DE4220620C1 - Quantentopf-Intersubband-Infrarot-Photodetektor - Google Patents

Description

Die Erfindung betrifft einen Quantentopf-Intersubband- Infrarot-Photodetektor mit einer Vielzahl von Quantentopf­ schichten, die jeweils bezüglich ihrer Mittelebene einen asymmetrischen Potentialverlauf aufweisen, wobei an den Rändern der Quantentopfschichten jeweils unterschiedlich große Potentiale bestehen, und die durch Barrierenschichten räumlich voneinander getrennt sind, die mindestens doppelt so breit wie die Quantentopfschichten sind.

Ein solcher Quantentopf-Intersubband-Infrarot-Photodetektor wird in dem Artikel von Levine et al. "Infrared intersub­ band photoinduced charge polarization in asymmetrical quantum wells", Appl.Phys.Lett. 59, S. 1969-1971 (1991) beschrieben. Dieser Detektor ist in seinen 20 Quantentöpfen jeweils nicht dotiert. Er liefert ohne eine von außen angelegte Spannung eine große Photospannung. Dabei ergibt sich allerdings eine Übergangswahrscheinlichkeit, die bei 2 Prozent liegt. Ein Photostrom entlang der peri­ odischen Strukturen tritt ohne eine von außen angelegte Spannung nicht auf. Der Detektor ist damit kapazitiv photo­ voltaisch, aber nicht resistiv photovoltaisch.

Aus dem Artikel "High Sensivity low dark current 10 µm GaAs quantum well infrared photodetectors" von B.F.Levine et al. aus Appl.Phys.Lett. 56, S. 851 (1990) ist ein anderer Detektor bekannt, der auch bei Anlegen einer äußeren Span­ nung einen Photostrom aus der Anregung von Intersubband­ übergängen liefert. Dabei tritt ein relativ großes Rauschen auf, welches prinzipiell wegen der Photoleitfähigkeit nicht vermindert werden kann.

Die US 49 72 245 lehrt einen Infrarotdetektor, bei dem der Ladungstransport durch eine Änderung der Lage des Fermi- Niveaus relativ zu den Bandkanten infolge unterschiedlicher Dotierkonzentrationen gefördert wird. Der Detektor ist nicht kapazitiv oder resistiv photovoltaisch.

In dem Artikel "Tunable long-wavelength detectors using graded barrier quantum wells grown by electron beam source molecular beam epitaxy" von Levine et al. in Appl.Phys.Lett., Vol. 57, S. 383-385 (1990) wird beschrie­ ben, wie ein Gradientenverlauf in eine Infrarotdetektor­ struktur eingefügt wird, in eine elektrische Abstimmbarkeit der Wellenlänge zu ermöglichen.

In dem Artikel "Intersubband absorption and infrared photo­ detection at 3,5 and 4,2 µm in GaAs quantum wells" von Schneider et al. in Appl.Phys.Lett. 58, Seiten 2234-2236 (1991), ist ein weiterer Intersubbanddetektor beschrieben, der im Wellenlängenbereich zwischen 3 und 5 Mikrometer arbeitet. Damit ist ein Detektor in einem Wellenlängen­ bereich geschaffen worden, der von den anderen Detektoren, die jeweils im 6 bis 8 Mikrometerbereich arbeiten und mes­ sen, nicht erreicht werden kann.

Auch sind bereits sogenannte photovoltaische Intersubband­ detektoren hergestellt worden, wie sie von K.W.Goosen et al. in dem Artikel "Photovoltaic quantum well infrared detector" in Appl.Phys.Lett. 52, 1701 (1988) beschrieben worden sind. Diese beruhen auf einem photoinduzierten räumlichen Transfer von Ladungsträgern und somit über eine kapazitive Kopplung, die zwar zu einer Photospannung jedoch nicht zu einem kontinuierlichen Photostrom führt. Außerdem läßt sich das letztgenannte Prinzip nur auf einen einzelnen Quantentopf anwenden.

