KR101352654B1 - 에너지 펜스 장벽내에 매립된 양자점들을 갖는 중간 대역 감광 장치 - Google Patents

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Abstract

제1 전극과 제2 전극 사이에서 적층형태로 배치된 복수의 제1 반도체 물질층 및 복수의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물이 제공된다. 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 각각은 두 개의 제3 반도체 물질층들 사이에서 이 층들과 직접 접촉한 상태로 매립된 제2 반도체 물질의 복수의 양자점들로 필수적으로 이루어져있다. 양자점의 파동 함수는 적어도 하나의 중간 대역으로서 중첩한다. 제3 반도체 물질층들은 제1 물질층내의 제1 전자 및/또는 제1 정공이 양자 역학적 터널링을 수행하여 각각의 양자점들내의 제2 물질에 도달하는 것을 필요로 하고, 제1 반도체 물질층내의 제2 전자 및/또는 제2 정공이 양자 역학적 터널링을 수행하여 제1 반도체 물질의 다른층에 도달하는 것을 필요로 하는 터널링 장벽으로서 배열된다.
전극, 반도체, 펜스, 양자점, 장벽, 전도대, 가전자대, 파동 함수, 전자, 정공, 터널링.

Description

에너지 펜스 장벽내에 매립된 양자점들을 갖는 중간 대역 감광 장치{INTERMEDIATE-BAND PHOTOSENSITIVE DEVICE WITH QUANTUM DOTS EMBEDDED IN ENERGY FENCE BARRIER}
본 출원은 2005년 12월 16일에 출원되어 (출원중인) 미국 특허 출원 제11/304,713호의 일부계속출원이며, 이 문헌의 내용은 본 명세서내에 참조로서 병합된다.
청구된 본 발명의 일부분은 산학협동 연구 협약의 다음 당사자들 즉, 프린스턴 대학, 남부 캘리포니아 대학, 및 글로벌 광 에너지 회사 중 하나 또는 다수에 의해, 이들 중 하나 또는 다수를 대신하여, 및/또는 이들 중 하나 또는 다수와 함께 완성되었다. 청구된 본 발명의 나머지는 산학협동 연구 협약의 다음 당사자들 즉, 미시간 대학, 남부 캘리포니아 대학, 및 글로벌 광 에너지 회사 중 하나 또는 다수에 의해, 이들 중 하나 또는 다수를 대신하여, 및/또는 이들 중 하나 또는 다수와 함께 완성되었다. 본 협약은 청구된 본 발명의 각각의 일부분들이 완성되었던 시점을 전후로 유효하며, 청구된 본 발명은 본 협약의 범위내에서 취해진 작업들의 결과로서 완성되었다.
본 발명은 일반적으로 감광형 광전자 장치에 관한 것이다. 보다 구체적으로, 본 발명은 무기물 반도체 매트릭스내에 중간 대역을 제공하는 무기물 양자점을 갖 춘 중간 대역 감광형 광전자 장치에 관한 것이다.
광전자 장치는 전자기 방사를 전자적으로 생성 또는 검출하기 위해 또는 주변 전자기 방사로부터 전기를 생성하기 위해 물질의 광학적 및 전자적 특성에 의지한다.
감광형 광전자 장치는 전자기 방사를 전기적 신호 또는 전기로 변환시킨다. 광전지(photovoltaic; "PV") 장치라고도 불리우는 태양 전지는 구체적으로 전력을 발생시키는데 사용되는 감광형 광전자 장치의 한 유형이다. 광도전체 셀은 감광형 광전자 장치의 한 유형으로서, 이것은 흡수된 광으로 인한 변동을 검출하기 위해 장치의 저항값을 모니터링하는 신호 검출 회로와 관련하여 사용된다. 인가된 바이어스 전압을 수신할 수 있는 광검파기는 광검파기가 전자기 방사에 노출될 때에 생성되는 전류를 측정하는 전류 검출 회로와 함께 사용되는 감광형 광전자 장치의 한 유형이다.
이러한 세 부류의 감광형 광전자 장치들은 아래에서 정의된 정류 접합부가 존재하는지에 따라 그리고 광전자 장치가 바이어스 또는 바이어스 전압으로서도 알려진 외부에서 인가된 전압으로 동작하는지에 따라 구별될 수 있다. 광도전체 셀은 정류 접합부를 갖지 않으며, 일반적으로 바이어스로 동작한다. PV 장치는 적어도 하나의 정류 접합부를 가지며, 바이어스 없이 동작한다. 광검파기는 적어도 하나의 정류 접합부를 가지며, 항상은 아니지만 보통적으로 바이어스로 동작한다.
본 명세서에서 사용되는 바와 같이, 용어 "정류"란, 특히, 경계면이 비대칭 도전 특성을 갖는 것, 즉 경계면이 바람직하게 한 방향으로 전하 운송을 지원하는 것을 말한다. 용어 "광도전성"이란 일반적으로 전자기 방사 에너지가 흡수되어 전기 전하 캐리어의 여기 에너지로 변환됨으로써 전하 캐리어가 물질내에서 전기 전하를 도전(즉, 운송)시킬 수 있도록 하는 프로세스를 말한다. 용어 "광도전성 물질"이란 전자기 방사를 흡수하여 전기 전하 캐리어를 생성시키는 특성때문에 이용되는 반도체 물질을 말한다. 적절한 에너지의 전자기 방사가 광도전성 물질상으로 입사되면, 광자가 흡수되어 여기된 상태를 불러일으킨다. 제1 층이 제2 층과 "물리적 접촉" 또는 "직접적 접촉"을 이루는 것으로 규정되어 있지 않는 한, 개입층들이 존재할 수 있다.
감광 장치의 경우, 정류 접합부는 광전지 헤테로접합부로서 불리어진다. 실질적 부피를 차지하는 광전지 헤테로접합부에서 내부적으로 생성되는 전기장을 생성하기 위한 통상적인 방법은 특히 물질층 자신들의 페르미 준위와 에너지 대역 가장자리와 관련하여 적절히 선택된 반도전성 특성들을 갖는 두 개의 물질층들을 병치시키는 것이다.
무기물형 광전지 헤테로접합부는 p형 도핑 물질과 n형 도핑 물질의 경계면에서 형성된 p-n 헤테로접합부와, 무기물 광도전성 물질과 금속의 경계면에서 형성된 쇼트키-장벽 헤테로접합부를 포함한다.
무기물 광전지 헤테로접합부에서, 헤테로접합부를 형성하는 물질들은 일반적으로 n형 또는 p형인 것으로 표시된다. 여기서 n형이란 다수 캐리어 유형이 전자인 것을 말한다. 이것은 비교적 자유로운 에너지 상태의 수 많은 전자들을 갖는 물질 로서 관측될 수 있다. p형이란 다수 캐리어 유형이 정공인 것을 말한다. 이와 같은 물질은 비교적 자유로운 에너지 상태의 수 많은 정공들을 갖는다.
반도체와 절연체의 한가지 공통적인 특징은 "대역 갭"이다. 대역 갭은 전자들로 채워진 최고 에너지 준위와 비어있는 최저 에너지 준위 사이의 에너지 차이이다. 무기물 반도체 또는 무기물 절연체에서, 이러한 에너지 차이는 가전자대 가장자리(EV)(가전자대의 상부)와 전도대 가장자리(EC)(전도대의 하부) 사이의 차이이다. 순수한 물질의 대역 갭은 전자와 정공이 공존할 수 있는 에너지 상태가 없다. 유일하게 이용가능한 도전용 캐리어들은 대역 갭을 가로질러 여기되기에 충분한 에너지를 갖는 전자와 정공이다. 일반적으로, 반도체는 절연체와 비교하여 비교적 작은 대역 갭을 갖는다.
에너지 대역 모델의 측면에서, 가전자대 전자를 전도대로 여기시킴으로써 전하 캐리어들이 생성된다; 즉, 대역 갭의 전도대측의 경우에서는 전자가 캐리어이고, 대역 갭의 가전자대측의 경우에서는 정공이 캐리어이다.
본 명세서에서 사용되는 바와 같이, 평형 상태하의 에너지 대역도상의 에너지 준위들의 위치와 관련하여, 제1 에너지 준위는, 제2 에너지 준위 "위에" 있고, 제2 에너지 준위 "보다 크거나" 또는, "제2 에너지 준위보다 높다". 에너지 대역도는 반도체 모델의 편리한 도구(workhorse)이다. 무기물질에 대한 관행에 따르면, 인접한 도핑 물질들의 에너지 정렬이 도핑물질-도핑물질 경계면과 도핑물질-진성물질 경계면 사이의 진공 수준을 조절함으로써 각각의 물질들의 페르미 준위(EF)를 정 렬시키도록 조정된다.
에너지 대역도에 대한 관행에 따르면, 전자는 낮은 에너지 준위쪽으로 이동하는 것이 매우 순조롭고, 반면에 정공은 높은 에너지 준위(이것은 정공에 대해서는 낮은 포텐셜 에너지이지만, 에너지 대역도와 관련하여서는 높다)쪽으로 이동하는 것이 매우 순조롭다. 보다 간결하게 말하자면, 전자는 아래로 떨어지는(fall down) 반면에 정공은 위로(fall up) 떨어진다.
무기물 반도체에서, 전도대 가장자리(EC) 위에 전도대의 연속체(continuum)가 존재할 수 있고, 가전자대 가장자리(EV) 아래에는 가전자대의 연속체가 존재할 수 있다.
캐리어 이동도는 무기물 반도체와 유기물 반도체에서 중요한 특성이다. 이동도는 전기장에 응답하여 전하 캐리어가 도전 물질을 통해 이동할 수 있는 수월성을 수치화한다. 반도체와 비교하여, 절연체는 일반적으로 불량한 캐리어 이동도를 제공한다.
장치는 제1 전극과 제2 전극사이에서 적층되어 배치된 복수의 제1 반도체 물질의 층들과 복수의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물(dots-in-a fence barriers)을 포함한다. 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물 각각은 제1 반도체 물질의 층들 중의 두 개의 층들 각각과 직접 접촉하면서 이 두 개의 층들 사이에서 적층되어 배치된다. 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물 각각은 제3 반도체 물질의 두 개의 층들과 직접 접촉하면서 이 층들 사이에 매립된 제2 반도체 물질의 복수의 양자점들로 필수적으로 구성된다. 각각의 양자점들은 제1 반도체 물질의 인접하는 층들의 전도대 가장자리와 가전자대 가장자리 사이의 에너지에서 적어도 하나의 양자 상태를 제공한다. 복수의 양자점들의 적어도 하나의 양자 상태의 파동 함수들은 적어도 하나의 중간 대역으로서 중첩한다. 제3 반도체 물질의 층들은 제1 반도체 물질의 층내의 제1 전자 및/또는 제1 정공이 양자 역학적 터널링을 수행하여 각각의 양자점들내의 제2 반도체 물질에 도달하는 것을 필요로 하는 터널링 장벽으로서 배열된다. 제3 반도체 물질의 층들은 또한 제1 반도체 물질층내의 제2 전자 및/또는 제2 정공이 양자 역학적 터널링을 수행하여 양자점을 지나가지 않고 제1 반도체 물질의 다른 층에 도달하는 것을 필요로 하는 터널링 장벽으로서 배열된다. 바람직하게 제1 반도체 물질의 격자 상수와 제3 반도체 물질의 격자 상수는 결함을 유발시키지 않도록 충분히 유사하다(예컨대,｜Δa/a｜< 1%). 보다 바람직하게, 제3 반도체 물질은 제1 반도체 물질과 격자정합된다.
예시적 물질들의 제1 세트로서, 제1 반도체 물질은 GaAs이며, 제2 반도체 물질은 InAs이고, 제3 반도체 물질은 AlxGa1-xAs(x > 0)이다. 바람직하게, 각각의 InAs 양자점은 평균 횡단면치수 2R(2nm ≤ R ≤ 10nm)과 높이 ℓ을 가지며, 각각의 AlxGa1-xAs 층은 두께 t(0.1R ≤ t ≤ 0.3R)를 갖는다. 두 개의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이에 배치된 각각의 GaAs층은 두께 d(2nm ≤ d ≤ 10nm)를 갖는다. 각각의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물내에서의 양자점 단위 셀의 주기는 L(2R ≤ L ≤ 2R + 2nm)이며, 인접한 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이의 양자점 단위 셀의 주기는 Lz(Lz = ℓ + d + t)이다. 장벽 펜스가 없는 통상적인 구조물과 유사한 캐리어 탈출률을 획득하기 위해서는 6nm ≤ R ≤ 8nm이다. GaAs 벌크내의 매립된 InAs 양자점들의 바람직한 밀도는 1제곱센티미터 당 1010 내지 1012개의 양자점들이다.
예시적 물질들의 제2 세트로서, 제1 반도체 물질은 InP이며, 제2 반도체 물질은 InAs이며, 제3 반도체 물질은 Al0.48In0.52As이다. 바람직하게, 각각의 InAs 양자점들은 평균 횡단면치수 2R(2nm ≤ R ≤ 12nm)과 높이 ℓ을 가지며, 각각의 Al0.48In0.52As 층은 두께 t(0.1R ≤ t ≤ 0.3R)를 갖는다. 두 개의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이에 배치된 각각의 InP층은 두께 d(2nm ≤ d ≤ 12nm)를 갖는다. 각각의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들내에서의 양자점 단위 셀의 주기는 L(2R ≤ L ≤ 2R + 2nm)이며, 인접한 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이의 양자점 단위 셀의 주기는 Lz(Lz = ℓ + d + t)이다.
