht eines parallel zur M-Ebene orientierten Nitrids aufweisen.
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Bezugszeichenliste
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- 10
- Substrat
- 12
- [010]-Richtung
- 14
- GaN-Schicht
- 16
- [0001]-Richtung
- 18
- GaN-Schicht
- 20
- GaN-Schicht
- 22
- Metallkontakt
- 24
- Metallkontakt
- 26
- Kontaktpunkt
- 28
- Kontaktpunkt
- 30
- Leitung
- 32
- Leitung
- 34
- Detektionsbereich
- 36
- Lichtstrahl