Schließlich sind optische Übergänge zwischen den Minibän­ dern eines Übergitters in dem Artikel von A.Kastalsky et al. "Photovoltaic detection of infrared light in a GaAs/ AlGaAs superlattice" in Appl.Phys.Lett. 52, 1320 (1988) beschrieben worden, die zur photovoltaischen Infrarotdetek­ tion eingesetzt worden sind. Hierbei ist ein abfallendes Potential in einer 100 Nanometer breiten Barrierenschicht durch einen Gradientenverlauf des Halbleiter-Materials realisiert worden.

Ausgehend von diesem Stand der Technik liegt der Erfindung die Aufgabe zugrunde, einen Quantentopf-Intersubband-In­ frarot-Photodetektor zu schaffen, der resistiv photovol­ taisch ist, d. h. der einen Photostrom ohne das Anlegen einer äußeren Spannung liefert.

Diese Aufgabe wird erfindungsgemäß für einen Photodetektor gemäß dem Oberbegriff des Anspruchs 1 einerseits dadurch gelöst, daß an jedem durch die Raumladungen energetisch abgesenkten Topfrand eine eine ausreichende Tunnelwahr­ scheinlichkeit gewährleistende schmale Tunnelbarrieren­ schicht aufgewachsen ist, deren Potential demjenigen des energetisch angehobenen, mit der benachbarten Barrieren­ schicht stetig verbundenen Topfrandes entspricht.

Diese Aufgabe wird erfindungsgemäß für einen Photodetektor gemäß dem Oberbegriff des Anspruchs 1 andererseits dadurch gelöst, daß an den Rändern der Quantentöpfe jeweils eine ausreichende Tunnelwahrscheinlichkeit gewährleistende dünne Tunnelbarrierenschichten vorgesehen sind, in denen das Potential höher als das Barrierepotential und als das obere Niveau eines vorbestimmten zu detektierenden Intersubband­ übergangs ist.

Es handelt sich hierbei um Halbleiter-Heterostruktur-Strah­ lungsdetektoren für das mittlere und ferne Infrarot mit einer speziellen Kombination von mehreren Quantentöpfen und asymmetrischen Raumladungszonen, die so angeordnet sind, daß die eingekoppelte Infrarotstrahlung bereits ohne ange­ legte äußere Spannung zu einem kontinuierlichen Photostrom führt. Damit ist das Schrotrauschen auf ein Minimum ver­ ringert und es lassen sich Detektoren mit einer sehr großen Dynamik herstellen.

Die zuerst genannte Lösung ist vor allem bei Detektoren für längerwellige Strahlung einsetzbar, während für Detektoren für kurzwelligere IR-Strahlung schmale Tunnelbarrieren­ schichten an einer oder an beiden Seiten eines Quanten­ topf es vorgesehen sind.

Die Raumladungsdichte kann z. B. durch eine asymmetrische Dotierung realisiert sein, wobei sich an den jeweiligen Topfrändern zwei Bereiche von Raumladungen mit unterschied­ lichem Vorzeichen ergeben. Auch sind solche piezoelektri­ schen Raumladungsfelder einsetzbar, wie sie für kohärent verspannte Heterostrukturen in manchen Kristallrichtungen auftreten können.

Weitere vorteilhafte Ausgestaltungen der Erfindung sind in den Unteransprüchen gekennzeichnet.

Nachfolgend werden Ausführungsbeispiele der Erfindung anhand der Zeichnungen beispielhaft näher erläutert. Es zeigen:

Fig. 1 einen schematischen Potentialverlauf und Funk­ tionsweise der aktiven Schicht von hier drei Perioden Detektorstrukturen eines Quanten-Topf- Detektors gemäß einem Ausführungsbeispiel der Erfindung für den kurzwelligen IR-Bereich, und

Fig. 2 einen schematischen Potentialverlauf und Funk­ tionsweise der aktiven Schicht von hier drei Perioden Detektorstrukturen eines Quan­ ten-Topf-Detektors gemäß einem Ausführungs­ beispiel der Erfindung für den längerwel­ ligen IR-Bereich.

Die Fig. 1 zeigt schematisch die Funktionsweise eines typischen Vertreters dieser Klasse von Photodetektoren gemäß der Erfindung. Es ist der schematische Potenti­ alverlauf und die Funktionsweise der aktiven Schicht von hier drei Perioden Detektorstrukturen eines Quan­ ten-Topf-Detektors gemäß einem Ausführungsbeispiel nach der Erfindung für den kurzwelligen IR-Bereich darge­ stellt.