만약 장치가 p-i-n 헤테로구조물로서 배열되면, 제1 전극에 가장 가까운 복수의 제1 반도체 물질의 층들의 제1 층은 n도핑되고, 제2 전극에 가장 가까운 복수의 제1 반도체 물질의 층들의 제2 층은 p도핑되며, 복수의 제1 반도체 물질의 층들의 나머지 다른 층들은 진성이다. 장치는 n도핑된 제1 층 및 p도핑된 제2 층이 기판/반도체 웨이퍼에 보다 가까운 층이도록 배향될 수 있다. 또한, n도핑된 제1 층 또는 p도핑된 제2 층 중 하나는 기판/반도체 웨이퍼일 수 있다.
각각의 양자점들에서의 적어도 하나의 양자 상태는 중간 대역을 제공하는 제2 반도체 물질의 대역 갭 위의 양자 상태를 포함할 수 있고 및/또는 중간 대역을 제공하는 제2 반도체 물질의 대역 갭 아래의 양자 상태를 포함할 수 있다.
펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들에서의 양자점들은 태양 전지와 같은 감광 장치내에 배열될 수 있다.
도 1은 중간 대역 태양 전지를 도시한다.
도 2a 및 도 2b는 중간 대역을 제공하는 전도대에서 최저 양자 상태를 갖는, 무기물 매트릭스 물질내의 무기물 양자점의 단면에 대한 에너지 대역도이다.
도 3a 및 도 3b는 중간 대역을 제공하는 가전자대에서 최고 양자 상태를 갖는, 무기물 매트릭스 물질내의 무기물 양자점의 단면에 대한 에너지 대역도이다.
도 4는 무기물 매트릭스 물질내에서 무기물 양자점을 갖고, 중간 대역을 제공하는 전도대에서 최저 양자 상태를 갖는, 도 1의 중간 대역 태양 전지에 대한 에너지 대역도이다.
도 5는 대체로 이상적인 형태로서 콜로이드 용액내에서 형성되는, 도 1에서의 장치내의 양자점들의 어레이의 단면을 도시한다.
도 6은 스트란스키-크래스타노우(Stranski-Krastanow; S-K) 방법을 이용하여 양자점들을 생성하는 경우의 도 1에서의 장치내의 양자점들의 어레이의 단면을 도시한다.
도 7은 진행하는 전자의 탈여기(de-excitation) 및 트랩핑(trapping)을 설명하는, 무기물 매트릭스 물질내의 무기물 양자점의 단면에 대한 에너지 대역도이다.
도 8은 터널링 장벽을 포함하도록 수정된, 도 5에서 도시된 것과 같은 양자점들의 어레이의 단면을 도시한다.
도 9a 및 도 9b는 중간 대역을 제공하는 대역 갭 위의 최저 양자 상태를 갖는 터널링 장벽을 포함하는 양자점의 단면에 대한 에너지 대역도이다.
도 10은 양자점들이 터널링 장벽을 포함하도록 수정되고, 중간 대역을 제공하는 대역 갭 위에 최저 양자 상태를 갖는, 도 1의 설계에 기초한 태양 전지에 대한 에너지 대역도이다.
도 11a 및 도 11b는 중간 대역을 제공하는 대역 갭 아래에 최고 양자 상태를 갖는 터널링 장벽을 포함하는 양자점의 단면에 대한 에너지 대역도이다.
도 12는 양자점들이 터널링 장벽을 포함하도록 수정되고, 중간 대역을 제공하는 대역 갭 아래에 최고 양자 상태를 갖는, 도 1의 설계에 기초한 태양 전지에 대한 에너지 대역도이다.
도 13은 S-K 방법을 이용하여 양자점들을 생성하는 경우, 터널링 장벽을 포함하도록 수정된 양자점들의 어레이의 단면을 도시한다.
도 14와 도 15는 직사각형 장벽을 관통하는 터널링을 설명한다.
도 16은 삼각형 터널링 장벽을 설명한다.
도 17은 포물선형 터널링 장벽을 설명한다.
도 18은 GaAs/InAs 중간 대역 펜스 장벽(DFENCE) 태양 전지의 구조물을 도시 한다. A 경로는 GaAs 버퍼, AlxGa1-xAs 펜스들, InAs 습윤층, 및 InAs 양자점을 거치는 양자점 통과(on-dot) 사이트를 따른 운송을 도시한다. B 경로는 GaAs 버퍼, InAs 습윤층, 및 AlxGa1-xAs 펜스들을 거치는 양자점 이탈(off-dot) 사이트를 따른 운송을 도시한다.
도 19a 및 도 19b는 도 18로부터의 DFENCE 구조물의 단면에 대한 에너지 대역도이다. 도 19a는 (도 18에서의 "A"선을 따른) 양자점 통과 대역도를 도시하며, 도 19b는 (도 18에서의 "B"선을 따른) 양자점 이탈 대역도를 도시한다. 얇은 InAs 습윤층(1832)은 터널링에 무시가능한 영향을 미치기 때문에, 도 19b에서는 나타내지 않는다.
도 20은 x = 0, 0.1, 0.2, 및 0.3의 알루미늄 구성비에 대해 펜스 장벽의 두께가 t = 0.1R로 고정된, 도 18에서의 구조물에 대한 기저 상태 천이 에너지 대 양자점 반경(R)의 선도이다. 여기서, ℓ은 양자점 길이로서 ℓ= R이고, d는 에워싸는 GaAs 층의 두께로서 d = 5nm이며, L은 기판 평표면에서의 양자점들간의 거리로서 L = 1nm + 2R이다. x = 0에 대한 트레이스는 터널링 장벽을 갖는 구조물에 대응한다.
도 21은 도 20과 동일한 구조물에 대한 캐리어 탈출률 대 양자점 반경의 그래프이다.
도 22는 적층된 양자점층의 갯수 N(x=0.2)의 함수로서의 GaAs DFENCE 헤테로구조물에 대한 전류 밀도 대 전압의 그래프이다.
도 23은 x가 0에서 0.2까지 증가할 때의 8nm의 반경을 갖는 양자점들에 대한 전력 변환 효율 대 양자점층의 갯수(N)의 그래프이다. DFENCE 구조물은 도 20에서 설명된 것과 다르다(t = 0.1R = 0.8nm; d = 5nm; L = 1nm + 2R = 17nm).
도 24는 (a) A. Luque와 A. Marti에 의한 Phys. Rev. Lett. 78, 5014(1997)("Luque 모델") 논문에서 제안된 이상적 조건, (b) 1.426 eV의 대역 갭을 갖는 GaAs에 대한 Luque 모델, (c), x=0.2인 GaAs/InAs DFENCE 모델의 상한, (d) x=0.1인 GaAs/InAs DFENCE 모델의 상한, 및 (e) x=0인 GaAs/InAs DFENCE 모델의 상한에 대하여 계산된 전력 변환 효율 대 중간 대역 에너지 준위의 그래프이다. 곡선 (a)에서 라벨표시된 데이터는 최대 효율을 달성하기 위해 가로좌표상의 중간 대역 준위에 대응하는 것으로 추정되는 벌크 대역 갭이다.
도 25는 InP/InAs 중간 대역 펜스 장벽(DFENCE) 태양 전지의 구조를 도시한다. A 경로는 InP 버퍼, Al0.48In0.52As 펜스들, InAs 습윤층, 및 InAs 양자점을 거치는 양자점 통과 사이트를 따른 운송을 도시한다. B 경로는 InP 버퍼, InAs 습윤층, 및 Al0.48In0.52As 펜스들을 거치는 양자점 이탈 사이트를 따른 운송을 도시한다.
도 26a 및 도 26b는 도 25로부터의 DFENCE 구조물의 단면에 대한 에너지 대역도이다. 도 26a는 (도 25에서의 "A"선을 따른) 양자점 통과 대역도를 도시하며, 도 26b는 (도 25에서의 "B"선을 따른) 양자점 이탈 대역도를 도시한다. 얇은 InAs 습윤층(2532)은 터널링에 무시가능한 영향을 미치기 때문에, 도 26b에서는 나타내지 않는다.
도 27은 펜스 장벽의 두께가 t = 0.1R로 고정된, 도 25에서의 구조물에 대한 기저 상태 천이 에너지 대 양자점 반경(R)의 선도이다. 여기서, ℓ은 양자점 길이로서 ℓ= R이고, d는 에워싸는 InP 층의 두께로서 d = 5nm이며, L은 기판 평표면에서의 양자점들간의 거리로서 L = 1nm + 2R이다. 터널링 장벽을 갖지 않는 동일한 구조물에 대한 데이터가 또한 포함된다.
도 28은 도 25와 같은 구조물 및, 터널링 장벽을 갖지 않는 등가구조물에 대한 캐리어 탈출률 대 양자점 반경의 그래프이다.
도 29는 도 25와 같은 구조물에 대한 캐리어 탈출률 대 양자점 반경의 그래프이다. 도 28에서 탈출률이 0이 되는 것으로 나타나는 것을 고려하여, 도 29에서의 y축 크기는 DFENCE 구조물에 대한 탈출률을 보다 명확하게 보여주도록 조정된다.
도 30은 8nm의 반경을 갖는 양자점들에 대한 전력 변환 효율 대 양자점층의 갯수(N)의 그래프이다. DFENCE 구조물은 도 27에서 설명된 것과 다르다(t = 0.1R = 0.8nm; d = 5nm; L = 1nm + 2R = 17nm).
도 31은 Luque 모델에서 제안된 이상적 조건, 1.34 eV의 대역 갭을 갖는 InP에 대한 Luque 모델, 및 InP/InAs DFENCE 모델의 상한에 대하여 계산된 전력 변환 효율 대 중간 대역 에너지 준위의 그래프이다. 이상적인 Luque 모델 곡선상에서 라벨표시된 데이터는 최대 효율을 달성하기 위해 가로좌표상의 중간 대역 준위에 대응하는 것으로 추정되는 벌크 대역 갭이다.
도 32는 다양한 일반적인 화합물 반도체들에 대한 격자 상수, 피크 흡수 파장, 및 에너지 갭 사이의 관계를 도시한다. (도시된 점들 사이에서의) 삼원소 및 사원소 조합물의 이러한 반도체들은 서로 다른 에너지 갭을 가지며 격자 정합된 물질들을 제공한다.
도면들에서의 구조물들은 반드시 일정한 비율로 도시될 필요는 없다.
태양 전지의 효율을 향상시키기 위해 검토되는 하나의 방법은 태양 전지의 대역갭내에서 중간 대역을 생성하기 위해 양자점을 사용하는 것이다. 양자점은 양자 에너지 상태들을 불연속화하기 위해 전하 캐리어들(전자, 정공, 및/또는 엑시톤)을 삼차원내에 구속시킨다. 각각의 양자점들의 단면치수는 일반적으로 수 백 옹스트롬이하이다. 중간 대역 구조물은, 여러가지 방법들 중에서, 양자점들 간의 중첩하는 파동 함수들에 의해 구별가능하다. "중간" 대역은 중첩하는 파동 함수들에 의해 형성된 연속적인 작은 대역이다. 파동 함수들은 중첩되지만, 인접하는 양자점들간에는 어떠한 물리적 접촉도 없다.
도 1은 중간 대역 장치의 예를 도시한다. 중간 대역 장치는 제1 접촉부(110), 제1 천이층(115), 반도체 벌크 매트릭스 물질(120)내에 매립된 복수의 양자점들(130), 제2 천이층(150), 및 제2 접촉부(155)를 포함한다.
무기 물질들로 제조된 장치에서, 하나의 천이층(115, 150)은 p형일 수 있고, 나머지 다른 천이층은 n형일 수 있다. 벌크 매트릭스 물질(120) 및 양자점(130)은 (도핑되지 않은) 진성일 수 있다, 천이층들(115, 150)과 벌크 매트릭스 물질(120) 간의 경계면은 장치 내의 전류 흐름을 극성화하는 정류를 제공할 수 있다. 대안으로서, 전류-흐름 정류는 접촉부(110, 155)와 천이층(115, 150) 간의 경계면에 의해 제공될 수 있다.
대역의 배열에 따라, 중간 대역은 양자점(130)에서의 대역 갭 위의 최저 양자 상태, 또는 양자점(130)에서의 대역갭 아래의 최고 양자 상태에 대응할 수 있다.
도 2a, 도 2b, 도 3a, 및 도 3b는 무기물 벌크 매트릭스 물질(120)내의 예시적인 무기물 양자점(130)의 단면에 대한 에너지 대역도이다. 양자점 내에서, 전도대는 양자 상태들(275)로 분할되고, 가전자대는 양자 상태들(265)로 분할된다.
도 2a 및 도 2b에서, 양자점의 전도대내에서의 최저 양자 상태(Ee,1)는 중간 대역(280)을 제공한다. 에너지 hυ1를 갖는 제1 광자의 흡수는 전자의 에너지를 EL만큼 증가시켜서, 전자를 양자점의 가전자대로부터 전도대의 전자 기저 상태 Ee,1로 여기시킨다. 에너지 hυ2를 갖는 제2 광자의 흡수는 전자의 에너지를 EH만큼 증가시켜서, 전자를 양자점의 기저 상태 Ee,1로부터 벌크 반도체(120)의 전도대 가장자리로 여기시키고, 그 결과 전자는 광전류에 기여하는데에 자유로워진다. 에너지 hυ4를 갖는 제 3 광자의 흡수는 전자의 에너지를 EG만큼 증가시켜서, 전자를 가전자대로부터 전도대로 곧바로 여기시키고[이것은 벌크 매트릭스 물질(120) 자체에서도 발생할 수 있다], 그 결과 전자는 광전류에 기여하는데에 자유로워진다.