Üblicherweise werden diese Detektoren z. B. mit Hilfe der Molekularstrahlepitaxie auf in <100<-Richtung orientierten semi-isolierenden GaAs-Substraten aufge­ wachsen.

Das Substrat ist in der Zeichnung nicht dargestellt. Auf dieses Substrat wird zunächst eine zur elektrischen Kontaktierung dienende dotierte Halbleiterschicht aufgewachsen, dann werden in der mit dem Pfeil 15 bezeichneten Wachstumsrichtung verschiedene Schichten aufgewachsen, die jeweils im Querschnitt einen der Fig. 1 entsprechenden, durch Materialzusammensetzung und Raumladungen hervorgerufenen Potentialverlauf haben. Im Anschluß wird eine weitere dotierte Kontaktschicht aufgebracht.

Beispielsweise werden Quantentöpfe 8 in einer Schicht­ dicke von 5 Nanometer GaAs zwischen zwei Schichten 12 von 2 Nanometern AlAs eingelagert, wobei der so gebil­ dete Topf von jedem benachbarten jeweils durch eine z. B. 25 Nanometer breite Al_0.3Ga_0.7As Barrierenschicht 6 getrennt ist. Ein solcher Vielfach-Quantentopf-Detektor verfügt über eine Vielzahl, z. B. 50, solcher Quanten­ töpfe 8.

Bei diesen Detektoren wird ein Photostrom 1 dadurch bewirkt, daß durch Intersubbandübergänge 2 Ladungs­ träger mit einer Überschußenergie erzeugt werden. Aufgrund dieser Überschußenergie wird eine Ladungsträ­ geremission 3 vom angeregten Subband 4 in die höheren­ ergetische Seite 5 der Barriere 6 erzielt, was zu dem kontinuierlichen Photostrom 1 führt. Ladungsträger 13, die in Richtung der niederenergetischen Seite 7 der Barriere 6 emittiert werden, bewirken keinen Photostrom 1, da sie energetisch relaxieren und in den emittieren­ den Quantenkopf 8 zurückfallen. Dies wird bei dem be­ schriebenen Detektor durch eine bezüglich der Median­ ebene 16 jedes Quantentopfes 8 eingeführte Asymmetrie der Raumladungsdichte bewirkt.

In dem in der Fig. 1 dargestellten Ausführungsbeispiel werden die Raumladungen dadurch erzeugt, indem die Quantentöpfe 8 asymmetrisch n-dotiert werden. Dies kann wie hier dargestellt, etwa in der Nähe der in Wachs­ tumsrichtung 15 oberen Grenzflächen 30 der einzelnen Quantentöpfe 8 geschehen. Dabei wird jeweils ein Be­ reich 9 dotiert, der z. B. eine Breite von 3 Nanometern aufweist, so daß jeweils ein Bereich 19 an der unteren Grenzfläche 10 von einer Breite von 2 Nanometer undo­ tiert verbleibt. Dadurch verändert sich die Raumla­ dungsdichte derart, daß der Potentialverlauf 20 in jedem Quantentopf 8 asymmetrisch verläuft. Es stellt sich an der einen Seite 7 ein niedrigeres Potential ein, welches ein Absinken des Leitungsbandes 26 des be­ nachbarten Barrierenbereichs 6 zur Folge hat, so daß das Potential 24 des unteren Subbandes näher an dem Barrierenpotential 26 liegt.

Natürlich ist auch der genannten kleine Bereich 19 dotierbar, so daß sich dort eine höhere Ladungsträ­ gerkonzentration ergibt. Dies würde zu einer Vorzei­ chenumkehr der Raumladungsasymmetrie und somit des Photostroms führen. Die zur Erzeugung der Raumladungen verwendete Dotierdichte hängt auch von der gewählten Substrat-, Barrieren- und Quantentopfschichtzusammen­ setzung ab. Für die genannten und in der Fig. 1 darge­ stellten Detektorstrukturen ist eine Dotierdichte der Größenordnung von 10¹² cm^-3 eine geeignete Wahl, was einer Volumenkonzentration von etwa 10¹⁸ cm^-3 ent­ spricht.

In Abhängigkeit von dem Schichtaufbau können auch zwei unterschiedliche seitliche Dotierungen, d. h. eine n- und eine p-Dotierung, und/oder eine monoton sich verän­ dernde Dotierdichte verwendet werden. Es kann auch der Rand der Barrierenschicht 6 mitdotiert werden, d. h. daß der Bereich 9 der Dotierung die Tunnelbarrierenschicht 12 mit einschließt oder sogar einen Anfangsbereich von wenigen Nanometern der Barrierenschicht 6 umschließt.

Bei einem Detektor für das kurzwellige Infrarot-Fenster von 3 bis 5 µm liegt die Energie des oberen Subbandes 4 weit über dem Leitungsband 26 in der Barrierenschicht 6. Daher wird die Überschußenergie in Fig. 1 dadurch realisiert, daß dünne Tunnelbarrieren 12 zwischen den Quantentöpfen- 8 und Barrierenschichten 6 angeordnet sind. Dann tunneln die Ladungsträger durch die dünnen Tunnelbarrierenschichten 12 entsprechend den Emissions­ richtungen 3 und 13 hindurch, wobei sie auf der niede­ renergetischen Seite nach kurzer Zeit relaxieren und in den Quantentopf 8 zurückfallen.

Die Fig. 2 zeigt einen schematischen Potentialverlauf und Funktionsweise der aktiven Schicht von hier eben­ falls drei Perioden Detektorstrukturen eines Quanten- Topf-Detektors gemäß einem Ausführungsbeispiel der Erfindung für den längerwelligen IR-Bereich.

Gleiche Merkmale in beiden Fig. sind mit gleichen Bezugszeichen bezeichnet. Der Schichtenaufbau eines Detektors für den längerwelligen IR-Bereich, d. h. insbesondere für das Fenster von 8 bis 12 µm, ent­ spricht im wesentlichen dem des Detektors nach der Fig. 1. Der Unterschied besteht darin, daß die anregbaren Intersubbandübergänge 2 vom Grundzustand 24 zum ersten angeregten Zustand 4 eine geringere Energie aufweisen, womit der obere angeregte Zustand 4 einen kleineren Abstand zum Leitungsband 26 aufweist.

In der Fig. 2 wird die Überschußenergie nun dadurch be­ wirkt, daß das angeregte Subband 4 auf der einen Seite durch die höherenergetische Seite 5 der Barriere 6, auf der anderen Seite durch eine etwa gleich hohe Tunnel­ barriere 17 eingeschlossen ist. Hier wird die Raumla­ dungsasymmetrie mit einer einseitigen Tunnelbarriere 17 kombiniert, so daß sich auf beiden Seiten des Quanten­ topfes etwa gleich hohe Barriereenergien ergeben.

Der in Fig. 2 dargestellte Detektor ist dahingehend optimiert, daß die Überschußenergie gerade so groß ist, daß eine effiziente Emission 3 in die höherenergetische Seite der Barriere 6 erfolgen kann, wodurch die Dunkel­ leitfähigkeit für eine vorgegebene Intersubband-Energie und -Übergang 2 minimiert wird. Das heißt, vorzugsweise ist der Schichtenaufbau 6-8-17-6 derart gewählt, daß die Energie des nachzuweisenden Intersubbandüber­ gangs 2 in etwa der Differenz der Potentiale des Grund­ zustandes 24 im Quantentopf 8 zum Potential 26 der Barrierenschicht 6 entspricht. Diese Potentialdiffe­ renz, d. h. die Quantentopftiefe, muß möglichst groß sein, um den Dunkelstrom zu minimieren, allerdings nur so groß, daß der Detektionsmechanismus noch gewährlei­ stet ist. Eine geeignete Tunnelbarrierenschicht 17 für den Detektor nach Fig. 2 weist bei einer Schichtzusam­ mensetzung der Quantentöpfe 8 von 5 Nanometer GaAs mit einer 25 Nanometer breiten Barrierenschicht 6 aus Al_0.3Ga_0.7As eine Breite von 2 bis 10 Nanometer Al_0.3+yGa_0.7-vAs auf, wobei die Erhöhung y des Al-Anteils von der der Raumladungssymmetrie entsprechenden Poten­ tialdifferenz zwischen den beiden Topfrändern abhängt. Ein geeigneter Wert für die Erhöhung y des Al-Gehalts beträgt 1 bis 2 Prozent pro Potentialdifferenz von 10 meV.