도 3a 및 도 3b에서, 가전자대내의 최고 양자 상태(Eh,1)는 중간 대역(280) 을 제공한다. 에너지 hυ1를 갖는 제1 광자의 흡수는 에너지 Eh,1을 갖는 전자의 에너지를 EH만큼 증가시켜서, 전자를 대역 갭의 가전자대 측으로부터 전도대로 여기시키고, 이로써 전자-정공 쌍이 생성된다. 개념적으로, 이것은 전도대내의 정공을 EH만큼 여기시켜서 정공을 Eh,1 양자 상태로 이동시키는 것으로서 생각할 수 있다. 에너지 hυ2를 갖는 제2 광자의 흡수는 정공의 포텐셜 에너지를 EL만큼 증가시켜서, 전자를 양자점의 기저 상태 Eh,1로부터 벌크 반도체(120)의 가전자대 가장자리로 여기시키고, 그 결과 정공은 광전류에 기여하는데에 자유로워진다.
도 4는 도 2a 및 도 2b에서 나타난 프로파일을 갖는 양자점들의 어레이를 이용하는 중간 대역 장치에 대한 에너지 대역도를 도시한다. 이웃한 양자점들 간의 Ee,1 에너지 상태의 중첩 파동 함수의 결합은 벌크 매트릭스 반도체(120)의 전도대 가장자리(EC) 와 가전자대 가장자리(EV) 사이에 중간 대역(280)을 제공한다. 이와 동일한 장치에서 양자점들이 생략된다면, 에너지 hυ4의 광자의 흡수는 전자-정공 쌍을 발생시키고, 이로써 광전류를 생성한다. 중간 대역(280)은 두 개의 하위 대역 갭 광자들(hυ1 및 hυ2)의 흡수가 가능하도록 하여, 추가적인 광전류 생성을 야기시킨다. 도 4에서, 천이층들(115 및 150)이 정류를 생성하도록 배열된다.
도 5는 구형 양자점들의 어레이를 포함하는 장치의 단면을 도시한다. 현실적으로, 양자점의 실제 형태는 제조 기술의 선택에 따라 달라진다. 예를 들어, 무기 물 양자점은 종래 기술에 알려진 "졸-겔" 프로세스와 같은, 콜로이드 용액내에서 반도체 나노결정체들로서 형성될 수 있다. 일부 다른 구성에서, 실제 양자점들이 진정한 구형이 아닐지라도, 구형들은 정확한 모델을 제공할 수 있다.
예를 들어, 무기물 매트릭스내에서 무기물 양자점의 생성을 성공했던 에피택셜 방법은 S-K(Stranski-Krastanow) 방법이다(때때로 철자가 Stransky-Krastanow로도 쓰여짐). 이 방법은 격자 손상 및 결함들을 최소화하지만 결과적으로 양자점과 벌크 매트릭스 사이의 격자 부정합 스트레인을 생성시킨다. S-K 방법은 때때로 자가-조립된 양자점(SAQD; self-assembled quantum dot)이라고도 불린다.
금속-유기물 화학 기상 증착(MOCVD; metal-organic chemical vapor deposition) 또는 분자빔 에피택시(MBE; molecular beam epitaxy)를 통한 결정성장 동안에, 자가-조립된 양자점은, 실질적으로 결함 없이, 자발적으로 나타난다. S-K 방법의 성장 조건을 이용하여, 높은 면밀도(>1011cm-2) 및 높은 광학 품질 모두를 갖는, 자가 정렬된 작은 양자점(~ 10 nm)의 어레이와 적층물을 생성하는 것이 가능하다. 자가 정렬된 양자점(SOQD; self-ordered quantum dot) 기술은 방사성 재결합이 우세한 고밀도의 무결점 양자점으로 구성된 3-차원 준결정(quasi-crystal)을 생성할 수 있다.
도 6은 S-K 방법에 의해 제조된 중간 대역 장치의 단면을 도시한다. 습윤층(132)(예, 하나의 단일층)은 벌크 매트릭스 물질(130) 상에 형성된다. 습윤층(132)을 형성하는데 이용되는 물질(예, InAs)은 벌크 매트릭스 물질(예, GaAs)과 상이한 진성 격자 간격을 갖지만, 벌크 격자와 정렬된 스트레인드 층(strained layer)으로서 성장된다. 이후부터, 자발적 핵생성(~1.5 단일층)은 양자점을 시딩(seed)하고, 이어서 양자점이 성장하며, 그 결과로 양자점 층(131)이 생성된다. (양자점 층(131) 위에서의) 벌크층(121)의 과도성장은 실질적으로 결함을 가져오진 않는다. 양자점 형성 동안에 변동없이 남아있는 두께를 갖는, 양자점들 사이의 습윤층은 장치의 전기적 특성 및 광학적 특성에 대해 뚜렷한 기여를 하지 않기 때문에, S-K 방법에 의해 생성된 양자점은 종종 도 5에 도시된 것과 같이 말그대로 이상적인 구(sphere)로서 도시된다(양자점들 사이의 습윤층은 양자점들 사이의 "접속부"로서 간주되지 않는다).
무기물 중간 대역 양자점 장치 및 제조에 대한 추가적인 배경 정보를 위하여, A. Marti 등의 "Design constraints of quantum-dot intermediate band solar cell", Physica E 14, 150-157(2002); A. Luque 등의 "Progress towards the practical implementation of the intermediate band solar cell", 제29회 IEEE 광전지 전문가 컨퍼런스의 회의록, 1190-1193(2002); A. Marti 등의 "Partial Filling of a Quantum Dot Intermediate Band for Solar Cells", 전자 장치에 관한 IEEE 회보, 48, 2394-2399(2001); Y. Ebiko 등의 "Island Size Scaling in InAs/GaAs Self- Assembled Quantum Dots", Physical Review Letters 80, 2650-2653(1998); 및 Petroff 등의 미국 특허 6,583,436 B2(2003년 6월 24일)를 참고하길 바라며, 이들 각각은 본 발명의 기술을 설명하기 위하여 본 명세서에서 참조로서 병합된다.
양자점 중간 대역 태양 전지는 태양 전력 변환 효율을 >60%으로 실현시키는 가능성을 갖는 것으로 나타났기 때문에 근년해에 활동적으로 연구되어 왔다. A. Luque와 A. Marti의 Phys. Rev. Lett. 78, 5014(1997)를 참조하라. 정말로, 낮은 대역 갭 에너지 양자점은 하나의 고에너지 광자의 흡수에 의해 다수의 전자-정공 쌍(엑시톤)을 생성할 수 있는데, 이로써 이론적으로 100%를 초과하는 양자 효율을 가져온다. R. D. Schaller와 V. I. Klimov의 Phys. Rev. Lett. 92, 186601-1(2004) 및; G. S. Philippe의 Nature Mater. 4, 653(2005)을 참조하라. 스펙트럼 응답을 보다 긴 파장으로 확장하기 위해, 좁은 대역 갭 양자점(예컨대, InAs)은 호스트 매트릭스 물질(예컨대, GaAs)의 갭내에 중간 에너지 대역을 형성하는데 충분히 가깝도록 압축될 필요가 있다.
하지만, 스트레인드 양자점의 높은 응축은 양자점 영역에서의 높은 전하 밀도[∼1x1016 cm-3 -- R. Wetzler, A. Wacker, E. Schll, C. M. A. Kapteyn, R. Heitz 및 D. Bimberg의 Appl. Phys. Lett.77, 1671(2000)을 참조하라]를 불러일으키며, 광여기된 캐리어들(전자와 정공)은 자가 조립된 양자점들에 의해 신속하게 포획된다. 그 결과, 전하 트랩핑을 초래하고 이어서 양자점들에서 광캐리어들의 재결합을 일으키는 비이상적인 대역 구조에 부분적으로 말미암아, 양자점 중간 대역 태양 전지에 대해 예상했던 매우 높은 효율은 실현되지 않는다. 고속 캐리어 트랩핑이 필요한 레이저 응용[L. V. Asryan과 R. A. Suris의 Semicond. Sci. Technol. 11, 554 (1996)을 참조하라]과 대비되어, 광생성된 캐리어들은 양자점에서의 트랩핑 및 재 결합을 회피하도록 터널을 관통해야 하거나, 또는 양자점 주변으로 운송되어져야 한다.
이론적 모델[V. Aroutiounian, S. Petrosyan 및 A. Khachatryan의 Solar Energy Mater. & Solar Cells 89, 165 (2005)을 참조하라]은 비교적 짧은 재결합 시간(∼2ns)동안에, 양자점들이 생성 센터 보다는 주로 재결합 센터로서 활동하여, 그 결과 보다 큰 대역갭 반도체 호스트내에서의 양자점층들의 갯수(N)의 증가와 더불어 광전류에서의 감소를 가져오는 것을 확인시켜준다. 호스트의 Si δ-도핑[A. Marti, N. Lopez, E. Antolin, C. Stanley, C. Farmer, L. Cuadra 및 A. Luque의 Thin Solid Films 511, 638 (2006)을 참조하라]에 의한 중간 대역 태양 전지의 양자점 영역내에서의 구속된 상태들의 부분적인 채움은 제한적인 성공을 보여줬다. 이러한 장치들은 보다 긴 파장으로 확장된 광응답을 가지지만, 또한 큰 대역갭 호모접합 셀과 비교하여 상당히 감소된 개방 회로 전압(Voc)을 나타낸다.
정말로, 호모접합 GaAs 셀에 대한 전력 변환 효율에서의 향상은 아직도 보고되고 있지 않다.
중간 대역의 형성은 장치의 성능을 향상시키지만, 그 결과물은 광전류에서의 예상된 이론적 향상에 접근하지 못한다. 이상적인 양자점 중간 대역 태양 전지에 대하여 > 60 %의 전력 효율이 예상된다. 이 목표는 전하 트랩핑을 초래하고 이어서 양자점들에서 광캐리어들의 재결합을 일으키는 비이상적 구조 및 최적 물질 조합의 부존재에 부분적으로 말미암아 아직 실현되지 않았다.
도 7은 전하 캐리어가 여기 상태 Ee,2(701) 또는 기저상태 Ee,1(702, 703)로 쇠퇴된 경우 양자점(130)에 의해 트랩핑되는 자유 전자를 도시한 것이다. 이러한 탈-여기(de-excitation) 프로세스는 에너지가 포논(phonon)으로서 격자에 흡수되면서 광전류를 감소시킨다. 이와 유사한 캐리어 탈여기 및 트랩핑은 정공에서도 발생한다. 따라서, 중간 대역 태양 전지의 성능을 향상시키기 위하여, 전하 트랩핑에 기인하는 전하 캐리어 탈여기를 감소시킬 필요성이 있다.
탈여기 트랩핑을 감소시키기 위한 하나의 해결책은 캐리어가 양자점에 진입하기 위해 양자 역학적 터널링을 수행할 것을 필요로 하는 얇은 장벽 쉘로 각각의 양자점을 캡슐화하는 것이다. 고전 역학에서, 전자가 높은 포텐셜의 장벽에 침범하는 경우, 전자는 포텐셜 "우물"에 의해 완전히 구속된다. 양자 역학에서, 전자는 자신의 파동 함수로 표현될 수 있다. 파동 함수는 유한한 포텐셜 높이의 우물에서 갑자기 종결되지 않고, 장벽을 통과할 수 있다. 이러한 동일한 원리는 정공에도 적용된다. 유한한 높이의 장벽을 터널링하는 전자 또는 정공의 확률 Tt는 0이 아니며, 슈뢰딩거 방정식을 풀어서 결정될 수 있다. Tt에 따르면, 장벽을 침범하는 전자 또는 정공은 장벽의 다른쪽에서 단순하게 다시 나타난다. 양자 역학적 터널링 현상 및 슈뢰딩거 방정식에 대한 추가적인 배경 해설을 위해서는, 아래의 도 14 내지 도 17를 통한 해설과 함께, Robert F. Pierret의 "Modular Series On Solid State Devices Volume VI, Advanced Semiconductor Fundamentals", Chapter 2, Elements of Quantum Mechanics, 25-51, Addison-Wesley Publishing (1989); 및 Kwok K. Ng 의 "Complete Guide to Semiconductor Devices", 2d ed., Appendix B8, Tunneling, 625-627, Wiley Interscience (2002)를 참조하라. Pierret 및 Ng의 이러한 섹션들은 본 발명의 배경 설명을 위해 참조로서 병합된다.
도 8은 양자점들의 어레이의 개략적인 단면도이며, 각각의 양자점들은 터널링 장벽(140)을 포함하도록 수정된다.
도 9a 및 도 9b는 터널링 장벽(140)을 포함하도록 수정되고, 중간 대역(280)으로서 대역 갭 위의 양자 상태를 갖는 양자점을 나타내는 에너지 대역도이다. 몇몇 자유 전자들은 터널링 장벽에 의해 튕겨 나갈 것이다(901). 이와 같은 전자들은 광전류에 기여하는데 여전히 이용가능하다. 몇몇 자유 전자들은 터널링 장벽을 터널링하여(902) 양자점 내로 진입한 후에 양자점 밖으로 벗어날 것이다.
장벽(140)을 이론적으로만 바라본다면, 자유 전자가 장벽을 터널링할 확률은 장벽의 어느쪽으로부터도 동일하다. 예를 들어, 장벽이 0.5의 터널링 확률(Tt)을 나타낸다면, 장벽을 침범하는 (에너지 E를 갖는) 전자가 터널링할 가능성은 50%이다. 그러나, EC,벌크 에너지 또는 이 보다 높은 에너지를 갖는 전자는 공간적 구속으로 인해 계속해서 장벽을 침범하기 때문에, 양자점 자체 내의 작은 구속 영역은 안정화 및/또는 탈-여기가 전자로 하여금 보다 낮은 에너지 상태로 떨어지도록 하기 이전에 각각의 전자가 탈출할 확률을 보다 높게 만든다.