In anderen baulichen Ausgestaltungen können die asymme­ trischen Potentialverläufe anstatt durch Raumladungsef­ fekte auch über Kompositionsgradienten der verwendeten Halbleitermaterialien erzielt werden. Dabei lassen sich sämtliche für Heterostrukturen gebräuchliche Halblei­ terkombinationen verwenden. Im Fall des GaAs/(AlGa)As- Systems werden typischerweise 5 bis 10 Nanometer breite GaAs-Töpfe 8 sowie 20 bis 50 Nanometer breite (AlGa)As- Barrieren 6 mit auf die Intersubband-Energie 2 abge­ stimmten Al-Gehalt verwendet. Als Tunnelbarrieren 12 sind dann dünne (je nach Al-Gehalt 1 bis 5 Nanometer) breite (AlGa)As-Schichten mit etwas größerem Al-Gehalt als in den Barrierenschichten 6 vorgesehen. Die Schichtstruktur besteht aus typischerweise 20 bis 100 derartigen Quantentöpfen 8. Oberhalb und unterhalb, d. h. hier seitlich dieser Schichtstruktur befinden sich in der Fig. nicht dargestellte dotierte Schichten, die zur elektrischen Kontaktierung dienen.

Die Vorteile von photovoltaischen Detektoren gegenüber photoleitenden Detektoren liegen in einem wesentlich geringeren Rauschen, da aufgrund der fehlenden angeleg­ ten Spannung kein Dunkelstrom fließt. Die Dunkelleitfä­ higkeit verursacht somit kein Schrot-Rauschen. Das Johnson-Rauschen ist aufgrund der großen Impedanz der Detektoren auch sehr gering. Da bei den vorliegenden Detektorstrukturen auch ohne angelegte Spannung ein Photostrom 1 fließt, also eine resistive (nicht nur kapazitive) Kopplung existiert, sind darauf basierende Detektor-Arrays sehr gut mit Auslese-Elektroniken kompatibel, wie sie für InSb- bzw. HgCdTe-Detektoren Verwendung finden.

Da keine äußere Spannung angelegt wird, liegen die äußeren Kontakte des Detektors im abgedunkelten Zustand auf gleichem Potential. Aufgrund des sich wiederholen­ den periodischen Aufbaus der Quantentöpfe 8 liegen damit auch gleiche Orte bzw. Ebenen des Detektors wie die Mittelebene 23 der Barrierenschicht 6 jeweils auf gleichem Potential. Damit kann der Potentialverlauf eines photovoltaischen Detektors nach der Erfindung im wesentlichen dadurch beschrieben werden, daß die asym­ metrische Raumladungsdichte jedes Quantentopfs 8, die zu einer monotonen Potentialverschiebung zwischen den Rändern 10 und 30 des Quantentopfes 8 führt, zu einer entgegengesetzten Potentialverschiebung über die Bar­ riere 6 zwischen den Rändern 30 und 10 führt, so daß sich bei einer Verbindung der einzelnen Potentialwerte des Leitungsbandes miteinander eine Zick-Zack-Kurve für das Potential ergibt. Somit ist es verständlich, daß ein über den höherenergetischen Rand 5 eines Quanten­ topfes 8 emittierter Ladungsträger 3 über die abfallen­ de Potentialkurve 26 die Barrierenschicht 6 durchquert und in dem nächsten Quantentopf 8, hier entgegen der Wachstumsrichtung 15 gelegen, relaxiert und so zu einem Photostrom 1 führt. Die über den niederenergetischen Rand 7 eines Quantentopfes 8 emittierten Ladungsträger 13 hingegen können die für sie ansteigende Potential­ kurve 26 der Barrierenschicht 6 nicht überwinden und relaxieren in dem Quantentopf 8, aus welchem sie emit­ tiert worden sind.

Bei den nach der Erfindung hergestellten Detektormu­ stern auf AlGaAs/GaAs/AlAs-Basis sind bis zu 80 Prozent des maximal möglichen theoretischen Photostroms 1 er­ reicht worden. Dabei besteht die genannte Empfindlich­ keit insbesondere sowohl im 3-5 µm als auch im 8-12 µm-Bereich. Neben breitbandigen Detektoren kann mit einem auf eine bestimmte Wellenlänge optimierten Detek­ tor auch ein Bereich von +/- 10 Prozent der Resonanz- Wellenlänge des Intersubbandübergangs 2 mit ausreichen­ der Empfindlichkeit detektiert werden.

Bei einer Betriebstemperatur von 70 Kelvin sind prak­ tisch alle Ladungsträger in jedem Quantentopf 8 in dem Grundzustand 24, womit eine thermische Anregung nicht zu erwarten ist und damit ein thermisches Rauschen sicher vermieden werden kann. Das thermische Rauschen läßt sich also durch Absenken der Betriebstemperatur unterdrücken. Je nach Anwendungsfalls der rauscharmen Detektoren kann auch eine höhere Betriebstemperatur hinreichend sein.

Die Impedanz, die für das Johnson-Rauschen verantwort­ lich ist, wird ebenfalls durch thermische Emissionspro­ zesse bestimmt. Dasselbe gilt für den für das Schro­ trauschen verantwortlichen Dunkelstrom. Der Tunnelstrom kann dabei durch breite Barriereschichten 6 unterdrückt werden.

Bei einer anderen, in den Fig. nicht dargestellten Ausgestaltung, kann der Dotierbereich 19 ausschließlich im Bereich der Barrierenschicht 6 in unmittelbarer Nähe eines Topfrandes 10 oder 30 vorgesehen sein.

Neben der beschriebenen Veränderung der Raumladungs­ dichte ist es ebenfalls möglich, die genannte Zick- Zack-Linie des Potentials des Leitungsbandes durch das Aufwachsen von Halbleitermaterial-Schichten mit einem Gradientenverlauf innerhalb des Quantentopfes 8 zu realisieren, wobei darauf zu achten ist, daß der erste angeregte Subbandzustand 24 auf einer Seite vorzugswei­ se mit dem Rand des Leitungsbandes 26 der Barrieren­ schicht 6 abschließt, so daß die hier emittierten Ladungsträger 3 die Barrierenschicht 6 durchwandern können, wohingegen die Ladungsträger auf der anderen Seite 30 durch die für sie aufsteigende Potentialflanke in den emittierenden Quantentopf 8 zurückwandern.

Die gegenüber photoleitenden Detektoren etwas geringere Empfindlichkeit wird durch das erheblich günstigere Rauschverhalten ausgeglichen, so daß sich insgesamt ein besseres Signal-/Rauschverhältnis ergibt. Mit diesen Detektoren gebaute Detektor-Arrays z. B. gehen dann im Betriebe z. B. bei einer Infrarot-Kamera, nicht so schnell in Sättigung und weisen eine größere Dynamik auf. Außerdem kann der beschriebene Detektor aufgrund des verbesserten Signal/Rauschverhältnisses bei ent­ sprechend höheren Temperaturen betrieben werden.

Die Raumladungen werden hier, wie beschrieben, mit nur einem Typ von Dotierstoffen (d. h. p oder n) erzeugt. Die Dotierstoffe müssen in derartigen Detektorstruktu­ ren eingebracht werden, da sie Ladungsträger erzeugen, die für die Intersubband-Absorption wesentlich sind. Um Raumladungen zu erzeugen, ist ihr Einsatz somit zweck­ mäßig, jedoch nicht zwingend notwendig. Es können auch reine Material-Verlaufsgradienten benutzt werden, d. h. der Prozentsatz x im Al_xGa_1-xAs-Materialsystem wird zur Erzeugung des asymmetrischen Potentialverlaufs ausge­ nutzt.

Neben dem GaAs/Al_xGa_1-xAs-Materialsystem sind auch ande­ re III-V Halbleitermaterialien (z. B. InGaAs/InAlAs/InP) sowie II-VI Materialien und Gruppe IV-Heterostrukturen (z. B. SiGe) verwendbar. Ferner lassen sich statt der hier im Zusammenhang mit den Fig. beschriebenen n-Typ Dotierstoffen auch p-leitende Schichten verwenden.