양자점 내의 대역 갭 아래에 있는 전자들은 에너지 hυ1를 갖는 광자에 의해 중간 대역을 제공하는 제1 양자 상태(예, Ee,1)로 여기된다. 중간 대역으로부터, 에 너지 hυ2를 갖는 광자는 전자가 터널링 장벽(140)을 터널링하여(903) 벌크 매트릭스 물질(120)의 EC,벌크 에너지 준위에 있도록 하는 에너지로 전자를 여기시킬 수 있다. 또한, 에너지 hυ3를 갖는 광자는 전자를 장벽(140) 넘어로(904) 여기시킬 수 있다. 장벽 넘어로 여기된 전자들은 초과 에너지 ΔE1을 갖는다. 이러한 초과 에너지 ΔE1는 장벽 넘어로 여기된 전자가 EC,벌크 에너지 준위로 쇠퇴하면서 빠르게 손실된다. 이러한 초과 에너지 손실은 터널링 장벽(140) 없는 트랩핑에 대한 에너지 손실에 비교하여 상대적으로 작으며, 일반적으로 이것은 전자가 이웃한 양자점에 의해 트랩핑되기 전[즉, 터널링 장벽(140)을 통과하기 보다는 장벽을 넘어서 이웃 양자점에 진입하기 전]에 발생한다.
에너지 hυ4의 광자는 전자를 Ev,벌크 에너지 준위로부터 곧바로, 전자가 터널링 장벽(140)을 터널링하여(905) 벌크 매트릭스 물질(120)의 EC,벌크 에너지 준위에 있도록 하는 에너지 준위로 여기시킬 수 있다. 또한 에너지 hυ5를 갖는 광자는 전자를 Ev,벌크 에너지 준위로부터 곧바로 장벽(140) 넘어로(906) 여기시킬 수 있다.
양자점 안으로 진입하여(902) 양자점 밖으로 나오는 자유 전자들이 탈여기를 경험할 확률을 보다 최소화하기 위하여, 제2 양자 상태(예, Ee,2)는 벌크 물질의 EC,벌크 에너지 준위와 실질적으로 동일한 것이 바람직하다. 구체적으로, 제2 양자 상태 는 바람직하게 EC,벌크 에너지 준위의 ±5kT 내에 있으며(여기서 k는 볼츠만 상수이고, T는 동작 온도이다), 이로써 제2 양자 상태와 EC,벌크 에너지 준위 간의 중첩을 생성시킬 수 있다. 자유전자가 양자점 내의 금지 준위(forbidden level)에 대응하는 에너지에서 양자점으로 진입하는 경우, 자유 전자는 탈여기로 인하여 트랩핑되는 경향이 통계적으로 보다 많다; EC,벌크 에너지 준위의 ±5kT 내로 양자점의 제2 양자 상태를 위치시킴으로써, 트랩핑 확률은 감소한다.
무기물 감광 장치의 동작 온도는 보통 T = -40℃ 내지 +100℃의 범위를 갖도록 지정된다. 따라서, 최대 한계치로서 +100℃를 이용하여 ±5kT를 풀면(즉, 5 x 1.3806505 x 10-23(J/K) / 1.602 x 10-19(J/eV) x (T℃ + 273.15)°K), 제2 양자 상태는 벌크 매트릭스 물질(120)의 전도대 가장자리의 ±O.l6eV 내에 있어야 한다.
도 10은 도 9a 및 도 9b의 양자점을 이용하는 장치에 대한 에너지 대역도이다. 천이층(115 및 150)은 정류를 생성하도록 배열되고, 이로써 전류 흐름의 방향을 제어한다. 양자점과 천이층(115) 간의 상대적 근접성 및 전자가 장벽(140)을 넘어서(904 또는 906) 양자점을 탈출하여 EC,벌크 에너지 준위로 쇠퇴하는데 소요되는 시간에 따라, 몇몇 구성에서는, 장벽(140)을 넘어 양자점을 탈출하는 전자가 천이층(115)으로의 역 전류 흐름을 생성하기에 충분한 에너지를 가질 수 있는 것이 가능하다. 따라서, 근접성 및 쇠퇴 시간에 따라, 천이층(115)의 전도대 가장자리(EC,p-천이)와 터널링 장벽(140)의 전도대 가장자리(EC,장벽) 피크 간의 차이인 ㅿE3를 고려 해야 한다. 천이층(115)과의 경계면에서 정류를 유지하기 위하여, p-형 천이층(115)의 EC,p-천이 대역 갭 가장자리는 바람직하게 터널링 장벽의 전도대 피크(EC,장벽)보다 크다.
도 11a 및 도 11b는 터널링 장벽(140)을 포함하도록 수정되고, 중간 대역(280)으로서의 대역 갭 아래의 양자 상태를 갖는 양자점을 나타내는 에너지 대역도이다. 몇몇 정공들은 터널링 장벽에 의해 튕겨 나갈 것이다(1101). 이와 같은 정공들은 광전류에 기여하는데 여전히 이용 가능하다. 몇몇 정공들은 터널링 장벽을 터널링하여(1102) 양자점 내로 진입한 후에 양자점 밖으로 벗어날 것이다.
상술한 전자 예와 마찬가지로, EV,벌크 에너지 또는 이 보다 낮은 에너지를 갖는 정공은 공간적 구속으로 인해 계속해서 장벽을 침범하기 때문에, 양자점 자체 내의 작은 구속 영역은 안정화 및/또는 탈-여기가 정공으로 하여금 보다 높은 에너지 상태로 "떨어지도록" 하기 이전에 각각의 정공이 탈출할 확률을 보다 높게 만든다.
양자점 내의 대역 갭 위에 있는 정공들은 에너지 hυ1을 갖는 광자에 의해 중간 대역을 제공하는 제1 양자 상태(예, Eh,1)로 여기된다(도 3a 및 도 3b와 함께 상술된 개념과 마찬가지로, 전도대내의 정공의 여기는 중간 대역내의 전자-정공 쌍의 생성과 개념적으로 교환가능하며, 여기서 전자는 전도대로 여기되고, 정공은 중간 대역에 남겨진다). 중간 대역으로부터, 에너지 hυ2를 갖는 광자는 정공이 터널 링 장벽(140)을 터널링하여(1103) 벌크 매트릭스 물질(120)의 EV,벌크 에너지 준위에 있도록 하는 에너지로 정공을 여기시킬 수 있다. 또한, 에너지 hυ3를 갖는 광자는 정공을 장벽(140) 넘어로(1104) 여기시킬 수 있다(여기서 "넘어"는 정공이 위로 떨어지기 때문에 사용된다). 장벽 넘어로 여기된 정공들은 초과 에너지 ΔE2을 갖는다. 이러한 초과 에너지 ΔE2는 장벽 넘어로 여기된 정공이 EV,벌크 에너지 준위로 쇠퇴하면서 빠르게 손실된다. 이러한 초과 에너지 손실은 터널링 장벽(140) 없는 트랩핑에 대한 에너지 손실에 비교하여 상대적으로 작으며, 일반적으로 이것은 정공이 이웃한 양자점에 의해 트랩핑되기 전[즉, 터널링 장벽(140)을 통과하기 보다는 장벽을 넘어서 이웃 양자점에 진입하기 전]에 발생한다.
에너지 hυ4의 광자는 정공을 EC,벌크 에너지 준위로부터 곧바로, 정공이 터널링 장벽(140)을 터널링하여(1105) 벌크 매트릭스 물질(120)의 EV,벌크 에너지 준위에 있도록 하는 에너지 준위로 여기시킬 수 있다. 또한 에너지 hυ5를 갖는 광자는 정공을 EC,벌크 에너지 준위로부터 곧바로 장벽(140) 넘어로(1106) 여기시킬 수 있다.
양자점 안으로 진입하여(1102) 양자점 밖으로 나오는 정공들이 탈여기를 경험할 확률을 보다 최소화하기 위하여, 양자점의 가전자대의 제2 양자 상태(예, Eh,2)는 벌크 물질의 EV,벌크 에너지 준위와 실질적으로 동일한 것이 바람직하다. 구체적으로, 제2 양자 상태는 벌크 물질의 EV,벌크 에너지 준위의 ±5kT 내에 있어야 하 며, 이로써 제2 양자 상태와 EV,벌크 에너지 준위 간의 중첩을 생성시킬 수 있다. 정공이 양자점 내의 금지 준위에 대응하는 에너지에서 양자점으로 진입하는 경우, 정공은 탈여기로 인하여 트랩핑되는 경향이 통계적으로 보다 많다; EV,벌크 에너지 준위의 ±5kT 내로 양자점에서의 제2 양자 상태를 위치시킴으로써, 트랩핑 확률은 감소한다.
도 12는 도 11a 및 도 11b의 양자점을 이용하는 장치에 대한 에너지 대역도이다. 천이층(115 및 150)은 정류를 생성하도록 배열되고, 이로써 전류 흐름의 방향을 제어한다. 양자점과 천이층(150) 간의 상대적 근접성 및 정공이 장벽(140)을 넘어서(1104 또는 1106) 양자점을 탈출하여 EV,벌크 에너지 준위로 쇠퇴하는데 소요되는 시간에 따라, 몇몇 구성에서는, 장벽(140)을 넘어 양자점을 탈출하는 정공이 n형 천이층(150)으로의 역 전류 흐름을 생성하기에 충분한 에너지를 가질 수 있는 것이 가능하다. 따라서, 근접성 및 쇠퇴 시간에 따라, 천이층(150)의 가전자대 가장자리(EV,n-천이)와 터널링 장벽(140)의 가전자대 가장자리(EV,장벽) 피크 간의 차이인 ㅿE4를 고려해야 한다. 천이층(150)과의 경계면에서 정류를 유지하기 위하여, 천이층(150)의 EV,n-천이 대역 갭 가장자리는 바람직하게 터널링 장벽의 가전자대 피크(EV,장벽)보다 낮다.
본 명세서에서 사용되는 바와 같이, 전자가 터널링하는 장벽의 "피크"는 장벽의 EC,장벽의 최고 에너지 가장자리인 반면에, "베이스"는 장벽과의 경계면에서 벌 크 매트릭스 물질에서의 EC,벌크 에너지 준위에 상응한다. 정공이 터널링하는 장벽의 "피크"는 장벽의 Ev,장벽의 최저 에너지 가장자리인 반면에, "베이스"는 장벽과의 경계면에서 벌크 매트릭스 물질에서의 Ev,벌크 에너지 준위에 상응한다.
도 9a 및 도 9b에 설명되어 명백해진 무기물 양자점의 특징은, 무기물 양자점에서, Ee,1 양자 상태가 양자점 물질의 전도대 가장자리(대역 갭의 상부)에 대응하거나 대응하지 않을 수 있다는 것이다. 양자점 내에 배열된 물질의 대역-갭 가장자리가 "허용된" 양자 상태가 아니라 할지라도, 양자점 물질의 대역 갭을 벌크 물질인 것처럼 설명하는 것이 관례이다. 무기물 양자점 내의 허용된 양자 상태의 위치는 파동 함수에 의존한다. 종래 기술에서 알려진 바와 같이, 파동 함수/양자 상태의 위치는 설계될 수 있다. 도 9a 및 도 9b에 도시된 바와 같이, 이것은 대역 갭 가장자리로부터 멀리 위치되는 Ee,1 양자 상태를 가져올 수 있다. 달리 표현하면, 무기물 양자점내의 대역 갭 가장자리는 반드시 허용된 양자 상태일 필요는 없을 수 있다. 이러한 특징은 또한 무기물 양자점의 가전자대 측에도 적용된다(즉, 도 11a 및 도 11b의 Eh,1).
무기물 벌크 매트릭스 물질(120)의 특징은 무기물 벌크 매트릭스 물질의 대역 갭 가장자리의 위와 아래에 있는 가전자대 연속체(260)와 전도대 연속체(270)의 형성을 포함할 수 있다. 본질적으로, 이러한 연속체들은, 대역 갭 가장자리로부터 거리가 멀어질수록 상태들의 밀도가 감소하는 에너지 상태들의 덩어리이다. 연속체 의 존재는, 터널링 장벽을 넘어 양자점을 탈출하는 전하 캐리어가 양자점을 빠져나와 허용된 에너지 상태에 놓여질 수 있다는 것을 의미하는데, 이는 캐리어가 얼마나 빠르게 대역 갭을 향해 떨어지는지를 판정할 때 고려된다. 대역 연속체내의 상태들의 일반적인 밀도의 경우, 이웃한 양자점에 의해 자유 전자가 트랩핑될 수 있기 전[즉, 터널링 장벽(140)을 통과하기 보다는 장벽을 넘어 이웃하는 양자점으로 진입하기 전]에, 초과 에너지(ㅿE1, ㅿE2)의 탈여기 손실은 여전히 발생할 가능성이 높다.
장벽 층이 없는 무기물 매트릭스내의 무기물 양자점의 경우(예, 도 2 및 도 3), 양자점 위의 대역 연속체(270, 260)는 본질적으로 각각 Ec,벌크 및 Ev,벌크에서 시작한다. 이와 대비되어, 장벽(140)의 존재는 연속체(270)를 도 9a 및 도 9b에서의 양자점 바로 위에서 보다 높이 밀어낼 수 있고, 연속체(260)를 도 11a 및 도 11b의 양자점 바로 아래에서 보다 아래로 밀어낼 수 있다.