Die Raumladungsdichte wird gemäß dem dargestellten Ausführungsbeispiel durch eine asymmetrische Dotierung realisiert, wobei sich an den jeweiligen Topfrändern 10 und 30 zwei Bereiche von Raumladungen mit unterschied­ lichem Vorzeichen ergeben. Es sind aber auch bei abge­ wandelten Formen piezoelektrische Raumladungsfelder einsetzbar, wie sie für kohärent verspannte Hetero­ strukturen für Halbleiter in manchen Kristallrichtungen auftreten können.

Die schmalen Tunnelbarrierenschichten 12 oder 17 sind je nach Energie des zu detektierenden Intersubbandüber­ ganges an einer oder an beiden Seiten eines Quanten­ topfes 8 vorgesehen.

Claims (8)

1. Quantentopf-Intersubband-Infrarot-Photodetektor mit einer Vielzahl von Quantentopfschichten (8), die jeweils bezüglich ihrer Mittelebene (16) einen asym­ metrischen Potentialverlauf (20) aufweisen, wobei an den Rändern (10, 30) der Quantentopfschichten (8) je­ weils unterschiedlich große Potentiale bestehen, und die durch Barrierenschichten (6) räumlich voneinander getrennt sind, die mindestens doppelt so breit wie die Quantentopfschichten (8) sind, dadurch gekennzeichnet, daß an jedem durch die Raumladungen energetisch abgesenkten Topfrand (30) eine eine ausreichende Tunnelwahrscheinlichkeit gewährlei­ stende schmale Tunnelbarrierenschicht (17) aufgewachsen ist, deren Potential demjenigen des energetisch angeho­ benen, mit der benachbarten Barrierenschicht (6) stetig verbundenen Topfrandes (10) entspricht.

2. Quantentopf-Intersubband-Infrarot-Photodetektor mit einer Vielzahl von Quantentopfschichten (8), die jeweils bezüglich ihrer Mittelebene (16) einen asym­ metrischen Potentialverlauf (20) aufweisen, wobei an den Rändern (10, 30) der Quantentopfschichten (8) je­ weils unterschiedlich große Potentiale bestehen, und die durch Barrierenschichten (6) räumlich voneinander getrennt sind, die mindestens doppelt so breit wie die Quantentopfschichten (8) sind, dadurch gekennzeichnet, daß an den Rändern (10, 30) der Quantentöpfe (8) jeweils eine ausreichende Tunnelwahrscheinlichkeit gewährleistende dünne Tunnel­ barrierenschichten (12) vorgesehen sind, in denen das Potential höher als das Barrierepotential (26) und als das obere Niveau (4) eines vorbestimmten zu detektie­ renden Intersubbandübergangs (2) ist.

3. Photodetektor nach Anspruch 1 oder Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß die den jeweiligen Quanten­ topf bildende Schicht (8) zur Erzeugung des asymme­ trischen Potentialverlaufs (20) asymmetrisch dotiert ist.

4. Photodetektor nach Anspruch 3, dadurch gekenn­ zeichnet, daß jede Quantentopfschicht (8) in einem Dotierbereich (9) ausschließlich eines Bereiches (19) an einem Topfrand (10) dotiert ist.

5. Photodetektor nach Anspruch 4, dadurch gekenn­ zeichnet, daß sich der Dotierbereich (9) bis in den Bereich der Barrierenschicht (6) an dem gegenüberlie­ genden Topfrand (30) erstreckt.

6. Photodetektor nach Anspruch 4 oder Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß der Dotierbereich aus­ schließlich im Bereich der Barrierenschicht (6) in unmittelbarer Nähe eines Topfrandes (10, 30) vorgesehen ist.

7. Photodetektor nach einem der vorstehenden Ansprü­ che, dadurch gekennzeichnet, daß innerhalb jedes Quan­ tentopfes ein Gradientenverlauf der Materialzusammensetzung in der jeweiligen Quantentopfschicht (8) vorge­ sehen ist.

8. Photodetektor nach einem der vorstehenden Ansprü­ che, dadurch gekennzeichnet, daß innerhalb jeder Bar­ rierenschicht (26) ein Gradientenverlauf der Material­ zusammensetzung vorgesehen ist.