도 13은 양자점이 S-K 방법을 이용하여 생성되고, 터널링 장벽(140)을 포함하도록 수정되는 경우, 도 1의 장치에 기초한 양자점들의 어레이의 단면도이다. 습윤층(132)의 증착 이전에, 얇은(예컨대, 적어도 하나의 단일층; 예를 들어, 0.1 내지 10nm) 장벽층(141)을 (예, MBE, MOCVD를 통해) 성장시킨다. 그 다음, 양자점(130)의 성장 이후에, 다른 장벽층(141)을 성장시켜서, 각각의 양자점을 캡슐화시킨다.
바람직하게, 장벽층(140, 141)은 벌크 매트릭스 물질(120, 121)에 격자 정합 된다. 벌크 물질과 장벽 물질 사이의 스트레인의 부정합은 결함의 가능성을 증가시킨다. 예를 들어, 얇은 장벽층의 두께가 장소마다 단일층 만큼 적게 다르다면, 부정합은 장벽층 내에서 일치하지 않은 격자 간격을 야기시킬 수 있고, 양자점을 시딩하는 자발적 핵생성 동안에 변동을 야기시킬 수 있다. 따라서, 장벽을 벌크 매트릭스에 격자 정합시키는 것은 연속하는 양자점층과 이웃 양자점들 간의 불균일 가능성을 최소화해준다. 하지만, 벌크와 장벽 간의 격자 부정합이 결함을 유발시키지 않는 한, 격자 상수 "a"에서의 작은 부정합(예컨대,｜Δa/a｜ < 1%)은 용인될 수 있다.
도 8 내지 도 13에서 설명된 장치는 여러가지 상이한 물질-유형 조합을 이용하여 달성될 수 있다.
임의의 무기물 양자점(130, 131) 및 무기물 벌크 매트릭스 물질(120, 121)을 위한 무기물 반도체 물질의 예로는, AlAs, AlSb, AlP, AlN, GaAs, GaSb, GaP, GaN, InAs, InSb, InP, 및 InN과 같은 Ⅲ-V족 화합물 반도체; CdS, CdSe, CdTe, ZnO, ZnS, ZnSe, 및 ZnTe와 같은 Ⅱ―Ⅵ족 화합물 반도체; PbS, PbSe, PbTe, 및 SiC와 같은 기타 화합물 반도체; 및 이와 같은 화합물 반도체의 3원 합금 및 4원 합금이 포함된다.
임의의 무기물 터널링 장벽(140, 141)을 위한 물질의 예로는, 상술한 무기물 반도체 물질뿐만이 아니라, 산화물, 질화물, 또는 산화질화물과 같은 절연체가 포함된다. 적당한 상대적 에너지를 갖는 물질의 선택 방법 및 격자 정합된 물질의 선택 방법은 본 발명분야에서 잘 알려져 있다. 도 32는 다양한 III-V족 화합물 반도 체에 대한 격자 상수, 파장, 및 에너지 갭을 도시한다. 본 발명분야에서 알려진 바와 같이, 이러한 화합물의 3원 합금과 4원 합금은 격자 정합된 2원 III-V족 화합물로 성장될 수 있다. 예를 들어, 3원 화합물 AlxGa1-xAs는 대부분의 임의의 x 값에 대해 (대략 0.1% 내의) 매우 근접하게 격자 정합된 GaAs로 성장될 수 있다. 마찬가지로, 4원 화합물 GaxIn1-xAs1-yPy는 x와 y를 조정함으로써 GaAs와 InP 모두에 격자 정합될 수 있다(예컨대, Ga0.8In0.2As0.65P0.35는 InP와 격자 정합한다). 또 다른 예로서, Al0.48In0.52As는 InP와 격자 정합한다. 또한, 3원 화합물 및 4원 화합물은 서로 격자 정합될 수 있다. 합금에 대한 격자 상수(a)는 구성 2원체들의 가중치 평균과 동일한 값을 가져다주는 베가드(Vegard)의 법칙으로부터 계산될 수 있다. 예를 들어, GaxIn1-xAsyP1-y의 경우,
Figure 112009032332433-pct00001
이다.
합금에 대한 대역갭의 근사화가 이와 유사한 방식으로 보간될 수 있다.
도 14 내지 도 17은 양자 역학적 터널링의 원리를 추가로 나타낸다. 아래의 설명 및 수학식들은 Kwok K. Ng의 "Complete Guide to Semiconductor Devices"[2판, Appendix B8, Tunneling, 625-627, Wiley Interscience(2002)]에서의 해설에 기초한다. 설명 및 수학식들은, 여럿 가운데에서, 전자에 더하여 정공을 수용하도록 수정되었다. 또한, 양자점 물질 및 장벽 물질내에서 전하 캐리어의 유효 질량은 보통 많이 변경되지는 않지만, 본 수학식들은 변경에 대비하여 조정된 환산 유효 질량(reduced effective mass)을 사용하도록 수정된다.
일반적으로, 감광 장치를 구축하는데 유기 물질 및/또는 무기 물질이 이용되는지 여부에 관계없이, 장벽 높이에 대한 캐리어의 에너지 준위 E를 알고 있다면, 캐리어가 터널링할 확률 Tt를 결정하기 위해서 3개의 파라미터가 필요한데, 이 파라미터들은, 터널링 장벽의 피크와 캐리어 에너지 간의 차이의 절대값(φ b ), 캐리어 에너지 준위에서의 장벽의 두께(ㅿx), 및 장벽의 포텐셜 프로파일 U(x)이다. 장벽의 포텐셜 프로파일 U(x)는 때때로 장벽의 "형상"으로서 언급된다. 직사각형 장벽을 터널링하는 전자의 예가 도 14에 도시되어 있다.
종래 기술에서 알려진 바와 같이, 전자가 터널링할 확률 Tt를 계산하기 위하여, 슈뢰딩거 방정식으로부터 파동 함수 Ψ를 결정해야 한다:
Figure 112009032332433-pct00002
여기서 m* r은 전하 캐리어(이 경우, 전자)의 환산 유효 질량이고,
Figure 112009032332433-pct00003
는 환산 플랑크 상수이며, q는 전자 전하량이다.
전하 캐리어의 환산 유효 질량은,
Figure 112009032332433-pct00004
이며, 여기서 m* QD는 양자점내의 전하 캐리어의 유효 질량이고, m* 장벽은 장벽 물질 내의 전하 캐리어의 유효 질량이다.
장벽의 포텐셜 프로파일 U(x)는 급속히 변하지 않기 때문에, [수학식 1]은 WKB(Wentzel-Kramers-Brillouin) 근사법을 이용하여 단순화되어, 파동 함수를 결정하도록 적분될 수 있다:
Figure 112009032332433-pct00005
전자의 존재 확률은 파동 함수의 크기의 제곱에 비례하기 때문에, 터널링 확률 Tt는 아래의 식에 의해 주어진다:
Figure 112009032332433-pct00006
도 14에 도시된 직사각형 장벽의 경우, 터널링 확률에 대한 [수학식 4]를 풀면 아래와 같이 주어진다:
Figure 112009032332433-pct00007
Φb의 절대값을 취함으로써, [수학식 5]를 (도 14에 도시된 전자 터널링에 더하여) 도 15에 도시된 바와 같은 정공 터널링에도 적용되도록 바꾼 후, 캐리어의 에너지 준위에서의 장벽의 두께(ㅿx)를 구하기 위해 상기 수학식을 재배열하면 아래와 같다:
Figure 112009032332433-pct00008
여기서, m* r은 전하 캐리어(전자 또는 정공)의 환산 유효 질량이다.
설계의 측면에서, 장벽 두께 ㅿx는 바람직하게 터널링 장벽의 베이스에서의 에너지 준위를 기초로 선택된다. 벌크 매트릭스가 전도대 연속체(270) 및 가전자대 연속체(260)를 갖는 무기 물질이라면, 상태들의 밀도는 일반적으로 장벽의 베이스에서의 에너지 준위를 갖는 전하 캐리어가 우세 케리어 에너지일 것임을 시사해준다.
전하 캐리어 에너지 E가 터널링 장벽의 베이스에서의 에너지 준위와 같다면, │Φb│는 터널링 장벽의 피크와 베이스에서의 에너지 준위들 간의 차이인 장벽의 높이의 절대값과 같다. 이러한 에너지 준위들은 벌크 매트릭스 물질(120)과 장벽 물질(140)에 대해 사용되는 물질의 물리적 특성이다. 예를 들어, 도 14에서, 장벽 높이는 장벽 물질의 EC,장벽 빼기(-) 벌크 매트릭스 물질의 Ec,벌크와 같다; 도 15에서, 장벽의 높이는 장벽 물질의 Ev,장벽 빼기(-) 벌크 매트릭스 물질의 Ev,벌크와 같다. 장벽 물질에서의 전하 캐리어의 유효 질량 m* 장벽 및 양자점 물질에서의 전하 캐리어의 유효 질량 m* QD은 또한 각각의 물질들의 물리적 특성이다. 또한, 터널링 장벽의 베이스에서의 두께 ㅿx는 터널링 장벽 층(140, 141)의 물리적 두께와 같다.
예를 들어, 전자가 터널링 전하 캐리어이고, E를 장벽의 베이스에서의 에너지 준위로서 어림잡으면, [수학식 6]은 아래와 같이 표현될 수 있다:
Figure 112009032332433-pct00009
마찬가지로, 정공이 무기물 장벽을 터널링하고, E를 장벽의 베이스에서의 에너지 준위로서 어림잡으면, [수학식 6]은 아래와 같이 표현될 수 있다:
Figure 112009032332433-pct00010
따라서, 물질이 알려진다면, 임의의 터널링 확률 Tt에 대한 장벽 층(140)의 바람직한 두께 ㅿx가 결정될 수 있다.
터널링 장벽(140)의 경계에서 실질적인 확산 또는 다른 물질과의 상호 혼합이 없기 때문에, 터널링 장벽의 포텐셜 프로파일 U(x)는 거의 항상 직사각형으로서 어림잡을 수 있다. 또한, 임의의 물질의 조합에 대해, 장벽층에 필요로 하는 두께는 아래의 수학식에 따라 터널링 확률의 음의 자연 로그에 직접적으로 비례한다:
Figure 112009032332433-pct00011
임의의 함수 U(x)에 대하여 장벽 두께를 계산하기 위한 수학식이 유도될 수 있다. 터널링 장벽의 포텐셜 프로파일 U(x)에 대해 상관없이, [수학식 7]은 유효하다. 예를 들어, 도 16은 삼각형 장벽을 도시하고, 도 17은 포물선형 장벽을 도시한다.
도 16에서, 포텐셜은 아래의 식으로 표현될 수 있다:
Figure 112009032332433-pct00012
[수학식 8]을 이용하여 [수학식 4]를 풀면, 터널링 확률은 아래와 같이 주어진다:
Figure 112009032332433-pct00013
Φb의 절대값을 취함으로써, [수학식 9]를 정공 터널링에도 적용되도록 바꾼 후, 캐리어의 에너지 준위에서의 장벽의 두께 (ㅿx)를 구하기 위해 상기 수학식을 재배열하면 아래와 같다:
Figure 112009032332433-pct00014
도 17에서, 포텐셜은 아래와 같이 표현될 수 있다:
Figure 112009032332433-pct00015
[수학식 10]으로 [수학식 4]를 풀면, 터널링 확률은 아래와 같이 주어진다:
Figure 112009032332433-pct00016
Φb의 절대값을 취함으로써, [수학식 12]를 정공 터널링에도 적용되도록 바꾼 후, 캐리어의 에너지 준위에서의 장벽의 두께 (ㅿx)를 구하기 위해 상기 수학식을 재배열하면 아래와 같다:
Figure 112009032332433-pct00017
따라서, [수학식 7]은 장벽의 포텐셜 프로파일 U(x)에 상관없이 유효하다.
장벽(140)에 대한 터널링 확률 Tt는 바람직하게 0.1와 0.9 사이이다. 더 정확한 확률 Tt는, 임의의 설계에 대해 광전류 출력을 측정함으로써 실험적으로 결정될 수 있고, 이로써 획득되는 효율성이 결정될 수 있다. Tt에 대한 보다 바람직한 범위는 0.2와 0.5 사이이다.
임의의 주어진 터널링 확률 Tt에 대해 장벽의 높이와 장벽의 두께 사이에는 상충되는 균형이 존재한다. 장벽을 보다 낮게 만드는 것은, 장벽을 터널링하여 나가는 것이 아니라 장벽을 넘어서 양자점을 건너뛰는 캐리어들의 탈여기에 대한 에너지 손실을 줄임으로써 효율성을 증가시키는 것으로 보일 수 있다. 그러나, 이것은 장벽층이 동일한 터널링 확률 Tt에 대해 보다 두꺼워질 필요가 있을 것이고, 이로써 광전류를 생성하는데 전용되는 장치의 체적 퍼센티지를 감소시킬 것이기 때문에, 또 다른 비효율성을 불러일으킨다. 장벽들이 광도전성 물질로 만들어졌다 할지라고, 장벽들은 (비교적 큰 대역 갭으로 인해) 광전류 생성에 상당히 기여할 것으로 예상되지는 않을 것이다. 최종적인 결과는, 광도전성 물질로 구성될 공간을 보다 두꺼운 장벽들이 차지하여, 광전류 생성 및 효율을 낮춘다는 것이다. 따라서, 터널링 장벽에 대해 선호되는 두께의 범위는 0.1과 10 나노미터 사이이다. 0.1 내지 10 나노미터의 범위 내에서, 터널링 장벽의 두께는 양자점의 중심을 통과하는, 양자점 평균 단면 두께의 10%보다 크지 않은 것이 바람직하다.
정공 또는 전자가 터널링 전하 캐리어로서 사용되던지 간에, 대역갭의 반대측의 에너지 준위가 해당 반대측 캐리어에 대한 트랩(trap)을 생성하지 않는 것이 일반적으로 바람직하다. 예를 들어, 도 9a 및 도 9b를 참조하면, 장벽 층(140)의 EV,장벽는 벌크 매트릭스(120)의 EV,벌크의 ±5kT 이내인 것이 바람직하다. 이러한 일반적인 ±5kT의 차이는 또한 도 11a 및 도 11b의 양자점의 전도대측 상의 EC,장벽과 EC,벌크 사이에서도 선호된다. 양자점 물질은 반대측 캐리어에 대한 포텐셜 "트랩"의 깊이를 최소화하도록 선택될 수 있다. 추가적으로, 대역 갭의 반대측에 대한 포텐셜 "트랩" 내의 에너지 상태는 트랩 내의 최외곽 양자 상태를 이웃 장벽층(140)의 에너지 준위의 ±5kT 내로 유지하도록 위치되는 것이 바람직하며, 이는 진행하는 전자 또는 정공이 탈여기되지 않고 바로 지나갈 확률을 다소 높인다.
도면들에 도시된 양자점 내의 에너지 준위의 갯수는 단순히 예시일 뿐이다. 터널링 측면에서, 적어도 2개의 양자 상태(하나의 양자 상태는 중간 대역을 형성하고, 다른 하나의 양자 상태는 이웃하는 벌크 매트릭스 물질의 에너지 준위와 중첩되도록 위치된다)가 존재하는 것이 바람직하지만, 중간 대역을 제공하는 하나의 양자 상태만이 존재할 수 있다. 마찬가지로, 중간 대역은 바람직하게 대역 갭에 가장 가까운 양자 상태에 의해 형성되지만, 더 높은 차수의 에너지 상태가 사용될 수 있 다. 이웃하는 양자점들 간의 파동함수가 중첩하는 한, 양자 상태가 중간 대역으로서 기능을 할 수 있는지 여부를 결정하는 요소는, EL 및 EH에 의해 캐리어를 펌핑하는데 필요로 하는 2개의 파장이 양자점 상으로 입사할 것인지의 여부이다.
실용적인 문제로서, 대역을 통하여 캐리어를 펌핑하는데 필요한 2개의 파장이 양자점 상으로 입사하지 않는 경우, 대역은 중간 대역으로서 기능을 할 수 없다. 예를 들어, EL 또는 EH를 펌핑에 필요한 파장들 중 하나가 벌크 매트릭스 물질, 장벽 물질 등에 의해 흡수된다면, 파장은 감광 장치 자체에는 입사하더라도 양자점 상으로는 입사하지 않을 것이다. 많은 물질들에 대해 이러한 동일한 문제가, 2개 양자 상태를 통한 대역 간 펌핑(예컨대, 가전자대로부터 Ee,1 상태로, 그 다음 Ee,2 상태로, 이어서 전도대로의 펌핑)의 실용성을 제한시킨다. 어느 경우에서든, 터널링 장벽(140) 및 벌크 매트릭스 물질(120)은 에너지 EL 및 EH를 갖는 광자에 대해 실질적으로 투과될 필요가 있다. 물질을 선택할 때의 균형성에 대한 다른 고려 사항은, 벌크 매트릭스(120)와 양자점(130) 모두에서 (중간 대역을 지나는 것 없이) 바로 벌크 매트릭스 대역갭 EG를 가로지르는 캐리어의 천이의 광전류에 대한 효율성 및 기여도이다.
실험적 사항
만약 터널링 장벽(140)이 예컨대 콜로이드 용액내에서 양자점(130)에 추가되고, 코팅된 양자점이 벌크 물질 매트릭스 내에서 산재되면, 벌크(120)내의 전하 캐 리어들은 장벽(140)을 반드시 터널링할 필요 없이 이러한 구조물을 통과할 수 있다. 하지만, 양자점이 위에서 설명되고 도 13에서 도시된 S-K 기술에 의해 형성되면, 캐리어들은 장벽 층(141)을 터널링하여 벌크층들(121) 사이를 통과할 것이다. 본 명세서에서, 이와 같은 일련의 터널링 장벽들을 포함하는 장치를 "펜스 내 양자점형성"(DFENCE) 헤테로구조물이라고 부른다.
본 아키텍쳐의 성능을 테스트하고 전하 트랩핑의 감소를 검증하기 위해 여러 개의 p +-i-n + DFENCE 헤테로구조물에 대한 분석이 수행되었다. GaAs 벌크층과 InP 벌크층 모두가 이용되었다. S-K 성장된 InAs 양자점의 실질적인 형상은 등변 사면체이고 일반적으로 구형으로서 모델링되지만, 본 실험에서는 실린더로서의 양자점의 단순화된 근사화가 사용되었으며, 이것은 적당한 근사화를 제공하는 것으로 발견되었다. 장벽 물질은 각각의 벌크 물질에 격자 정합되도록 선택되었다.
예시적인 GaAs/InAs 펜스 내 양자점형성 구조물이 도 18에서 도시된다. 본 구조물은 p-GaAs 층(1815), 복수의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들, 및 n-GaAs 층(1850)을 포함한다. GaAs 벌크층(1821)은 각각의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이에서 성장된다. 제1 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물의 일관된 성장을 촉진하도록 GaAs 벌크층(1821)이 또한 p-GaAs 층(1815)상에 제공된다. 각각의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물은 GaAs 호모접합부내에 매립된 InAs 양자점(1830)과 습윤층(1832)을 에워싸는 AlxGa1-xAs 에너지 장벽 "펜스"(1841)를 포함한다.
도 19a는 도 18에서의 "A" 선을 따른 양자점 통과 에너지도이고, 도 19b는 도 18에서의 "B" 선을 따른 양자점 이탈 에너지도이다. 얇은 InAs 습윤층(1832)은 양자점 이탈 터널링에 특별히 중대한 것으로 여겨지지 않으므로 도 19b로부터의 특징물로서 생략되어 있다.
양자점 위에 증착되는 이상적인 터널링 장벽은 도 13에서 도시된 바와 같이 공형적(conformal)이지만, 테스트는 매우 평평한 상부 장벽층을 이용하여 수행되었다. 그 결과, (도 18에서의 "B"선을 따르는) 양자점 이탈 캐리어 터널링이 공형적 장벽과 비교하여 감소되었으며, 이것은 (도 7을 통해 상술된) 양자점에 의한 전하 트랩핑을 검출하는 것을 보다 쉽게 해준다.
접합부 형성 공핍영역내의 AlxGa1-xAs 장벽에 의해 에워싸여 있는 10-20개의 InAs 양자점층을 채용하는 예시적인 GaAs 기반 광전지 셀의 AM1.5 스펙트럼 방사 하의 최대 태양 전력 변환 효율은 45% 만큼 높을 수 있다. 보다 높은 효율은 InP 기반 셀에서 기대되었다. 이것은 < 25%의 최대 효율을 가지면서 GaAs 호모접합 셀에 대해 상당한 향상을 나타낸다.
A. Luque와 A. Marti의 Phys. Rev. Lett. 78, 5014(1997)에서 기술된 이전의 양자점 태양 전지의 이상적인 계산과 대비되어, 비이상적인 전하 재결합과 누설 전류 효과를 포함하는 모델이 제시된다. 새로운 모델은 자가 조직화된, 전형적인 GaAs/InAs 시스템을 활용하는 실용적인 DFENCE 헤테로구조물 태양 전지를 가져다준다. 계산은 DFENCE 구조물이 AM1.5 태양 스펙트럼에 대해 전력 변환 효율을 (통상적인 호모접합 GaAs 셀에 대해 < 25%를 갖는 것과 비교하여) 비이상적인 GaAs 구조 물에서 45% 만큼 높게 가질 수 있고, InAs/InP 시스템을 이용하여 보다 높은 효율을 야기시킬 수 있음을 시사해준다.
도 18에서의 DFENCE 헤테로구조물의 구조는 GaAs p +-i-n + 구조물의 진성 영역내에 다수의 양자점(1830) 층들을 포함한다. InAs 양자점(1830)은 두 개의 얇은 고대역 갭 AlxGa1-xAs 장벽층(1841) 사이에 개입되고, 이어서 GaAs(1821)내에 (및, 최상위 펜스 내 양자점형성 구조물층의 경우, 참조번호 1821과 참조번호 1850 사이에) 매립된다.
본 모델을 위해, GaAs/AlxGa1-xAs 장벽내의 InAs 양자점(1830)의 공간적 분포는 길이 ℓ과 반경 R을 갖는 주기적으로 배열된 고밀도의 실린더들의 어레이로서 다루어진다. AlxGa1-xAs 펜스 장벽의 두께 t는 0.1R인 것으로 가정하며, 에워싸는 GaAs 층의 두께는 d이다. 양자점 "단위 셀"의 주기는 기판 평표면에 대해 평행한 방향으로는 L이고, 상기 표면에 대해 수직한 방향으로는 L Z = ℓ + d + t 이다.
2D 대역 구조물을 결정하기 위해, 스트레인드 InAs 양자점과 GaAs 버퍼 사이의 전도대 오프셋은 자신들의 대역 갭 차이(도 19a에서 ΔE3)의 70%이고, AlxGa1-xAs와 GaAs 사이의 전도대 오프셋은 자신들의 대역 갭 차이(도 19a에서 ΔE1)의 67%이다. 배경 설명을 위해, R. Colombelli, V. Piazza, A. Badolato, M. Lazzarino, F. B. W. Schoenfeld 및 P. Petroff의 App. Phys. Lett. 76, 1146 (2000)와; P. Harrison의 Quantum Well, Wires and Dots(Wiley, England, 2005, p. 459)을 참조 하라.
도 18에서의 A 경로를 따른 AlxGa1-xAs 펜스 장벽내에 매립된 주기적 GaAs/InAs 양자점의 포인트에서의 전자와 정공 에너지 준위는 두 개의 유한 장벽(펜스 장벽 + 호스트층)을 갖는 양자점에 대한 유효 질량 엔벨로프 함수 이론을 통해 결정된 행렬 성분을 이용하여 계산되었다. X. X. Han, J. M. Li, J. J. Wu, G. W. Cong, X. L. Liu, Q. S. Zhu, Z. G. Wang의 J. Appl. Phys. 98, 053703(2005)을 참조하라,
양자점 크기가 증가하면 할수록, 도 20에서 도시된 바와 같이, 기저 상태 광자 천이 에너지는 AlxGa1-xAs 펜스가 있거나 없는 GaAs/InAs 양자점 구조물에 대한 감소된 구속성때문에 감소한다. InAs 양자점을 에워싸는 AlxGa1-xAs 장벽층(x>0)의 병합은 펜스의 추가적인 포텐셜 장벽으로 인하여 기저 상태 광자 천이 에너지를 약간 증가시킨다. R = 8nm 인 경우, 펜스가 없는 경우에서의 최저 천이 에너지는 1.06eV인데, 이것은 유사한 크기의 구조물의 조광에서 관측되는 1.05±0.05 eV에서의 흡수 피크와 일치한다. J. Y. Marzin, J. M. Gerard, A. Izrae, D. Barrier 및 G. Bastard의 Phys. Rev. Lett. 73, 716(1994)를 참조하라.
전자-정공 쌍이 양자점에서 광생성되면, 전자-정공 쌍은 재결합되거나 또는 넓은 대역 갭 호스트내로 탈출할 수 있다. 탈출 후, 전하들은 접합부의 내부에 형성된 전기장에 의해 분리되고, 전극에서 수집된다. 재결합률(1/τ rec )과 탈출률(1/ τ esc )간의 경합은 양자점에 의해 기여되는 광전류를 결정한다. 배경 설명을 위해, W. H. Chang, T. M. Hsu, C. C. Huang, S. L. Hsu 및 C. Y. Lai의 Phys. Rev. B 62, 6959(2000)를 참조하라.
탈출률은 두 개의 프로세스들, 즉, 내부에 형성된 전기장의 존재하에서 사다리꼴 펜스 장벽에 대한 직접적 터널링, 및 장벽을 통한 양자점 양자 상태로부터의 열이온 방출을 기초하여 계산된다. 도 21에서, x=0.2인 경우, 반경이 2nm에서 11nm까지 변할 때 (GaAs 장벽의 양자점 상태와 최소 전도대 간의 차이로서 정의된) 국부적 에너지 준위와 활성 에너지(Y. Fu와 O. Engstrom의 J. Appl. Phys. 96, 6477(2004)을 참조하라) 모두가 증가하기 때문에, 캐리어 탈출률은 2.6x1012s-1에서부터 3x109s-1까지 감소한다. R ≥ 6nm인 경우, Al 구성비(x)를 증가시킴으로써 제어되는 장벽의 높이를 증가시키는 것은 펜스 장벽이 없는 통상적인 경우와 비교하여 탈출률에서 상당한 변동을 가져다 주지 않는다(도 21 참조).
양자점으로부터의 광전류 밀도는,
Figure 112009032332433-pct00018
이고,
Figure 112009032332433-pct00019
이다. 여기서, e는 기본 전하이며, G(E, z)는 i-영역내의 양자점에서의 광캐리어 생성률이고(배경 설명을 위해, V. Aroutiounian, S. Petrosyan 및 A. Khachatryan의 J. Appl. Phys. 89, 2268 (2001)을 참조하라), E 1 와 E 2 는 각각 양자점에서의 하위 및 상위 흡수 에너지이다. 또한, z은 금속 p-n 접합부로부터 측정된 (전체 폭 z i 중의) i-영역에서의 위치이며, j D (z)은 위치 z에서 생성된 증분 광전류이며, J D 는 N개의 양자점층들로부터 집계된 총 광전류이다.
양자점의 흡수 계수는 페르미의 골든 룰(Golden Rule)을 이용한 가전자대 가장자리 상태와 전도대 가장자리 상태 사이의 다이폴 천이 행렬 성분을 기초로 계산된다(S. Datta의 Quantum Phenomena (Addison Wesley, New York, 1989), P. 233를 참조하라). 광자 천이 에너지의 불균일 가우시안 확대는 약 50meV의 폭을 흡수 스펙트럼에 기여한다(J. Y. Marzin, J. M. Gerard, A. Izraё, D. Barrier 및 G. Bastard의 Phys. Rev. Lett. 73, 716 (1994)를 참조하라). InAs 양자점 시스템의 경우, 방사 재결합 시간은 일반적으로 τ rec ~ 1ns이며(W. H. Chang, T. M. Hsu, C. C. Huang, S. L. Hsu 및 C. Y. Lai의 Phys. Rev. B 62, 6959 (2000)을 참조하라), 이것은 이후의 분석에서 사용될 것이다.
도 18에서 InAs 습윤층의 존재를 포함하는 양자점 통과 (A) 경로와 양자점 이탈 (B) 경로를 따른 전하 운송 특성에 대한 펜스 장벽의 영향을 이해하기 위해(배경 설명을 위해, D. Morris, B. Deveaud, A. Regreny 및 P. Auvray의 Phys. Rev. B 47, 6819 (1993)와; T.K. Suzuki, K. Nomoto, K. Taira 및 I. Hase의 Jpn. J. Appl. Phys. 36, 1917 (1997)을 참조하라), 엔벨로프 함수와 유효 질량 근사화와 결합된, 전송 행렬 방법을 기초로 광캐리어 에너지와 장벽 에너지의 함수로서 전송 계수를 계산하였다(P. Harrison, Quantum Well, Wires and Dots (Wiley, England, 2005), p.459을 참조하라). 평균 전송 계수, <T>는 불연속적인 양자점 에너지 준위들내로의 트랩핑 없이 펜스를 통과하는 전자 및 정공 터널링 효율을 특성화한다. 그러면, 전류는 양자점 통과 경로를 따라 터널링하는 캐리어들의 갯수에 상당하고, 이어서 이 캐리어들의 갯수는 GaAs 층들에서의 해당 에너지에서의 터널링 확률과 캐리어들의 갯수의 곱에 상당한다. 따라서, <T>는 다음과 같이 표현될 수 있다.
Figure 112009032332433-pct00020
여기서, N c (E)는 GaAs 전도대 상태 밀도이며, f(E)는 페르미-디랙 분포이며, T(E)는 입사 전자 에너지 E에서의 전송 계수이다. A 경로를 따라, <T>는 펜스 장벽이 없을 때의 65%로부터, 펜스 두께가 0에서 1.6nm까지 증가할 때 25%(x=0.1인 경우)까지 감소한다. 이와 대비되어, B 경로를 따라, <T>는 24%(펜스 장벽이 없는 경 우)에서부터 12%까지 감소한다. InAs 습윤층과 GaAs 버퍼 사이의 전도대 오프셋(∼0.33eV -- O. Brandt, H. Lage 및 K. Ploog의 Phys. Rev. B 45, 4217 (1992)을 참조하라)은 InAs 양자점과 GaAs 버퍼사이의 전도대 오프셋(∼0.513eV)에 필적하지만, 극도로 얇은 습윤층(≤2nm -- K. Suzuki, K. Nomoto, K. Taira 및 I. Hase의 Jpn. J. Appl. Phys. 36, 1917(1997)을 참조하라)은 펜스 장벽들 사이에 소수의 불연속적인 에너지 준위들을 갖는 보다 높은 2D 기저 상태 에너지를 불러일으킨다. 양자점에서의 3D에서 0D 상태로의 공진 터널링은 양자점의 높은 <T>에 기여한다. 따라서, 광캐리어들은 얇은 펜스 장벽의 결과로 인해 우세하게 양자점을 터널링한다.
InAs 양자점과 습윤층에서의 상태들로부터의 전자 및 정공의 열이온 방출로 인한 역 암전류 밀도(reverse dark current density)(S. K. Zhang, H. J. Zhu, F. Lu, Z. M. Jiang, X. Wang의 Phys. Rev. Lett. 80, 3340 (1998)와; O. Engstrom, M. Kaniewska, Y. Fu, J. Piscator 및 M. Malmkvist의 Appl. Phys. Lett.85, 2908 (2004)을 참조하라)는:
Figure 112009032332433-pct00021
이며, 여기서, N dot 는 양자점의 면적 밀도(이 물질 시스템의 경우, 일반적으로 4.7 x lO10 cm-2과 5 x l012 cm-2사이 -- T. S. Yeoh, C. P. Liu, R. B. Swint, A. E. Huber, S. D. Roh, C. Y. Woo, K. E. Lee, J. J. Coleman의 Appl. Phys. Lett. 79, 221 (2001)를 참조하라)이며, N cm 와 N vm 은 GaAs에서의 전자와 정공 상태들의 유효 밀도이며, E c 와 E v 는 GaAs의 전도대 에너지와 가전자대 에너지이며, E e 와 E h 는 (InAs 양자점의 전도대 가장자리와 관계된) InAs 양자점에서의 전자와 정공에 대한 에너지 고유값이며, υ는 전자의 열 속도이며, σe와 σh는 각각 전자 및 정공 포획 단면적이며, ΔE2는 AlxGa1-xAs와 GaAs 간의 가전자대 오프셋이다.
또한, 역 포화전류(J 0 )는 AlxGa1-xAs층과 GaAs층 간의 대역 갭 오프셋 에너지( ΔE)에서의 증가로 감소한다. AlxGa1-xAs 펜스 장벽과 GaAs층 모두에서의 생성 전류 및 재결합 전류의 병합은 다음 수학식을 가져온다.
Figure 112009032332433-pct00022
여기서, rR은 펜스 장벽의 병합으로 인한 평형상태에서의 순 i-영역 재결합의 증가율이며, β는 평형상태에서의 i-영역에서의 재결합 전류 대 소수 캐리어 추출로부터 야기된 역 드리프트 전류의 비이며, J NR 은 진성 GaAs 영역에서의 비방사적 재결합 전류이다(N. G. Anderson의 J. Appl. Phys. 78, 1850 (1995)을 참조하라). 또한, J s ∝N은 양자점 이탈 사이트에서의 경계면 재결합 전류이며(J. C. Rimada, L. Hernandez, J. P. Connolly 및 K. W. J. Barnham의 Phys. Stat. Sol. (b) 242, 1842 (2005)을 참조하라), 및 J sc 는 조광하의 단락 회로 전류 밀도이다.
GaAs와 같은 직접-갭 반도체를 채용한 태양 전지는 100%에 가까운 내부 양자 효율을 가지며, 조광 세기에 비례하는 온도 독립적 정전류원으로서 동작한다. 양자점 중간 대역 태양 전지에 대하여 [수학식 18]을 이용하여 계산된 전류 밀도-전압 특성이 도 22에서 도시된다. 양자점이 없는 경우에서, 계산된 개방 회로 전압, V oc =1.01eV은 GaAs 호모접합 태양 전지에 대한 실험적 결과와 일치한다(S. P. Tobin, S. M. Vernon, C. Bajgar, S. J. Wojtczuk, M. R. Melloch, A. Keshavarzi, T. B. Stellwag, S. Venkatensan, M. S. Lundstrom 및 K. A. Emery의 IEE Trans. Electron Devices 37, 469 (1990)를 참조하라). 양자점 층들의 갯수의 증가로 인하여, x=0.2인 경우에서 J sc 는 하위-GaAs-대역갭 광자의 흡수의 결과로 인하여 증가하는 반면에, V oc 는 B 경로를 따른 GaAs/AlxGa1-xAs 경계면들에서의 재결합과 GaAs i-영역내의 비방사적 재결합으로 인하여 1.01eV(N=1)에서 0.91eV(N=20)로 오직 약간만 감소한다.
1 sun(116mW/cm2), AM1.5 조광 아래의 DFENCE 셀에 대한 계산된 태양 전력 변환 효율(η P )이 도 23에서 도시된다. 펜스 장벽이 없는 경우(x=0), InAs에서의 열적으로 여기된 커다란 역 포화 전류(J DR ∼ 10-5 - 10-6 A/cm2) 및 비방사적 재결합의 결과로 인한 적층된 양자점 층들의 갯수(N)의 증가로 V oc 는 0.54eV까지 감소한다. 이에 대응하여, 전력 변환 효율은 양자점 셀내에서 20%(양자점이 없는 경우)에서 15%로 감소된다. 따라서, 전력 변환 효율은 Luque와 Marti(Phys. Rev. Lett. 78, 5014(1997))에 의해 제안된 바와 같이 양자점 중간 대역 태양 전지에서 사실상 감소되며, 이것은 실험 결과와 일치한다.
이와 대비되어, AlxGa1-xAs 펜스의 병합으로(x=0.1 내지 0.2인 것으로 가정함), 매우 감소된 J DR 로 인해 전력 변환 효율은, N=6개 내지 20개의 양자점 층들과 R=8nm에 대하여, 36%만큼 높아질 수 있다. GaAs/AlxGa1-xAs층들에서의 비방사적 재결합이 양자점에서의 생성보다 우세한 경우, η P 은 N에 비례하여 감소한다. i-영역에서의 하위-대역갭 광자의 흡수와 재결합 손실 간의 경합으로 인하여, N의 최적값은 10 내지 20이다. AlxGa1-xAs 펜스의 병합으로부터 초래된 매우 감소된 역 포화 전류와, 양자점으로부터의 증가된 단락 회로 전류는 높아진 전력 변환 효율에 기여한다.
중간 양자 준위와 벌크 대역갭의 최적의 조합[도 24에서의 곡선 (a)]을 선택함으로써, Luque 등의 모델은 이상적인(즉, 재결합 또는 포화 전류 효과가 없는) 가설적(즉, 특정 물질 조합에 독립적인) 양자점 셀의 취득가능한 최대 전력 변환 효율을 예견한다. 따라서, DFENCE 아키텍쳐와의 비교를 위한 실현가능한 물질 시스템을 갖춘 실용적인 셀의 성능을 결정하기 위해, 펜스 장벽이 없는 GaAs/InAs 기반의 양자점 중간 대역 태양 전지의 대응하는 최대 전력 변환 효율을 계산하는 것이 필요하다. 이러한 계산의 결과가 곡선 (b)에 의해 도시된다. 이 경우에서, GaAs의 가전자대 가장자리와 관계된, 0.6eV와 0.7eV사이의 중간 대역 에너지에 대하여, GaAs 기반의 중간 대역 태양 전지의 최대 η P 은 52%이다.
셀내에서 중간 대역 준위 위의 에너지를 갖는 모든 입사 광자가 DFENCE 헤테로구조물의 진성 영역에서 흡수되는 것으로 가정하면, N=10인 경우에서의 η P 에 대한 상한은 중간 대역 준위가 0.6eV인 이상적인 양자점 구조물에 대해 Luque 등의 η P =55%[도 24에서의 곡선 (c)]에 접근한다; 이에 대응하여, InAs 양자점내의 정공들의 불연속적인 에너지 준위에 관련된 기저 상태 천이 에너지는 0.45eV이여야 한다. 불행하게도, 이와 같은 낮은 기저 상태 천이 에너지는 InAs 양자점에서의 양자 구속 및 커다란 스트레인으로 인하여 획득가능하지 못한다(도 20 참조).
중간 대역 에너지 또는 기저 상태 천이 에너지에서의 증가로 인하여, DFENCE 구조물 효율의 상한은 하위 대역갭 광전류에서의 동시발생적인 감소로 인하여 감소한다. 중간 대역 에너지가 (도 20에서의 1.05eV의 기저 상태 천이 에너지에 대응하는) 1.2eV 이면, η P =36%[x=0.2, 곡선 (c)]이다. Al 농도(x)에서의 감소로 인하여 초래되는 포텐셜 장벽의 감소는 η P 에서의 감소를 야기시키는데, 이 η P 는 1.2eV의 동일한 중간 대역 준위에서 28%[x=0.1, 곡선 (d)]로부터 17%[x=0, 곡선 (e)]까지 감소한다. 도 24에서의 곡선 (e)으로부터는 펜스가 없는 양자점 셀에 대한 η P 에서의 어떠한 중대한 향상도 관측되지 않는다. 기저 상태 광자 천이 에너지가 0.9eV와 1.05eV사이이면[x=0.2, 곡선 (c)](이것은 1.05eV와 1.20eV사이의 중간 대역 준위에 대응함), N≥10에 대하여 35% 내지 45%의 η P 가 획득가능하다.
GaAs/InAs 펜스 내 양자점형성 구조물에 대한 데이터의 분석에 기초하여, 각각의 양자점의 평균 횡단면치수(2R)는 2nm ≤ R ≤ 10nm를 만족하며, 각각의 AlxGa1-xAs 층은 0.1R ≤ t ≤ 0.3R을 만족하는 두께(t)를 가지며, 두 개의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이에 배치된 각각의 GaAs층은 2nm ≤ d ≤ 10nm를 만족하는 두께(d)를 갖는다. 펜스 장벽이 없는 구조물의 탈출률을 어림추정하기 위해, 각각의 양자점의 평균 횡단면치수는 바람직하게 6nm ≤ R ≤ 10nm를 만족해야한다. 각각의 펜스 장벽내 양자점형성 구조물들내의 양자점 단위셀의 주기(L)는 바람직하게 2R ≤ L ≤ 2R + 2nm를 만족한다. InAs 양자점의 밀도는 바람직하게 1제곱센티미터 당 1010 내지 1012개의 양자점이다.
양자점을 에워싸는 얇은 펜스 장벽을 포함하는 것은 고성능의 멀티접합 태양 전지와 이상적인 중간 대역 양자점 태양 전지 사이의 성능 차이를 좁히는 새로운 기회를 열어 둔다. DFENCE 에너지 장벽 구조물을 병합시키는 여러가지 장점이 있는데, 즉, (i) 양자점 통과 및 양자점 이탈 싸이트에 대한 공진 터널링이 양자점 또는 습윤층내에서의 트랩핑되는 것 없이 펜스 장벽의 (반도체 합금 조성을 통해) 높이와 두께를 조정함으로써 가능해진다; (ii) 펜스는 V oc 에 영향을 미치는 것 없이, 양자점으로 하여금 바람직하지 않은 재결합을 위한 싸이트로서 기능하기 보다는 하위 대역갭 광캐리어 생성 센터로서 주로 기능할 수 있게 해준다; (iii) 공핍층 가 장자리 및 InAs 층의 내부에서 열적으로 생성된 소수 캐리어들로 인한 역 포화 전류는 펜스와 좁은 대역갭 호스트층 사이의 대역갭 오프셋에 의해 상당히 감소된다. 이러한 특성들로 인하여, GaAs 기반 양자점 중간 대역 DFENCE 태양 전지는 45% 만큼 높은 전력 변환 효율을 약속해준다.
에너지 펜스를 채용한 헤테로구조물은 또한 InP 기반 물질 시스템내에서 사용될 수 있다. InP/InAs 시스템은 GaAs/InAs에서의 6% 내지 7%의 부정합과 비교하여 대략 3%의 격자 부정합을 가지며, 이로써 InP/InAs 시스템에서의 최적의 양자점 크기는 보다 작아지기 쉽다. InP 벌크로 인해, InAs 양자점에서의 최소 천이 에너지는 0.65eV 만큼 낮아질 수 있는데(M. Holm, M. E. Pistol 및 C. Pryor의 J. Appl. Phys. 92, 932 (2002)를 참조하라), 이것은 도 24에서 도시된 바와 같이, 거의 55%의 최대 전력 변환 효율을 가져다주는 에너지에 대응한다.
도 25는 InP/InAs DFENCE 구조물을 도시한다. 본 구조물은 p-InP층(2515), 복수의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들, 및 n-InP층(2550)을 포함한다. InP 벌크층(2521)은 각각의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이에서 성장한다. InP 벌크층(2521)이 또한 제1 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물의 일관된 성장을 촉진시키기 위해 p-InP층(2515)상에 제공된다. 각각의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들은 InP 호모접합부내에 매립된 InAs 양자점(2530)과 습윤층(2532)을 에워싸는 Al0.48In0.52As 에너지 장벽 "펜스"(2541)를 포함한다.
도 26a는 도 25에서의 "A"선을 따른 양자점 통과 에너지도를 도시하며, 도 26b는 도 25에서의 "B"선을 따른 양자점 이탈 에너지도를 도시한다. 얇은 InAs 습윤층(2532)은 양자점 이탈 터널링에 특별히 중요하지 않는 것으로 여겨지므로, 도 26b으로부터의 특징물로서는 생략되었다.
도 27은 펜스 장벽의 두께가 t = 0.1R로 고정된, 도 25에서의 구조물에 대한 기저 상태 천이 에너지 대 양자점 반경(R)의 선도이다. 여기서, ℓ은 양자점 길이로서 ℓ= R이고, d는 에워싸는 GaAs 층의 두께로서 d = 5nm이며, L은 기판 평표면에서의 양자점들간의 거리로서 L = 1nm + 2R이다. 터널링 장벽을 갖지 않는 동일한 구조물에 대한 데이터가 또한 포함된다. 양자점 크기가 증가함에 따라, 기저 상태 광자 천이 에너지는 Al0.48In0.52As 펜스가 있거나 없는 InP/InAs 양자점 구조물에 대한 감소된 구속으로 인해 감소된다.
GaAs에 대해 상술한 바와 같이, Al0.48In0.52As 펜스가 있는 InP/InAs 구조물 및 Al0.48In0.52As 펜스가 없는 InP/InAs 구조물에 대한 탈출률이 도 28에서 도시된 바와 같이 계산되었다. 도 28에서의 탈출률이 0이 되는 것으로 나타나는 것을 고려하여, 도 29에서의 y-축 크기는 DFENCE 구조물에 대한 탈출률을 보다 명확하게 보여주도록 조정된다.
도 30은 8nm의 반경을 갖는 양자점들에 대한 전력 변환 효율 대 양자점층의 갯수(N)의 그래프이다. DFENCE 구조물은 도 27에서 설명된 것과 다르다(t = 0.1R = 0.8nm; d = 5nm; L = 1nm + 2R = 17nm).
도 31은 Luque 모델에서 제안된 이상적 조건, 1.34 eV의 대역 갭을 갖는 InP 에 대한 Luque 모델, 및 InP/InAs DFENCE 모델의 상한에 대하여 계산된 전력 변환 효율 대 중간 대역 에너지 준위의 그래프이다. 이상적인 Luque 모델 곡선상에서 라벨표시된 데이터는 최대 효율을 달성하기 위해 가로좌표상의 중간 대역 준위에 대응하는 것으로 추정되는 벌크 대역 갭이다.
InP/InAs 펜스 내 양자점형성 구조물에 대한 데이터의 분석에 기초하여, 각각의 양자점의 평균 횡단면치수(2R)는 바람직하게 2nm ≤ R ≤ 12nm를 만족하며, 각각의 Al0.48In0.52As 층은 0.1R ≤ t ≤ 0.3R을 만족하는 두께(t)를 가지며, 두 개의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이에 배치된 각각의 InP층은 2nm ≤ d ≤ 12nm를 만족하는 두께(d)를 갖는다. 각각의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물내의 양자점 단위셀의 주기(L)는 바람직하게 2R ≤ L ≤ 2R + 2nm를 만족한다.
비록 본 실험들에서 사용된 펜스 내 양자점형성 구조물에 대한 장벽 물질이 벌크 물질에 격자 정합되었지만, 격자 부정합이 결함을 유발시키지 않는 한, 격자 상수에서의 작은 부정합(예컨대,｜Δa/a｜ < 1%)은 용인될 수 있다.
상술한 바와 같이, 본 발명의 유기물 감광 장치는 입사하는 전자기 방사로부터 전기전력을 발생시키는데 사용될 수 있다(예컨대, 광전지 장치). 본 장치는 입사하는 전자기 방사를 검출하는대 사용될 수 있다(예컨대, 광검파기 또는 광도전체 셀). 만약 광도전체 셀로서 사용되는 경우, 천이층들(115/1815/2515 및 150/1850/2550)은 생략될 수 있다.
본 명세서내에서는 본 발명의 특정한 예시들이 도시되거나 및/또는 설명된다. 하지만, 본 발명의 변형과 변경이 본 발명의 사상과 범위를 일탈하는 것 없이 첨부된 청구항들의 범위내와 위의 교시내용에 의해 포함된다.

Claims (19)

  1. 장치에 있어서,
    제1 전극 및 제2 전극;
    상기 제1 전극 및 상기 제2 전극 사이에서 적층되어 배치된 복수의 제1 반도체 물질의 층들; 및
    복수의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들로서, 상기 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 각각은 제3 반도체 물질의 두 개의 층들과 직접 접촉하면서 이 두 개의 층들 사이에 매립된 제2 반도체 물질의 복수의 양자점들로 필수적으로 구성되며, 상기 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 각각은 상기 제1 반도체 물질의 층들 중의 두 개의 층들 각각과 직접 접촉하면서 이 두 개의 층들 사이에 적층되어 배치되는 것인, 상기 복수의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들
    을 포함하며,
    각각의 양자점들은 상기 제1 반도체 물질의 인접하는 층들의 전도대 가장자리와 가전자대 가장자리 사이의 에너지에서 적어도 하나의 양자 상태를 제공하며, 상기 복수의 양자점들의 적어도 하나의 양자 상태의 파동 함수들은 적어도 하나의 중간 대역으로서 중첩하며,
    상기 제3 반도체 물질의 층들은, 상기 제1 반도체 물질의 층내의 제1 전자 및/또는 제1 정공이 양자 역학적 터널링을 수행하여 각각의 양자점들내의 상기 제2 반도체 물질에 도달하는 것을 필요로 하고 상기 제1 반도체 물질의 층내의 제2 전자 및/또는 제2 정공이 양자 역학적 터널링을 수행하여 상기 제1 반도체 물질의 다른 층에 도달하는 것을 필요로 하는 터널링 장벽들로서 배열되는 것인, 장치.
  2. 제 1 항에 있어서, 상기 제3 반도체 물질은 상기 제1 반도체 물질과 격자정합되는 것인, 장치.
  3. 제 1 항에 있어서, 상기 제1 반도체 물질은 GaAs이며, 상기 제2 반도체 물질은 InAs이며, 상기 제3 반도체 물질은 AlxGa1-xAs(x > 0)인 것인, 장치.
  4. 제 3 항에 있어서,
    InAs 양자점 각각은 평균 횡단면치수 2R과 높이 ℓ을 가지며(2nm ≤ R ≤ 10nm);
    AlxGa1-xAs층 각각은 두께 t를 가지며(0.1R ≤ t ≤ 0.3R);
    두 개의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이에 배치된 GaAs층 각각은 두께 d를 갖는 것인(2nm ≤ d ≤ 10nm), 장치.
  5. 제 4 항에 있어서,
    각각의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물내의 양자점 단위셀의 주기는 L이며(2R ≤ L ≤ 2R + 2nm);
    인접하는 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이의 양자점 단위셀의 주기는 Lz인 것인(Lz = ℓ + d + t), 장치.
  6. 제 4 항에 있어서, 6nm ≤ R ≤ 8nm인 것인, 장치.
  7. 제 6 항에 있어서, 1제곱센티미터 당 1010 내지 1012개의 양자점들이 있는 것인, 장치.
  8. 제 3 항에 있어서, 상기 제1 전극에 가장 가까운 복수의 GaAs층들의 제1층은 n도핑되고, 상기 제2 전극에 가장 가까운 상기 복수의 GaAs층들의 제2층은 p도핑되고, 상기 복수의 GaAs층들의 나머지층들은 진성인 것인. 장치.
  9. 제 3 항에 있어서, 상기 각각의 양자점들내의 적어도 하나의 양자 상태는 중간 대역을 제공하는 InAs의 대역 갭 위의 양자 상태를 포함하는 것인, 장치.
  10. 제 3 항에 있어서, 상기 각각의 양자점들내의 적어도 하나의 양자 상태는 중간 대역을 제공하는 InAs의 대역 갭 아래의 양자 상태를 포함하는 것인, 장치.
  11. 제 1 항에 있어서, 상기 제1 반도체 물질은 InP이고, 상기 제2 반도체 물질은 InAs이며, 상기 제3 반도체 물질은 Al0.48In0.52As인 것인, 장치.
  12. 제 11 항에 있어서,
    InAs 양자점 각각은 평균 횡단면치수 2R과 높이 ℓ을 가지며(2nm ≤ R ≤ 12nm);
    Al0.48In0.52As층 각각은 두께 t를 가지며(0.1R ≤ t ≤ 0.3R);
    두 개의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이에 배치된 InP층 각각은 두께 d를 갖는 것인(2nm ≤ d ≤ 12nm), 장치.
  13. 제 12 항에 있어서,
    각각의 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물내의 양자점 단위셀의 주기는 L이며(2R ≤ L ≤ 2R + 2nm);
    인접하는 펜스 장벽 내 양자점형성 구조물들 사이의 양자점 단위셀의 주기는 Lz인 것인(Lz = ℓ + d + t), 장치.
  14. 제 11 항에 있어서, 상기 제1 전극에 가장 가까운 복수의 InP층들의 제1층은 n도핑되고, 상기 제2 전극에 가장 가까운 상기 복수의 InP층들의 제2층은 p도핑되고, 상기 복수의 InP층들의 나머지층들은 진성인 것인. 장치.
  15. 제 11 항에 있어서, 상기 각각의 양자점들내의 적어도 하나의 양자 상태는 중간 대역을 제공하는 InAs의 대역 갭 위의 양자 상태를 포함하는 것인, 장치.
  16. 제 11 항에 있어서, 상기 각각의 양자점들내의 적어도 하나의 양자 상태는 중간 대역을 제공하는 InAs의 대역 갭 아래의 양자 상태를 포함하는 것인, 장치.
  17. 제 1 항에 있어서, 상기 제1 전극에 가장 가까운 상기 복수의 제1 반도체 물질의 층들의 제1층은 n도핑되고, 상기 제2 전극에 가장 가까운 상기 복수의 제1 반도체 물질의 층들의 제2층은 p도핑되고, 상기 복수의 제1 반도체 물질의 층들의 나머지층들은 진성인 것인. 장치.
  18. 제 1 항에 있어서, 상기 각각의 양자점들내의 적어도 하나의 양자 상태는 중간 대역을 제공하는 상기 제2 반도체 물질의 대역 갭 위의 양자 상태를 포함하는 것인, 장치.
  19. 제 1 항에 있어서, 상기 각각의 양자점들내의 적어도 하나의 양자 상태는 중간 대역을 제공하는 상기 제2 반도체 물질의 대역 갭 아래의 양자 상태를 포함하는 것인, 장치.
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